CN114089581A - 一种基于耦合三共振光学参量放大腔的压缩光调控方法 - Google Patents

Abstract

本发明公开了一种基于耦合三共振光学参量放大腔的压缩光调控方法，包括以下步骤：步骤1：设计F‑P(法布里‑珀罗)谐振腔，并将平面反射腔镜放入F‑P谐振腔中组成耦合谐振腔；步骤2：在耦合谐振腔的右侧腔内放置非线性晶体，完成耦合三共振光学参量放大腔的设计；步骤3：使用朗之万运动方程计算腔内任意一点的光场；步骤4：改变中间腔镜的损耗系数和泵浦光的强度实现压缩光的调控和类EIT现象的制备。本发明降低了压缩光调控的难易程度，且将压缩光调控和类EIT效应高效的集成在一套系统中，为推动量子通信在实用化领域提供了可行的解决方案。

Description

一种基于耦合三共振光学参量放大腔的压缩光调控方法

技术领域

本发明涉及量子光学领域，具体涉及一种基于耦合三共振光学参量放大腔的压缩光调控方法。

背景技术

压缩态光场是一种非经典态光场，在满足Heisenberg不确定性原理的前提下，其光场的某一个正交分量的噪声被压缩，即该正交分量的噪声低于散粒噪声基准，而另一正交分量的噪声被放大，即该正交分量的噪声高于散粒噪声基准。历史上，1960年7月8日，美国科学家Maiman发明了红宝石激光器，激光器的出现催生了光学研究上的许多新现象、新概念，并且也极大地促进了量子光学的蓬勃发展。目前，在实验上已经证实量子光场主要存在三类非经典效应，即：压缩态、亚泊松分布和反聚束效应。1965年Takahas在理论上讨论了突破量子极限的可能方法，所用概念为“Pulsating Wave Packet”，到二十世纪七十年代Stoler定义其为“generalized minimum uncertainty packet”，随着Glauber相干态理论的深入人心，Lu将其叫为“New coherent states”，Yuen也将其定义为“two-photoncoherent states”，直到1979年Hollen Hurst才正式提出压缩态(Squeezed states)这一概念。二十世纪八十年代Walls又把这一概念进一步完善为压缩态光场(squeezed statesof light)。为了减少甚至完全抑制光场的量子噪声一直是量子光学的研究热点。而压缩态光场中的某个正交分量的量子噪声小于相干态光场的量子噪声，因此压缩态光场在超高精度测量、超微弱信号测量以及量子通讯等诸多领域的研究中具有极为重要的实际意义。

自从激光问世以来，使用光学参量过程来实现非经典光场一直是量子光学领域的研究的热点。参量放大实质上是一个差频产生的三波混频过程。在差频过程中，每湮灭一个高频光子的同时要产生两个低频光子，在此过程中，这两个低频波获得增益，因此可作为它们的放大器。例如将一个强的高频光(抽运光)ω_p和一个弱的低频光(信号光)ω_s同时射入非线性晶体，在相位匹配条件下，就可以产生差频光(闲置光)ω_i＝ω_p-ω_s，从而弱的信号光就被放大了。

发明内容

本发明提供一种基于耦合三共振光学参量放大腔的压缩光调控方法。本发明是通过以下技术方案来实现的，一种基于耦合三共振光学参量放大腔的压缩光调控方法，包括以下步骤：

步骤1：设计F-P(法布里-珀罗)谐振腔，并将平面反射腔镜放入F-P谐振腔中组成耦合谐振腔；

步骤2：在耦合谐振腔的右侧腔内放置非线性晶体，完成耦合三共振光学参量放大腔的设计；

步骤3：使用朗之万运动方程计算腔内任意一点的光场；

步骤4：改变中间腔镜的损耗系数和泵浦光的强度实现压缩光的调控和类EIT现象的制备。

进一步，所述耦合谐振腔包括前腔镜、中间腔镜、后腔镜，所述中间腔镜设置于所述前腔镜和后腔镜之间。中间腔镜为平面反射腔镜，前腔镜和后腔镜均为曲面反射腔镜。

进一步，所述非线性晶体设置于中间腔镜和后腔镜之间，形成三共振耦合光学参量放大腔。

进一步，参量下转换过程为OPA(光学参量放大器)，即OPA腔内的非线性晶体为I类匹配，产生两束频率和偏振同时的下转换光，通过改变中间腔镜的损耗系数和泵浦光的强度从而操控压缩态光场的量子起伏。

由于采用了以上技术，本发明具有以下优点：

1、相对于其他压缩态制备方案只能制备单一且简单情况下的相敏操作，本方案可以实现复杂情况下的相敏操纵。

2、通过将非线性晶体放入耦合F-P谐振腔中从而实现可以在一套系统上实现压缩态的制备和类EIT现象，使得片上系统的集成度更高，为量子领域实用化提供了可行性的解决方案。

附图说明

图1为本发明的技术路线图；

图2为三共振耦合光学参量放大腔模型示意图；

图3为弱干涉条件下无泵浦光的量子噪声起伏；

图4为弱干涉条件下有泵浦光的量子噪声起伏；

图5为强干涉条件下无泵浦光的量子噪声起伏；

图6为强干涉条件下有泵浦光的量子噪声起伏。

具体实施方式

以下将结合附属图，对发明的优选实例进行详细的描述；应当理解，优选实施例仅为了说明本发明，而不是为了限制本发明的保护范围。

图1为本发明方法的技术路线，以下部分也是对此技术路线中的各个内容进行的详细描述。

(1)设计三共振耦合光学参量放大腔

图2展示了耦合光学参量放大腔的理论模型，其中使用两个曲面反射腔镜和和一个平面反射腔镜组成耦合F-P谐振腔，再将非线性晶体放入中间腔镜和后腔镜之中从而形成三共振耦合光学参量放大腔。信号光从前腔镜M_fron入射进OPA,通过中间腔镜M_mid后，穿过晶体后在腔内共振。泵浦光从后腔镜M_bac入射进OPA,穿过晶体后在腔内共振。

(2使用朗之万运动方程计算腔内任意一点的光场

腔内任意一点的信号光光场为a，可得信号场的朗之万运动方程为：

i表示虚部,a*表示湮灭算符。

腔内任意一点的泵浦光光场为b，可得泵浦场的朗之万运动方程为：

其中，τ表示弛豫时间，

表示的是内腔场和入射的信号光场之间的频率差，L为驻波腔长度，L^res为谐振腔长度，λ_a为次谐波场的波长。γ_a＝γ_ina ^c+ρ^a，表示的是OPA腔对信号光的总损耗，γ_ina ^c＝(1-R_in ^a)/2表示的是整个空腔对信号光的损耗，R_in ^a表示腔镜对信号光的反射率，ρ^a表示的是信号光的腔内损耗和后腔镜M_bac损耗之和。g表示的是晶体的增益因子。γ_b＝γ_in ^b+ρ^b，表示的是OPA腔对泵浦光的总损耗，γ_in ^b＝(1-R_b)/2表示的是后腔镜M_bac的损耗，R_b表示腔镜对泵浦光的反射率，ρ^b＝γ_inb ^c+ρ表示整个空腔对泵浦光的损耗和腔内损耗之和，γ_inb ^c表示空腔对泵浦光的损耗，ρ表示腔内的损耗。a，b分别表示这一点的信号光和泵浦光场。a_in和a_v表示的是M_fron前入射的信号光强度和M_bac端的真空补偿场。b_in和b_v表示的是M_fron前入射的泵浦光强度和M_bac端的真空补偿场。

由于泵浦光为稳态。(2)式左边为零，可得：

对(3)式进行Fourier变换和线性化后可得：

其中δa(ω)表示为量子涨落，β表示为泵浦光增益，e^iθ是泵浦光和信号光的相位差，

是信号光的湮灭算符ω是频率，

是真空补偿项的湮灭算符，Δ是谐振因子，γ是腔内总损耗。

(3)弱干涉条件下的相敏操作

表1，弱干涉条件下腔镜损耗系数。

弱干涉条件下的腔镜损耗系数如表1所示。研究真空光场作为信号场。如图3(a)和图3(b)当没有注入泵浦光束时，由于腔内的参数转换，在幅度和相位方向上没有噪声波动。现在注入泵浦光束，当振动与信号光束的相位差为Φ＝0时，OPA反射腔振幅方向的噪声波动曲线如图3(c)所示。蓝色曲线是泵浦光束强度为0.1β_th时的噪声曲线。可以看出，在零失谐处，由于量子干涉，噪声曲线增大。在远失谐处出现了因类EIT现象而产生分裂的倒洛伦兹曲线。同时，当泵浦光强度增加到0.5β_th(如图红色曲线所示)时，近、远失谐增益进一步放大。当Φ＝π/2时，相位方向上的噪声曲线如图3(d)所示，失谐为零时，噪声曲线降至散粒噪声基线(SNL)以下。同样，类EIT效应出现在远失谐处。当泵浦光强度增大到0.5β_th时，零失谐处的压缩进一步放大，远失谐处的增益也随着泵浦光强度的增大而增大。

现在研究注入真空压缩束场作为信号场的情况，反射场的噪声波动曲线如图4所示。M_bac腔是封闭的，只留下前空腔。然后将压缩光束作为信号光束注入腔体，OPA反射光场的噪声波动曲线如图4(a)和图4(b)所示。当本振光束与信号光束的相位差为Φ＝0时，振幅噪声曲线处于零失谐，因为最大透射导致压缩强度低于入射光场的压缩强度。而在接近失谐时，由于量子干涉的影响，压缩变为逆压缩。当Φ＝π/2时，相位方向和幅度方向的噪声波动曲线是对称的。

现在M_bac腔镜打开，泵浦光束注入。在泵浦强度为0.1β_th时，如图4(c)中的蓝色曲线所示，由于量子OPA腔的最大透射率，共振处的压缩强度降低，并且在噪声曲线。在远共振处，由于耦合腔的类EIT效应，出现了具有劈裂的洛伦兹曲线，并且在谷处出现了一个小峰。当泵浦光强增加到0.5β_th时，零失谐处的噪声分布由压缩变为放大，远失谐处小峰的高度随着泵浦光强度的增加而增加。当本振光束与信号光束的相位差为Φ＝π/2时，相位方向的噪声曲线如图4(d)所示。当泵浦光束强度为0.1β_th时，由于失谐为零时的共振噪声，噪声曲线丢失，远失谐处的类EIT效应在此处出现一条带分裂的倒置洛伦兹曲线。

图4(e)和图4(f)显示了当信号和泵浦光束之间的相位差为θ＝π时的噪声分布。在零失谐时，振幅方向上的压缩从反向放大变为进一步压缩，并且与泵浦光束的强度正相关。由于类EIT效应，远失谐处的噪声波动曲线呈现出带分裂的洛伦兹曲线。由于量子干涉，相位方向的噪声波动曲线在零失谐处显示尖峰。在远失谐处，由于类似EIT的效应，也会出现带有分裂的倒洛伦兹曲线形状。

(4)强干涉条件下的相敏操作

表2，强干涉条件下腔镜损耗系数。

强干涉条件下的腔镜损耗系数如表2所示。当真空束场作为信号束场时，如图5(a)和5(b)所示，由于没有泵浦束输入，腔内没有发生参数转换，因此噪声曲线在幅度和相位方向与散粒噪声限制(SNL)相同。

现在注入泵浦光束。当局部光束与信号波束的相位差为Φ＝0时，噪声幅度方向曲线如图5(c)所示。当失谐为零时，量子干涉的影响使噪声曲线放大到高于SNL曲线。在远失谐中，由于左侧和右侧的类EIT效应类型的影响，形成了带有分裂的倒洛伦兹曲线。当泵浦光束强度增加到0.5β_th时，噪声曲线的增益显着增强(图中红色曲线)。当Φ＝π/2时，相位方向上的噪声曲线如图5(d)所示，在零失谐处凹陷，并且由于类EIT效应，在远失谐处形成带有分裂的洛伦兹曲线。当泵浦光束强度增加到0.5β_th时，零失谐处的衰减进一步放大，远失谐处的增益由于类EIT效应再次放大。与弱干涉条件下相比，强干扰情况下对幅度和相位方向的量子操纵效应强于无干扰情况，强干扰情况下类EIT效应更显著。

现在研究注入压缩真空的情况，其反射的噪声波动如图6所示。当M_fron腔体关闭时，只保留前腔，没有注入泵浦光束，如图6(a)和图6(b)所示。在零失谐时，由于量子干涉效应，压缩强度相对于入射光束场进一步压缩，而在接近失谐时，由于量子干涉效应，压缩强度变为反向压缩。对于相位方向的噪声波动曲线，当失谐为零时，噪声曲线的强度与入射束场的强度相同。然而，由于量子干扰的影响，失谐附近的噪声曲线将放大变为压缩。

与若干涉条件下相比，强干涉情况下幅度和相位方向的噪声涨落曲线的半宽比干涉情况下的要宽，量子干涉的影响更大。

现在，通过打开后腔镜以注入泵浦光束，由于二阶非线性光学过程，我们可以找到有效的量子操纵。相对相位时，噪声幅值方向曲线如图6(c)所示。由于零失谐时的共振，同时，由于量子干涉效应的影响，这里出现了一点劈裂。在远失谐中，噪声曲线由于量子干涉而出现凹陷。同时，由于耦合腔中的类EIT效应，在左右两端形成了具有劈裂和小峰的洛伦兹曲线。当泵浦光束强度增加到0.5β_th时，零失谐处的噪声曲线从压缩态直接增加到放大态，远失谐处的小峰进一步直接放大，呈现三峰结构。

当Φ＝π/2时，如图6(d)所示，由于量子干涉的影响，相位方向的噪声曲线出现凹陷和小峰。在远失谐时，放大变成压缩以形成抑制。同时，由于类EIT效应，在远失谐处形成有分裂的倒洛伦兹曲线，在强干扰的情况下出现凹陷。随着泵浦强度增加到0.5β_th，零失谐处的放大变为压缩，并且远失谐处的倒洛伦兹曲线中的凹陷进一步压缩到SNL以下。当信号光束与泵浦光束的相位差为θ＝π时，如图6(e)所示，由于量子干涉的影响，幅度方向的噪声曲线进一步压缩为零失谐，高于场的压缩强度。类似地，由于类EIT效应，洛伦兹曲线在远失谐处形成。当泵浦光束进一步增加到0.5β_th时，零失谐时的压缩进一步增强。远失谐处的增益更为显着。相位方向的噪声曲线如图6(f)所示，在零失谐处显示出一个高于入射光场的小峰值，两侧出现分裂像EIT样效应的倒洛伦兹曲线。随着泵浦光束强度的增加，放大倍数进一步增强。以上分析表明，耦合OPA放大腔在不同干扰下的量子操纵效应是不同的。

与弱干涉条件相比，在强干涉的影响下，幅度方向的噪声波动曲线在零失谐时具有更低的损耗。在远失谐处，噪声曲线由压缩变为放大，出现三峰结构。同样，在相位方向上，强干扰在远失谐处由放大变为压缩，而弱干扰保持放大状态。此外，还出现了三个凹陷。由此可见，强干涉条件下的量子操纵比弱干涉条件下的量子操纵更显着，信号束和泵浦束相位的适当变化也会对量子操纵产生适当的影响。

以上所述仅为本发明的优选实施例，并不用于限制本发明，显然，本领域的技术人员可以对本发明进行各种改动和变型而不脱离本发明的精神和范围。这样，倘若本发明的这些修改和变型属于本发明权利要求及其等同技术的范围之内，则本发明也意图包含这些改动和变型在内。

Claims (8)

1.一种基于耦合三共振光学参量放大腔的压缩光调控方法，其特征在于，包括以下步骤：

步骤1：设计F-P(法布里-珀罗)谐振腔，并将平面反射腔镜放入F-P谐振腔中组成耦合谐振腔；

步骤2：在耦合谐振腔的右侧腔内放置非线性晶体，完成耦合三共振光学参量放大腔的设计；

步骤3：使用朗之万运动方程计算腔内任意一点的光场；

步骤4：改变中间腔镜的损耗系数和泵浦光的强度实现压缩光的调控和类EIT现象的制备。

2.根据权利要求1所述一种基于耦合三共振光学参量放大腔的压缩光调控方法，其特征在于：所述三共振耦合光学参量放大腔包括前腔镜(M_fron)、中间腔镜(M_mid)、后腔镜(M_bac)和一个非线性晶体，形成三共振耦合光学参量放大腔。

3.根据权利要求2所述一种基于耦合三共振光学参量放大腔的压缩光调控方法，其特征在于：所述前腔镜(M_fron)和后腔镜(M_bac)均为曲面反射腔镜。

4.根据权利要求2所述一种基于耦合三共振光学参量放大腔的压缩光调控方法，其特征在于：所述中间腔镜(M_mid)为平面反射腔镜。

5.根据权利要求2、3或4所述一种基于耦合三共振光学参量放大腔的压缩光调控方法，其特征在于：所述非线性晶体设置于中间腔镜(M_mid)和后腔镜(M_bac)之间。

6.根据权利要求5所述一种基于耦合三共振光学参量放大腔的压缩光调控方法，其特征在于：信号光从前腔镜(M_fron)入射，通过中间腔镜(M_mid)后，穿过非线性晶体后在三共振耦合光学参量放大腔内共振，泵浦光从后腔镜(M_bac)入，穿过非线性晶体后在三共振耦合光学参量放大腔内共振。

7.根据权利要求1或2或3或5或6所述一种基于耦合三共振光学参量放大腔的压缩光调控方法，其特征在于：所述使用朗之万运动方程计算腔内任意一点的光场，具体如下：

腔内任意一点的信号光光场为a，可得信号场的朗之万运动方程为：

i表示虚部，a*表示信号光湮灭算符；

腔内任意一点的泵浦光光场为b，可得泵浦场的朗之万运动方程为：

其中，τ表示弛豫时间，Δ_a表示内腔场和入射的信号光场之间的频率差，γ_a表示三共振耦合光学参量放大腔对信号光的总损耗，γ_ina ^c表示整个空腔的损耗，ρ^a表示信号光的腔内损耗和后腔镜损耗之和，g表示晶体的增益因子，γ_b表示三共振耦合光学参量放大腔对泵浦光的总损耗，γ_in ^b表示后腔镜的损耗，ρ^b表示整个空腔的损耗和腔内损耗之和，a，b分别表示这一点的信号光和泵浦光场，a_in和a_v分别表示前腔镜入射的信号光强度和后腔镜的真空补偿场，b_in和b_v分别表示前腔镜入射的泵浦光强度和后腔镜的真空补偿场。

8.根据权利要7所述一种基于耦合三共振光学参量放大腔的压缩光调控方法，其特征在于：由于泵浦光为稳态，(2)式左边为零，可得：

对(3)式进行Fourier变换和线性化后可得：

其中δa(ω)表示为量子涨落，β表示为泵浦光增益，e^iθ是泵浦光和信号光的相位差，

是信号光的湮灭算符，ω是频率，

是真空补偿项的湮灭算符，Δ是谐振因子，γ是腔内总损耗。

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