Квантовый усилитель - Quantum amplifier

В физика, а квантовый усилитель является усилитель мощности который использует квантово-механический методы усиления сигнала; примеры включают активные элементы лазеры и оптические усилители.

Основными свойствами квантового усилителя являются его коэффициент усиления и неуверенность. Эти параметры не являются независимыми; чем выше коэффициент усиления, тем выше погрешность (шум). В случае лазеров погрешность соответствует усиленное спонтанное излучение активной среды. В неизбежный шум квантовых усилителей является одной из причин использования цифровые сигналы в оптическая связь и может быть выведен из основ квантовой механики.

Вступление

An усилитель мощности увеличивает амплитуду всего, что проходит через него. В то время как классические усилители принимают классические сигналы, квантовые усилители принимают квантовые сигналы, такие как когерентные состояния. Это не обязательно означает, что выход является когерентным состоянием; действительно, обычно это не так. Форма выхода зависит от конкретной конструкции усилителя. Помимо усиления входного сигнала, квантовые усилители могут также увеличивать квантовый шум присутствует в сигнале.

Экспозиция

Физический электрическое поле в параксиальный одиночный режим пульс можно аппроксимировать с помощью суперпозиция режимов; электрическое поле ${displaystyle ~E_{m {phys}}~}$ одиночного режима можно описать как

${displaystyle {vec {E}}_{m {phys}}({vec {x}})~=~{vec {e}}~{hat {a}}~M({vec {x}})~exp(ikz-{m {i}}omega t)~+~{m {Hermitian~conjugate}}~}$

куда

• ${displaystyle ~{vec {x}}={x_{1},x_{2},z}~}$ это пространственная координата вектор, с z задавая направление движения,
• ${displaystyle ~{vec {e}}~}$ это поляризация вектор пульса,
• ${displaystyle ~k~}$ это волновое число в z направление,
• ${displaystyle ~{hat {a}}~}$ это оператор аннигиляции фотона в определенной моде ${displaystyle ~M({vec {x}})~}$^{[требуется разъяснение ]}.

Анализ шума в системе производится относительно среднего значения^{[требуется разъяснение ]} оператора аннигиляции. Чтобы получить шум, решают для действительной и мнимой частей проекция поля в заданный режим ${displaystyle ~M({vec {x}})~}$. Пространственные координаты не отображаются в решении.

Предположим, что среднее значение исходного поля равно ${displaystyle ~{leftlangle {hat {a}}ightangle _{m {initial}}}~}$. Физически исходное состояние соответствует когерентному импульсу на входе оптического усилителя; конечное состояние соответствует выходному импульсу. Необходимо знать амплитудно-фазовое поведение импульса, хотя важно только квантовое состояние соответствующей моды. Импульс можно трактовать как одномодовое поле.

Квантовый усилитель - это унитарное преобразование ${displaystyle {hat {U}}}$, действуя в начальное состояние ${displaystyle ~|{m {initial}}angle ~}$ и создавая усиленное состояние ${displaystyle ~|{m {final}}angle ~}$, следующее:

${displaystyle ~|{m {final}}angle =U|{m {initialangle }}}$

Это уравнение описывает квантовый усилитель в Представление Шредингера.

Усиление зависит от среднего значения ${displaystyle ~langle {hat {a}}angle ~}$ полевого оператора ${displaystyle ~{hat {a}}~}$ и его дисперсия ${displaystyle ~langle {hat {a}}^{dagger }{hat {a}}angle -langle {hat {a}}^{dagger }angle langle {hat {a}}angle ~}$. Когерентное состояние - это состояние с минимальной неопределенностью; когда состояние трансформируется, неопределенность может увеличиваться. Это увеличение можно интерпретировать как шум в усилителе.

В прирост ${displaystyle ~G~}$ можно определить следующим образом:

${displaystyle G={frac {leftlangle {hat {a}}ightangle _{m {final}}}{leftlangle {hat {a}}ightangle _{m {initial}}}}}$

Можно также записать в Представительство Гейзенберга; изменения связаны с усилением оператора поля. Таким образом, эволюция оператора А дан кем-то ${displaystyle ~{hat {A}}={hat {U}}^{dagger }{hat {a}}{hat {U}}~}$, в то время как вектор состояния остается неизменной. Прирост определяется выражением

${displaystyle ~G={frac {leftlangle {hat {A}}ightangle _{m {initial}}}{leftlangle {hat {a}}ightangle _{m {initial}}}}~}$

В общем, прирост ${displaystyle ~G~}$ может быть сложным и может зависеть от начального состояния. Для лазерных приложений усиление когерентные состояния это важно. Поэтому обычно предполагается, что начальное состояние - это когерентное состояние, характеризуемое комплексным начальным параметром ${displaystyle ~alpha ~}$ такой, что ${displaystyle ~~|{m {initial}}angle =|alpha angle ~}$. Даже при таком ограничении коэффициент усиления может зависеть от амплитуды или фазы исходного поля.

Далее используется представление Гейзенберга; предполагается, что все скобки оцениваются относительно начального когерентного состояния.

${displaystyle {m {noise}}=langle {hat {A}}^{dagger }{hat {A}}angle -langle {hat {A}}^{dagger }angle langle {hat {A}}angle -left(langle {hat {a}}^{dagger }{hat {a}}angle -langle {hat {a}}^{dagger }angle langle {hat {a}}angle ight)}$

Предполагается, что ожидаемые значения оцениваются по отношению к начальному когерентному состоянию. Эта величина характеризует увеличение неопределенности поля из-за усиления. Поскольку неопределенность оператора поля не зависит от его параметра, приведенная выше величина показывает, насколько выходное поле отличается от когерентного состояния.

Линейные фазоинвариантные усилители

Линейные фазоинвариантные усилители можно описать следующим образом. Предположим, что унитарный оператор ${displaystyle ~{hat {U}}~}$ усиливается таким образом, что вход ${displaystyle ~{hat {a}}~}$ и выход ${displaystyle ~{hat {A}}={hat {U}}^{dagger }{hat {a}}{hat {U}}~}$ связаны линейным уравнением

${displaystyle ~{hat {A}}=c{hat {a}}+s{hat {b}}^{dagger },}$

куда ${displaystyle ~c~}$ и ${displaystyle ~s~}$ находятся c-числа и ${displaystyle ~{hat {b}}^{dagger }~}$ это оператор создания характеризуя усилитель. Без ограничения общности можно предположить, что ${displaystyle ~c~}$ и ${displaystyle ~s~}$ находятся настоящий. Коммутатор полевых операторов инвариантен относительно унитарного преобразования ${displaystyle ~{hat {U}}~}$:

${displaystyle {hat {A}}{hat {A}}^{dagger }-{hat {A}}^{dagger }{hat {A}}={hat {a}}{hat {a}}^{dagger }-{hat {a}}^{dagger }{hat {a}}=1.}$

Из унитарности ${displaystyle ~{hat {U}}~}$, следует, что ${displaystyle ~{hat {b}}~}$ удовлетворяет канонические коммутационные соотношения для операторов с Статистика Bose:

${displaystyle ~{hat {b}}{hat {b}}^{dagger }-{hat {b}}^{dagger }{hat {b}}=1~}$

Тогда c-числа равны

${displaystyle ~c^{2}!-!s^{2}=1~.}$^[1]

Следовательно, фазоинвариантный усилитель действует, вводя дополнительную моду в поле с большим количеством запасенной энергии, ведя себя как бозон. Вычисляя коэффициент усиления и шум этого усилителя, можно найти

${displaystyle ~~G!=!c~~}$

и

${displaystyle ~~{m {noise}}=c^{2}!-!1.}$

Коэффициент ${displaystyle ~~g!=!|G|^{2}~~}$ иногда называют коэффициент усиления интенсивности. Шум линейного фазоинвариантного усилителя определяется выражением ${displaystyle g-1}$. Прирост можно снизить, разделив луч; приведенная выше оценка дает минимально возможный шум линейного фазоинвариантного усилителя.

Линейный усилитель имеет преимущество перед многомодовым усилителем: если несколько мод линейного усилителя усиливаются одним и тем же фактором, шум в каждой моде определяется независимо; то есть моды в линейном квантовом усилителе независимы.

Чтобы получить большой коэффициент усиления с минимальным шумом, можно использовать гомодинное обнаружение, построение состояния поля с известной амплитудой и фазой, соответствующего линейному фазоинвариантному усилителю.^[2] В принцип неопределенности устанавливает нижнюю границу квантовый шум в усилителе. В частности, выход лазерной системы и выход оптического генератора не являются когерентными состояниями.

Нелинейные усилители

Нелинейные усилители не имеют линейной зависимости между их входом и выходом. Максимальный шум нелинейного усилителя не может быть намного меньше, чем у идеализированного линейного усилителя.^[1] Этот предел определяется производные функции отображения; большая производная подразумевает усилитель с большей погрешностью.^[3] Примеры включают большинство лазеров, которые включают почти линейные усилители, работающие близко к своему пороговому значению и, таким образом, демонстрирующие большую погрешность и нелинейную работу. Как и в случае с линейными усилителями, они могут сохранять фазу и снижать неопределенность, но есть исключения. К ним относятся параметрические генераторы, которые усиливаются при сдвиге фазы входа.

Рекомендации

1. Д. Кузнецов; Д. Рорлих; Р. Ортега (1995). «Квантовый предел шума фазоинвариантного усилителя». Физический обзор A. 52 (2): 1665–1669. arXiv:cond-mat / 9407011. Bibcode:1995PhRvA..52.1665K. Дои:10.1103 / PhysRevA.52.1665.
2. Винсент Хосе; Метин Сабунку; Николас Дж. Серф; Герд Лейкс; Ульрик Л. Андерсен (2007). «Универсальное оптическое усиление без нелинейности». Письма с физическими проверками. 96 (16): 163602. arXiv:Quant-ph / 0603119. Bibcode:2006PhRvL..96p3602J. Дои:10.1103 / PhysRevLett.96.163602. PMID  16712228.
3. Д. Кузнецов; Д. Рорлих (1997). «Квантовый шум в отображении фазового пространства». Оптика и спектроскопия. 82 (6): 909–913. Bibcode:1997OptSp..82..909K.

дальнейшее чтение

• Ким М. С., Ли К. С., Бужек В. (1993). «Усиление суперпозиционных состояний в фазочувствительных усилителях». Phys. Ред. А. 47: 4302. Bibcode:1993ПхРвА..47.4302К. Дои:10.1103 / PhysRevA.47.4302.
• Бондюран Р. С. (1993). «Квантовые шумовые свойства нелинейного усилителя». Phys. Rev. Lett. 71: 1709. Bibcode:1993ПхРвЛ..71.1709Б. Дои:10.1103 / PhysRevLett.71.1709.
• Му Йи, Сэвидж С. М. (1994). «Фазочувствительные сверхпороговые лазерные усилители». Phys. Ред. А. 49: 4093. Bibcode:1994ПхРвА..49.4093М. Дои:10.1103 / PhysRevA.49.4093.
• Ваккаро Джон А., Пегг Д. Т. (1994). «Фазовые свойства оптических линейных усилителей». Phys. Ред. А. 49: 4985. Bibcode:1994ПхРвА..49.4985В. Дои:10.1103 / PhysRevA.49.4985.
• Лаудон Родни, Едркевич Оттавия, Барнетт Стивен М., Джефферс Джон (2003). «Квантовые ограничения шума в линейных оптических усилителях и аттенюаторах с двойным входом-выходом». Phys. Ред. А. 67: 043803. arXiv:Quant-ph / 0212012. Bibcode:2003PhRvA..67a3803K. Дои:10.1103 / PhysRevA.67.013803.
• Лампрехт К., Ритч Х. (2003). «Теория избыточного шума в лазерах с неустойчивым резонатором». Phys. Ред. А. 67: 013805. arXiv:Quant-ph / 0203122. Bibcode:2003ПхРвА..67а3805В. Дои:10.1103 / PhysRevA.67.013805.