Vien fotono tranzistorius, naudojant nanoskalės paviršiaus plazmonus | gamtos fizika

Vien fotono tranzistorius, naudojant nanoskalės paviršiaus plazmonus | gamtos fizika

Anonim

Anotacija

Fotonai retai sąveikauja, todėl sudėtinga sukurti optinius įrenginius, kuriuose vienas šviesos signalas valdo kitą. Net netiesinėse optinėse terpėse, kuriose dėl jų įtakos terpės lūžio rodikliui gali sąveikauti du pluoštai, ši sąveika silpna esant silpnam apšvietimui. Čia mes siūlome naują metodą, kaip realizuoti stiprią netiesinę sąveiką vieno fotono lygyje, išnaudojant stiprią jungtį tarp atskirų optinių spinduliuotių ir sklindančių paviršiaus plazmonų, apsiribojančių laidžia nanodama. Mes parodome, kad ši sistema gali veikti kaip netiesinis dviejų fotonų jungiklis atsitiktiniams fotonams, sklindantiems išilgai nanosriegio, kuriuos galima nuosekliai valdyti naudojant įprastus kvantinės-optinės metodus. Be to, mes aptariame, kaip sąveiką būtų galima pritaikyti kuriant vieno fotono tranzistorių, kai vieno vartų fotono buvimo (arba nebuvimo) „lauko“ lauke pakanka, kad būtų galima (arba užkirsti kelią) paskesnio „signalo“ sklidimui. 'fotonai išilgai laido.

Pagrindinis

Panašiai kaip elektroninis tranzistorius, fotoninis tranzistorius yra įtaisas, kuriame nedidelis optinis „vartų“ laukas yra naudojamas kito optinio „signalo“ lauko plitimui valdyti per netiesinę optinę sąveiką 1, 2 . Pagrindinė jo riba yra vieno fotono tranzistorius, kai signalo lauko sklidimą kontroliuoja vieno fotono buvimas ar nebuvimas vartų lauke. Toks netiesinis įrenginys turi daug įdomių taikymo sričių - nuo optinio ryšio ir skaičiavimo 2 iki kvantinės informacijos apdorojimo 3 . Tačiau jo praktinis įgyvendinimas yra sudėtingas, nes būtini vieno fotono netiesiškumai paprastai yra labai silpni 1 . Šiuo metu nagrinėjamos kelios netiesiškumo nustatymo vieno fotono lygiu schemos, pradedant nuo rezonansiškai sustiprintų atominių ansamblių 4, 5, 6, 7, 8 netiesiškumo iki atskirų atomų, sujungtų su fotonais ertmės kvantinėje elektrodinamikoje (QED) 9, 10, Taip pat buvo pasiūlytos 11, 12, 13 ir vieno fotono perjungimo galimybės šiuose kontekstuose 5, 14 . Tačiau tvirtas, praktiškas požiūris dar neturi būti sukurtas.

Neseniai buvo pasiūlytas naujas būdas stipriam šviesos ir materijos ryšiui pasiekti 15 . Tam, kad būtų galima palaikyti stiprią sąveiką su atskirais optiniais spinduliuotėmis, naudojama tam tikra optinių laukų, susijusių su nukreipiamais paviršiaus plazmonais, koncentracija laidžiuose nanovieliuose. Dėl šių laukų lokalizacijos nanodalelė veikia kaip labai efektyvus lęšis, nukreipiantis didžiąją dalį spontaniškai skleidžiamos šviesos į paviršiaus plazmono režimus, todėl efektyviai generuojami vieno paviršiaus plazmonai (tai yra pavieniai fotonai) 15 . Čia parodome, kad tokia sistema suteikia galimybę realizuoti nepaprastus netiesinius optinius reiškinius, kai atskiri fotonai stipriai sąveikauja tarpusavyje. Kaip pavyzdį mes aprašome, kaip šis netiesiškumas gali būti panaudotas įgyvendinant vieno fotono tranzistorių. Nors elektroninių prietaisų plazmoninių analogų kūrimo, derinant paviršiaus plazmonus su elektronika, idėjos jau yra nagrinėjamos 16, 17, čia aprašytas procesas atveria iš esmės naujas galimybes, nes jis sujungia plazmonikos idėjas su kvantinės optikos priemonėmis 5, 7, 8, 10 - pasiekti precedento neturintį atskirų šviesos kvanto sąveikų valdymą.

Nanowire paviršiaus plazmonai: sąveika su materija

Paviršiaus plazmonos skleidžia elektromagnetinius režimus, esančius laidininko ir dielektrinės sąsajos 16, 18 paviršiuje. Dėl jų unikalių savybių galima apsiriboti vien tik bangos ilgio matmenimis, dėl kurių atsirado naujų patrauklių metodų bangų bangavimui žemiau difrakcijos ribos 19, sustiprintam perdavimui per subbangos ilgio apertūras 20, vaizdavimui po bangos ilgiu 21, 22 ir sustiprintai fluorescencijai 23, 24, 25 . Neseniai taip pat buvo pastebėtas stiprus molekulių ir paviršiaus plazmonų sujungimo požymis, padalijus paviršiaus-plazmono režimo dispersiją 26, 27 . Svarbu pabrėžti, kad šiuos stebėjimus galima apibūdinti klasikiniais, tiesiniais optiniais efektais. Tačiau toliau mes svarstome, kaip paviršinių plazmonų, esančių ant laidžios nanosienos, ribojimas ir jų sujungimas su individualiu proksimaliniu optiniu emiteriu (žr. 1a, b pav.) Taip pat gali sukelti kontroliuojamą netiesinę sąveiką tarp atskirų fotonų.

Image

a, Dviejų lygių emiteris, sąveikaujantis su nanolaidais. Valstijos | g 〉 ir | e 〉 yra sujungti per paviršiaus plazmono režimus, kurių stipris g . b. Vieno atsitiktinio fotono, išsklaidyto beveik rezonansinio spinduolio, schema. Sąveika lemia atspindėtus ir perduodamus laukus, kurių amplitudę galima tiksliai apskaičiuoti. c, maksimalus spinduliuotės Purcell koeficientas, esantis šalia sidabro nano laido ( ε ≈ – 50 + 0, 6 i ) ir apsuptas vienodo dielektriko ( ε = 2), kaip laido skersmens funkciją. Sklypas apskaičiuojamas taikant metodą, pateiktą 15, 28, ir naudojamos sidabro savybės atitinka laisvojo erdvės bangos ilgį λ 0 = 1 μm. d) Atspindžio (vientisos linijos), perdavimo (punktyrinė linija) ir nuostolių (punktyrinė linija) tikimybės, susijusios su vienu fotono įvykiu viename emiteryje, kaip detonacijos funkcija. Manoma, kad šios sistemos Purcell koeficientas yra P = 20.

Visas dydis

Panašiai kaip vienmodis pluoštas, laidžios nanovielės paviršiaus plazminiai režimai sudaro vienos dimensijos vienmodį tęstinumą, kurį bangų generatoriai gali indeksuoti k sklidimo kryptimi 15, 19, 28 . Skirtingai nuo 29 pluošto, nanolaidai yra gerai uždaromi ir nukreipiami net tada, kai jo spindulys yra mažesnis nei optinio bangos ilgio ( R ≪ λ 0 ). Tiksliau, šioje riboje paviršiaus plazmonų bangos ilgiai ir maži skersinio režimo plotai, palyginti su laisvosios erdvės spinduliuote, yra smarkiai sumažėję, atitinkamai atitinkamai λ pl ∝ 1 / k ∝ R ir A eff ∝ R 2 . Sandarus sandarumas lemia didelę jungties konstantą

Image

tarp paviršiaus plazmono režimų ir bet kurio proksimalinio spinduolio su dipoliu leidžiamu perėjimu. Grupės greičio sumažėjimas taip pat padidina būsenų tankį, D ( ω ) ∝ 1 / R. Taigi spontaniškas išmetimo į paviršiaus plazmonus greitis Γ pl ∼ g 2 ( ω ) D ( ω ) ∝ ( λ 0 / R ) 3 gali būti daug didesnis nei emisijos greitis Γ ′ į visus kitus galimus kanalus. Fiziškai Γ ′ apima tiek išmetimą į laisvą erdvę, tiek neradiacinę emisiją per laidininko 15 laidumo nuostolius. Atitinkamas nuopelnas yra efektyvusis Purcell koeficientas P ≡ Γ pl / Γ ′, kuris realiose sistemose gali viršyti 10 3 (žr. 1c pav.). Šis rezultatas priešingai nei nanoskalės optinės skaidulos, kai nesugebėjimas sulaikyti fotonų žemiau difrakcijos ribos lemia P ≲ 1 reikšmes (nuoroda 30). Be to, mes pažymime, kad šis stiprus ryšys yra plačiajuostis ryšys, nes jis kyla vien tik dėl geometrinių sumetimų, o ne priešingai nei su bet kuriomis paviršiaus plazmonų rezonansinėmis savybėmis. Pavyzdžiui, tai tiesiogiai prieštarauja mechanizmui, kuriuo QED ertmėje užtikrinamas stiprus sujungimas.

Remdamiesi šiais samprotavimais, dabar aprašome bendrą emitento vienmatį modelį, tvirtai sujungtą su keliaujančių elektromagnetinių režimų rinkiniu (žr. 1a, b pav.). Pirmiausia atsižvelgiame į paprastą emiterio dviejų lygių konfigūraciją, kurią sudaro įžemintos ir sužadintos būsenos (| g 〉, | e 〉), atskirtos dažniu ω pvz . Atitinkamas hamiltonietis yra

Image

kur σ i j = | i 〉 〈 j |,

Image

yra sunaikinimo operatorius režimui su bangos generatoriumi k, o z a - emiterio padėtis. Mes padarėme prielaidą, kad tiesinis dispersijos santykis išlieka atitinkamame dažnių diapazone, ν k = c | k |, kur c yra paviršiaus plazmonų grupės greitis ir panašiai kaip g yra nuo dažnio nepriklausomas. Siekdami apibūdinti atvirosios sistemos „kvantinį šuolį“ 31, mes taip pat įtraukėme ne hermitų terminą H dėl valstybės nykimo | e 〉 greičiu Γ ′ į kitus kanalus. Šis efektyvus hamiltonietis tiksliai apibūdina dinamiką, jei šiluminė energija k B T ≪ ℏ ω, pvz., Kai k B yra Boltzmanno konstanta (daugiau informacijos apie šį modelį rasite papildomoje informacijoje).

Vienas skleidėjas kaip prisotinamas veidrodis

Paviršiaus plazmonų sklidimą gali žymiai pakeisti sąveika su vienu dviejų lygių emiteriu. Visų pirma, esant mažoms incidentų jėgoms, sąveika įvyksta su beveik vieneto tikimybe, ir kiekvienas fotonas gali būti atspindėtas labai efektyviai. Tačiau didesnės galios emiterio atsakas greitai prisotinamas, nes jis negali išsklaidyti daugiau nei vieno fotono vienu metu.

Mažos galios elgesį galima suprasti pirmiausia įvertinus atskiro fotono išsklaidymą, kaip schematiškai parodyta 1b pav. Kadangi mus domina tik paviršiaus plazmono režimai, artimi optiniam dažniui, pvz., Mes galime efektyviai traktuoti kairiojo ir dešiniojo sklindančius paviršiaus plazmonus kaip visiškai atskirus laukus. Mes apibrėžiame operatorius, kurie sunaikina kairę (dešinę) skleidžiantį fotoną padėtyje z ,

Image

, kai daroma prielaida, kad kairiajame ir dešiniajame šonuose veikiantys operatoriai palaiko ryšius su kita šaka. Tikslus išsklaidymo iš dešinės į kairę šakų ribos sprendimas

Image

buvo gautas ref. 32, išspręsdami išsklaidytuosius sistemos pagrindinius duomenis, ir požiūrį galima apibendrinti iki baigtinio P (žr. Skyrių „Metodai“). Įeinančio bangovektoriaus k fotono atspindžio koeficientas yra

Image

kur δ k ≡ c k - ω pvz ., fotonas mažėja, o perdavimo koeficientas pateikiamas t ( δ k ) = 1 + r ( δ k ). Čia Γ pl = 4π g 2 / c yra paviršiaus plazmonų skilimo greitis, gautas taikant Fermi auksinę taisyklę hamiltoniečiui (1) lygtyje. Dėl rezonanso r ≈− (1−1 / P ), taigi esant dideliems Purcell faktoriams, emiteris yra būsenoje | g 〉 veikia kaip beveik tobulas veidrodis, kuris tuo pačiu metu atspindi π fazės poslinkį. Šio proceso pralaidumas Δ ω nustatomas pagal bendrą spontanišką emisijos greitį Γ = Γ pl + Γ ′, kuris gali būti gana didelis. Be to, labai sumažėja fotono praradimo į aplinką tikimybė κ ,

Image

, kur

Image

yra atspindys (pralaidumas). Šie rezultatai parodyti 1d pav., Kur

Image

ir κ yra nubraižytos kaip deformacijos δ k funkcija , atsižvelgiant į konservatyviąją vertę P = 20.

Netiesinę sistemos reakciją galima pamatyti įvertinus vieno emiterio sąveiką ne tik su vienu fotonu, bet ir su daugiafotoniais įvesties būsenomis. Konkrečiu manome atvejį, kai kritimo lauką sudaro nuosekli būsena, kvantinė-mechaninė būsena, kuri labiausiai atitinka klasikinį 31 lauką (atkreipkite dėmesį ir į panašų darbą 33, 34 nuorodose, kur dviejų fotonų būsenos yra išsklaidytos. laikomas). Manome, kad įvykio laukas plinta į dešinę, su

Image

, ir kad skleidėjas iš pradžių yra pagrindinėje būsenoje. Kaip parodyta skyriuje „Metodai“, transformavus pradinę koherentinę būseną galima oficialiai susieti su išoriniu Rabi dažniu (

Image

) Hamiltone, kuris leidžia tiksliai apskaičiuoti visus dominančius dydžius (pavyzdžiui, lauko koreliacijos funkcijas). Nustatoma, kad siauro dažnių juostos pločio ( δ ω ≪ Γ ), rezonansinio ( δ k = 0) įvesties lauko pastovusis pralaidumas ir atspindys yra

Image

Image

Esant mažoms galioms ( Ω c / Γ ≪ 1), spinduolio sklidimo savybės yra tapačios vieno fotono atvejui,

Image

,

Image

, o esant dideliems Purcell faktoriams, vienas skleidėjas vėl veikia kaip puikus veidrodis. Tačiau esant didelėms kritimo galioms ( Ω c / Γ ≫ 1), spinduolis yra prisotintas ir dauguma gaunamų fotonų yra perduodami praeityje be jokio efekto,

Image

. Šių rezultatų reikšmingumą galima suprasti pastebėjus, kad sodrumas pasiekiamas esant Rabi dažniui Ω c ∼ Γ, kuris, esant didžiosios P ribai, atitinka vieno kvanto (∼ ℏ ν ) perjungimo energiją impulso metu. ∼ 1 / Γ .

Fotonų koreliacijos

Stipriai netiesinė atominė reakcija vieno fotono lygyje lemia ryškią fotono statistikos modifikaciją, kurios neįmanoma užfiksuoti atsižvelgiant tik į vidutinį intensyvumą, bet kuri atsiranda perduodamų ir atspindėtų laukų aukštesnės eilės koreliacijose. Konkrečiai, mes sutelkiame dėmesį į normalizuotas antrosios eilės koreliacijos funkcijas, g R , L (2) ( t ), kurios stacionariam procesui yra apibrėžtos kaip

Image

kur t žymi skirtumą tarp dviejų stebėjimo kartų τ ir τ + t .

Atspindimo lauko statistika yra identiška visiems žinomiems rezonanso fluorescencijos 31 rezultatams trijose dimensijose (žr. 2 pav.), Nes tai yra visiškai išsklaidytas laukas. Darytina išvada, kad laukas yra stipriai subalansuotas, g (2) (0) = 0, nes emiteris vienu metu gali absorbuoti ir pakartotinai spinduliuoti tik vieną fotoną. Tačiau perduotas laukas turi unikalių savybių, nes jis yra įvykio ir išsklaidytų laukų suma. Dėl beveik rezonansinio sužadinimo ir mažų galių (žr. Skyrių „Metodai“),

Image

kadangi dėl didelių galių g (2) ( t ) visą laiką artėja prie vieningumo, nes atominis atsakas yra prisotintas. Mažos galios elgesys atspindi efektyvaus vieno fotono jungiklio elgesį. Konkrečiai kalbant, kai P ≫ 1, atskiri fotonai turi didelę atspindžio tikimybę, tačiau kai tuo pačiu metu patenka du fotonai, perėjimo sočiai yra tokie, kad poros turi daug didesnę perdavimo tikimybę ( P ≪ 1 atveju emiteriui nedaro įtakos, o perduodamas statistika beveik nesikeičia). Šis reiškinys sukelia stiprų suskaidymo efektą t = 0, kuris elgiasi kaip g (2) (0) ≈ P 4 . Be to, tuo metu t 0 = (4log P ) / weak yra silpnas įvesties laukas, o po to g (2) ( t ) išnyksta ir visiškai išnyksta. Išsamesnė šių savybių analizė pateikta papildomoje informacijoje (taip pat žr. 35 nuorodą apie panašaus reiškinio aptarimą ertmėje QED).

Image

g (2) ( t ) atspindėtam laukui nepriklauso nuo P esant mažoms galioms. Perduoto lauko, einančio iš kairės į dešinę, atžvilgiu Purcell koeficientai yra atitinkamai P = 0, 6, 1, 1, 5 ir 2. Didelių Purcell faktorių padidėjimas g (2) (0) rodo stiprų pradinį fotonų pluoštą perduotame gale. Šį pradinį pluoštą lydi antibakterinis poveikis, g (2) ( t 0 ) ≈0, vėliau t 0 = (4log P ) / Γ, kai P ≥1. Didelėms atsitiktinėms galioms (neparodyta) g (2) ( t ) visą laiką artėja prie vieningumo, nes atominis atsakas yra prisotintas.

Visas dydis

Idealus vieno fotono tranzistorius

Didesnį nuoseklų lauko sąveikos valdymą galima pasiekti įvertinus daugiapakopį emiterį, pavyzdžiui, trijų lygių konfigūraciją, parodytą 3 pav. Čia metastabili būsena | s 〉 yra atsietas nuo paviršiaus plazmonų dėl, pavyzdžiui, skirtingos su tuo susijusio dipolio momento orientacijos, tačiau yra rezonansiškai sujungtas su | e 〉 per kažkokį klasikinį optinį valdymo lauką su „Rabi“ dažniu Ω ( t ). Valstijos | g 〉 ir | e 〉 lieka sujungti per paviršiaus plazmono režimus, kaip aptarta anksčiau. Naudodamiesi šia sistema, mes dabar apibūdiname procesą, kurio metu vienas „vartų“ fotonas gali visiškai kontroliuoti paskesnių „signalo“ impulsų, susidedančių iš atskirų arba iš kelių fotonų, sklidimą, kurių laikas gali būti savavališkas. Analogiškai elektroniniam ekvivalentui tai atitinka idealų vieno fotono tranzistorių.

Image

Saugojimo etape vartų impulsas, susidedantis iš nulio arba vieno fotono, yra tolygiai padalijamas priešpriešinio sklidimo kryptimis ir nuosekliai saugomas naudojant varžos atitikimo valdymo lauką Ω ( t ). Dėl saugojimo atsiranda sukimo sparta, priklausanti nuo fotono skaičiaus. Vėlesnis kritimo signalo laukas yra perduodamas arba atspindimas atsižvelgiant į vartų impulso fotonų skaičių, atsižvelgiant į sklidimo jautrumą vidinei emiterio būsenai.

Visas dydis

Pirmiausia aprašome, kaip galima pasiekti nuoseklų vieno fotono, kuris yra svarbus ingredientas, saugojimą, nes jis suteikia vartų lauko atominę atmintį ir tokiu būdu leidžia vartams sąveikauti su paskesniu signalu. Mes inicijuojame emiterį | g 〉 ir pritaikykite valdymo lauką Ω ( t ) tuo pačiu metu, kai į paviršiaus plazmono režimą įeina vienas fotonas. Valdymo laukas, jei jis tinkamai pasirinktas (arba „suderinamas su varža“) 36, užfiksuos gaunamą vieną fotoną, sukeldamas sukimosi sukimąsi iš | g 〉 į | s 〉. Apskritai, laikinai keičiant simetriją 37, optimali saugojimo strategija yra laiku keičiamas vieno fotono generavimo procesas, kai emiteris yra varomas | s 〉 į | g 〉 išoriniu lauku, skleidžiant vieną fotoną, kurio bangos paketas priklauso nuo Ω ( t ). Remiantis šiuo argumentu akivaizdu, kad optimalus saugojimas gaunamas padalijant gaunamą impulsą ir tuo pačiu metu krintant iš abiejų emiterio pusių (žr. 3 pav.), Ir kad gaunamas impulsas yra vienas su kitu atitikimas. forma ir optimalus laukas Ω ( t ). Saugojimo efektyvumas yra identiškas vieno fotono generavimo efektyvumui, todėl didelis P (ţr. 15) pateikiamas ∼ 1−1 / P (nuoroda 15) (tikslus sistemos dinamikos sprendimas taip pat pateiktas papildomoje informacijoje). Atlikus išsamią analizę paaiškėja, kad šį optimalumą galima pasiekti bet kuriam impulsui, kurio trukmė T ≫ 1 / Γ, ir tam tikrai impulsų klasei, kurios trukmė T ≫ 1 / Γ (nuoroda 37). Galiausiai, jei emiteriui fotonas neprieštarauja, impulsas Ω ( t ) neturi įtakos, o emiteris išlieka | g 〉 visam procesui. Rezultatas plačiau apibūdinamas kaip vienos paviršiaus plazmos būsenų ir metastabilių atominių būsenų ( α | 0〉 + β | 1〉) atvaizdavimas | g 〉 → | 0〉 ( α | g 〉 + β | s 〉).

Toliau atsižvelgiame į emiterio atspindžio savybes, kai išjungiamas valdymo laukas Ω ( t ). Jei spinduolis yra | g 〉, aukščiau nurodytas dviejų lygių spinduolio atspindys ir pralaidumas lieka galioti. Kita vertus, jei emitentas yra | s 〉, bet kokie įvykių laukai bus tiesiog perduodami be jokio poveikio, nes | s 〉 yra atsietas nuo paviršiaus plazmonų. Taigi, išjungus Ω ( t ), trijų lygių sistema veiksmingai veikia kaip sąlyginis veidrodis, kurio savybės jautriai priklauso nuo vidinės būsenos.

Nuo valstybės priklausomo sąlyginio atspindžio ir vieno fotono kaupimo būdai gali būti derinami, norint sukurti vieno fotono tranzistorių, kurio veikimas parodytas 3 pav. Pagrindinis principas yra naudoti fotono buvimą ar nebuvimą pradiniame ' „pulto“ impulsas tam, kad sąlyginai perkeltų vidinę emiterio būseną saugojimo proceso metu, o tada naudoja šį sąlyginį atvartą, norėdamas valdyti paskesnius „signalo“ fotonų, patenkančių į emiterį, srautą. Visų pirma, mes pirmiausia inicijuojame emiterį | g 〉 ir pritaikykite vartų impulso, kurį sudaro nulis arba vienas fotonas, saugojimo protokolą. Dėl fotono buvimo (nebuvimo) emitentas pereina į (lieka) būseną s 〉 (| g 〉). Kiekvieno signalo impulso, patenkančio į emiterį, sąveika priklauso nuo vidinės būsenos po saugojimo. Dėl saugojimo ir sąlyginio sukinio pasisukimo spinduliuotė yra labai atspindinti arba visiškai skaidri, atsižvelgiant į vartus, todėl sistema veikia kaip efektyvus jungiklis arba tranzistorius paskesniam signalo laukui.

Idealų tranzistoriaus veikimą riboja tik būdingas laikas, per kurį gali atsirasti nepageidaujamas sukimosi pasisukimas. Visų pirma, jei skleidėjas išlieka | g 〉, išsaugojus vartų impulsą, spinduolis gali būti optiškai pumpuojamas į | s 〉 į signalo lauką patekus pakankamai dideliam fotonų skaičiui. Esant stipriam susiejimui, kritusiųjų fotonų skaičius n , kuriuos galima išsklaidyti prieš pradedant siurbti, nurodomas išsišakojimo laipsnio nuo | e 〉 į šias būsenas, n ∼ Γ e → g / Γ e → s , kurios gali būti didelės dėl didelio skilimo greičio Γ e → g ≥ Γ pl . Taigi n ≳ P ir spinduolis gali atspindėti

Image

fotonai, prieš įvykstant nepageidaujamam sukimosi šuoliui. Šis skaičius atitinka efektyvųjį vien fotono tranzistoriaus „padidėjimą“.

Galiausiai pažymime, kad yra ir kitų galimų vieno fotono tranzistorių realizacijų. Pvz., „Impedanso atitikimo“ sąlyga ir poreikis padalinti impulsą, kad būtų galima optimaliai laikyti, gali būti sušvelninti naudojant nedidelį emiterių rinkinį ir fotonų kaupimo būdus, remiantis elektromagnetiniu sukeltu skaidrumu 38 . Saugojimas taip pat sukelia spiningavimą ansamblyje, kuris jautriai keičia vėlesnių fotonų sklidimą.

Integruotos sistemos

Neišvengiamai paviršiniai plazmonai patiria nuostolius, kai jie plinta išilgai nanosriegio, o tai gali apriboti jų, kaip didelių atstumų informacijos nešėjų, naudojimą dideliuose įrenginiuose. Nano laidoje turime apsvarstyti kompromisą tarp didesnių Purcell faktorių, kuriuos galima gauti mažesnio skersmens, ir proporcingo sklidimo padidėjimo dėl griežtesnio lauko ribojimo. Tačiau šie apribojimai nėra esminiai, jei paviršiaus plazmoninius įtaisus galime integruoti su mažo nuostolio dielektriniais bangolaidžiais. Čia paviršiaus plazmonai gali būti naudojami stipriai netiesinei sąveikai pasiekti labai mažais atstumais, tačiau greitai sujungiami ir įprasti prie įprastų bangų, skirtų gabenti didelius atstumus. Viena iš tokių schemų yra parodyta 4 pav., Kur sužadinimai yra perduodami į ir iš nanolidų per evanescentiškai sujungtą, fazių atžvilgiu suderintą dielektrinį bangolaidį. Nuostoliai bus maži, jei atstumas, reikalingas paviršiaus plazmonams sujungti ir ištraukti bei sąveikauti su emiteriu, yra mažesnis nei būdingasis išsisklaidymo ilgis, kurį galima pasiekti naudojant optimalias paviršiaus plazmono geometrijas (pavyzdžiui, kūginius laidus ar nanotipai 15, 28 ) arba periodinės struktūros su inžinerijos metodais sudarytais paviršiaus ir plazmos dispersijos santykiais 39 . Pavyzdžiui, numatomas simple 95% sujungimo efektyvumas naudojant paprastas sistemas 28 . Tokia laidininko ir dielektriko sąsaja užtikrintų patogią integraciją su įprastais optiniais elementais, sudarytų galimybę atlikti daugybę netiesinių operacijų be nuostolių ir paversti įmanomus didelio masto integruotus fotoninius įrenginius.

Image

Čia iš pradžių bangolaidyje esantis vienas fotonas yra perduodamas į nanosieną, kur prieš sąveikaudamas su bangoslaidžiu, jis sąveikauja su emiteriu. Nanosriegio ir bangolaidžio sujungimas yra efektyvus tik tada, kai jie yra suderinti fazėmis (tose vietose, kurias nurodo mėlynos smailės). Fazių suderinimo būklė yra prasta vielinio kūgio formos ir bangolaidžio lenkimo srityje, esančioje toliau nuo nanolydės. Dėl didelės laukų koncentracijos išsisklaidymo nuostoliai (raudona spalva) yra sukoncentruoti mažame regione, esančiame šalia nanolidžio kūgio.

Visas dydis

Kitas svarbus nanoskalės paviršiaus plazmonų bruožas yra tas, kad stipri sąveika yra labai tvirta. Kadangi didelis sujungimas vyksta labai dideliu pralaidumu ir jam nereikia specialaus nei emiterio, nei nanovielio derinimo, paviršiaus plazmonos yra perspektyvios kandidatės naudoti su kietojo kūno emiteriais, tokiais kaip kvantiniai taškai nanokristalai 40 arba spalvų centrai 41, kur spektrinės savybės gali skirtis atsižvelgiant į atskirus skleidėjus. Pavyzdžiui, deimantų 41 spalvų centrai yra ypač perspektyvūs, nes jie siūlo ryškias optines linijas ir trijų lygių vidinę konfigūraciją. Tuo pačiu metu nukreipti paviršiaus plazmonai gali būti naudojami izoliuotiems neutraliems atomams gaudyti šalia pakabinamų laidų, taip sukuriant veiksmingą izoliuotų atominių sistemų sąsają.

„Outlook“

Vieno fotono tranzistorius gali būti naudojamas daugeliui svarbių programų, tokių kaip efektyvus vieno fotono aptikimas, kai didelis signalo lauko padidėjimas leidžia efektyviai aptikti vartų impulsą. Ši sistema taip pat randama kvantinės informacijos moksle. Šrodingerio katono fotonų būsenas galima paruošti, pavyzdžiui, jei vartų impulsas turi nulio ir vieno fotono superpoziciją, nes šis pradinis impulsas susipainioja su potencialiai daugelio paskesnių signalinių fotonų sklidimo kryptimi. Kontroliuojamos fazės fotonų vartai, pasiūlyti nuoroda. 11, skirtas QED ertmei, taip pat tiesiogiai plečiamas mūsų sistemoje. Visų pirma, ši schema remiasi sąlyginių fazių poslinkiais, gautais, kai fotonai atsispindi iš rezonansinės ertmės, kurioje yra vienas atomas, kurie yra analogiški atspindžio dinamikai, gautai vieno paviršiaus plazmonoms. Be to, naudojant paviršiaus plazmonus, galima pasiekti labai didelį optinį gylį, turint tik keletą emiterių, todėl ši sistema yra veiksminga įgyvendinant elektromagnetiniu būdu sugeneruotas skaidrumo paremtas netiesines schemas 4, 6, 7, 8 . Galiausiai, dabartinė sistema yra intriguojantis kandidatas stebėti reiškinius, susijusius su stipriai sąveikaujančiomis, vienos dimensijos daugelio kūno sistemomis. Pvz., Gali būti ištirtas netrikdantis poveikis, pavyzdžiui, dinaminis kryžminimas 42 su fotonais. Aukštesnės eilės koreliacijos, sukurtos perduodamame lauke, gali tapti naudingu įrankiu tiriant ir tikrinant šių stipriai sąveikaujančių fotoninių sistemų pusiausvyros kvantinę dinamiką.

Metodai

Vieno fotono dinamika

Kadangi mus domina tik beveik rezonansinių fotonų su emiteriu dinamika, galime suderinti, kad kairiajame ir dešiniajame sklindantys fotonai sudaro visiškai atskirus kvantinius laukus 32 . Mes nustatome dviejų sričių naikinimo ir kūrimo operatorius,

Image

, kur indeksas k eina per intervalą

Image

; iš esmės tai leidžia egzistuoti neigiamos energijos režimams, tačiau tai nėra svarbu, jei atsižvelgiame į beveik rezonansinę dinamiką. Pagal šį apytikslį reikšmingi (1) lygties terminai yra transformuojami per

Image

ir

Image

.

Norėdami išspręsti vieno fotono sklaidos atspindžio ir perdavimo koeficientus, surašome sistemos, turinčios vieną (fotoninį ar atominį) sužadinimą, bendrąją bangos funkciją (čia daroma prielaida, kad dviejų lygių spinduolis),

Image

Lauko amplitudės parenkamos taip, kad atitiktų tiksliai apibrėžtų momentų fotonus ribose

Image

, pavyzdžiui,

Image

,

Image

ir

Image

fotonui, sklindančiam iš pradžių į dešinę, kur t ( r ) yra perdavimo (atspindžio) koeficientas. Po ref. 32, mes gauname lygtį (2) išspręsdami nuo laiko nepriklausomą Schrodingerio lygtį H | ψ k 〉 = E k | ψ k 〉 r , t ir c e . Šiuo atveju nuostolingasis momentas efektiniame hamiltone suteikia tikimybę, kad gaunamas fotonas bus prarastas išsklaidymo proceso metu, ir nebūtina atsižvelgti į kvantinius šuolius, nepriklausomai nuo šuolio tikimybės.

Daugiafunkcinė dinamika

Nuoseklios būsenos įvesties ir emiterio, kurio pradinė būsena yra pradinė, pradinė būsena gali būti parašyta forma

Image

, kur poslinkio operatorius

Image

sukuria daugiamodelę darnią būseną iš 31 vakuumo. Ši poslinkio operatoriaus savybė skatina būsenos virsmą, kurį suteikia 43

Image

kad pradinė būsena būtų paversta

Image

. Heisenbergo paveikslėlyje (ir lauko, kuris iš pradžių sklinda į dešinę), dešiniojo lauko operatorius virsta

Image

, kur išorinio lauko amplitudė

Image

. Taigi transformacija nusako pradinę koherentinę būseną klasikiniu Rabi dažniu sąveikaujant hamiltoniečiui, tuo pačiu kartografuodama pradinę fotoninę būseną vakuume. Spinduliatoriaus, sąveikaujančio su lauko režimais, dinamiką dabar galima nagrinėti pagal Wigner – Weisskopf aproksimaciją, tai yra, sąveika su vakuumo režimais sukuria eksponentinį slopinimo greitį nuo | e 〉 į | g 〉 greičiu Γ . Taigi atominių operatorių evoliucija sumažėja iki įprastos Langevino – Blocho lygtys 31, kuri leidžia apskaičiuoti visas atominių operatorių savybes ir išsibarsčiusį lauką. Atkreipkite dėmesį, kad šiose lygtyse efektyvusis Hamiltono (1) lygties ir kvantinio šuolio vaizdo išsklaidomasis terminas dabar griežtai pakeistas išsklaidymo ir svyravimo (tai yra triukšmo) operatoriais, kurie daro įtaką atominių operatorių evoliucijai 31 .

Dviejų šakų aproksimacijoje Heizenbergo laukų judesio lygtys pateiktos

Image

kuriuos galima formaliai integruoti, suteikiant

Image

kur Θ ( z ) yra žingsnio funkcija. Panaši lygtis galioja ir

Image

. Darant prielaidą, kad laukas iš pradžių sklinda į dešinę,

Image

yra laukas, perduodamas pro spinduolį, kai z > z a , o kai z < z a ,

Image

yra atspindėtas laukas.

Pagal transformaciją, gautą iš 3 lygties, dešinės krypties lauko pirmosios eilės koreliacijos funkcija suteikiama

Image

kuris įvertinus esant z > z a, gauna vidutinį perduodamą intensyvumą (panaši išraiška galioja ir atspindėtam intensyvumui). Mes tęsiame keičiant lygtį (4) į lygtį (5). Kadangi pradinė fotoninė būsena po vakuumo yra vakuume,

Image

neturi jokio poveikio, todėl apskaičiuojant G (1) sumažėja koreliacijos tarp atominių operatorių skaičiavimas. Šių koreliacijų įvertinimo metodai yra gerai žinomi naudojant Langevino ir Blocho lygtis 31 . G (2) ( t ) apskaičiavimas atliekamas panašiai, naudojant (4) lygtį, kad g (2) ( t ) būtų išreikštas dvejopais atomų ryšiais, kuriuos galima įvertinti naudojant gerai žinomą kvantinę regresiją. 31 teorema.

Papildoma informacija

PDF failai

  1. 1.

    Papildoma informacija