Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.
Скачать (прямая ссылка):
ai=(*-\-b)/V2 . а2=( —а+Ь)^2 .
Для фото приёмников с единичным квантовым выходом оператор разностного фототока равен
1=а av—a a«,=a^b-\-b+aa(b)a+-{-(b)*a.
I 2
Приближённая часть выражения соответствует излучению гетеродина в случае, когда его можно описывать классически: <&+&) 1. Подбором фазы гетеродияа
0 = arg(b) можио добиться того, чтобы разностный фототон определялся лишь одной из квадратур регистрируемого поля, иапр.
1=\(Ь)\(а+а+)=2\(Ь)\&,
а ого дисперсия — дисперсиеи этой ивадратурм: <ДЇ«>=4|<6>|»(Л
Если иа входе гетеродина излучение в С. с. отсутствует, то дисперсия определяется ваиуумными флуктуациями (о^ ~ V4) и уровень дробового шума описывается ф-лой Шотткн. При подаче иа смеситель иалучеяия в С. с. уменьшается дробовой шум детектирования.
Др. способ исследования С. с. базируется на регистрации усиленной квадратуры компоненты. При сильнои сжатии классич. и многомодовые квантовые С. с. обладают фазосопряжёииым спектром, т. е. фазы фурье-компонент поля, расположенных симметрично относительно ср. частоты, комплексно сопряжены (равны по абс. величине, но имеют разные знаки). Это свойство приводит к тому, что при удвоении частоты широ-. кополосного спектра С. с. в спектре второй гармоники формируется очень узкий пик [4]. Квантовая трактовка этого явления — смешение коррелиров. пар фотонов, рождаемых при параметрической люминесценции.
Рис. 3. Схема эксперимента оо генерации сжатых состояний: задающий лазер генерирует излучение на длине волны \ — 1,06 мкм (сплошные линии) и на \ =0,53 мкм (штриховая линия); перемещением одного ив плоских зеркал вносится фазовая задержка 0; П — поляризатор; 3 — зеркало; Ф — фотодиод; AC — анализатор спектра; ПГС ~ параметрический генератор света.
Ярким подтверждением существования квантовых С. с. явился эисперимент {5], схема к-рого приведена на рис. 3. Здесь реализовано коллииеариое трёхфо-тоиное параметрич. взаимодействие в оптич. резонаторе в допороговом режиме. Излучение накачки (Я =? ~ 0,53 мкм), представляющее собой вторую гармонику задающего лазера иа гранате с неодимом, поступает в резонатор, где генерируется С. с. на X = = 1,00 мкм. Одновром. излучение задающего лазера с I = 1,06 мкм отщепляется от оси. пучка и смешивается с излучением в С. с. в схеме балансного го-модинного детектирования. Оси. результат эксперимен-
Рис. 4. Зависимость напряжения шумов разностного фототока от фазы гетеродина: а — область квантовой неопределенности;
б — результат эксперимента. Пунктирными линиями показан уровень дробового шума и соответствующее ему вакуумное состояние (его область квантовой неопределённое™).
та, заключающийся в появлении провалов под уровнем дробового шума, представлен иа рис. 4, где изображена зависимость напряжения шума фототока от фазы гетеродина. Глубина провалов составляет прибл. 50%.
Оси. причинами, препятствующими достижению глубокого сжатия, кроме техн. шумов являются любые иотери излучения (в т. ч. и вследствие иеедииичиого квантового выхода фотоприёмников), а также многомодовое ть реальных световых пучков, ограниченных как в пространстве, так и во времени. Деструктивная роль потерь объясняется их вероятностным харанте-ром: из пучка с иек-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 эллнпса сжатия иа 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 к-рых широкополосный. Это выгодно отличается от генерации С. с. в резонаторах, где сжатие проявляется лишь до диапазона МГц.
Эфф. формирование импульсов сжатого света возможно в процессе параметрич. усиления в поле импульсной иакачки [6], а также в оптич. солятоиах за счёт фазовой самомодуляция [4], необходимой для их формирования.
С. с. эл.-магн. поля достигается также подавлением квантовых флуктуаций в лазерах, при этом, как правило, генерируется свет с субпуассоновской статистикой фотоиов, являющийся частным случаем С. с. Между иитеисивностью генерируемого излучения и накачкой устанавливают отрицат. обратную связь. Здесь необходимо применение методов ивантовых иевозмущающих измерений интенсивности, чтобы не разрушить актом измерения субпуассоновского состояния. Возможны, напр., два варианта реализации таких измерений. Первый предполагает использование среды с кубичной нелинейностью, в к-рой при распространении генерируемого излучения осуществляется фазовая самомодуляция. Возникающий нелинейный фазовый набег регистрируется при прохождении той же среды слабым пробным пучком с последующим его гетеродинирова-нием. В результате фазовая модуляция пробного пучка переходит в амплитудную, к-рая и используется в линии отрицат. 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 одно временно. Фототок детектора, регистрирующего холостую волну, поступает в линию отрицат. обратной связи, регулирующей мощность иакачки, тем самым стабилизируя амплитуду сигнальной волны. Последнее в приводит к возиикновению в ней субпуассоновской статистики фотонов.
