Квантовые корреляции электромагнитного поля в диссипативных средах

• Автор: Чижов, Алексей Владимирович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2009
• Место защиты: Дубна
• Количество страниц: 228 с. : ил.

Содержание
Введение
1 Взаимодействие квантованного электромагнитного излучения с кристаллами
1.1 Квантовые корреляционные характеристики состояний бозонных полей
1.2 Двухбозонная система
1.3 Поляритонная модель
1.4 Взаимодействие фотонов с экситонами
1.5 Квантовое перепутывание двухбозонной системы
1.6 Выводы к первой главе
2 Квантовые корреляции мод излучения в комбинационном
и бриллюэновском рассеяниях
2.1 Сжатие высших порядков стоксовой и антистоксовой мод
в комбинационном рассеянии
2.2 Квантовое перепутывание стоксовой и антистоксовой мод .
2.3 Сжатие высших порядков в бриллюэновском рассеянии .
2.4 Выводы ко второй главе
3 Квантовые фазовые распределения электромагнитного поля
3.1 Оператор фазы и фазовые распределения
3.2 Фазовые распределения квазивероятности
3.3 Фазовые свойства неклассических состояний света
3.3.1 Смещенные фоковские состояния

3.3.2 Сжатые фоковские и сжатые хаотические состояния
3.3.3 Двухмодовые сжатые фоковские состояния
3.3.4 Квадратично-амплитудные сжатые состояния
3.4 Операциональный подход к описанию фазовых свойств электромагнитного поля
3.4.1 Фазовое представление через неотрицательные квантовые функции распределений
3.4.2 Оптическая гомодинная томография
3.5 Выводы к третьей главе
4 Нелокальные квантовые корреляции импульсов электромагнитных полей в линейных диэлектриках с абсорбцией
4.1 Квантовое описание поля в линейном диэлектрике с абсорбцией
4.2 Преобразование квантовых состояний в линейных диэлектрических четырехполюсниках с абсорбцией
4.2.1 Преобразование матрицы плотности
4.2.2 Схема замещения четырехполюсника
4.2.3 Преобразование в фазовом пространстве
4.3 Декогеренция квантового оптического канала
4.3.1 Квантовая точность передачи состояний импульсов
4.3.2 Энтропийные меры корреляций импульсов
4.3.3 Меры корреляций световых импульсов в диэлектрической пластине
4.4 Квантовая телепортация состояний, зависящих от непрерывных или счетных бесконечных переменных
4.4.1 Балансное гомодинирование
4.4.2 Небалансное гомодинирование
4.5 Выводы к четвертой главе
Заключение

Введение
Актуальность темы
Усовершенствование техники оптических экспериментов в течение последних лет позволило наблюдать ряд новых явлений ярко выраженного квантового характера, которые не имеют объяснений с точки зрения классической физики. К их числу относятся квадратурное сжатие вакуумных флуктуаций электромагнитного поля [1]—[3], разгруппировка [4]-[6] и субпуассоновская статистика [7] фотонов, а также нарушение неравенства Коши-Шварца [8]. Подобные эксперименты открывают возможность детального изучения квантовых корреляций, теоретические основы описания которых были заложены в работах [9]—[21].
Исследования квантовых корреляций позволяют, с одной стороны, проверять предсказания квантовой электродинамики, а, с другой стороны, являются важными для развития методов прецизионных оптических измерений и создания новых систем оптической коммуникации с предельно низким уровнем шума. Кроме того, в силу известной общности бозонных систем, новые неклассические явления в оптике стимулируют поиск соответствующих аналогов в физике конденсированных сред. Это, в свою очередь, ставит задачу изучения эффектов взаимодействия неклассических состояний света с квантовыми возбуждениями в средах. Данная проблема является одной из ключевых, исследуемых в диссертации. Её решение представляется важным для создания новой элементной базы оптоэлектроники и разработки нанотехнологических устройств, таких как квантовые точки, квантовые проволоки и светодиоды [22, 23].

где Ъ^а и Ь^а — операторы, соответственно, уничтожения и рождения фононов с волновым вектором к и частотой ГД, удовлетворяющие бозонным коммутационным соотношениям:
[%,„• = Ъ** ■ к*к.'] = 1ф.‘У =0 • <1-2'79>
Тогда оператор вектора смещений атома с массой тр в элементарной ячейке п = па, где а — постоянная решетки, а п = 1, 2,..., N, для ск-ветви колебаний представляется как

(й,*)

2НтрПа(к)Єр
Ч {к){Ьъ аехр[і(к ■ п - 0,аі)]
+ Ь^аехр[-*(А-п-Пв<)]} (/3 = 1,2 ,...,<т). (1.2.80)
Единичные (вещественные) векторы е^ак), характеризующие направления колебаний, удовлетворяют соотношению
£ П#’®]! [4“,’(г')]| = ■ (1.2.81)
1=1/3=
Следовательно, оператор электрического момента единичной ячейки п кристалла при колебаниях «-ветви в шредингеровском представлении определяется выражением
<г»(Я) = ±цІЇя) = Т.,
Д=1 к А
2ЖЦ/с) А *.«
(1.2.82)

<*»(£) = ±^ё-^(к) (1.2.83)

а — электрический заряд атома /3.
В диполъном приближении оператор взаимодействия фононов ветви а с электромагнитным полем, определяющий поглощение и испускание