Диссертация (1104083), страница 6

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

Текст из файла (страница 6)

На вставке пунктирная линия показывает спектрпадающего излучения, а сплошная линия - спектр отраженного излучения.Действительно, биение оптического сигнала от микрорезонатора на частоте,равной частоте расщепления между верхним и нижним поляритоннымисостояниями, может быть интерпретировано как результат сложения двух- 36 -когерентных оптических сигналов.

Следовательно, в поляритонном базисесуществование осцилляций Раби соответствует одновременному заселениюсостояний на обеих поляритонных ветках и долговременному поддержаниюотносительной фазы между этими состояниями или, иными словами, их взаимнойкогерентности.Напрактике,однако,выполнениеобоихэтихусловийпредставляет собой сложную экспериментальную задачу. В реальных системахрелаксационные процессы, возникающие вследствие открыто-диссипативнойприроды поляритонов, существенно влияют на течение осцилляций Раби, приводяк их быстрому затуханию. При этом существенную роль играют процессы,ответственные за дополнительную релаксацию верхней поляритонной ветви,проявляющейся в значительном дисбалансе времен жизни поляритонов верхней инижней ветвей (в большинстве образцов плоских микрорезонаторов поляритоныверхнейветвиживутнапорядокменьше),чтобылообнаруженоэкспериментально [40].Таким образом, диссипативные процессы играют определяющую роль вполяритонных системах.

Однако учет влияние диссипации не ограничиваетсятолько конечным временем жизни поляритонов. Действительно, предположим,что частицы в конденсате затухают с характерным временем  , тогда уравнениеГейзенберга для оператора поля ˆ 0 имеет видdˆ 0 iˆ 0  ˆ 0dt2Пустьвначальныймоментвремениоператор(1.17)рожденияполяритонаудовлетворяет бозонному коммутационному соотношению ˆ 0  t  ,ˆ 0  t   1 .Однако из уравнения (1.18) получаем, что коммутатор меняется со временем какˆ 0  t  ,ˆ 0  t   ˆ 0  0  ,ˆ 0  0  e t(1.18)Таким образом, несмотря на то, что мы предположили корректное выполнениебозонной коммутации в момент времени t  0 , с течением времени оно- 37 -нарушится.

Ошибка такого описания заключается в том, что мы пренебрегливзаимодействиемконденсатаиполямивнешнегорезервуара,которыеответственны за уход частиц из конденсата. Резервуар вносит «шум», когдасистемадиссипируетврезервуар.Этоквантово-механическийаналогфлуктуационно-диссипационной теоремы [41,42].1.2.Элементы оптических цепей на основе экситонных поляритоновВ настоящее время возникает необходимость создания более эффективныхи быстрых способов обработки и передачи информации. Одним из способовреализации этих задач являются использование технологий маршрутизацииданных с помощью оптических цепей и высокопроизводительных оптическихпроцессоров. В действительности, использование оптических волноводов иволоконпозволилорасстояниясосуществлятьмаленькимираспространениепотерями.Однакосигналасовременныенабольшиеэлектронныевычислительные устройства обладают такими преимуществами как низкойстоимостью и потребляемой мощностью, что является следствием годаминакопленного опыта в изготовлении этих устройств.

Принцип работы типичныхоптических вентилей основан на нелинейности материалов: изменение показателяпреломления материала вызванная пучком света одного может быть использованадля модуляции интенсивности другого. К сожалению, нелинейные коэффициентыв оптических сплошных твердотельных материалах в основном маленькиевеличины, вследствие чего для функционирования таких устройств требуютсябольшие мощности. Для того, чтобы повысить интенсивность сигнала нанесколько порядков, были предложены схемы, использующие резонансноусиливающиесянелинейныеэффектывфотонныхкристаллах[43]имикрокольцевых резонаторах [44-46].

Оптическое переключение является однимиз важнейших компонентов оптических сетей, позволяющим одному оптическомусигналу управлять другим.Другим подходом к реализации систем передачи и обработки информацииявляется использование микрорезонаторных поляритонов, которые совмещают- 38 -свойствасветасосвойствамиполупроводниковыхсред.Вчастности,поляритонные системы обладают ярко выраженными нелинейными свойствами,которыевозникаютСледствиемиз-засильногополяритон-поляритонногоэкситон-экситонноговзаимодействиявзаимодействия.[47]являетсявозникновение в поляритонных системах таких явлений, как оптическаябистабильность [48-50] и оптические параметрические осцилляции [51]. Такимобразом, поляритоны, обладая к тому же и низким энергопотреблением, являютсяидеальнымкандидатомдлявысокоскоростныхоперацийвлогическихустройствах.Кроме того, поляритоны представляют значительный интерес для задачквантовой информатики.

Один из возможных подходов в этой областиосновывается на создании запутанных поляритонных состояний. В настоящиймомент теория созданий квантовых криптографических схем на основезапутанных по поляризации фотонов развита достаточно хорошо [53]. Схемы,основанные на экситонных поляритонах, обладают теми же преимуществами, нокроме того, отличаются рядом важных особенностей. В поляритонных системахпараметрическое рассеяние благодаря поляритон-поляритонному взаимодействиюпроисходит очень эффективно.

К тому же выполнение законов сохраненияэнергии и импульса достигается относительно просто благодаря своеобразнойформе поляритонной дисперсии.Важным аспектом реализации систем квантовой криптографии являетсявозможностьсозданияЭПР(Эйншетейн-Подольски-Розен)-парполяритонов,которые запутаны относительно некой степени свободы. В работе [53] показано,что спонтанное параметрическое рассеяние между поляритонами на разныхветках способствует формированию запутанных поляритонных состоянийгде j , k  j1, ks j2 , ki  j2 , ks j1, ki(1.19)соответствует поляритонному состояниюj -ой ветки с волновымвектором k . Для этого с помощью лазера накачки формируются поляритоны на- 39 -верхней поляритонной ветке с нулевым волновым вектором ( k p  0 ). Дваполяритона верхней ветки могут когерентно рассеяться, параметрическипреобразовавшись в пару сигнального (индекс «s») и холостого (индекс «i»)поляритона, а именно: в нижний и верхний поляритоны с противоположнымипоперечными волновыми векторами (рис.1.11).Рис.1.11.(а) – Сплошными линиями изображена дисперсия энергии E1  k   E2  k  нижней(верхней) поляритонной ветки, а штрихованными линиями - дисперсия EC  k   EX  k фотонной(экситонной)моды.Стрелкиизображаютрассматриваемыймежветочныйполяритонный процесс парного рассеяния.

(б) – Схема возбуждения плоского микрорезонатора.Условие фазового синхронизма выполняется, когда волновые векторыудовлетворяют соотношению ks  ki  kr , где k r зависит от поляритонногорасщепления и экситон-фотонной отстройки. Обратим внимание, что длязаданного k s , существуют два эквивалентных процесса, в которых ролисигнальногоихолостогосигналапо-разномураспределяютсямеждуполяритонными ветками. Квантовая запутанность в такой системе возникает из-затого, что невозможно установить, какой именно рассеянные поляритон перешелна верхнюю или нижнюю ветку. На рис.1.12 представлена картина фазовогосинхронизмав двумерном пространстве синхронизма  k  1 k  2 k симпульсов.Функцияфазового- 40 - 1 2 k  E  k   E  2k1 2 212p  k  2 E2 k p2(1.20),2где  представляет собой спектральную ширину поляритонного состояния.Заметим, что если законы сохранения энергии и импульса для межветочногорассеяния сильно нарушаются, то 1 2  0 .

С другой стороны, если k – волновойвектор, соответствующий идеальному фазовому синхронизму для нижнего (верхнего) поляритонного сигнала, то 1 2 k  1. Отметим, что если k волновой вектор идеального фазового синхронизма для обеих веток, то  k  2 .Рис.1.12. Функция фазового синхронизма в зависимости от поперечного волнового векторасигнальной моды (в единицах k0 ).

(а) – Накачка возбуждает верхнюю поляритонную ветку принормальномпаденииkp0 ,(б)–k p  0.15k 0ex .EX  EC  0   1.5эВ ,Параметры:k0  EC  0  / c , 2   4мэВ ,   0.5мэВ .   и   k   2 наНа рис. (1.12а) представлен случай k p  0 , где 1 k  2 kкольцеk  kr .Запутанныеполяритонымогутбытьполученыспротивоположными импульсами на кольце. В случае же когда k p  0 , где кривые     ,фазового синхронизма для нижней и верхней ветки расходятся 1 k  2 kзапутанность по индексу ветки возможна только в двух точках пересечения.- 41 -Важно отметить, что такие запутанные поляритоны могут испускать частотнозапутанные пары фотонов, т.е. состояния вида  †1 ,kr †2 , kr  †2 ,kr †1 , kr 0 ,где(1.21)1  2  - энергия нижнего (верхнего) состояния с поперечным волновымвектором k r .

Для того, чтобы иметь значительную видимость вне резонатора,сигнальная и холостая моды поляритонов должны иметь одинаковую связь сполем вне резонатора. Этот случай соответствует сравнимым фотоннымфракциям обоих сигналов.В работе [4] показано, что за счет использования корреляционных иинтерференционныхэффектов,поляритон-поляритонноерассеяниевмикрорезонаторах может быть использовано для создания оптических вентилей,которыеимеютменьшеефункционирования,времячемоткликаисуществующиеменьшийпорогмощностиполяризационно-чувствительныевычислительные устройства.

Лазерные пучки настраиваются в резонанс с нижнейполяритонной веткой на одинаковой энергии, но направляются таким образом,чтобы соответствовать противоположным волновым векторам k p и k p . Пучкилинейно поляризованы и поляризация одного из лучей может непрерывно инезависимоизменятьсяотгоризонтальнойлинейнойполяризациидовертикальной линейной поляризации с помощью полуволновой пластины. Дляинтерпретации полученных результатов применялся теоретический подход,основанный на уравнении Гросса-Питаевского:i2 2  x k  x     x   V0   *  x    x     x   V1 *  x     x    x  t2m Xi x2 X2 2  x kii  x     x   f  x , t   f b  x , t    x .t2mP2 P(1.22)- 42 -V0 и V1 – константы определяющие силу нелинейного взаимодействия [54].

Характеристики

Список файлов диссертации