Egy foton tranzisztor nanoméretű felületi plazmonokat használva természetfizika

Egy foton tranzisztor nanoméretű felületi plazmonokat használva természetfizika

Anonim

Absztrakt

A fotonok ritkán lépnek kölcsönhatásba - ami megkönnyíti az olyan optikai eszközök felépítését, amelyekben az egyik fényjel a másikot vezérli. Még a nemlineáris optikai közegekben is, ahol két sugár kölcsönhatásba léphet a közeg törésmutatójára gyakorolt ​​hatásuk miatt, ez az interakció gyenge alacsony fényviszonyok között. Itt egy új megközelítést javasolunk az egyfoton szintű erős nemlineáris interakciók megvalósításához az egyes optikai sugárzók és a vezető nanoszálakhoz kötött terjedő felületi plazmonok közötti erős kapcsolat kihasználásával. Megmutatjuk, hogy ez a rendszer nemlineáris két-fotonos kapcsolóként működhet a nanoszála mentén terjedő beérkező fotonok számára, amelyeket koherens módon lehet irányítani a hagyományos kvantum-optikai technikákkal. Ezenkívül megvitatjuk azt is, hogyan lehet az interakciót egyfoton tranzisztor létrehozására létrehozni, ahol az egyetlen beeső foton jelenléte (vagy hiánya) egy „kapu” mezőben elegendő ahhoz, hogy lehetővé tegyék (vagy megakadályozzuk) a következő „jel” terjedését. 'fotonok a huzal mentén.

Az elektronikus tranzisztorral analóg módon a fotonikus tranzisztor olyan eszköz, ahol egy kis optikai „kapu” mezőt használnak egy másik optikai „jel” mező terjedésének vezérlésére nemlineáris optikai interakción keresztül, 1, 2 . Alapvető határa az egy foton tranzisztor, ahol a jel mező terjedését egyetlen kapu mezőben lévő foton jelenléte vagy hiánya szabályozza. Egy ilyen nemlineáris eszköznek számos érdekes alkalmazása van az optikai kommunikációtól és a 2 számítástól a kvantum-információ feldolgozásig 3 . Ennek gyakorlati megvalósítása azonban kihívást jelent, mivel a szükséges egyfoton nemlinearitások általában nagyon gyengék 1 . Jelenleg számos, a nemlinearitás egyfoton szintű előállítására szolgáló rendszert vizsgálnak meg, kezdve a 4, 5, 6, 7, 8 atomi együttesek rezonancián fokozott nemlinearitásaitól az egyes atomokhoz, amelyek fotonokhoz kapcsolódnak az üreg kvantum-elektrodinamikájában (QED) 9, 10, A 11, 12, 13 és az egy-fotonváltás lehetőségeit ebben az összefüggésben szintén javasolták 5, 14 . Ennek ellenére még nem alakult ki robusztus, praktikus megközelítés.

A közelmúltban új módszert javasoltak a fény és az anyag közötti szoros összekapcsolódás elérésére 15 . Kihasználja a vezetett felületi plazmonokhoz kapcsolódó optikai mezők szűk koncentrációját a nanoszálak vezetésénél, hogy erős kölcsönhatást érjen el az egyes optikai emitterekkel. Ezeknek a mezőknek a szoros lokalizációja miatt a nanokábel nagyon hatékony lencséként működik, amelyek a spontán módon kibocsátott fény nagy részét a felületi plazmon módba irányítják, és így egyfelületi plazmonok (azaz egyetlen fotonok) hatékony előállítását eredményezik 15 . Itt megmutatjuk, hogy egy ilyen rendszer lehetővé teszi a figyelemre méltó nemlineáris optikai jelenségek megvalósítását, ahol az egyes fotonok erősen kölcsönhatásba lépnek egymással. Példaként leírjuk, hogyan lehet ezt a nemlinearitást kihasználni egy foton tranzisztor megvalósításához. Bár az elektronikus eszközök plazmonikus analógjainak fejlesztésére irányuló ötleteket a felületi plazmonok és az elektronika kombinálásával már feltárják, 16, 17, az itt leírt eljárás alapvetően új lehetőségeket nyit meg, mivel ötvözi a plazmonika ötletét a kvantumoptika eszközeivel 5, 7, 8, 10, hogy példátlanul lehessen irányítani az egyes fénykvantumok kölcsönhatásait.

Nanowire felszíni plazmonok: kölcsönhatás az anyaggal

A felületi plazmonok olyan elektromágneses módokat terjesztnek, amelyek a vezető, dielektromos interfész 16, 18 felületére korlátozódnak. Egyedülálló tulajdonságuk lehetővé teszi, hogy azokat csak a hullámhossz-méretekre korlátozzuk, ami lenyűgöző új megközelítéseket eredményezett a hullámvezetéshez a 19 diffrakciós határ alatt, a továbbfejlesztett átvitelhez a 20 hullámhosszúságú nyílásokon, a 21 és 22 szubjektumhosszúság-képességhez és a fokozott 23, 24, 25 fluoreszcenciához. A közelmúltban a molekulák és a felszíni plazmonok közötti erőteljes kapcsolás jeleit is megfigyelték a 26, 27 felszíni plazmon mód diszperzió megosztása révén. Fontos hangsúlyozni, hogy ezeket a megfigyeléseket a klasszikus, lineáris optikai effektusokkal lehet leírni. Az alábbiakban azonban megvizsgáljuk, hogy a felületi plazmonoknak a vezető nanosávon történő elhatárolása és azoknak egy egyedi, közeli optikai emitterhez történő kapcsolása (lásd az 1a., B. Ábrát) vezérlhető nemlineáris kölcsönhatásokat eredményezhet az egyes fotonok között.

Image

a, Két szintű sugárzó, amely kölcsönhatásba lép a nanoszállal. Államok | g 〉 és | e 〉 a felületi plazmon módokon keresztül g erősséggel kapcsolódnak. b, Egy egybeeső foton vázlatos rajza, amely egy közel rezonáns emitterről szórt. Az interakció visszavert és továbbított mezőkhez vezet, amelyek amplitúdója pontosan kiszámítható. c, Az ezüst nanokábel közelében elhelyezett ( ε ≈ − 50 + 0, 6 i ) és egyenletes dielektrikummal ( ε = 2) körülvett emitter maximális Purcell-tényezője a huzal átmérőjének függvényében. A diagramot a 15, 28 hivatkozásban megadott módszer szerint számítottuk ki, és az alkalmazott ezüst tulajdonságok megfelelnek a szabad tér hullámhosszának λ 0 = 1 μm. d, A visszaverődés (folytonos vonal), az átvitel (szaggatott vonal) és a veszteség (szaggatott vonal) valószínűségei egyetlen fotonnal történő esemény esetén az egyetlen sugárzón, a tompítás függvényében. Ennek a rendszernek a Purcell-tényezője P = 20.

Teljes méretű kép

Az egymódusú szálakhoz hasonlóan a vezető nanoszála felület-plazmonmódusai egydimenziós egymódusos kontinuumot alkotnak, amelyet a k hullámvektorok a 15, 19, 28 terjedési irány mentén indexálhatnak . A 29 szálaktól eltérően azonban a nanokábel jó lezárást és irányítást mutat, még akkor is, ha sugárát jóval az optikai hullámhossz ( R ≪ λ 0 ) alá csökkentik. Pontosabban, ebben a határban a felszíni plazmonok erősen csökkentett hullámhosszúsággal és kis keresztirányú módú területekkel rendelkeznek a szabad tér sugárzásához viszonyítva, amelyek λ pl ∝ 1 / k ∝ R és A eff ∝ R 2 . A szoros szorítás nagy kapcsolási állandót eredményez

Image

a felületi plazmon módok és a dipol által megengedett átmenetet mutató bármely proximális emitter között. A csoportsebesség csökkentése az állapotok sűrűségének javulását is eredményezi, D ( ω ) ∝ 1 / R. A spontán emissziós ráta a felületi plazmonokba, Γ pl ∼ g 2 ( ω ) D ( ω ) ∝ ( λ 0 / R ) 3 tehát sokkal nagyobb lehet, mint az összes többi csatorna the ′ kibocsátási sebessége. Fizikailag az Γ ′ magában foglalja mind a szabad térbe történő kibocsátás, mind a nem sugárzó kibocsátás hozzájárulását a 15 vezeték ohmikus veszteségein keresztül. A releváns érték egy tényleges Purcell-tényező, P ≡ Γ pl / Γ ′, amely realisztikus rendszerekben meghaladhatja a 10 3 -ot (lásd az 1c ábrát). Ez az eredmény ellentétben áll a nanoméretű optikai szálakkal, ahol a fotonok diffrakciós határ alatti korlátozására való képesség P ≲ 1 értékeket eredményez (ref. 30). Megjegyezzük továbbá, hogy ez az erős kapcsolat szélessávú, mivel pusztán geometriai megfontolásokból merül fel, szemben a felszíni plazmonok rezonáns tulajdonságaival. Ez közvetlenül ellentétes például azzal a mechanizmussal, amellyel a QED üregben erős kapcsolódás érhető el.

E megfontolások motiválására most egy emitter általános egydimenziós modelljét írjuk le, amely erősen kapcsolódik a mozgó elektromágneses üzemmódokhoz (lásd az 1a, b ábrát). Először egy egyszerű kétszintű konfigurációt veszünk figyelembe az emitter számára, amely alap és gerjesztett állapotokból (| g 〉, | e 〉) áll, amelyeket separated frekvencia választ el, pl . A megfelelő hamiltoni

Image

ahol σ i j = | i 〉 〈 j |,

Image

a k hullámvektorral történő üzemmód megsemmisítési operátora és z a az emitter pozíciója. Feltételeztük, hogy egy lineáris diszperziós viszony a relatív frekvenciatartományban van, ν k = c | k |, ahol c a felszíni plazmonok csoportsebessége, és hasonlóan, hogy g frekvenciafüggetlen. A nyitott rendszer „kvantumugrás” leírásának szellemében 31 az állam hanyatlása miatt H -ben nem hermit kifejezést is beépítettünk | e 〉 channels ′ sebességgel a többi csatornába. Ez a hatékony hamiltoni pontosan leírja a dinamikát, feltéve, hogy a kB T ≪ ℏ ω hőenergia pl . Ahol k B a Boltzmann-állandó (ennek a modellnek a további ismertetését lásd a Kiegészítő Információban).

Egyetlen sugárzó, mint telíthető tükör

A felszíni plazmonok terjedését jelentősen meg lehet változtatni az egyetlen kétszintű emitterrel való kölcsönhatás révén. Különösen az alacsony eseményhatások esetén az interakció egységek közeli valószínűséggel zajlik, és minden foton nagyon nagy hatékonysággal tükröződik. Nagyobb energiák esetén azonban az emitter válasz gyorsan telíti, mivel nem képes egynél több fotont szétszórni.

Az alacsony fogyasztású viselkedés megérthető úgy, hogy először egy foton szóródását vesszük figyelembe, amint az az 1b. Ábrán vázlatosan látható. Mivel csak az optikai frekvencia közelében lévő felületi plazmonmódusok érdekli őket, pl . Hatékonyan kezelhetjük a bal és jobb oldali terjedésű felszíni plazmonokat teljesen különálló mezőkként. Olyan operátorokat definiálunk, amelyek megsemmisítik a bal (jobb) szétterülő fotont a z helyzetben,

Image

, ahol feltételezzük, hogy a bal és jobb oldali ágakon működő operátorok eltűnnek a komutációs kapcsolatokról a másik ággal. Pontos megoldás a jobbról balra az ágak szétszórására a határban

Image

ref. A 32. ábrán a rendszer szóródó sajátérték-állományainak megoldásával oldjuk meg a megközelítést a véges P értékre (lásd a Módszerek fejezetet). A k hullámtörzs bejövő fotonjának reflexiós együtthatója

Image

ahol δ k ≡ c k - ω pl . a foton elhalványul, míg az átviteli együtthatót t ( δ k ) = 1 + r ( δ k ) adja meg. Itt Γ pl = 4π g 2 / c a felszíni plazmonok bomlási sebessége, amelyet Fermi aranyszabályának a hamiltonianusra történő alkalmazásával kapjuk az (1) egyenletben. Rezonancián, r ≈− (1−1 / P ), és így a nagy Purcell-tényezőknél az emitter állapotban van | g a szinte tökéletes tükörként működik, amely egyidejűleg egy π-fázis eltolódást eredményez a reflexióban. Ennek a folyamatnak a Δ ω sávszélességét a teljes spontán kibocsátási sebesség határozza meg, Γ = Γ pl + Γ ′, amely elég nagy lehet. Ezenkívül erősen elnyomja a foton környezeti veszteségének κ valószínűsége,

Image

, hol

Image

a reflexió (transzmittancia). Ezeket az eredményeket az 1d. Ábra mutatja, ahol

Image

és κ- t a δ károsodás függvényében ábrázoljuk, figyelembe véve a P = 20 konzervatív értékét.

A rendszer nemlineáris válaszát úgy tekinthetjük meg, hogy figyelembe vesszük az egyetlen emitter kölcsönhatásait nem csupán egyetlen fotonnal, hanem a többfoton bemeneti állapotokkal. Konkrétnak tekintjük azt az esetet, amikor a beesési mező koherens állapotból áll, a kvantummechanikai állapotból, amely leginkább megfelel a klasszikus 31 mezőnek (vegye figyelembe a hasonló munkát a 33, 34 hivatkozásokban is, ahol a két fotonállapot szóródása figyelembe vett). Feltételezzük, hogy az eseménytér jobbra terjed, és

Image

, és hogy a kibocsátó kezdetben alapállapotban van. Amint az a Módszerek szakaszban látható, a transzformációval a kezdeti koherens állapot formálisan leképezhető egy külső Rabi frekvenciára (

Image

), amely lehetővé teszi az összes érdeklődésre számot tartó mennyiség (például a mezőkorrelációs függvények) pontos kiszámítását. Egy keskeny sávszélesség ( δ ω ≪ Γ ), rezonancia ( δ k = 0) bemeneti mező esetén az egyensúlyi állapotú transzmittancia és a reflexió

Image

Image

Kis teljesítménynél ( Ω c / Γ ≪ 1) az emitter szórási tulajdonságai megegyeznek az egy foton esettel,

Image

,

Image

, és nagy Purcell-tényezők esetén az egyetlen sugárzó ismét tökéletes tükörként működik. Nagy beesési teljesítmény mellett ( Ω c / Γ ≫ 1) az emitter azonban telítetten működik, és a bejövő fotonok többsége hatástalan,

Image

. Ezen eredmények jelentőségét meg lehet érteni azzal, hogy megjegyezzük, hogy a telítettséget olyan Rabi frekvencián érik el, amely a nagy P határán egy idõtartamon belül egyetlen kvantum kapcsolási energiájának felel meg (∼ ℏ ν ). ∼ 1 / Γ .

Foton korrelációk

Az erősen nemlineáris atomválasz az egy foton szintjén a foton statisztikák kifejezett módosításához vezet, amelyet nem lehet csak az átlagos intenzitás figyelembevételével rögzíteni, hanem az átadott és a visszavert mezők magasabb rendű korrelációjában jelenik meg. Konkrétan a normalizált másodrendű korrelációs függvényekre koncentrálunk, g R , L (2) ( t ), amelyeket egy álló folyamathoz

Image

ahol t jelöli a két τ és τ + t megfigyelési idő közötti különbséget.

A visszavert mező statisztikája megegyezik a 31 resonancia-fluoreszcencia közismert eredményével három dimenzióban (lásd a 2. ábrát), mivel ez tisztán szétszórt mező. Ebből következik, hogy a mező erősen ellen van kapcsolva, g (2) (0) = 0, mivel az emitter egyszerre csak egy fotont képes elnyelni és újra kibocsátani. Az átadott mezőnek azonban egyedi tulajdonságai vannak, mivel az a beeső és a szétszórt mezők összege. A rezonáns gerjesztéshez és az alacsony teljesítményhez (lásd a Módszerek szakaszt),

Image

mivel a nagyteljesítmény esetén g (2) ( t ) az atomválasz telítettsége miatt mindenkor megközelíti az egységet. Az alacsony fogyasztású viselkedés a hatékony egy-fotonos kapcsoló viselkedését tükrözi. Pontosabban, P ≫ 1 esetében az egyes fotonoknak nagy a reflexió valószínűsége, de ha két foton egyidejűleg esik egybe, az átmenet telített, tehát a párok sokkal nagyobb átviteli valószínűséggel rendelkeznek ( P ≪ 1 esetén az emitternek kevés befolyása van és az átvitt a statisztikák szinte változatlanok). Ez a jelenség t = 0-nál erős bunch effektushoz vezet, amely úgy viselkedik, mint g (2) (0) ≈ P 4 . Ezen túlmenően, t 0 = (4log P ) / Γ időpontban a g (2) ( t ) egy későbbi gátlása és tökéletes eltűnése következik be a gyenge bemeneti mezők esetén. E tulajdonságok részletesebb elemzését a Kiegészítő Információk tartalmazzák (lásd még a 35. hivatkozást a QED üreg hasonló jelenségének ismertetésére).

Image

A visszavert mező g (2) ( t ) értéke független P- től alacsony teljesítmény esetén. Balról jobbra haladó átviteli mező Purcell-tényezői P = 0, 6, 1, 5, 5 és 2. A nagy Purcell-tényezők esetében a g (2) (0) növekedése azt jelzi, hogy a fotonok erősen kezdik elcsúszni a továbbított végén. Ezt a kezdeti összefésülést gátlásgátló hatás kíséri, g (2) ( t 0 ) ≈0, egy későbbi időpontban t 0 = (4log P ) / Γ P ≥1 esetén. A nagy behatolási képességek esetén (nem ábrázolva) g (2) ( t ) mindenkor megközelíti az egységet az atomválasz telítettsége miatt.

Teljes méretű kép

Ideális egy foton tranzisztor

Nagyobb fokú koherens irányítást lehet elérni a terepi interakció felett, ha figyelembe veszünk egy többszintű sugárzót, például a 3. ábrán bemutatott háromszintű konfigurációt. Itt metastabil állapot | s 〉 leválasztásra kerül a felületi plazmonoktól, például a kapcsolódó dipólom-momentum eltérő orientációja miatt, de rezonanciálisan kapcsolódik a | e some valamilyen klasszikus optikai vezérlőmezőn keresztül, Rabi frekvenciával Ω ( t ). Államok | g 〉 és | e 〉 továbbra is kapcsolódnak a felületi plazmon módokon keresztül, ahogy korábban tárgyaltuk. Ezzel a rendszerrel most egy olyan eljárást írunk le, amelyben egyetlen „kapu” foton képes teljesen ellenőrizni az egymást követő „jel” impulzusok terjedését, akár egyedi, akár több fotonból áll, amelyek időzítése tetszőleges lehet. Az elektronikus ellenértékkel analóg módon ez ideális egy foton tranzisztornak felel meg.

Image

A tárolási lépésben a nulla vagy egy fotonból álló kapu impulzust egyenlően osztják el egymással szemben terjedő irányokban, és koherensen tárolják Ω ( t ) impedancia-illesztett vezérlőmező segítségével. A tárolás eredményeként egy spin flip működik, amelyet a fotonszám határoz meg. Az ezt követő esőjel-mezőt továbbítják vagy tükrözik a kapu impulzusának fotonszámától függően, a terjedés érzékenysége miatt az emitter belső állapotára.

Teljes méretű kép

Először azt írjuk le, hogy miként érhető el az egyetlen foton koherens tárolása, amely fontos összetevő, mivel atomkapcsolatot biztosít a kapu mezőjében, és így lehetővé teszi a kapu számára, hogy kölcsönhatásba lépjen a következő jelrel. Az emittert inicializáljuk | g 〉 és alkalmazza a control ( t ) kontrollteret egyidejűleg, egyetlen foton érkezésével a felületi plazmon módban. A vezérlőmező, ha megfelelően megválasztják (vagy „impedanciával egyezik”) 36, a bejövő egyetlen foton elfogását eredményezi, miközben a spin flip-ot indukálja | g 〉 - | s 〉. Általában az idő-fordított szimmetria 37 segítségével az optimális tárolási stratégia az egy-foton generáció idővel megfordított folyamata, ahol az emitter forrása | s 〉 - | g 〉 a külső mező által, miközben egyetlen fotont bocsát ki, amelynek hullámcsomagja Ω ( t ) -től függ. Ezzel az érveléssel nyilvánvaló, hogy az optimális tárolást a bejövő impulzus felosztásával és az emitter mindkét oldaláról történő egyidejű elosztásával érjük el (lásd a 3. ábrát), és hogy a bejövő impulzus között egy-egyezés mutatkozik. alak és az optimális mező Ω ( t ). A tárolási hatékonyság megegyezik az egy fotonos generáció hatékonyságával, így large 1−1 / P adja meg a nagy P esetén (15. hivatkozás) (a rendszerdinamika pontos megoldását lásd a Kiegészítő Információban is). A részletes elemzés feltárta, hogy ez az optimális bármely T ≫ 1 / duration időtartamú bemeneti impulzushoz és a T Γ 1 / Γ időtartamú impulzusok egy bizonyos osztályához elérhető (ref. 37). Végül, ha nincs foton hatással az emitterre, akkor a Ω ( t ) impulzusnak nincs hatása, és az emitter a | g 〉 a teljes folyamathoz. Az eredményt általánosságban úgy jellemezzük, hogy feltérképezzük az egyfelszíni plazmonállapotok és az átalakítható atomállapotokat ( α | 0〉 + β | 1〉) | g 〉 → | 0〉 ( α | g 〉 + β | s 〉).

Ezután megvizsgáljuk az emitter reflexiós tulajdonságait, ha a control ( t ) vezérlőmező ki van kapcsolva. Ha a kibocsátó a | g 〉 esetén a fentiekben a kétszintű sugárzóra kiszámított reflektancia és transzmittancia érvényes marad. Másrészt, ha a kibocsátó a | s 〉, az esetleges eseménymezőket egyszerűen csak eredmény nélkül továbbítják, mert | s 〉 elválasztva van a felszíni plazmonoktól. Ezért, ha a Ω ( t ) ki van kapcsolva, a háromszintű rendszer hatékonyan működik feltételes tükörként, amelynek tulajdonságai érzékenyen függnek a belső állapotától.

Az állapotfüggő feltételes reflexió és az egy foton tárolás technikái kombinálhatók egy foton tranzisztor létrehozásához, amelynek működését a 3. ábra mutatja. A fő elv a foton jelenlétének vagy hiányának a kezdeti ' kapu impulzus, amely a kibocsátó belső állapotának feltételes feltérképezésére szolgál a tárolási folyamat során, majd ezt a feltételes flip-et használja az emitterre érkező következő „jel” fotonok áramlásának szabályozására. Pontosabban, először a | g 〉 és alkalmazza a tárolási protokollt a kapu impulzusra, amely vagy nulla, vagy egy foton. A foton jelenléte (hiánya) miatt a kibocsátó visszafordul (állapotba kerül) s 〉 (| g 〉). Most az emitterhez érkező minden jelimpulzus kölcsönhatása a tárolást követő belső állapottól függ. A tároló és a feltételes centrifugálás miatt a kibocsátó vagy nagyon jól tükröződik, vagy a kaputól függően teljesen átlátszó, ezért a rendszer hatékony kapcsolóként vagy tranzisztorként működik a következő jelmezőnél.

A tranzisztor ideális működését csak az a jellemző idő korlátozza, amely alatt nemkívánatos centrifugálás fordulhat elő. Különösen, ha a kibocsátó a | g 〉 a kapu impulzusának tárolása után az emitter végül optikailag szivattyúzható | s 〉 elég nagyszámú foton érkezésekor a jelmezőbe. Erős kapcsoláshoz a bepumpálás előtt szétszórható n beeső fotonok számát az elbomlás arányának elágazási aránya adja meg | e 〉 ezekre az állapotokra, n ∼ Γ e → g / Γ e → s , amelyek nagyok lehetnek a nagy bomlási sebesség miatt Γ e → g ≥ Γ pl . Így n ≳ P és az emitter tükrözhet

Image

fotonok, mielőtt egy nemkívánatos centrifugálás megtörténik. Ez a szám megfelel az egy foton tranzisztor tényleges „nyereségének”.

Végül megjegyezzük, hogy az egy foton tranzisztor más lehetséges megvalósításai is vannak. Az „impedancia-illesztés” körülményt és az impulzus megosztásának szükségességét például az optimális tárolás érdekében enyhíthető egy kis kibocsátóegység és fotontároló technikák felhasználásával az elektromágnesesen indukált átlátszóság alapján 38 . A tárolás itt egy spin-flip-ot eredményez az együtten belül, amely érzékenyen megváltoztatja a következő fotonok terjedését.

Integrált rendszerek

Elkerülhetetlenül a felszíni plazmonok veszteségeket tapasztalnak, amikor a nanoszála mentén terjednek, ami potenciálisan korlátozhatnák azok megvalósíthatóságát nagy távolságú információhordozóként és nagyméretű eszközökben. A nanovezetéknél figyelembe kell venni a kisebb átmérőjű, megszerezhető nagyobb Purcell-tényezők és a szétterjedés arányos növekedése közötti kompromisszumot a szűkebb terepi korlátozás miatt. Ezek a korlátozások azonban nem alapvetőek, ha a felület-plazmon eszközöket integrálhatjuk az alacsony veszteségű dielektromos hullámvezetőkkel. Itt a felszíni plazmonok felhasználhatók erős nemlineáris kölcsönhatások elérésére nagyon rövid távolságokon, de gyorsan be- és kikapcsolódnak a hagyományos hullámvezetőkhöz a távolsági szállításhoz. Az egyik ilyen sémát a 4. ábra szemlélteti, ahol az gerjesztések egy nanokábelre és a onnan történő vezetésre egy evaneszenciálisan kapcsolt, fázishoz illesztett dielektromos hullámvezetéken keresztül kerülnek átadásra. A veszteség kicsi, ha a felületi plazmonok beillesztéséhez és kiiktatásához, valamint az emitterrel való kölcsönhatáshoz szükséges távolság kisebb, mint a jellemző eloszláshossz, amelyet optimalizált felületi plazmon geometriákkal (például kúpos huzalok vagy nanotips 15, 28 ) vagy periodikus struktúrák tervezett felület-plazmon diszperziós viszonyokkal 39 . Például ∼ 95% -os kapcsolási hatékonyságot várnak egyszerű rendszerekkel 28 . Egy ilyen vezető-dielektromos interfész kényelmes integrációt biztosítana a hagyományos optikai elemekkel, lehetővé tenné számos nemlineáris műveletet veszteség nélkül, és lehetővé tenné a nagyméretű integrált fotonikus eszközök megvalósítását.

Image

Itt egy eredeti foton, amely eredetileg a hullámvezetőben található, átkerül a nanoszálba, ahol kölcsönhatásba lép az emitterrel, mielőtt visszakerül a hullámvezetőbe. A nanokábel és a hullámvezető közötti kapcsolás csak akkor hatékony, ha fázis-illesztés van (a kék csúcsok által jelzett régiókban). A fázis-illesztési helyzet rossz a huzalkúpos tartományokban és a hullámvezető hajlítási tartományában, a nanosávtól távol. A szétoszlási veszteségek (piros színben) egy kis területre koncentrálódnak a nanokábel kúpos közelében, a nagy mezőkoncentráció miatt.

Teljes méretű kép

A nanoméretű felszíni plazmonok másik fő jellemzője, hogy az erős kölcsönhatás nagyon robusztus. Mivel a nagy összekapcsolás nagyon nagy sávszélességgel zajlik, és nem igényel sem az emitter, sem a nanokábel speciális hangolását, a felületi plazmonok ígéretes jelöltek szilárdtest kibocsátókkal, például 40 kvantumpontú nanokristályokkal vagy 41 színközpontokkal történő használatra, ahol a spektrális tulajdonságok az egyes kibocsátók szerint változhat. A 41. gyémánt színközpontjai különösen ígéretesek, mert éles optikai vonalakat és háromszintű belső konfigurációt kínálnak. Ugyanakkor, irányított felületi plazmonok is felhasználhatók az izolált semleges atomok csapdájához a felfüggesztett vezetékek közelében, ezáltal létrehozva egy hatékony interfészt az izolált atomrendszerek számára.

kilátás

Az egyfoton tranzisztor számos fontos alkalmazáshoz használható, például a hatékony egyfoton detektorhoz, ahol a jeltér nagy erősítése lehetővé teszi a kapu impulzusának hatékony észlelését. Ez a rendszer alkalmazást talál a kvantum-információs tudományban is. A Schrodinger macskás fotonállapotok elkészíthetők például akkor, ha a kapu impulzus nulla és egy foton szuperpozíciót tartalmaz, mivel ez a kezdeti impulzus összefonódik a potenciálisan sok későbbi foton terjedési irányával. A szabályozott fázisú kapu a fotonokra, ref. A QED üreg 11 áteresztőképessége közvetlenül kiterjeszthető rendszerünkre is. Különösen, ez a séma a feltételes fáziseltolódásokra támaszkodik, amikor a fotonok visszatükröződnek egy atomot tartalmazó rezonáns üregből, amelyek analógok az itt felsorolt ​​egyfelületi plazmonok reflexiós dinamikájával. Ezenkívül felületi plazmonok alkalmazásával nagyon nagy optikai mélység érhető el mindössze néhány emitterrel, ami hatékonyan teszi ezt a rendszert az elektromágnesesen indukált transzparencia-alapú nemlineáris sémák megvalósításához 4, 6, 7, 8 . Végül, a jelenlegi rendszer érdekes jelölt arra, hogy megfigyelje az erősen kölcsönhatásba lépő, egydimenziós többtestű rendszerekhez kapcsolódó jelenségeket. Például nem zavaró hatásokat, mint például a fotonokat érintő dinamikus kereszteződéseket 42 lehet feltárni. A továbbított mezőben létrehozott magasabb rendű korrelációk hasznos eszközekké válhatnak ezen erősen kölcsönhatásba lépő fotonikus rendszerek nem egyensúlyi kvantumdinamikájának tanulmányozására és tesztelésére.

Mód

Egyfoton dinamika

Mivel csak az emitterrel közeli rezonáns fotonok dinamikája érdekli őket, meg tudjuk tenni azt a közelítést, hogy a bal és jobb oldali fotonok teljesen különálló kvantummezőket képeznek 32 . Meghatározzuk a megsemmisítés és a létrehozás operátorait a két terület számára,

Image

, ahol a k index áthalad a tartományon

Image

; elvben ez lehetővé teszi a negatív energiamódok létezését, de ez nem lényeges, ha a rezonáns dinamikát vesszük figyelembe. Ebben a közelítésben az (1) egyenlet releváns kifejezéseit a következővel transzformáljuk

Image

és

Image

.

Az egy fotonos szórás tükröződésének és transzmissziós együtthatóinak megoldására az alábbiak szerint írjuk az egy (fotonikus vagy atomi) gerjesztést tartalmazó rendszer általános hullámfunkcióját (itt feltételezzük, hogy egy kétszintű sugárzó),

Image

A térerő amplitúdóját úgy választjuk meg, hogy megfeleljen a határokon pontosan meghatározott momentumok fotonjainak

Image

, például,

Image

,

Image

és

Image

az eredetileg jobbra terjedő foton esetében, ahol t ( r ) az átviteli (reflexiós) együttható. Ref. A 32. ábrán a (2) egyenletet az időfüggő Schrodinger H | egyenlet megoldásával kapjuk ψ k 〉 = E k | ψ k 〉 r , t és c e esetén . Ebben az esetben a tényleges hamiltoni veszteségi idő annak a valószínűségét eredményezi, hogy a bejövő foton elveszik a szórási folyamat során, és a kvantumugrásokat nem kell figyelembe venni, függetlenül az ugrás valószínűségétől.

Többfoton dinamika

Koherens állapotbemenethez és az alapállapotban inicializált emitterhez a kiindulási állapot formában írható

Image

, ahol az elmozdulás kezelője

Image

létrehoz egy multimódusú koherens állapotot a 31 vákuumból. A kiszorító operátornak ez a tulajdonsága a 43 által megadott állapotátalakítást motiválja

Image

úgy, hogy a kezdeti állapot átalakuljon

Image

. A Heisenberg-képen (és egy kezdetben jobbra terjedő mező esetében) a jobboldali mező-operátor

Image

, ahol a külső mező amplitúdója

Image

. A transzformáció így a kezdeti koherens állapotot egy klasszikus Rabi frekvenciára térképezi a kölcsönhatás hamiltoniánál, miközben egyidejűleg leképezi a kezdeti fotonikus állapotot vákuumra. A terepi üzemmódokkal kölcsönhatásba lépő emitter dinamikáját most Wigner – Weisskopf közelítés alapján lehet kezelni, vagyis ha a vákuum üzemmódokkal való interakció exponenciális hanyatlási sebességet eredményez | e 〉 - | g 〉 sebességgel Γ . Az atomenergia-operátorok fejlődése következésképpen a szokásos Langevin – Bloch 31 egyenletre csökken, amely lehetővé teszi az atomos operátorok és a szétszórt mező összes tulajdonságának kiszámítását. Vegye figyelembe, hogy ezekben az egyenletekben az (1) egyenlet és a kvantumugrás-kép effektív hamiltoniánus disszipatív kifejezését szigorúan helyettesíti a szórás és az ingadozás (azaz a zaj) operátorok, amelyek befolyásolják az atomi operátorok evolúcióját 31 .

A kétágú közelítésben a Heisenberg mozgási egyenleteit a mezők adják meg

Image

amely formálisan integrálható, ad

Image

ahol Θ ( z ) a lépésfüggvény . Hasonló egyenlet érvényes

Image

. Feltételezve, hogy a mező kezdetben jobbra terjed,

Image

az emitterrel eljuttatott mező z > z a esetén , míg z < z a esetén ,

Image

a visszavert mező.

A (3) egyenlet által megadott transzformáció alatt a jobb irányú mező elsőrendű korrelációs függvényét adja meg

Image

amely a z > z értéknél történő kiértékeléskor az átlagos átviteli intenzitást adja (hasonló kifejezés érvényes a visszavert fényintenzitásra). A (4) egyenletet az (5) egyenletre cseréljük. Mivel a kezdeti fotonikus állapot vákuum az átalakulás után,

Image

nincs hatása, így a G (1) kiszámítása az atomenergia-operátorok közötti korrelációk kiszámításához csökken. Ezen összefüggések értékelési technikái jól ismertek a Langevin – Bloch egyenletek segítségével 31 . A g (2) ( t ) kiszámítása hasonló módon történik, ha a (4) egyenlettel kifejezzük g (2) ( t ) kétszeres atomi korrelációkat, amelyek a közismert kvantumregresszióval értékelhetők. 31. tétel

Kiegészítő információk

PDF fájlok

  1. 1.

    Kiegészítő információk