Квантовые корреляции импульсного излучения вырожденного параметрического генератора света с синхронной накачкой

• Автор: Аверченко, Валентин Александрович
• Шифр специальности: 01.04.05
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2011
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 90 с. : ил.

Содержание
Введение
Обзор литературы
1. Неклассическое излучение параметрического генератора света
2. Параметрический х’енератор света с синхронной накачкой .
Глава 1. Необходимый аппарат квантовой оптики
1.1. Квантование оптического поля для одномерной задачи распространения
1.2. Широкополосные квантовые состояния поля
1.3. Определение многомодового квантового поля
1.4. Балансное гомодинное детектирование излучения
Глава 2. Вырожденное параметрическое взаимодействие оптических полей
в нелинейном кристалле с дисперсией
2.1. Вывод уравнений параметрического взаимодействия
2.2. Количественные оценки характерных процессов распространения
2.3. Решение уравнений в приближении тонкого кристалла
2.4. Сжатие в сигнальном излучении параметрического усилителя
Глава 3. Временной подход для расчета поля в оптическом резонаторе
3.1. Формализм временного подхода
3.2. Двухвременное описание накачки оптического резонатора
3.3. Связь выходного и внутрирезонаторного полей
3.4. Многомодовое сжатие в излучении вырожденного параметрического генератора света с непрерывной накачкой
Глава 4. ПГС с синхронной накачкой ниже порога
4.1. Вывод уравнения Гайзенберга-Ланжевена для сигнальных импульсов
4.2. Решение уравнения. Временные корреляции импульсов
4.3. Балансное гомодинное детектирование сигнальных импульсов
4.4. Квантовые эффекты в спектре сигнального поля

Глава 5. ПГС с синхронной накачкой в режиме выше порога
5.1. Пороговое условие и стационарные решения для импульсов генерации
5.2. Решение линеаризованных уравнений Гайзенберга-Ланжевена
5.3. Корреляции между импульсами
5.4. Квантовые эффекты в спектре полей
5.5. Обобщение для импульсов произвольной формы
Заключение
Литература
Приложение А. Влияние группового запаздывания на параметрическое взаимодействие импульсов
Приложение Б. Расчет парных корреляторов для интегральных фотоотсчетов
Приложение В. Оценка приближения малых флуктуаций
Приложение Г. Обобщение уравнений Гайзенберга-Ланжевена для учета экспериментальных эффектов

Введение
Актуальность работы. Данная работа посвящена теоретическому исследованию неклассических свойств (квантовое сжатие и корреляции) импульсного оптического излучения, источником которого является вырожденный параметрический генератор света с синхронной фемтосекундной накачкой, работающий как ниже, так и выше порога генерации. Тема работы лежит на пересечении таких областей физики, как нелинейная и квантовая оптика, а также связана с теорией квантовой информации.
Разработка и исследование эффективных источников излучения с неклассическими характеристиками (перепутанного и сжатого света, света с негауссовской статистикой) являются одними из направлений развития современной квантовой оптики. Причина в том, что иеклассический свет является неотъемлемым ресурсом оптических схем, реализующих квантовые протоколы передачи и обработки информации такие как квантовая телепорта-ция, плотное кодирование, квантовые вычисления. Оптические схемы, реализующие передачу квантового ключа, сегодня является коммерческим квантово-криптографическим продуктом.
В последние годы существенное развитие получили исследования многомодового (в пространстве или во времени) неклассического излучения. Применение такого излучения позволяет увеличить информационную емкость квантовых протоколов за счет параллельной передачи и обработки квантовой информации. С его использованием предложены протоколы квантовой телепортации и плотного кодирования для оптических изображений. Такой свет дает выигрыш в точности в оптической метрологии. Например в работе [1] было продемонстрировано измерение поперечного положения лазерного пучка с точностью, превышающей стандартный квантовый предел, обусловленный квантовыми флуктуации интенсивности излучения.
Многомодовый во времени неклассический свет также может быть использован для решения целого ряда задач. Например, в теоретической работе [2] показано, что применение импульсного источника многомодового сжатого излучения позволяет преодолеть стандартный квантовый предел при измерении временных задержек с точность порядка 10“21 — 10~24с , что является временным аналогом указанного позиционирования лазерного пучка. В работе [3], используя излучение вырожденного параметрического генератора света с непрерывной накачкой, получена частотная гребенка (frequency comb), двенадцать компонент которой обладают квантовым сжатием. Используя гребенку, продемонстриро-

В следующих частях мы рассмотрим решения уравнений, полученные в различных приближениях, используя представленные количественные оценки.
2.3. Решение уравнений в приближении тонкого кристалла
Решим уравнения (2.9, 2.10) в приближении тонкого кристалла. А именно, мы пренебрежем дисперсионным расплыванием импульсов на длине кристалла. Для этого положим дисперсию групповых скоростей равной нулю fir = 0 и соответственно отбросим в уравнениях производные по времени второго порядка. Также параметрическое взаимодействие полей будем описывать в приближении заданного ноля (mean-field approximation), считая взаимодействие слабым па одном проходе. Таким образом, в правые части уравнений подставим огибающие нолей, свободно распространяющиеся в кристалле с соответствующими групповыми скоростями. В результате получим
(J-z + Ap(z, t) = -aA2s(0, t - z/v3)e~iAk*, (2.24)
(J-z + As(z, t) = 2irAp(0, t - z/vp)A{0, * - z/vs),^ (2.25)
Дополнительно будем считать, что выполнен групповой синхронизм, то есть совпадают групповые скорости vp — vs = v. Также выполняется условие фазового синхронизма для несущих волн ноля накачки и сигнального поля
Ак = fcp(Wp) - 2fcs(ws) = 0. (2.26)
Оценки предыдущей части показывают, что существуют экспериментальные параметры
для которых данные приближения справедливы.
Уравнения принимают вид
(£+Ш м*’г)=~аЛ2м 1 ~Ф)' (2'27)
(lTz+lI) Mz’t] = Wp(0,1 - ~/w)yl‘(0'1 - z/v) (2-28)
Уравнения легко решаются, если перейти к временному параметру т) = t — z/v, то есть
перейти в систему координат, движущуюся с групповой скоростью V. Получим следующие
уравнения