공동 광학 장치

공동 광학 기계학의 많은 구조에 대한 전형적인 모델은 고정 미러와 기계식 발진기로 구성된 광학 공동입니다.

공동광학(Cavity optechanics)은 저에너지 규모에서 빛과 기계적 물체 사이의 상호작용에 초점을 맞춘 물리학의 한 분야이다.광학, 양자광학, 고체물리학, 재료과학의 분야입니다.공동 광학 역학에 대한 연구의 동기는 기술적 ^[1]응용뿐만 아니라 양자 이론과 중력의 근본적인 영향에서 온다.

이 필드의 이름은 광학 공진기(공동체)를 사용한 빛(사진)과 물질 사이의 방사선 압력 상호작용의 강화와 같은 주요 효과와 관련이 있다.간섭계 중력파 검출기에서 광학 기계 효과가 고려되어야 하기 때문에 중력파 검출의 맥락에서 먼저 관련성을 갖게 되었다.게다가 슈뢰딩거의 고양이를 실현하기 위한 광기계 구조를 상상할 수도 있다.수십억 개의 원자로 구성된 거시적 물체는 양자역학적으로 작동할 수 있는 집합적 자유도를 공유한다(예를 들어 마이크로미터 직경의 구체가 두 개의 다른 장소 사이의 공간적 중첩 위치에 있음).그러한 양자 운동 상태는 연구자들이 양자 역학으로 기술된 상태에서 뉴턴 역학으로 기술된 상태로의 물체의 전이를 설명하는 데코히렌스를 실험적으로 조사할 수 있게 할 것이다.광학 기계 구조는 양자 역학과 비간섭성 모델의 예측을 테스트하기 위한 새로운 방법을 제공하며, 따라서 현대 ^[2]^[3]^[4]물리학에서 가장 근본적인 질문의 몇 가지에 답할 수 있을 것이다.

설명은 거의 동일하지만 크기, 질량 및 주파수가 완전히 다른 광범위한 실험 광학 기계 시스템이 있다.공동광역학은 양자 정보, 벨 부등식 ^[5]및 레이저와 같은 잘 확립된 개념과 기술과 함께 자연 광자학에서 가장 최근의 "광자 역사의 기념비"로 특징지어졌다.

공동 광학 장치의 개념

물리 프로세스

스토크스 및 안티스토크스 산란

가장 기본적인 광물질 상호작용은 임의의 물체(원자, 분자, 나노빔 등)에 산란되는 광빔이다.입사 주파수 $\omega '=\omega$ $=$ \ $display \Omega$ '=\ $omega$ }와 동일한 출사광 주파수의 탄성광 산란이 항상 존재한다. 이와는 대조적으로 비탄성 산란은 물질 물체의 들뜸 또는 들뜸을 동반한다(예: 내부 원자 전이가 들뜸될 수 있다).그러나 물체의 기계적 진동으로 인해 원자나 분자의 내부 전자적 세부사항과는 무관하게 Brilouin 산란이 항상 가능합니다.

\omega '=\omega \pm \omega _{m}

=

\omega '=\omega \pm \omega _{m}

±

\omega '=\omega \pm \omega _{m}

m {

displaystyle

\

omega

' = \

omega \pm _

m} ,

여기서 $\omega _{m}$ m \ $displaystyle$ \ $메가$ _ { $m}$ 은 $\omega_m$ 진동 주파수입니다.이러한 Stokes/Anti-Stokes 프로세스에서는 진동이 각각 에너지를 얻거나 잃으며, 광학적 사이드밴드는 들어오는 광 주파수 주위에 생성됩니다.

ω

=

\omega '=\omega \mp \omega _{m}

{\

{\

m {

displaystyle

\ ' ' = \

obega

\

mp

\

obega

_ { m

\omega '=\omega \mp \omega _{m}

} 。

Stokes와 Anti-Stokes 산란이 동일한 속도로 발생할 경우 진동은 물체를 가열할 뿐입니다.그러나 광학 공동을 사용하여 (안티) 스토크스 프로세스를 억제할 수 있습니다.이것은 기본적인 광학 기계 설정의 원리를 나타냅니다.레이저 구동 광학 공동은 일부 물체의 기계적 진동에 결합됩니다.공동의 목적은 빛의 강도를 공명적으로 높이고 기계적 진동에 대한 민감도를 높이는 광 주파수(예: 스토크스 프로세스를 억제하는 것)를 선택하는 것입니다.이 설정에서는 빛과 역학 간의 진정한 양방향 상호작용의 특징이 표시되며, 이는 라이트 필드가 역학을 제어(또는 그 반대)하지만 루프가 ^[1]^[6]닫히지 않는 광학 핀셋, 광학 격자 또는 진동 분광학과는 대조적입니다.

방사압력

광학 기계 공동의 원리를 해석하는 또 다른 동등한 방법은 방사선 압력 개념을 사용하는 것이다.빛의 양자이론에 따르면 $파장수$ k(\ $displaystyle$ k $)$ 를 $k$ 갖는 모든 광자는 $p=\hbar k$ p $=$ $p=\hbar k$ k(\ $displaystyle$ p=\ $hbar$ k $)$ 를 가진다. 여기서 $\hbar$ { $displaystyle \hbar$ }는 $\hbar$ 플랑크 상수이다.즉, 거울 표면에서 반사된 광자는 운동량 보존에 의해 운동량 $\Delta p=2\hbar k$ p $\Delta p=2\hbar k$ $\Delta p=2\hbar k$ $\Delta p=2\hbar k$ k(\ $displaystyle \Delta$ p $=2\hbar$ k $)$ 를 $\Delta p=2\hbar k$ 거울 위로 전달한다.이 효과는 극히 작으며 대부분의 일상적인 물체에서는 관찰할 수 없다. 거울의 질량이 매우 작거나 광자의 수가 매우 클 때(즉, 빛의 강도가 높음) 더 중요하다.광자의 운동량은 극히 작고 현탁 거울의 위치를 크게 바꿀 만큼 충분하지 않기 때문에 상호작용을 강화해야 한다.이를 위한 한 가지 가능한 방법은 광학 공동을 사용하는 것입니다.만약 광자가 두 개의 거울 사이에 끼워져 있다면, 하나는 발진기이고 다른 하나는 무거운 고정 거울이다. 광자는 거울에 부딪힐 때마다 여러 번 반사되어 운동량을 전달할 것이다.광자가 운동량을 전달할 수 있는 횟수는 반사율이 높은 거울 표면으로 개선될 수 있는 공동의 미세함과 직접적으로 관련이 있다.광자의 방사선 압력은 공동 조명장에 대한 영향을 고려해야 하므로 부유 미러를 더 멀리 이동시키지 않는다. 즉, 거울이 이동하면 공동 길이가 변경되어 공동 공명 빈도도 변경됩니다.따라서 변경된 캐비티와 변경되지 않은 레이저 구동 주파수 사이의 디튜닝(공동 내 광진폭을 결정하는 것)이 변경됩니다.이는 캐비티 내부의 광진폭을 결정합니다. 더 작은 레벨의 디튜닝에서는 캐비티 공진 주파수에 더 가깝기 때문에 실제로 캐비티로 들어오는 빛이 더 많습니다.광진폭, 즉 공동 내 광자의 수가 방사압력을 유발하고 결과적으로 거울의 변위를 유발하므로 루프는 닫힙니다. 즉, 방사압력은 거울 위치에 따라 효과적으로 좌우됩니다.광학 공동의 또 다른 장점은 진동 거울을 통해 공동 길이의 변조를 ^[1]^[7]공동 스펙트럼에서 직접 볼 수 있다는 것입니다.

광스프링 효과

본 발명의 광학계통에서는 방사압력을 이용하여 단일 단백질 분자를 검출한다.레이저 빛은 유리구와 상호작용합니다.방사압력에 의해 유리구가 진동합니다.구에 단일 분자가 있으면 그 (열) 진동이 교란되고 공명 주파수가 변화합니다: 분자는 빛을 통해 광학 스프링 효과를 유발합니다.공진 주파수 편이는 왼쪽 ^[8]모니터에 표시된 오실레이터 스펙트럼의 변위로 읽을 수 있습니다.

기계적 공진기에 대한 빛의 첫 번째 영향은 방사선 압력력을 전위로 변환함으로써 포착할 수 있다.

d

{\frac {d}{dx}}V_{rad}(x)=-F(x)

x

{\frac {d}{dx}}V_{rad}(x)=-F(x)

{\frac {d}{dx}}V_{rad}(x)=-F(x)

{\frac {d}{dx}}V_{rad}(x)=-F(x)

(

{\frac {d}{dx}}V_{rad}(x)=-F(x)

x )

{\frac {d}{dx}}V_{rad}(x)=-F(x)

-

{\frac {d}{dx}}V_{rad}(x)=-F(x)

(

{\frac {d}{dx}}V_{rad}(x)=-F(x)

x )

{\frac {d}{dx}}V_{rad}(x)=-F(x)

{

displaystyle

{

frac

{

d

} {

dx

}

V

_ {

rad

} = - F (

x

)

{\frac {d}{dx}}V_{rad}(x)=-F(x)

,

그리고 이를 기계 발진기의 고유 고조파 발진기 전위에 더합니다 $F(x)$ $F(x)$ 서 F $F(x)$ ( $F(x)$ ) { $displaystyle F(x$ )}는 $F(x)$ 방사선 압력력의 기울기입니다.이 결합된 잠재력은 시스템에서 정적 다중 안정성의 가능성을 드러냅니다. 즉, 잠재력은 몇 가지 안정적인 최소값을 특징으로 할 수 있습니다.또한 F $F(x)$ ( $F(x)$ ) $F(x)$ { $style$ F $(x)}$ 는 $F(x)$ 기계적 스프링 상수의 변형으로 이해할 수 있다.

D=D_{0}-{\frac {dF}{dx}}

D=D_{0}-{\frac {dF}{dx}}

D=D_{0}-{\frac {dF}{dx}}

0

D=D_{0}-{\frac {dF}{dx}}

-

D=D_{0}-{\frac {dF}{dx}}

D=D_{0}-{\frac {dF}{dx}}

D=D_{0}-{\frac {dF}{dx}}

{\

displaystyle

D

=D_{0}-{\frac {dF}{dx

이 효과는 광스프링 효과(빛에 의한 스프링 상수)^[9]로 알려져 있습니다.

그러나 유한 캐비티 광자 붕괴율 $\kappa$ (\ $displaystyle\kappa$ 로 인해 지연효과를 무시하여 불완전하며, 미러의 ^[10]움직임에 따라 약간의 시간 지연만 발생하므로 마찰과 같은 효과가 발생한다.예를 들어, 평형 위치가 공명의 상승 기울기에 있다고 가정합니다.열평형 상태에서는 지연으로 인해 공명의 형태를 따르지 않는 진동이 이 위치 주변에서 발생합니다.한 번의 진동 사이클 동안 이 지연된 방사력의 결과로 작업이 수행되며, 특히 이 경우에는 음의 $\oint Fdx<0$ $\oint Fdx<0$ d $\oint Fdx<0$ < $\oint Fdx<0$ \ $displaystyle \point$ Fdx < $0$ } 즉, 방사력이 기계적 에너지를 추출합니다(추가, 빛에 의한 감쇠가 있음).이는 기계적 움직임을 냉각하는 데 사용할 수 있으며 광학 또는 광학식 ^[11]냉각이라고 합니다.장치에 대한 열 잡음 영향을 무시할 ^[12]수 있는 기계적 발진기의 양자 상태에 도달하는 것이 중요합니다.마찬가지로 평형위치가 캐비티 공명의 하강경사에 있으면 워크는 양의 값이 되어 기계적 움직임이 증폭된다.이 경우 빛으로 인한 추가 댐핑은 음이 되며 기계적 움직임(발열)^[1]^[13]이 증폭됩니다.이러한 종류의 방사선에 의한 감쇠는 1970년 ^[14]브래긴스키와 동료들에 의한 선구적인 실험에서 처음 관찰되었다.

정량화된 에너지 전달

냉각과 증폭의 기본적인 광기계적 효과에 대한 또 다른 설명은 정량화된 그림으로 제시될 수 있다. 즉, 공동 공명으로부터 빨간색 사이드 밴드로 들어오는 빛을 분리함으로써 광자는 역학으로부터 $\hbar \omega _{m}$ m \ $display$ style \ $hbar$ \ $메가$ _ ${m}$ 의 $\hbar \omega _{m}$ 에너지를 가진 포논을 얻을 경우에만 공동에 들어갈 수 있다. 즉 광자는 방출된다.는 환경으로부터의 가열 메커니즘과 레이저 노이즈와의 균형에 도달할 때까지 장치를 외부적으로 냉각시킵니다.마찬가지로 구동레이저를 파란색으로 분리함으로써 구조를 가열(기계운동을 증폭)할 수도 있다.이 경우 레이저 광자는 캐비티 광자에 산란하여 기계발진기에 추가 포논을 생성한다.

원리는 다음과 같이 요약할 수 있습니다.포논은 냉각되면 광자로 변환되고 증폭에서는 그 반대입니다.

3가지 작동 방식: 냉방, 난방, 공진

광기계 시스템의 기본 동작은 일반적으로 레이저 주파수와 공동 공진 주파수 $\Delta =\omega _{L}-\omega _{cav}$ $=$ $\Delta =\omega _{L}-\omega _{cav}$ L - $\Delta =\omega _{L}-\omega _{cav}$ $\Delta =\omega _{L}-\omega _{cav}$ a v $\Delta =\omega _{L}-\omega _{cav}$ \ $Delta$ =\ $Omega$ _ ${L}-\obe _{$ disp $\Delta =\omega _{L}-\omega _{cav}$ ^[1]

적색 검출 상태, $\Delta <0$ < $\Delta <0$ { $displaystyle$ \ $Delta$ < $0$ } (빨간색 사이드밴드에 대한 가장 두드러진 영향, $\Delta =-\omega _{m}$ m $\Delta =-\omega _{m}$ { $displaystyle$ \ $Delta =$ - \ $obega$ _ { $m}):$ 이 상태에서는 두 공명 발진기 간에 (즉, 양자 광학 언어의 빔 변환기)가 발생할 수 있습니다.이는 포논과 광자 사이의 상태 전달(이른바 "강력 결합 방식"을 필요로 함) 또는 상기의 광냉각에 사용할 수 있다.
블루 디트 레짐, $\Delta >0$ > $\Delta >0$ { $displaystyle$ $\Delta =+\omega _{m}$ \ $Delta$ > $0$ } (블루 사이드밴드에 대한 가장 현저한 영향, $\Delta =+\omega _{m}$ + $δ$ m { $displaystyle$ \ $Delta$ = + \ $obega$ _ {m $}):$ 이 레짐은 "2-mode scrising"을 나타냅니다.기계적 에너지의 성장이 본질적인 손실(주로 기계적 마찰)을 압도하는 경우, 양자 얽힘, 압착 및 기계적 "끌림"(자급 광학 기계 진동/제한 주기 진동으로 기계적 운동을 증폭)을 달성하는 데 사용할 수 있습니다.
On-Resonance time, $\Delta =0$ $\Delta =0$ 0 { $디스플레이$ 스타일 $\Delta$ = $0$ : 이 상태에서는 캐비티가 단순히 기계적 움직임을 판독하는 간섭계로 작동합니다.

광스프링 효과도 디튜닝에 따라 달라집니다.높은 수준의 디튜닝( $\Delta \gg \omega _{m},\kappa$ $\Delta \gg \omega _{m},\kappa$ $\Delta \gg \omega _{m},\kappa$ m , $\Delta \gg \omega _{m},\kappa$ \ $displaystyle$ \ $Delta \g$ \ $메가$ _ { $m}$ , \ $kappa$ $\Delta \gg \omega _{m},\kappa$ 에 대해 관찰할 수 있으며, 그 강도는 디튜닝 및 레이저 드라이브에 따라 달라집니다.

수학적 처리

해밀턴식

표준 옵티메카니컬 설정은 Fabry-Péro 공동이며, 하나의 거울이 이동 가능하며 따라서 추가적인 기계적 자유도를 제공합니다.이 시스템은 단일 기계 모드에 결합된 단일 광학 공동 모드로 수학적으로 설명할 수 있습니다.커플링은 결국 거울을 움직이는 라이트 필드의 복사 압력에서 비롯되며, 이로 인해 공동 길이와 공진 주파수가 변경됩니다.광학 모드는 외부 레이저에 의해 구동됩니다.이 시스템은 다음과 같은 효과적인 해밀턴으로 ^[15]설명할 수 있습니다.

\displaystyle H_{tot}=\hbar \mega_{\display}a+\hbar \m}b^{\display}b+i\hbar E\left(ae^{i\Omega_{L}t}-a^{\dagger }a^{i\mega_L}오른쪽)

$a$ 서 a $(\displaystyle$ a $)$ 와 $b$ (\ $displaystyle$ b $)$ 는 $b$ 각각 특정 캐비티 모드와 기계적 공진기의 보스닉 소멸 연산자이고, $(\$ })는 $\omega _{cav}$ 광학 모드의 $x$ 이며 $,$ x(\ $displaystyle$ x)는 $x$ 기계적 공진기의 $\omega _{m}$ 입니다 $\omega _{m}$ \ $displaystyle \obega$ _ ${m}$ 는 $\omega_m$ 기계 모드 주파수, $\omega _{L}$ L {\ $displaystyle \obega$ _ ${L}$ 은 $\omega _{L}$ 구동 레이저 주파수, $E$ {\ $displaystyle$ E $}$ 는 $E$ 진폭입니다 $.$ 그것은 정류 관계를 만족시킨다.

[a,a^{\dagger }]=[b,b^{\dagger }]=1

,

[a,a^{\dagger }]=[b,b^{\dagger }]=1

] ]

[a,a^{\dagger }]=[b,b^{\dagger }]=1

[

[a,a^{\dagger }]=[b,b^{\dagger }]=1

,

[a,a^{\dagger }]=[b,b^{\dagger }]=1

] ]=

[a,a^{\dagger }]=[b,b^{\dagger }]=1

{

displaystyle [ a

,

a

^ { \ display }

=

[ b ,

b

^ { \

display

} ]=

1

。

$\omega _{cav}$ § $\omega _{cav}$ \ $displaystyle$ \ $obega _$ { displaystyle $\omega _{cav}$ x $}$ 는 x {\ $displaystyle$ x $x$ 에 $\omega _{cav}$ 합니다.마지막 용어는 다음과 같이 주어진 주행에 대해 설명합니다.

E=sqrt {\frac {P\kappa }{\hbar \Omega _{L}}}

$P$ 서P {\ $displaystyle$ P $}$ 는 $P$ 고려 중인 광학 모드에 결합된 입력 전력이고 ${\$ {\ $displaystyle \kappa}$ 는 $\kappa$ 라인 폭입니다.The system is coupled to the environment so the full treatment of the system would also include optical and mechanical dissipation (denoted by $\kappa$ and $\Gamma$ respectively) and the corresponding noise entering the system.^[16]

표준 광학 기계식 해밀턴식은 레이저 구동 기간의 명시적 시간 의존성을 제거하고 광학 기계식 상호작용을 자유 광학 발진기에서 분리하여 얻습니다.이는 레이저 주파수 $\omega _{L}$ L(\ $displaystyle$ $\obega$ _ ${L})$ 로 회전하는 기준 프레임으로 $a\rightarrow ae^{-i\omega _{L}t}$ 하여 $($ 이 경우 광학 모드 소멸 연산자는 a $a\rightarrow ae^{-i\omega _{L}t}$ $a\rightarrow ae^{-i\omega _{L}t}$ $a\rightarrow ae^{-i\omega _{L}t}$ { $displaystyle$ a $\rightarrow$ ae $^{-i\obega$ _ ${L}t$ $\omega _{cav}$ 에 Taylor expansion을 적용함으로써 이루어집니다. $splaystyle \otha$ _ ${cav$ 2차 이상의 결합 항은 일반적으로 무시되며, 따라서 표준 해밀토니안은 다음과 같이 된다.

({displaystyle H_{tot}=-\hbar \Delta a^{\delta}a+\hbar \obe _{m}b^{\display}b-\hbar g_{0}a^{\display}a frac {x_{zpf}}}+i\hbar E\(왼쪽) 오버거

여기서 $\Delta =\omega _{L}-\omega _{cav}$ $=$ $\Delta =\omega _{L}-\omega _{cav}$ L - $\Delta =\omega _{L}-\omega _{cav}$ c $\Delta =\omega _{L}-\omega _{cav}$ v ${\$ =\ $obega$ _{ $L}-\obega$ _ ${display}$ 레이저 $\Delta =\omega _{L}-\omega _{cav}$ 디튜닝 및 위치 $x=x_{zpf}(b+b^{\dagger })$ x $x=x_{zpf}(b+b^{\dagger })$ $x=x_{zpf}(b+b^{\dagger })$ $x=x_{zpf}(b+b^{\dagger })$ $x=x_{zpf}(b+b^{\dagger })$ ( $x=x_{zpf}(b+b^{\dagger })$ + $x=x_{zpf}(b+b^{\dagger })$ ) { $displaystyle$ x= $x_{zpf}(b+b^{\display$ .첫 번째 두 가지 용어 $-\hbar \Delta a^{\dagger }a$ $-\hbar \Delta a^{\dagger }a$ a $-\hbar \Delta a^{\dagger }a$ a $a$ displaystyle $-\hbar \Delta$ a $^{\dagger }a}$ 및 $-\hbar \Delta a^{\dagger }a$ $\hbar \omega _{m}b^{\dagger }b$ $\hbar \omega _{m}b^{\dagger }b$ b { $display$ style $\hbar \obega$ _ ${m}b^{\dagger }b$ 는 각각 자유 광학 및 기계 해밀턴어이다.세 번째 항에는 광학 기계 상호작용이 포함됩니다. $g_{0}=\left.{\tfrac {d\omega _{cav}}{dx}}\right|_{x=0}x_{zpf}$ 서 $g_{0}=\left.{\tfrac {d\omega _{cav}}{dx}}\right|_{x=0}x_{zpf}$ 0 $g_{0}=\left.{\tfrac {d\omega _{cav}}{dx}}\right|_{x=0}x_{zpf}$ $g_{0}=\left.{\tfrac {d\omega _{cav}}{dx}}\right|_{x=0}x_{zpf}$ $g_{0}=\left.{\tfrac {d\omega _{cav}}{dx}}\right|_{x=0}x_{zpf}$ c $g_{0}=\left.{\tfrac {d\omega _{cav}}{dx}}\right|_{x=0}x_{zpf}$ $g_{0}=\left.{\tfrac {d\omega _{cav}}{dx}}\right|_{x=0}x_{zpf}$ d $g_{0}=\left.{\tfrac {d\omega _{cav}}{dx}}\right|_{x=0}x_{zpf}$ x $=$ $g_{0}=\left.{\tfrac {d\omega _{cav}}{dx}}\right|_{x=0}x_{zpf}$ $g_{0}=\left.{\tfrac {d\omega _{cav}}{dx}}\right|_{x=0}x_{zpf}$ $g_{0}=\left.{\tfrac {d\omega _{cav}}{dx}}\right|_{x=0}x_{zpf}$ $g_{0}=\left.{\tfrac {d\omega _{cav}}{dx}}\right|_{x=0}x_{zpf}$ ${\$ g_{0}=\ $left.$ $\tfrac { d$ \ $optechanical$ coupling } \ $right$ _ { x $g_{0}=\left.{\tfrac {d\omega _{cav}}{dx}}\right|_{x=0}x_{zpf}$ = $0 }x$ _ { $zpf$ }는 $g_{0}=\left.{\tfrac {d\omega _{cav}}{dx}}\right|_{x=0}x_{zpf}$ 단일 입자 광학 기계 결합 강도입니다(맨 광학 결합이라고도 함).기계식 오실레이터가 0점 $x_{zpf}={\sqrt {\hbar /2m_{eff}\omega _{m}}}$ $x_{zpf}={\sqrt {\hbar /2m_{eff}\omega _{m}}}$ z $x_{zpf}={\sqrt {\hbar /2m_{eff}\omega _{m}}}$ f $x_{zpf}={\sqrt {\hbar /2m_{eff}\omega _{m}}}$ / $x_{zpf}={\sqrt {\hbar /2m_{eff}\omega _{m}}}$ m $x_{zpf}={\sqrt {\hbar /2m_{eff}\omega _{m}}}$ $x_{zpf}={\sqrt {\hbar /2m_{eff}\omega _{m}}}$ $x_{zpf}={\sqrt {\hbar /2m_{eff}\omega _{m}}}$ m { $display x$ _ { $zpf$ } = $sq$ rt { $hbar$ / $x_{zpf}={\sqrt {\hbar /2m_{eff}\omega _{m}}}$ 2 m $_ }$ }\ $obega$ _ { $m$ 으로 변위할 경우 캐비티 공진 주파수 편이량을 결정합니다. $m_{eff}$ 서 $m_{eff}$ $m_{eff}$ { $style$ m_display $m_{$ m}}}}은 $m_{eff}$ 기계식 오실레이터의 유효 매스 오실레이터입니다.거울의 변위량당 주파수 변화는 $G={\frac {g_{0}}{x_{zpf}}}$ $G={\frac {g_{0}}{x_{zpf}}}$ $G={\frac {g_{0}}{x_{zpf}}}$ $G={\frac {g_{0}}{x_{zpf}}}$ x $G={\frac {g_{0}}{x_{zpf}}}$ p $G={\frac {g_{0}}{x_{zpf}}}$ f f { $displaystyle$ G = $spec$ frac ${g$ _ { $0$ } } { x _ { $G={\frac {g_{0}}{x_{zpf}}}$ zpf $G={\frac {g_{0}}{x_{zpf}}}$ }} } ,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,, $G={\frac {g_{0}}{x_{zpf}}}$ p p}}, = g 0 x zpf} ,,,,,,,,,,,,,,,,,

예를 들어, 이동 엔드 미러를 사용하는 $L$ 의 Fabry-Pérot 공동({ $displaystyle$ L})의 $L$ 광기계 결합 강도는 g 0 $g_{0}={\frac {\omega _{cav}(0)x_{zpf}}{L}}$ $g_{0}={\frac {\omega _{cav}(0)x_{zpf}}{L}}$ c $g_{0}={\frac {\omega _{cav}(0)x_{zpf}}{L}}$ $g_{0}={\frac {\omega _{cav}(0)x_{zpf}}{L}}$ ( $g_{0}={\frac {\omega _{cav}(0)x_{zpf}}{L}}$ ) $g_{0}={\frac {\omega _{cav}(0)x_{zpf}}{L}}$ $g_{0}={\frac {\omega _{cav}(0)x_{zpf}}{L}}$ f $g_{0}={\frac {\omega _{cav}(0)x_{zpf}}{L}}$ { $displaystyle g_{0}$ ^[1]= $frac$ { } { $mega$ _ ${cav} {x}}$ {z} {pf} L $g_{0}={\frac {\omega _{cav}(0)x_{zpf}}{L}}$ 직접 결정할 수 있습니다.

이 표준 Hamiltonian $H_{tot}$ $H_{tot}$ t \ $displaystyle H_{tot}$ 는 $H_{tot}$ 하나의 광학 모드와 기계 모드만 상호 작용한다는 가정에 기초하고 있습니다.원칙적으로 각 광학 캐비티는 단일 진동/진동 모드를 가진 무한한 수의 모드와 기계식 발진기를 지원합니다.이 접근방식의 유효성은 레이저가 단일 광학 모드(공동 모드 간의 간격이 충분히 커야 함을 의미)를 채우는 방식으로 레이저를 조정할 수 있는 가능성에 달려 있습니다.또한 다른 모드에 대한 광자의 산란은 무시할 수 있는 것으로 간주되며, 이는 피구동 모드의 기계적(운동적) 사이드밴드가 다른 캐비티 모드와 겹치지 않는 경우, 즉 기계적 모드 주파수가 광학 ^[1]모드의 일반적인 분리보다 작은 경우 유지된다.

선형화

단광자 광기계 $g_{0}$ 강도 g 0 $(\$ 0 $g_{0}$ })은 일반적으로 캐비티 붕괴율 $\kappa$ †(\ $displaystyle \kappa$ 보다 훨씬 작은 주파수이지만, 구동력을 높임으로써 효과적인 광기계 결합을 향상시킬 수 있습니다.충분한 강력한 구동력을 가진 시스템의 역학은 고전적인 정상 상태( $a=\alpha +\delta a$ : $a=\alpha +\delta a$ $=$ α + $a$ { $디스플레이$ 스타일 a=\ $alpha$ +\ $langer$ a $a=\alpha +\delta a$ 를 $\alpha$ 중심으로 양자 변동으로 간주할 수 있습니다. $\alpha$ 서 $\alpha$ α { $디스플레이$ 스타일 \alpha $}$ 는 평균 라이트 필드 진폭이고 $\delta a$ { $디스플레이$ 스타일 $\langer$ a $}$ 는 $\delta a$ 변동을 나타냅니다. $a^{\dagger }a$ a $a^{\dagger }a$ a $a^{\dagger }a$ {\ $display$ a $^{\dagger }a$ 를 확장하면 $~\alpha ^{2}$ 2 $(\$ ^{ $2}})$ 라는 $~\alpha ^{2}$ $~\alpha ^{2}$ 를 생략할 수 있으며, 이는 단순히 공진기의 평형 위치를 이동시키는 일정한 방사압력으로 이어지기 때문이다.선형화된 광기계 $H_{lin}$ $H_{lin}$ $H_{lin}$ {\ $displaystyle H_{$ lin}}은 $H_{lin}$ 2차 항 " $"$ 를 $~\delta a^{\dagger }\delta a$ 하고 얻을 수 있습니다.\ $displaystyle ~\delta$ a $^{\dagger}\delta$ a $~\delta a^{\dagger }\delta a$

$\displaystyle H_{lin}=-\hbar \Delta \delta a^{\delta }\delta a^{\delta }\delta a+\hbar \m}b^{\display }b-\hbar g(\display a+\delta a^{\delta })}$

$g=g_{0}\alpha$ 서 g $g=g_{0}\alpha$ $g=g_{0}\alpha$ $g=g_{0}\alpha$ α {\ $displaystyle$ g $=g_{0}\alpha$ 이 해밀턴 함수는 2차 함수이지만 선형 운동 방정식으로 이어지기 때문에 "선형화"된 것으로 간주됩니다. $g_{0}$ 는 g $g_{0}$ (\ $displaystyle g_{0})$ 은 $g_{0}$ 일반적으로 매우 작기 때문에 구동 레이저로 강화해야 하는 많은 실험에 대한 유효한 설명입니다.사실적인 설명을 위해 광학적 발진기와 기계적 발진기 모두에 방산을 추가해야 합니다.표준 해밀턴의 구동 용어는 선형화가 실행된 고전적인 광 $(\displaystyle \alpha)$ 의 $\alpha$ 소스이므로 선형화된 해밀턴의 일부가 아니다.

디튜닝의 특정 선택으로 다양한 현상을 관찰할 수 있다(물리적 프로세스에 관한 섹션도 참조).다음 세 ^[1]^[17]가지 경우에 가장 명확한 구별을 할 수 있습니다.

$\Delta \approx -\omega _{m}$ display $\Delta \approx -\omega _{m}$ - $\Delta \approx -\omega _{m}$ $\Delta \approx -\omega _{m}$ \ $displaystyle$ \ $Delta \ approx$ - \ $obega$ _ $\Delta \approx -\omega _{m}$ {m} : 선형화된 해밀턴의 회전파 근사치. $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a^{\dagger }b+\delta ab^{\dagger })$ 서 모든 비등가항은 생략하고 $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a^{\dagger }b+\delta ab^{\dagger })$ n $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a^{\dagger }b+\delta ab^{\dagger })$ t = $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a^{\dagger }b+\delta ab^{\dagger })$ ( $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a^{\dagger }b+\delta ab^{\dagger })$ display $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a^{\dagger }b+\delta ab^{\dagger })$ $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a^{\dagger }b+\delta ab^{\dagger })$ + $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a^{\dagger }b+\delta ab^{\dagger })$ a display b $display$ ) $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a^{\dagger }b+\delta ab^{\dagger })$ $style$ $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a^{\dagger }b+\delta ab^{\dagger })$ = $H.$ $a$ ab^{\ $contract$ 이 근사치는 공진에 가장 적합합니다. 즉, 디튜닝이 음의 기계적 주파수와 정확히 같아지는 경우입니다.기계적 모드 주파수와 동일한 양만큼 음의 디튜닝(레이저의 캐비티 공진으로부터의 레드 디튜닝)은 안티 스토크스 사이드밴드에 유리하며 공진기의 순냉각으로 이어진다.레이저 광자는 공동과 공명하기 위해 포논을 제거함으로써 기계 발진기로부터 에너지를 흡수한다.
$≈$ $\Delta \approx \omega _{m}$ { $style$ \ $Delta$ \ $approx$ \ $omega$ _ $\Delta \approx \omega _{m}$ { m} : 선형화된 해밀턴의 회전파 근사치는 다른 공명항으로 이어진다.커플링 Hamiltonian은 $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta ab+\delta a^{\dagger }b^{\dagger })$ $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta ab+\delta a^{\dagger }b^{\dagger })$ t $=$ $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta ab+\delta a^{\dagger }b^{\dagger })$ g $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta ab+\delta a^{\dagger }b^{\dagger })$ ( $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta ab+\delta a^{\dagger }b^{\dagger })$ $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta ab+\delta a^{\dagger }b^{\dagger })$ + $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta ab+\delta a^{\dagger }b^{\dagger })$ a $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta ab+\delta a^{\dagger }b^{\dagger })$ b $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta ab+\delta a^{\dagger }b^{\dagger })$ $){style$ H_ ${int$ }=\ $hbar g_{0}(\display$ ab $+\disples$ a $^{\disples$ a^{\disples $})}$ b $^{\disples$ 의 형태를 취합니다.따라서 이 파라미터 선택으로 기계 모드와 광학 모드 간의 2모드 압축 및 얽힘을 관찰할 수 있습니다.포지티브 디튜닝(레이저의 캐비티 공명으로부터의 파란색 디튜닝)도 불안정해질 수 있습니다.Stokes 사이드밴드는 강화됩니다. 즉, 레이저 광자가 에너지를 방출하여 포논 수를 증가시키고 프로세스에서 공동과 공명하게 됩니다.
$=$ $0$ { $displaystyle$ \ $Delta$ $\Delta =0$ 0 } : 이 주행의 경우 $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a+\delta a^{\dagger })(b+b^{\dagger })$ $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a+\delta a^{\dagger })(b+b^{\dagger })$ n $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a+\delta a^{\dagger })(b+b^{\dagger })$ = $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a+\delta a^{\dagger })(b+b^{\dagger })$ ( $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a+\delta a^{\dagger })(b+b^{\dagger })$ $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a+\delta a^{\dagger })(b+b^{\dagger })$ ( $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a+\delta a^{\dagger })(b+b^{\dagger })$ + $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a+\delta a^{\dagger })(b+b^{\dagger })$ + $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a+\delta a^{\dagger })(b+b^{\dagger })$ a $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a+\delta a^{\dagger })(b+b^{\dagger })$ ( ) $H_{int}=\hbar g_{0}(\delta a+\delta a^{\dagger })(b+b^{\dagger })$ ( b + $b$ ) { $displaystyle$ H_{ $int$ } = \ $hbar$ g_{0} ( （ display style a + \ $delta$ \ delta ^ \ $delta$ ^ { b } ) ） ^ { b ） ^ { $b$ ））。광학 모드에서는 기계적 변위에 비례하는 이동이 발생하며, 이는 공동을 통해 전달(또는 반사)되는 빛의 위상 이동으로 변환됩니다.캐비티는 광학 미세 계수에 의해 증강된 간섭계 역할을 하며 매우 작은 변위를 측정하는 데 사용할 수 있습니다.이 설정으로 LIGO는 중력파를 ^[18]검출할 수 있게 되었습니다.

운동 방정식

선형화된 해밀턴 방정식으로부터, 하이젠베르크 운동 방정식에 ^[19]^[20]산란과 잡음 항을 더하면 광학 기계 시스템의 역학을 지배하는 이른바 선형화된 양자 랑게뱅 방정식을 도출할 수 있다.

$\displaystyle \dot {a}=(i\Delta -\kappa /2)\display a+ig(b+b^{\display})-{\displayrt {kappa }}a_{in}$

$(\displaystyle {b}}=-(i\Omega_{m}+\Gamma/2)b+ig(\display a+\gamma^{\display})-{\displayrt {Gamma}}}}b_{in})$

$a_{in}$ 서 a $a_{in}$ \ $displaystyle$ a $_$ { $in$ } 및 $a_{in}$ $b_{in}$ n $b_{in}$ \ $displaystyle b$ _ { $in$ }는 $b_{in}$ 입력 노이즈 연산자(양자 또는 열 노이즈)이며 $-\kappa \delta a$ - $-\kappa \delta a$ a \ $displaystyle$ - \ $kappa$ \ $delta$ a $-\kappa \delta a$ - $-\Gamma \delta p$ - - $-\Gamma \delta p$ $-\Gamma \delta p$ p \ $displaystyle$ - \ $Gamma$ \ $delta$ p $-\Gamma \delta p$ }는 $-\Gamma \delta p$ 대응하는 소멸 용어입니다.광광자의 경우 고주파 때문에 열 노이즈가 무시될 수 있으므로 광입력 노이즈는 양자 노이즈로만 설명할 수 있습니다.이것은 광기계 시스템의 마이크로파 구현에는 적용되지 않습니다.기계식 발진기의 경우 열 노이즈가 고려되어야 하며, 이것이 주변 온도를 낮추기 위해 추가 냉각 환경에서 많은 실험을 하는 이유입니다.

이러한 1차 미분 방정식은 주파수 공간에서 다시 작성되면 쉽게 풀 수 있습니다(즉, 푸리에 변환 적용).

빛이 기계식 발진기에 미치는 두 가지 주요 영향은 다음과 같은 방법으로 표현할 수 있습니다.

광학적으로 유도되는 기계식 발진기의 감쇠로 본질적인 기계식 감쇠에 가세합니다.

$({displaystyle \displaystyle \delta _{m}=g^{2}\left frac {Delta -\ope _{m} {\kappa ^{2}/4+({m}) + {\frac {Delta -\ope _ {m} {\kappa ^{2} + {m})$

위의 방정식을 광스프링 효과라고 하며 진자 미러와 ^[21]^[22]같은 저주파 발진기의 경우 상당한 주파수 변화를 일으킬 수 있습니다.공진주파수가 $\omega _{m}\gtrsim 1$ 경우( $\omega _{m}\gtrsim 1$ $\omega _{m}\gtrsim 1$ 1 $\omega _{m}\gtrsim 1$ 1 \ $displaystyle$ \ $obega$ _ ${m}\gtrsim$ 1) 주파수는 $\omega _{m}\gtrsim 1$ 크게 변화하지 않습니다.고조파 발진기의 경우, 주파수 편이와 스프링 상수의 변화 사이의 관계는 후크의 법칙에서 비롯됩니다.

$({displaystyle \Gamma ^{eff}=\Gamma +g^{2}\leftfrac {\kappa ^{2}/4+(\kappa ^{m})-{\frac {\kappa ^{2}/4+(\Delta -\ope}_{m})^{2}+{{{})})}}}}{\f}{\f}}}}}{\f}}}}}{\f}}}}}{\f}}}}}}}}}}}}}$

위의 방정식은 광학식 댐핑, 즉 광학식 상호 작용으로 인해 본질적인 기계적 댐핑 $\Gamma$ (\ $displaystyle \Gamma)$ 가 $\Gamma$ 강해지는(또는 약해지는) 것을 나타냅니다.이 식에 따르면 부극성 디튜닝 및 대결합의 경우 기계발진기의 냉각에 대응하는 기계적 감쇠를 크게 높일 수 있다.양의 디튠(disunting)의 경우 광기계적 상호작용에 의해 효과적인 감쇠가 감소합니다. $\Gamma ^{eff}<0$ 댐핑이 0 $\Gamma ^{eff}<0$ 로 떨어지면 불안정성이 발생할 수 있습니다( $\Gamma ^{eff}<0$ e f < 0 \ $displaystyle$ \ Gamma ^{ $eff}$ < $0$ ） $\Gamma ^{eff}<0$ 。 $\Gamma ^{eff}<0$ 는 기계식 오실레이터의 ^[23]댐핑이 아니라 전체 증폭으로 전환됨을 의미합니다.

중요한 파라미터 시스템

광학 기계 시스템을 작동할 수 있는 가장 기본적인 시스템은 레이저 디튜닝 $(\display$ \ $Delta$ })에 의해 정의되며 위에 설명되어 있습니다.그 결과 발생하는 현상은 기계식 발진기의 냉각 또는 가열입니다.그러나 실제로 관찰할 수 있는 효과는 추가 모수에 따라 결정됩니다.

양호한/나쁜 캐비티 상태(해결된/미해결된 사이드밴드 상태라고도 함)는 기계적 주파수와 광학적 라인폭을 관련짓습니다.양호한 캐비티 상태(해결된 사이드밴드 한계)는 기계적 오실레이터의 접지 상태 냉각(즉, 1 $(\displaystyle$ 1) 미만의 $평균$ 기계적 직업 번호까지 냉각)을 달성하기 위해 필요하기 때문에 실험적으로 의미가 있습니다.분해된 사이드밴드 레짐(resolved sideband region)이란 운동 사이드밴드를 캐비티 공명과 구별할 수 있는 가능성을 말합니다.이것은 캐비티의 라인폭인 $\display\kappa$ 가 캐비티 공명으로부터 사이드밴드까지의 거리( $\omega _{m}$ m $\$ 보다 작을 경우 해당됩니다.이 요건에 의해 이른바 사이드밴드파라미터의 조건이 $\omega _{m}/\kappa \gg 1$ 합니다 $\omega _{m}/\kappa \gg 1$ $\omega _{m}/\kappa \gg 1$ / $1$ { $displaystyle$ \ $obega$ $_$ { $m$ $\omega _{m}/\kappa \gg 1$ } / \ $kappa$ \ $g$ $\omega _{m}/\kappa \gg 1$ 1 $\omega _{m}/\kappa \ll 1$ } $\omega _{m}/\kappa \ll 1$ m / m $\omega _{m}/\kappa \ll 1$ / $\omega _{m}/\kappa \ll 1$ { $displaystyle$ \ } / \ $kappa$ \ $ll$ 1 $\omega _{m}/\kappa \ll 1$ } 、 시스템은 불량 캐비티 상태(해결되지 않은 사이드밴드 제한) 내에 있습니다.공명미해결 사이드밴드 상태에서는 넓은 캐비티 라인폭에 많은 운동 사이드밴드를 포함할 수 있으며, 이를 통해 단일 광자가 둘 이상의 포논을 생성할 수 있으며, 이는 기계적 발진기의 증폭을 증가시킨다.

광기계 결합 강도에 따라 또 다른 구별을 할 수 있습니다.(향상된) 광기계 결합이 캐비티 라인 폭( $g$ $g\geq \kappa$ ${\$ \ $displaystyle$ g $\geq$ \kappa $g\geq \kappa$ )보다 커지면 강력한 결합 상태가 실현됩니다.여기서 광학 모드와 기계 모드가 혼성되어 일반 모드 분할이 발생합니다.이 상태는 (실험적으로 훨씬 더 어려운) 단일 광자 강결합 상태와 구별되어야 하며, 여기서 맨 광학 기계 결합은 공동 라인 $g_{0}\geq \kappa$ $g_{0}\geq \kappa$ 0 $g_{0}\geq \kappa$ {\ （ \ $displaystyle g_{0}\geq \kappa$ $\hbar g_{0}a^{\dagger }a(b+b^{\dagger })$ g $\hbar g_{0}a^{\dagger }a(b+b^{\dagger })$ + b $\hbar g_{0}a^{\dagger }a(b+b^{\dagger })$ ）로 설명된 완전한 비선형 상호작용의 영향이다. $§$ $(\displaystyle$ \ $hbar g_{0}$ a^{\display $}a(b+b$ ^{\display $}})$ 는 $\hbar g_{0}a^{\dagger }a(b+b^{\dagger })$ 이 상황에서만 관찰할 수 있습니다 $\hbar g_{0}a^{\dagger }a(b+b^{\dagger })$ 예를 들어 광학 기계 시스템을 사용하여 비-가우스 상태를 생성하는 것이 전제 조건입니다.일반적인 실험은 현재 선형화된 상태( $g_{0}\ll \kappa$ g $g_{0}\ll \kappa$ $g_{0}\ll \kappa$ \ $displaystyle g_{0}\ll \kappa$ )에서 작동하며 선형화된 해밀턴의 ^[1]효과만 조사한다.

실험적인 실현

세우다

광학 기계식 해밀턴의 강점은 적용할 수 있는 실험 구현의 범위가 넓어 광학 기계식 매개변수에 대한 매개변수 범위가 넓다는 것이다.예를 들어, 광학 기계 시스템의 크기는 마이크로미터 또는 LIGO의 경우 킬로미터가 될 수 있습니다.(LIGO는 중력파 검출에 전념하고 있으며 광학 기계학의 연구는 특별히 ^[18]하지 않습니다).

실제 광학 기계 구현의 예는 다음과 같습니다.

움직이는 거울이 있는 공동: 광학 기계 시스템의 원형입니다.이 빛은 미러에서 반사되어 이동 가능한 미러로 운동량을 전달하고, 그 결과 캐비티 공명 주파수가 변경됩니다.
중간막 시스템: 고정 대형 거울로 구성된 캐비티에 미세 기계막을 도입합니다.막은 기계 발진기의 역할을 한다.이 시스템은 공동 내부 막의 위치에 따라 표준 광학 ^[24]시스템과 동일하게 작동합니다.

(a)위스퍼링 갤러리 모드 마이크로디스크에 쌍극자 상호작용에 의해 결합되는 고스트레스 질화실리콘 나노빔. (b) 열원소화된 기계 및 광학 모드를 가진 광기계 결정.다. 초전도 LC 발진기를 형성하기 위해 사용되는 기계규격 알루미늄 콘덴서
부상계: 광학적으로 부상한 나노입자를 고정질량거울로 이루어진 캐비티에 넣는다.부상한 나노 입자는 기계 발진기의 역할을 한다.이 시스템은 캐비티 내부의 입자 위치에 따라 표준 광학 시스템과 ^[25]동일하게 작동합니다.
광학적 위스퍼링 갤러리 모드를 지원하는 마이크로토로이드는 트로이드의 기계적 모드에 결합되거나 ^[26]^[27]근접한 나노빔에 순간적으로 결합될 수 있습니다.
광학 기계식 결정 구조: 패턴화된 유전체 또는 메타 재료는 광학 및/또는 기계(음향) 모드를 제한할 수 있습니다.만약 무늬가 있는 물질이 빛을 제한하도록 설계되었다면, 그것은 포토닉 결정 공동이라고 불립니다.만약 그것이 소리를 제한하도록 설계되었다면, 그것은 음소 결정 공동이라고 불립니다.광학 컴포넌트 또는 기계 컴포넌트 중 하나를 각각 사용할 수 있다.소리와 빛을 같은 영역으로 제한하는 하이브리드 크리스탈은 완벽한 광학 기계 ^[28]시스템을 형성하기 때문에 특히 유용합니다.
광기계 시스템의 전기기계적 실장에서는 금속 코팅이 된 막이나 그 위에 접착된 작은 콘덴서 판과 같은 기계적 준거 캐패시턴스를 가진 초전도 LC 회로를 사용합니다.가동 커패시터 플레이트를 사용하여 플레이트 또는 막의 기계적 움직임(물리적 변위)에 따라 $캐패시턴스$ C(\ $displaystyle$ C $C$ 가 변화하여 기계적 진동을 전기적 ^[29]진동으로 변환합니다.LC 발진기는 마이크로파 주파수 범위에 공진을 가지므로 LC 회로는 마이크로파 공진기라고도 합니다.광학적 공동에서와 물리학은 똑같지만 극초단파 복사는 광학적 빛이나 적외선 레이저광보다 파장이 크기 때문에 파라미터의 범위가 다르다.

동일한 시스템의 다른 설계를 연구하는 목적은 다른 설정으로 접근할 수 있는 다른 매개변수 체계와 상업적 용도로 전환될 수 있는 다른 잠재력이다.

측정.

광학 기계 시스템은 호모다인 검출과 같은 방식을 사용하여 측정할 수 있습니다.구동레이저의 빛을 측정하거나 광학계 시스템을 관심 상태로 구동하기 위해 강력한 레이저를 사용하고 시스템 상태를 읽기 위해 두 번째 레이저를 사용하는 2모드 스킴을 따른다.이 두 번째 "프로브" 레이저는 일반적으로 약합니다. 즉, 강력한 "펌프"^[17] 레이저에 의해 야기되는 영향에 비해 광학 기계적인 상호작용이 무시될 수 있습니다.

광출력장은 또한 단일 광자 검출기로 측정하여 광자 계수 통계를 달성할 수 있다.

기초연구와의 관계

현재 여전히 논쟁의 대상이 되고 있는 질문 중 하나는 퇴폐의 정확한 메커니즘이다.슈뢰딩거의 고양이 사고 실험에서는 고양이가 양자 상태에 있는 것을 볼 수 없습니다. 양자 파동 함수의 붕괴와 같은 것이 있어야 합니다. 양자 상태에서 순수한 고전 상태로 만들 수 있습니다.문제는 양자적 성질을 가진 물체와 고전적 물체 사이의 경계가 어디에 있는가이다.공간 중첩을 예로 들면, 중첩될 수 있는 물체에 대한 크기 제한이 있을 수 있고, 중첩 위치의 질량 중심 공간 분리에 한계가 있을 수 있으며, 중력장의 중첩과 작은 시험 질량에 대한 영향에도 한계가 있을 수 있다.이러한 예측은 양자 ^[30]수준에서 조작할 수 있는 큰 기계 구조로 확인할 수 있습니다.

양자역학의 예측을 확인하기 쉬운 것은 ^[31]특정 양자 상태에 대한 음의 위그너 함수의 예측, 스퀴즈된 ^[32]빛의 상태를 이용한 표준 양자 한계를 초과하는 측정 정밀도, 또는 양자 지상 ^[33]상태 근처의 공동 스펙트럼에서 사이드밴드의 비대칭성 등이다.

적용들

공동광학이 독립적인 연구 분야의 지위를 얻기 몇 년 전에, 그것의 기술 중 많은 것들이 이미 중력파 검출기에 사용되어 플랑크 눈금의 거울의 변위를 측정할 필요가 있었다.이러한 검출기가 양자 효과의 측정을 다루지 않더라도 관련 문제(광자 촬영 소음)에 직면하고 정밀도를 높이기 위해 유사한 방법(주저어진 일관성 상태)을 사용한다.또한 양자 ^[34]컴퓨터용 양자 메모리, 고정밀^[35] 센서(가속도 센서 등) 및 광학 영역과 마이크로파^[36] 영역 사이의 양자 변환기(기계 발진기가 두 주파수 영역에 쉽게 결합할 수 있다는 사실을 이용)의 개발을 포함한다.

「」를 참조해 주세요.

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추가 정보

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[40] Zhang, M., Shah, S., Cardenas, J., Lipson, M. (2015년)가벼운 물리적 검토 서신을 통해 결합된 Micromecanical 발진기 어레이의 동기화 및 위상 노이즈 감소, 115, 163902. doi:10.1103/PhysRevLett.115.163902

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공동 광학 장치의 개념

물리 프로세스

스토크스 및 안티스토크스 산란

방사압력

광스프링 효과

정량화된 에너지 전달

3가지 작동 방식: 냉방, 난방, 공진

수학적 처리

해밀턴식

선형화

운동 방정식

중요한 파라미터 시스템

실험적인 실현

세우다

측정.

기초연구와의 관계

적용들

관련 필드 및 확장

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