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Conversión descendente paramétrica espontánea

Esquema del proceso SPDC. Nótese que las leyes de conservación se aplican a la energía y al momento dentro del cristal.

La conversión descendente paramétrica espontánea (también conocida como SPDC , fluorescencia paramétrica o dispersión paramétrica ) es un proceso óptico instantáneo no lineal que convierte un fotón de mayor energía (es decir, un fotón de bombeo) en un par de fotones (es decir, un fotón de señal y un fotón inactivo) de menor energía, de acuerdo con la ley de conservación de la energía y la ley de conservación del momento . Es un proceso importante en óptica cuántica , para la generación de pares de fotones entrelazados y de fotones individuales.

Proceso básico

Un esquema SPDC con la salida Tipo I
El vídeo de un experimento que muestra fluctuaciones de vacío (en el anillo rojo) amplificadas por SPDC (correspondiente a la imagen de arriba)

Un cristal no lineal se utiliza para producir pares de fotones a partir de un haz de fotones . De acuerdo con la ley de conservación de la energía y la ley de conservación del momento , los pares tienen energías y momentos combinados iguales a la energía y el momento del fotón original. Debido a que el índice de refracción cambia con la frecuencia ( dispersión ), solo ciertos tripletes de frecuencias estarán emparejados en fase para que se pueda lograr la conservación simultánea de la energía y el momento. La coincidencia de fase se logra más comúnmente utilizando materiales no lineales birrefringentes, cuyo índice de refracción cambia con la polarización. Como resultado de esto, los diferentes tipos de SPDC se clasifican por las polarizaciones del fotón de entrada (la bomba) y los dos fotones de salida (señal y ocioso). Si los fotones de señal y ociosos comparten la misma polarización entre sí y con el fotón de bomba destruido, se considera SPDC tipo 0; [1] si los fotones de señal y ociosos comparten la misma polarización entre sí, pero son ortogonales a la polarización de la bomba, es SPDC tipo I; y si los fotones de señal y los fotones inactivos tienen polarizaciones perpendiculares, se considera SPDC Tipo II. [2]

La eficiencia de conversión de SPDC es típicamente muy baja, con la eficiencia más alta obtenida en el orden de 4x10 -6 fotones entrantes para PPLN en guías de onda. [3] Sin embargo, si se detecta una mitad del par en cualquier momento, entonces se sabe que su pareja está presente. La parte degenerada de la salida de un convertidor descendente Tipo I es un vacío comprimido que contiene solo términos de número de fotones pares . La salida no degenerada del convertidor descendente Tipo II es un vacío comprimido de dos modos.

Ejemplo

Un esquema SPDC con la salida Tipo II

En un diseño de aparato SPDC de uso común, un haz láser potente , denominado haz de "bombeo", se dirige a un cristal de BBO (borato de beta-bario) o niobato de litio . La mayoría de los fotones continúan rectos a través del cristal. Sin embargo, ocasionalmente, algunos de los fotones experimentan una conversión descendente espontánea con correlación de polarización de tipo II, y los pares de fotones correlacionados resultantes tienen trayectorias que están restringidas a lo largo de los lados de dos conos cuyos ejes están dispuestos simétricamente en relación con el haz de bombeo. Debido a la conservación del momento, los dos fotones siempre están ubicados simétricamente en los lados de los conos, en relación con el haz de bombeo. En particular, las trayectorias de una pequeña proporción de pares de fotones se ubicarán simultáneamente en las dos líneas donde se intersecan las superficies de los dos conos. Esto da como resultado el entrelazamiento de las polarizaciones de los pares de fotones que emergen en esas dos líneas. Los pares de fotones están en una superposición cuántica de peso igual de los estados no entrelazados y , correspondientes a las polarizaciones del fotón del lado izquierdo, fotón del lado derecho. [4] [5] : 205 

Otro cristal es el KDP ( fosfato de potasio dihidrógeno ), que se utiliza principalmente en la conversión descendente de tipo I, donde ambos fotones tienen la misma polarización. [6]

Algunas de las características de los cristales no lineales de conversión descendente paramétrica eficaces incluyen:

  1. No linealidad: el índice de refracción del cristal cambia con la intensidad de la luz incidente. Esto se conoce como respuesta óptica no lineal.
  2. Periodicidad: El cristal tiene una estructura regular y repetitiva, conocida como estructura reticular, que es responsable de la disposición regular de los átomos en el cristal.
  3. Anisotropía óptica: El cristal tiene diferentes índices de refracción a lo largo de diferentes ejes cristalográficos.
  4. Sensibilidad a la temperatura y la presión: la no linealidad del cristal puede cambiar con la temperatura y la presión, por lo que el cristal debe mantenerse en un entorno de temperatura y presión estables.
  5. Coeficiente no lineal alto: es deseable un coeficiente no lineal alto, esto permite generar una gran cantidad de fotones entrelazados.
  6. Umbral de daño óptico alto: el cristal con un umbral de daño óptico alto puede soportar una alta intensidad del haz de bombeo.
  7. Transparencia en el rango de longitud de onda deseado: es importante que el cristal sea transparente en el rango de longitud de onda del haz de bombeo para interacciones no lineales eficientes.
  8. Alta calidad óptica y baja absorción: El cristal debe ser de alta calidad óptica y baja absorción para minimizar la pérdida del haz de bombeo y los fotones entrelazados generados.

Historia

El SPDC fue demostrado ya en 1967 por SE Harris , MK Oshman y RL Byer , [7] así como por D. Magde y H. Mahr. [8] Fue aplicado por primera vez a experimentos relacionados con la coherencia por dos pares independientes de investigadores a finales de los años 1980: Carroll Alley y Yanhua Shih, y Rupamanjari Ghosh y Leonard Mandel . [9] [10] Se encontró la dualidad entre emisiones incoherentes ( teorema de Van Cittert-Zernike ) y bifotón. [11]

Aplicaciones

El SPDC permite la creación de campos ópticos que contienen (en una buena aproximación) un único fotón. A partir de 2005, este es el mecanismo predominante para que un experimentador cree fotones individuales (también conocidos como estados de Fock ). [12] Los fotones individuales, así como los pares de fotones, se utilizan a menudo en experimentos de información cuántica y aplicaciones como la criptografía cuántica y los experimentos de prueba de Bell .

El SPDC se utiliza ampliamente para crear pares de fotones entrelazados con un alto grado de correlación espacial. [13] Dichos pares se utilizan en imágenes fantasma , en las que se combina información de dos detectores de luz: un detector convencional de múltiples píxeles que no ve el objeto y un detector de un solo píxel (cubeta) que sí ve el objeto.

Alternativas

El efecto recientemente observado de la emisión de dos fotones de semiconductores accionados eléctricamente se ha propuesto como base para fuentes más eficientes de pares de fotones entrelazados. [14] Aparte de los pares de fotones generados por SPDC, los fotones de un par emitido por semiconductores normalmente no son idénticos sino que tienen energías diferentes. [15] Hasta hace poco, dentro de las limitaciones de la incertidumbre cuántica, se suponía que el par de fotones emitidos estaba co-ubicado: nacen de la misma ubicación. Sin embargo, un nuevo mecanismo no localizado para la producción de pares de fotones correlacionados en SPDC ha puesto de relieve que, ocasionalmente, los fotones individuales que constituyen el par pueden emitirse desde puntos separados espacialmente. [16] [17]

Véase también

Referencias

  1. ^ Lerch, Stefan; Bessire, Bänz; Bernhard, Christof; Feurer, Thomas; Stefanov, André (1 de abril de 2013). "Curva de ajuste de la conversión descendente paramétrica espontánea de tipo 0". Journal of the Optical Society of America B . 30 (4): 953–958. arXiv : 1404.1192 . Código Bibliográfico :2013JOSAB..30..953L. doi :10.1364/JOSAB.30.000953. ISSN  0740-3224. S2CID  149192.
  2. ^ Boyd, Robert (2008). Óptica no lineal, tercera edición . Nueva York: Academic Press. pp. 79–88. ISBN 978-0-12-369470-6.
  3. ^ Bock, Matthias; Lenhard, Andreas; Chunnilall, Christopher; Becher, Christoph (17 de octubre de 2016). "Fuente de fotón único altamente eficiente para longitudes de onda de telecomunicaciones basada en una guía de onda PPLN". Optics Express . 24 (21): 23992–24001. Bibcode :2016OExpr..2423992B. doi : 10.1364/OE.24.023992 . ISSN  1094-4087. PMID  27828232.
  4. ^ P. Kwiat ; et al. (1995). "Nueva fuente de alta intensidad de pares de fotones entrelazados por polarización". Phys. Rev. Lett . 75 (24): 4337–4341. Bibcode :1995PhRvL..75.4337K. doi : 10.1103/PhysRevLett.75.4337 . PMID  10059884.
  5. ^ Anton Zeilinger (12 de octubre de 2010). "La superfuente y el cierre de la brecha de comunicación". La danza de los fotones: de Einstein a la teletransportación cuántica . Farrar, Straus y Giroux. ISBN 978-1-4299-6379-4.
  6. ^ Reck, MHA, Interferometría cuántica con multipuertos: fotones entrelazados en fibras ópticas (página 115) (PDF) , consultado el 16 de febrero de 2014
  7. ^ Harris, SE; Oshman, MK; Byer, RL (1 de mayo de 1967). "Observación de fluorescencia paramétrica óptica sintonizable". Physical Review Letters . 18 (18): 732–734. doi :10.1103/PhysRevLett.18.732.
  8. ^ Magde, Douglas; Mahr, Herbert (22 de mayo de 1967). "Estudio en fosfato de amonio dihidrógeno de interacción paramétrica espontánea ajustable de 4400 a 16 000 \AA{}". Physical Review Letters . 18 (21): 905–907. doi :10.1103/PhysRevLett.18.905.
  9. ^ Y. Shih y C. Alley, en Actas del 2º Simposio Internacional sobre Fundamentos de QM a la luz de la nueva tecnología , Namiki et al., eds., Physical Society of Japan, Tokio, 1986.
  10. ^ Ghosh, R.; Mandel, L. (1987). "Observación de efectos no clásicos en la interferencia de dos fotones". Phys. Rev. Lett . 59 (17): 1903–1905. Bibcode :1987PhRvL..59.1903G. doi :10.1103/physrevlett.59.1903. PMID  10035364.
  11. ^ http://pra.aps.org/abstract/PRA/v62/i4/e043816 - Dualidad entre coherencia parcial y entrelazamiento parcial
  12. ^ Zavatta, Alessandro; Viciani, Silvia; Bellini, Marco (2004). "Reconstrucción tomográfica del estado de Fock de fotón único mediante detección homodina de alta frecuencia". Physical Review A . 70 (5): 053821. arXiv : quant-ph/0406090 . Código Bibliográfico :2004PhRvA..70e3821Z. doi :10.1103/PhysRevA.70.053821. S2CID  119387795.
  13. ^ Walborn, SP; Monken, CH; Pádua, S.; Souto Ribeiro, PH (2010). "Correlaciones espaciales en conversión descendente paramétrica". Physics Reports . 495 (4–5): 87–139. arXiv : 1010.1236 . Bibcode :2010PhR...495...87W. doi :10.1016/j.physrep.2010.06.003. ISSN  0370-1573. S2CID  119221135.
  14. ^ Hayat, Alex; Ginzburg, Pavel; Orenstein, Meir (2 de marzo de 2008). "Observación de la emisión de dos fotones desde semiconductores". Nature Photonics . 2 (4). Springer Science and Business Media LLC: 238–241. doi :10.1038/nphoton.2008.28. ISSN  1749-4885.
  15. ^ Chluba, J.; Sunyaev, RA (2006). "Decaimiento inducido por dos fotones del nivel 2s y tasa de recombinación cosmológica del hidrógeno". Astronomía y Astrofísica . 446 (1): 39–42. arXiv : astro-ph/0508144 . Bibcode :2006A&A...446...39C. doi :10.1051/0004-6361:20053988. S2CID  119526307.
  16. ^ Forbes, Kayn A.; Ford, Jack S.; Andrews, David L. (30 de marzo de 2017). "Generación no localizada de pares de fotones correlacionados en conversión descendente degenerada" (PDF) . Physical Review Letters . 118 (13): 133602. Bibcode :2017PhRvL.118m3602F. doi :10.1103/PhysRevLett.118.133602. PMID  28409956.
  17. ^ Forbes, Kayn A.; Ford, Jack S.; Jones, Garth A.; Andrews, David L. (23 de agosto de 2017). "Deslocalización cuántica en la generación de pares de fotones" (PDF) . Physical Review A . 96 (2): 023850. Bibcode :2017PhRvA..96b3850F. doi :10.1103/PhysRevA.96.023850.