Управление частотно-угловым спектром бифотонного поля (1102936), страница 3

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 3)

По графику видно, что за счет неод­Ширина спектра (ТГц)Ширина спектра (ТГц)2 5 02 0 01 5 01 0 05 0005 01 0 0Разность температур (К)1 5 08 06 04 02 0005 01 0 01 5 0Разность температур (К)2 0 0(а ) Вырожденный режим(б ) Невырожденный режимРис. 5. Зависимость ширины спектра бифотонного поля Δ от величины перепада тем­ператур Δ на краях нелинейного кристалла для вырожденного (а) и невырожденного(б) синхронизма. Точками показаны экспериментальные данные, кривой — теоретическаяоценка.13нородного нагрева кристалла можно увеличить ширину спектра с 21 ТГц до148 ТГц в вырожденном режиме и с 3,5 ТГц до 48 ТГц в невырожденномрежиме. При этом видно, что экспериментальные данные хорошо согласу­ются с теорией до тех пор, пока перепад температур не превышает 100 К.При больших перепадах теория предсказывает большую ширину спектра.Это объясняется тем, что экспериментальное значение Δ определялось попоказаниям термопар, расположенных вблизи поверхности кристалла, в товремя как генерация бифотонного поля происходила внутри кристалла, гдереальная температура могла быть несколько ниже.Также было продемонстрировано управление формой спектра за счетуправления профилем распределения температур на кристалле.

Кроме того,было реализовано уширение углового спектра бифотонного поля.Результаты второй главы опубликованы в работах [1, 2].В третьей главеисследовалось управление спектром бифотонного по­ля за счет приложения к нелинейному кристаллу неоднородного электро­статического поля.Принцип исследуемого метода аналогичен принципу, изложенному вовторой главе, с той лишь разницей, что пространственная модуляция показа­телей преломления осуществлялась посредством электрооптического эффек­та. В качестве нелинейного кристалла использовался кристалл KDP длиной30 мм и сечением 10×5 мм, вырезанный под коллинеарный вырожденный син­хронизм типа I на длине волны накачки 351 нм.

Для приложения неоднород­ного электростатического поля на кристалл наносились две пары электродов(рис. 6 (а)), к которым прикладывалось напряжение до 15 кВ противополож­ной полярности. Распределение поперечной компоненты напряженности поля⊥ вдоль оси , проходящей по центру кристалла, показано на рисунке 6 (б).По графику видно, что вдоль кристалла поле изменялось от −30 кВ/см до+30 кВ/см.

При уменьшении напряжения на электродах напряженность поляпропорционально уменьшалась.Зависимость ширины спектра Δ от перепада напряженности поля накраях кристалла Δ при его неизменной ориентации (соответствующей вы­полнению условий коллинеарного вырожденного синхронизма) показана нарисунке 7. По графикам видно, что, прикладывая к кристаллу неоднородное14E^ (кВ/см)300z-300 кВ15 кВz (мм)0102030(а )(б )Рис. 6. Приложение пространственно неоднородного электростатического поля к кристал­лу KDP 30×10×5 мм.

На рисунке (а) показана система из двух пар электродов, на которыеподано напряжение 15 кВ противоположной полярности. Цветом показано распределениеэлектростатического потенциала внутри кристалла. На рисунке (б) показано распределе­ние поперечной компоненты напряженности поля ⊥ вдоль оси , проходящей по центрукристалла. Пунктирная линия — точный расчет, сплошная — приближение, используемоедля теоретического расчета.электростатическое поле, можно увеличить ширину спектра бифотонного по­ля с 37 ТГц до 102 ТГц в вырожденном режиме и с 2,5 ТГц до 29 TГц вневырожденном. Также видно, что экспериментальная ширина спектра пре­вышает оценочную.

Это объясняется тем, что ширина и форма спектра оченьчувствительны к небольшим изменениям формы распределения поля в кри­сталле, теоретическая кривая заведомо отражает оценку снизу. Кроме того,при расчете предполагалось, что пучок накачки проходит ровно по центрукристалла. Поэтому учитывался только вклад поперечной компоненты на­пряженности поля ⊥ . В то же время в эксперименте пучок мог проходитьне строго по центру. Кроме того, ширина лазерного пучка (2 мм) была сравни­ма с толщиной кристалла (5 мм), поэтому ненулевая продольная компонентаполя в области генерации бифотонного поля также могла оказать влияниена пространственную модуляцию показателей преломления.При этом одновременно с уширением по частоте наблюдалось уширениепо углу.

При изменении угла между оптической осью кристалла и лучомнакачки бифотонное поле уширялось преимущественно по частоте, преиму­щественно по углу или уширенное в равной степени по частоте и по углу.Максимальная ширина частотного спектра составила 102 ТГц.Результаты третьей главы опубликованы в работе [3].153 58 0Ширина спектра (ТГц)Ширина спектра (ТГц)7 57 06 56 05 55 04 54 03 53 02 5051 01 52 02 53 0Разность напряженностей поля (кВ/см)3 02 52 01 51 050051 01 52 02 53 0Разность напряженностей поля (кВ/см)(а ) Вырожденный режим(б ) Невырожденный режимРис.

7. Зависимость ширины спектра бифотонного поля Δ от величины перепада напря­женности электростатического поля Δ на краях нелинейного кристалла при его неиз­менной ориентации для вырожденного (а) и невырожденного (б) синхронизма. Точкамипоказаны экспериментальные данные, кривой — теоретическая оценка.В заключениисформулированы основные результаты диссертацион­ной работы:1. Разработаны способы увеличения степени перепутанности спектрально­го состояния бифотонного поля, а также уменьшения его времени кор­реляции. В основе исследованных способов лежит как однородное, таки неоднородное уширение спектра спонтанного параметрического рас­сеяния света. В результате были приготовлены состояния бифотонныхполей, соотношение Федорова для которых достигало ≈ 3×104 , что в3–7 раз больше типичных значений.

Соответствующее время когерент­ности для таких полей составляет 6,5 фс, что также в 3–7 раз меньшестандартных значений.2. Исследован спектр бифотонного поля, генерируемый в процессе СПР вкристалле BBO толщиной 0,1 мм. Ширина спектра составила 132 ТГц.При этом показано, что при помещении кристалла внутрь резонаторааргонового лазера интенсивность поля увеличивается в ≈ 50 раз.3. Исследован метод управления спектром бифотонного поля за счет про­дольной пространственной модуляции показателей преломления в нели­нейном кристалле.

Модуляция показателей преломления осуществля­16лась как посредством неоднородного нагрева кристалла, так и посред­ством приложения к кристаллу неоднородного электростатического по­ля. Продемонстрировано неоднородное уширение спектра в 7,5 раз (до154 ТГц) в вырожденном режиме и в 14 раз (до 48 ТГц) в невырожден­ном режиме.Список публикаций1. Калашников Д. А., Катамадзе К.

Г., Кулик С. П. Управление спектромдвухфотонного поля: неоднородное уширение за счет температурного гра­диента // Письма в ЖЭТФ. 2009. Т. 89, № 5. С. 264–269.2. Катамадзе К. Г., Кулик С. П. Управление спектром бифотонного поля //ЖЭТФ. 2011. Т. 139, № 1. С. 26–45.3. Катамадзе К. Г., Патерова А. В., Якимова Е. Г. и др. Управление частот­ным спектром бифотонного поля за счет электрооптического эффекта //Письма в ЖЭТФ.

2011. Т. 94, № 4. С. 284–288.4. Katamadze K. G., Borshchevskaya N. A., Dyakonov I. V. et al. Intracavitygeneration of broadband biphotons in a thin crystal // Laser Physics Letters .2013. — Apr. Vol. 10, no. 4. P. 045203.Цитированная литература5. Wieman C., Pritchard D., Wineland D. Atom cooling, trapping, and quantummanipulation // Reviews of Modern Physics . 1999. — Mar. Vol. 71, no. 2.P. S253–S262.6. Singer K., Poschinger U., Murphy M. et al. Colloquium: Trapped ions asquantum bits: Essential numerical tools // Reviews of Modern Physics .2010. — Sep.

Vol. 82, no. 3. P. 2609–2632.7. Burkard G., Loss D. Quantum Computing with Quantum Dots // SchedaeInformaticae . 2005. Vol. 14. P. 95–111.178. Jelezko F., Wrachtrup J. Single defect centres in diamond: A review // physicastatus solidi (a) . 2006. — Oct. Vol. 203, no. 13. P. 3207–3225.9. Siddiqi I.

Superconducting qubits: poised for computing? // SuperconductorScience and Technology . 2011. — Sep. Vol. 24, no. 9. P. 091002.10. Нильсен М., Чанг И. Квантовые вычисления и квантовая информация.Москва: Мир, 2006. С. 824. ISBN: 5-03-003524-9.11. Giovannetti V., Lloyd S., Maccone L. Advances in quantum metrology //Nature Photonics .

2011. — Apr. Vol. 5, no. 4. P. 222–229.12. Fock V. Konfigurationsraum und zweite Quantelung // Zeitschrift fur Physik .1932. — Sep. Vol. 75, no. 9–10. P. 622–647.13. Aichele T., Lvovsky A. I., Schiller S. Optical mode characterization of sin­gle photons prepared by means of conditional measurements on a biphotonstate // The European Physical Journal D – Atomic, Molecular and OpticalPhysics . 2002. — Feb. Vol. 18, no. 2.

P. 237–245.14. Rarity J., Tapster P., Jakeman E. Observation of sub-poissonian light inparametric downconversion // Optics Communications . 1987. — May. Vol. 62,no. 3. P. 201–206.15. Китаева Г. Х., Клышко Д. Н., Таубин И. В. К теории параметрическогорассеяния и метода абсолютного измерения яркости света // Квантоваяэлектроника. 1982. Т. 9, № 3. С. 561–567.16. Клышко Д.

Н., Пенин А. Н. Перспективы квантовой фотометрии // Успе­хи физических наук . 1987. Т. 152, № 8. С. 653–665.17. Kwiat P., Mattle K., Weinfurter H. et al. New High-Intensity Source of Po­larization-Entangled Photon Pairs // Physical Review Letters . 1995. — Dec.Vol. 75, no. 24. P. 4337–4341.18. Kwiat P. G., Waks E., White A. G. et al. Ultrabright source of polariza­tion-entangled photons // Physical Review A.

Характеристики

Список файлов диссертации