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Conversión descendente paramétrica espontánea

Esquema del proceso SPDC. Tenga en cuenta que las leyes de conservación se refieren a la energía y el impulso 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 bomba) 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 salida Tipo I
El vídeo de un experimento que muestra las fluctuaciones del vacío (en el anillo rojo) amplificadas por SPDC (correspondiente a la imagen de arriba)

Se utiliza un cristal no lineal 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 coincidirán en fase para que se pueda lograr la conservación simultánea de energía y momento. La coincidencia de fases 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 según las polarizaciones del fotón de entrada (la bomba) y los dos fotones de salida (señal y loco). Si la señal y los fotones inactivos comparten la misma polarización entre sí y con el fotón de bomba destruido, se considera SPDC tipo 0; [1] si la señal y los fotones inactivos comparten la misma polarización entre sí, pero son ortogonales a la polarización de la bomba, es SPDC Tipo I; y si la señal y los fotones inactivos tienen polarizaciones perpendiculares, se considera SPDC de tipo II. [2]

La eficiencia de conversión de SPDC suele ser muy baja, observándose la eficiencia más alta del orden de 4x10 -6 fotones entrantes para PPLN en guías de ondas. [3] Sin embargo, si se detecta la mitad del par en cualquier momento, se sabe que su compañero está presente. La porción degenerada de la salida de un convertidor reductor Tipo I es un vacío comprimido que contiene sólo términos de números pares de fotones . La salida no degenerada del convertidor reductor Tipo II es un vacío comprimido de dos modos.

Ejemplo

Un esquema SPDC con salida Tipo II

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

Otro cristal es el KDP ( dihidrógenofosfato de potasio ), 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 efectiva 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. Esto se conoce 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 y, por lo tanto, el cristal debe mantenerse en un entorno de temperatura y presión estable.
  5. Coeficiente no lineal alto: Es deseable un coeficiente no lineal grande, 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 bomba 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 parejas independientes de investigadores a finales de la década de 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 bifotónicas. [11]

Aplicaciones

SPDC permite la creación de campos ópticos que contienen (en buena aproximación) un solo 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 y aplicaciones de información cuántica como la criptografía cuántica y los experimentos de prueba de Bell .

SPDC se utiliza ampliamente para crear pares de fotones entrelazados con un alto grado de correlación espacial. [13] Estos pares se utilizan en imágenes fantasma , en las que se combina información de dos detectores de luz: un detector convencional de varios píxeles que no ve el objeto y un detector de un solo píxel (cubo) 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 generalmente no son idénticos sino que tienen diferentes energías. [15] Hasta hace poco, dentro de las limitaciones de la incertidumbre cuántica, se suponía que el par de fotones emitidos estaban ubicados en el mismo lugar: nacen en el mismo lugar. 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 espacialmente separados. [16] [17]

Ver también

Referencias

  1. ^ Lerch, Stefan; Bessire, Bänz; Bernhard, Christof; Feurer, Thomas; Stefanov, André (1 de abril de 2013). "Curva de sintonización de conversión descendente paramétrica espontánea tipo 0". Revista de la Sociedad Óptica de América B. 30 (4): 953–958. arXiv : 1404.1192 . Código Bib : 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. págs. 79–88. ISBN 978-0-12-369470-6.
  3. ^ Bock, Matías; Lenhard, Andreas; Chunnilall, Christopher; Becher, Christoph (17 de octubre de 2016). "Fuente de fotón único anunciada altamente eficiente para longitudes de onda de telecomunicaciones basada en una guía de ondas PPLN". Óptica Express . 24 (21): 23992–24001. Código Bib : 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". Física. Rev. Lett . 75 (24): 4337–4341. Código bibliográfico : 1995PhRvL..75.4337K. doi : 10.1103/PhysRevLett.75.4337 . PMID  10059884.
  5. ^ Anton Zeilinger (12 de octubre de 2010). "La superfuente y cerrar el vacío de comunicación". 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". Cartas de revisión física . 18 (18): 732–734. doi :10.1103/PhysRevLett.18.732.
  8. ^ Magde, Douglas; Mahr, Herbert (22 de mayo de 1967). "Estudio en fosfato dihidrógeno de amonio de interacción paramétrica espontánea sintonizable de 4400 a 16 000 \AA{}". Cartas de revisión física . 18 (21): 905–907. doi :10.1103/PhysRevLett.18.905.
  9. ^ Y. Shih y C. Alley, en Actas del segundo simposio internacional sobre los fundamentos de la gestión de calidad a la luz de las nuevas tecnologías , Namiki et al., eds., Sociedad de Física de Japón, Tokio, 1986.
  10. ^ Ghosh, R.; Mandel, L. (1987). "Observación de efectos no clásicos en la interferencia de dos fotones". Física. Rev. Lett . 59 (17): 1903-1905. Código bibliográfico : 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, Alejandro; Viciani, Silvia; Bellini, Marco (2004). "Reconstrucción tomográfica del estado de Fock de fotón único mediante detección homodina de alta frecuencia". Revisión física A. 70 (5): 053821. arXiv : quant-ph/0406090 . Código Bib : 2004PhRvA..70e3821Z. doi : 10.1103/PhysRevA.70.053821. S2CID  119387795.
  13. ^ Walborn, SP; Monken, CH; Padua, S.; Souto Ribeiro, PH (2010). "Correlaciones espaciales en conversión descendente paramétrica". Informes de Física . 495 (4–5): 87–139. arXiv : 1010.1236 . Código Bib : 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 de semiconductores". Fotónica de la naturaleza . 2 (4). Springer Science y Business Media LLC: 238–241. doi :10.1038/nphoton.2008.28. ISSN  1749-4885.
  15. ^ Chluba, J.; Sunyaev, RA (2006). "Desintegración inducida de dos fotones del nivel 2s y tasa de recombinación cosmológica del hidrógeno". Astronomía y Astrofísica . 446 (1): 39–42. arXiv : astro-ph/0508144 . Código Bib : 2006A y 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) . Cartas de revisión física . 118 (13): 133602. Código bibliográfico : 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) . Revisión física A. 96 (2): 023850. Código bibliográfico : 2017PhRvA..96b3850F. doi : 10.1103/PhysRevA.96.023850.