Лекция 8 Сжатые состояния электромагнитного поля

СЖАТОЕ СОСТОЯНИЕ электромагнитного поля - состояние поля, при котором дисперсии флуктуации канонически сопряжённых компонент поля не равны. Возможны классические и квантовые С. с. В первом случае оказываются неравными дисперсии квадратур классических флуктуации; для квантового С. с. дисперсия любой одной канонически сопряжённой компоненты меньше дисперсии в когерентном состоянии. Понятие С. с. возникло в процессе изучения (1960-70-е гг.) статистических характеристик излучения (долазерные эксперименты по корреляциям интенсивности), детального исследования необычных свойств лазерного света. Различают С. с. квадратурносжатые и состояния с подавленными флуктуациями числа фотонов или фазы.

Для когерентного состояния поля характерно пуассоновское распределение фотонов с дисперсией  

В поле с меньшей дисперсией квантовые флуктуации интенсивности подавлены, статистика фотоотсчётов сглажена во времени. В этом случае распределение фотонов более узкое, чем пуассоновское, и такое поле называется с у б п у а с с о н о в с к и м. Уровень шума детектирования излучения с субпуассоновской статистикой фотонов оказывается ниже уровня дробового шума. Поэтому использование электромагнитных полей с субпуассоновской статистикой представляет интерес для высокочувствительных и высокоточных измерений, в оптической связи и спектроскопии.

Схематичное представление С. с. на фазовой плоскости дано на рис. 1. Векторами обозначены средние амплитуды, пунктиром - область неопределённости когеренткого состояния, эллипсами - области неопределённости С. с. При соответствующей ориентации эллипса сжатия относительно регулярной составляющей поля возможно подавление как амплитудных (рис. 1,б), так и фазовых (рис. 1,в) флуктуации. 

Рис. 1. Схематичное представление сжатых состояний электромагнитного поля на фазовой плоскости: а - произвольная ориентация эллипса сжатия; б - подавлены амплитудные флуктуации; в - подавлены фазовые флуктуации.

В квантовой оптике напряжённость одномодового электрического поля описывается оператором 

Где  и  - операторы квадратур: 

ω- частота, k - волновое число, z -направление распространения излучения, С = const, а и а⁺ - операторы уничтожения и рождения фотона. Операторы квадратур удовлетворяют коммутационным соотношению  , а их дисперсии  ,  - соотношению неопределённостей 

 ,  - вектор состояния поля,  - квантовомеханич. усреднение. В когерентном и вакуумном состояниях   В квантовом С. с. флуктуации одной из квадратур, напр., , тогда как  или наоборот.

В случае классической флуктуации операторы а, а⁺ заменяются комплексными амплитудами А, А*, при этом квадратуры 

При классическом сжатии

Поля в С. с. являются периодически нестационарными, в чём легко убедиться, используя классическое описание. Полагая квадратуры некоррелированными, для средней интенсивности поля имеем: 

Методы получения сжатых состояний основываются на нелинейных радиофизических и оптических процессах. В оптике С. с. могут возникать в трёх- и четырёхчастотных параметрическом взаимодействиях, при генерации высших гармоник, в эффектах самовоздействия, комбинационном рассеянии, многофотонных процессах и т. п. Возможно также непосредственное создание высокостабильных лазерных источников излучения, в которых подавление квантовых флуктуации осуществляется либо депрессией шумов накачки, либо введением отрицательной  обратной связи.

Преобразование вакуумного или когерентного состояния, которому соответствуют операторы а и а⁺, в сжатое (соответственно операторы b и b+)описывается операторным уравнением в представлении Гейзенберга: 

где  и v- постоянные, удовлетворяющие соотношению  . Тогда дисперсии флуктуации квадратурных компонент 

Преобразование вакуумного состояния в сжатое иначе можно записать как: 

где  - вектор вакуумного состояния, а  - операторы смещения и сжатия: 

 и  - в общем случае комплексные числа.

Состояние  принято называть вакуумным С. с. (  = 0).

С. с. возникает, например, при вырожденном параметрическом взаимодействии. В поле интенсивной классической накачки параметрическое усиление слабого сигнала описывается уравнением для операторов в представлении Гейзенберга: 

где  - комплексный коэффициент, зависящий от нелинейных свойств среды и амплитуды накачки. Решение (5) имеет вид: 

где  , а операторы а₀ и  - параметры на входе нелинейной среды.

Операторы квадратур преобразуются следующим образом: 

Аналогичные соотношения получаются и при полностью классическом описании параметрического усиления (с заменой операторов комплексными амплитудами). Согласно (7), дисперсии квадратур при  

а при 

Поведение квадратур, т. о., существенно зависит от фазы накачки . Фазовая селективность рассматриваемого параметрического процесса - важнейшая его особенность, исследованная в радиодиапазоне в начале 1960-х гг. Тогда же были продемонстрированы возможности управления статистическими характеристиками электромагнитных полей, снижения уровня фазовых флуктуации, улучшения характеристик систем выделения сигнала из шума. Действительно, при соответствующей ориентации эллипса сжатия на фазовой плоскости, регулируемой выбором фазы накачки, подавление флуктуации квадратуры приводит к снижению фазовых флуктуации. Это просто показать на примере классического С. с. Пусть напряжённость поля (эллипс ориентирован вдоль оси X) 

или 

где 

Флуктуации фазы  связаны с флуктуациями квадратуры Y. Подавление флуктуации  приводит к изменению функции распределения фазы  . В связи с этим основной метод исследования С. с. в радиодиапазоне состоит в измерении распределения  .

К возникновению С. с. приводит также эффект с а м о в о з д е и с т в и я. При распространении излучения в среде с кубичной нелинейностью появляется фазовая добавка, пропорц. числу фотонов  (эффект фазовой самомодуляции света). Для одномодового излучения этот эффект описывается ур-нием 

где коэф.  определяется кубичной нелинейностью среды. В случае исходного когерентного состояния с амплитудой , где  - собств. значение оператора  , и оптим. фазы сигнала  , удовлетворяющей соотношению ,  , минимальная дисперсия квадратуры 

При этом дисперсия второй квадратуры максимальна: 

При нелинейном оптическом преобразовании (11) статистика фотонов не меняется:  . Однако интерференция поля, находящегося в когерентном состоянии, с полем, преобразованным согласно (11), позволяет получить излучение с субпуассоновской статистикой .

Для регистрации С. с. оптического излучения обычно используется балансное гомодинное детектирование (рис. 2). Сжатый свет, которому соответствуют операторы  , смешивается с мощным когерентным излучением гетеродина (операторы  ). Операторы уничтожения, описывающие излучение в каждом из каналов (индексы «1» и «2») после смешения, имеют вид:   

Рис. 2. Схема балансного гомодинного фотодетектирования: 1 и 2 - фотоприёмники в каналах.

Для фотоприёмников с единичным квантовым выходом оператор разностного фототока равен 

Приближённая часть выражения соответствует излучению гетеродина в случае, когда его можно описывать классически:  . Подбором фазы гетеродина  можно добиться того, чтобы разностный фототок определялся лишь одной из квадратур регистрируемого поля, напр. 

а его дисперсия - дисперсией этой квадратуры: 

Если на входе гетеродина излучение в С. с. отсутствует, то дисперсия определяется вакуумными флуктуациями  и уровень дробового шума описывается формулой Шоттки. При подаче на смеситель излучения в С. с. уменьшается дробовой шум детектирования. Др. способ исследования С. с. базируется на регистрации усиленной квадратуры компоненты. При сильном сжатии классич. и многомодовые квантовые С. с. обладают фазосопряжённым спектром, т. е. фазы фурье-компонент поля, расположенных симметрично относительно ср. частоты, комплексно сопряжены (равны по абсолютной величине, но имеют разные знаки). Это свойство приводит к тому, что при удвоении частоты широкополосного спектра С. с. в спектре второй гармоники формируется очень узкий пик . Квантовая трактовка этого явления - смешение коррелированных пар фотонов, рождаемых при параметрической люминесценции. 

Рис. 3. Схема эксперимента по генерации сжатых состояний: задающий лазер генерирует излучение на длине волны  = 1,06 мкм (сплошные линии) и на  = 0,53мкм (штриховая линия); перемещением одного из плоских зеркал вносится фазовая задержка ; П - поляризатор; 3 - зеркало; Ф - фотодиод; АС - анализатор спектра; ПГС - параметрический генератор света.

Ярким подтверждением существования квантовых С. с. явился эксперимент, схема которого приведена на рис. 3. Здесь реализовано коллинеарное трёхфотонное параметрическое взаимодействие в оптическом резонаторе в допороговом режиме. Излучение накачки (  0,53 мкм), представляющее собой вторую гармонику задающего лазера на гранате с неодимом, поступает в резонатор, где генерируется С. с. на  = 1,06 мкм. Одновременно излучение задающего лазера с  =1,06 мкм отщепляется от основного пучка и смешивается с излучением в С. с. в схеме балансного гомодинного детектирования. Основной результат эксперимента, заключающийся в появлении провалов под уровнем дробового шума, представлен на рис. 4, где изображена зависимость напряжения шума фототока от фазы гетеродина. Глубина провалов составляет прибл. 50%. 

Рис. 4. Зависимость напряжения шумов разностного фототока от фазы гетеродина: а - область квантовой неопределённости; б - результат эксперимента. Пунктирными линиями показан уровень дробового шума и соответствующее ему вакуумное состояние (его область квантовой неопределённости).

Основными причинами, препятствующими достижению глубокого сжатия, кроме техн. шумов являются любые потери излучения (в т. ч. и вследствие неединичного квантового выхода фотоприёмников), а также многомодовость реальных световых пучков, ограниченных как в пространстве, так и во времени. Деструктивная роль потерь объясняется их вероятностным характером: из пучка с нек-рой вероятностью осуществляется изъятие априорно неизвестных фотонов, и их поток, первоначально определённым образом упорядоченный, приобретает случайный характер, что и снижает глубину сжатия, В многомодовом излучении каждая мода может быть «сжата» по-своему, т. е. иметь разл. эффективность и ориентацию эллипса сжатия на фазовой плоскости. Поскольку при регистрации происходит аддитивное сложение мод, в результирующей картине возникает «размазывание» сжатия. Тем не менее, возможно появление С. с. в сверхкоротких импульсах, спектр сжатия которых широкополосный. Это выгодно отличается от генерации С. с. в резонаторах, где сжатие проявляется лишь до диапазона МГц.

Эффективное формирование импульсов сжатого света возможно в процессе параметрического усиления в поле импульсной накачки , а также в оптических солитонах за счёт фазовой самомодуляции , необходимой для их формирования.

С. с. эл--магн. поля достигается также подавлением квантовых флуктуации в лазерах, при этом, как правило, генерируется свет с субпуассоновской статистикой фотонов, являющийся частным случаем С. с. Между интенсивностью генерируемого излучения и накачкой устанавливают отрицат. обратную связь. Здесь необходимо применение методов квантовых невозмущающих измерений интенсивности, чтобы не разрушить актом измерения субпуассоновского состояния. Возможны, напр., два варианта реализации таких измерений. Первый предполагает использование среды с кубичной нелинейностью, в которой при распространении генерируемого излучения осуществляется фазовая самомодуляция. Возникающий нелинейный фазовый набег регистрируется при прохождении той же среды слабым пробным пучком с последующим его гетеродинированием. В результате фазовая модуляция пробного пучка переходит в амплитудную, которая и используется в линии отрицательной обратной связи лазерной накачки. Второй вариант заключается в управлении накачкой невырожденного параметрич. генератора. При этом используется жёсткая взаимная корреляция фотонов в сигнальной и холостой волнах: они рождаются только одновременно. Фототок детектора, регистрирующего холостую волну, поступает в линию отрицат. обратной связи, регулирующей мощность накачки, тем самым стабилизируя амплитуду сигнальной волны. Последнее и приводит к возникновению в ней субпуассоновской статистики фотонов.

Генерировать субпуассоновский свет можно также стабилизируя квантовые флуктуации тока накачки полупроводникового лазера. Достичь субпуассоновской статистики электрич. сигнала (электронов) сравнительно несложно, напр. с помощью эффекта Кулона в электронно-лучевой трубке. При высокой эффективности преобразования заряженных частиц тока накачки в испускаемые фотоны (неединичная эффективность эквивалентна потерям) субпуассоновское состояние накачки переходит в генерируемый свет, т. е. из радиодиапазона в оптический. Можно использовать и обратный фотоэффект Франка - Герца, однако эффективность преобразования при этом оказывается ниже.

Подавление шума, связанного с созданием инверсной населённости в лазере, достигается также применением мощной импульсной периодической накачки, которая переводит все электроны на верхний уровень рабочего перехода. При этом также создаются необходимые предпосылки для генерации субпуассоновского света.

До сих пор обсуждалось формирование С. с. Электромагнитного поля во времени. В общем случае можно говорить о пространственно-временном сжатии, характеризующем области пространственных и временных частот, в которых квантовые флуктуации подавлены. Наглядным является пример пространственного сжатия при вырожденном параметрическом усилении когерентных волн с неколлинеарной геометрией взаимодействия. Сжатие в сигнальной и холостой волнах в отдельности отсутствует, но оно возникает при их интерференции с разностью фаз, кратной . В частности, максимальное сжатие проявляется в интерференционных максимумах. Число интерференц. полос на единицу длины определяет пространственную частоту сжатия. При параметрическом взаимодействии пучков с конечной апертурой пространственный спектр сжатия, очевидно, более сложный.

Лекция 9 ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С АТОМАМИ