基于光學非互易的雙路多信道全光操控*

李鑫 解舒云 李林帆 周海濤2)? 王丹2) 楊保東2)

1) (山西大學物理電子工程學院,太原 030006)

2) (山西大學,極端光學協同創新中心,太原 030006)

基于原子熱運動的極化率-動量鎖定特性及腔引起的強耦合特征,設計并實現了一套無磁的光學互易-非互易傳輸轉換方案.理論和實驗證實,耦合場條件決定了系統的非互易性.在單束行波場作用下,由于多普勒效應,熱原子中的非互易性取決于耦合場的傳播方向.因此,通過改變對向耦合場的開閉,可控制基于內腔電磁誘導透明的雙路單信道光學非互易傳輸.而在兩束對向耦合場同時作用下,腔透射由單暗態轉變為雙暗態極子峰,其互易性輸出依賴于兩束耦合場之間的頻率差.于是通過調諧頻率差可實現基于雙暗態極子峰的雙路多信道互易-非互易傳輸調控.

1 引言

作為破壞對稱性的光學非互易(optical nonreciprocity,ONR)效應,在允許光單向傳輸的過程總是伴隨著打破時間反演的對稱性.ONR 可實現多通道全光開關、光控邏輯門操控等功能,在全光量子信息處理和量子計算中有著潛在的應用,從而引起人們的廣泛關注.然而傳統實現ONR 的方法是基于磁光的法拉第旋轉效應[1],實現此功能則需要較大體積的磁體,因此不易實現系統的小型化和集成化.鑒于此,通過其他物理過程實現無磁ONR效應及器件的研究引起了國內外研究人員極大的興趣.例如,基于宇稱-時間(parity-time,PT)對稱的非線性光學實現光的非對稱傳輸[2,3]、全同共振器的參量調制[4,5]、光機相互作用誘導的ONR 傳輸及放大[6-8]、手性量子光學[9-11]、“移動”的光子晶體[12,13]、冷原子[14,15]、基于熱原子多普勒頻移[16-18]和等離子體器件[19,20]等.

腔量子電動力學(cavity quantum electrodynamics,C-QED)主要研究束縛在如光學諧振腔、高Q微腔、微型量子器件等特定空間中的粒子(原子、分子或離子)與光場相互作用的量子行為.將原子與腔耦合,可有效地增強原子的非線性效應[21],延長量子退相干時間,因此廣泛應用于光場空間模式變換、全光控制開關、量子糾纏、非經典光場制備等研究中.C-QED 系統作為光量子器件,在實現ONR 傳輸[16,22]、組成量子邏輯門組[23-25]、產生量子干涉和制備量子糾纏態[26,27]等量子信息領域已成為重要工具之一.近年來,基于原子非線性效應的多通道量子態操控在實現邏輯門操作及量子糾纏源制備等領域獲得了長足的發展.比如,利用室溫下堿金屬原子的非線性克爾效應,結合兩個馬赫-曾德干涉儀實現了多種基本邏輯門運算[28];另外,基于原子的四波混頻(four wave mixing,FWM)過程,可產生相敏放大的關聯光束[29,30],以及制備多通道光學軌道角動量復用的連續變量糾纏源[31]等.然而,基于原子非線性的ONR 效應及其全光操控研究,主要集中在對弱探測光的單信道輸出態操控上,而對空間多路信號多信道量子態操控的探索空間依然廣闊.本文基于Λ 型三能級熱原子-腔復合系統,提出了一套無磁的光學互易(optical reciprocity,OR)-ONR 轉換方案,并通過控制相干耦合光的開閉及頻率失諧,實現了雙路多信道的全光操控及部分邏輯門運算.

2 系統構建及理論模擬

實驗系統如圖1(a)所示,將一Cs 原子氣室置于由兩塊平面鏡M1,M2 和一塊平凹腔鏡M3 構成的三鏡環形腔中,組成了原子-腔耦合系統.將頻率完全相同的兩束信號光s1和s2作為兩路輸入源以水平偏振共線對向入射到原子-腔中,兩束耦合光c1和c2作為控制源以垂直偏振通過兩個偏振分光棱鏡(polarization beam splitter,PBS)對向單次穿過內腔Cs 原子氣室.兩束信號光的腔透射信號用于判斷原子-腔系統的非互易性.信號光與耦合光的頻率分別作用于Cs 原子D1 線的兩個躍遷能級,構成Λ 型三能級電磁誘導透明(electromagnetically induced transparency,EIT)系統,如圖1(b)所示.頻率為ωs的s1光和s2光作用于基態|a〉(6S1/2,Fg=4)到激發態|c〉(6P1/2,Fe=4)的能級躍遷,頻率失諧為Δs=ωs-ωca(ωca為到能態|c〉和|a〉之間的能級差);頻率分別為的c1光和c2光作用于基態|b〉(6S1/2,Fg=3)到激發態|c〉的能級躍遷,頻率失諧分別為和(ωcb為到能態|c〉和|b〉之間的能級差).定義δc=為兩束耦合光之間的頻率差.

在原子共振躍遷頻率附近,原子-腔系統的腔透射特性主要取決于內腔原子對弱信號光的復極化率.因此,首先分析信號光單次穿過內腔原子時的動力學特性.如圖1(b)所示,原子系統的哈密頓量表示為

圖1 (a) 實驗裝置和(b) 實驗能級示意圖Fig.1.Schematic diagram of experimental setup (a) and energy levels (b).

其中H0和HI分別表示原子系統的自由哈密頓量和光與原子相互作用的哈密頓量.由于能級|b〉為基態,假設其能量為0 時,則H0可表示為

對于速度v=0 的原子,不論信號光沿任何方向傳播都是等價的,于是在旋波近似下,HI表示為

其中Ωs,分別代表s1(2)光、c1光和c2光的拉比頻率.原子密度算符的運動主方程可寫為

其中γρ唯象地描述了由于自發輻射、原子-原子碰撞、以及原子-氣室內壁碰撞等因素引起密度算符在動力學演化過程中的衰減.利用(1)式—(4)式,通過各密度矩陣元隨時間的演化方程[21],在Ωs?條件下,可求得信號光與原子相互作用的密度算符的穩態解為

其中γca為激發態|c〉到基態|a〉的衰減率,γab是兩個基態之間的退相干率,A和B是循環因子.

對于在光傳播方向上速度分量v0 的原子而言,(3)式中的指數因子須考慮原子運動導致的頻移[21].規定內腔原子氣室中c1光的傳播方向為正方向,(3)式中耦合光與原子相互作用項中的指數因子變為-kcv,δct變為δct+2kcv.而若s1光與原子作用時,因其與c1光同向傳播,所以(3)式中的ωst變為ωst-ksv;反之,若s2光與原子 作用,ωst應變為ωst+ksv(kc(s)=ωc(s)/c為光的波數,c為光在真空中的速度,因為?δc,所以kc1≈kc2=kc).因此,重新計算上述過程,很容易推導出任意原子分別與s1光和s2光相互作用的密度算符ρ1和ρ2的穩態解為

其中C=(ε0是真空中的介電常數,?為普朗克常數,N是Cs 原子氣室溫度為TCs時的原子數密度,μca是能級|a〉→|c〉的偶極躍遷矩陣元);f(v)=為麥克斯韋速度分布函數(m是原子質量,kB為玻爾茲曼常數).而復極化率χ=χ′+iχ′′,χ′反映內腔原子介質對信號光的色散特性,虛部χ′′代表吸收特性.

對于原子-腔耦合系統,s1(s2)光的腔透射強度函數為[32,33]

其中r代表腔鏡的總反射率,γin為內腔線性損耗,κ≡exp(-ωslχ′′/c)代表長為l的內腔原子氣室的吸收損耗,L為環形腔總腔長,Δq為信號光腔模相對原子躍遷中心的頻率失諧.

圖2 理論模擬了在只有單束耦合光條件下,內腔原子分別對s1光和s2光腔模的色散和吸收特性,以及腔透射強度譜.當僅有c1光穿過內腔原子氣室時,由于s1光的腔模與c1光同向傳播,對于任意速率v的原子,其對于兩束光的頻率差為,即可以滿足雙光子共振條件.因此在原子躍遷中心(=Δs=0),腔內原子表現出明顯的正常色散和吸收減弱特性,即典型的EIT 效應,如圖2(a)和圖2(b)中的紅色實線所示.因此當腔模頻率剛好處于原子躍遷中心(Δq=0)時,會產生線寬壓窄的單暗態共振極子峰,如圖2(c)紅色實線所示.與此相反地,s2光的腔模與c1光對向傳播,二者的頻率差為-Δs+2kv,即有2kv的頻率偏移,不滿足雙光子共振.這時腔內原子在共振中心兩側表現出緩慢的反常色散和吸收增強效應,如圖2(a)和圖2(b)中的藍色虛線所示.這時c1光只起到光泵浦作用,即增強了原子對s2光的吸收強度,因此在原子躍遷中心,腔透射信號因被完全吸收而不能透射出系統,如圖2(c)藍色虛線所示.反之,當只有c2光作用于原子-腔系統時,內腔原子對s1光和s2光表現出相反的色散和吸收效應,見圖2(d)和圖2(e),s2光的腔信號能透射出系統而s1光則被完全吸收,見圖2(f).因此,當只有一束耦合光作用時,由于熱原子的多普勒效應,內腔原子表現出很好的ONR 效應,即只有與耦合光同向的信號光能穿過原子-腔系統,反向的則因強吸收而無法透射.這樣就實現了方向可調的雙路單信道的ONR 全光操控.從圖2(c)和圖2(f)還發現,除了單暗態極子峰外,相對原子躍遷中心兩側對稱的還有兩個強度較弱、線寬較寬的透射峰.這是由于原子-腔系統對弱信號光的強耦合效應導致產生的正交劈裂模[16],其頻率間距約為(i=1,2;g代表單個原子與腔的耦合強度),且在正交模劈裂處對向傳輸的信號光均表現為OR 性.由于單暗態極子峰的頻率位置取決于耦合光的頻率失諧,因此分別通過調節和,在內腔原子的強耦合區域內可實現對s1光和s2光ONR 傳輸的連續調諧.

圖2 理論模擬注入信號光s1 光(紅色實線)和s2 光(藍色虛線)的色散 χ′、吸收χ′′ 及腔透射譜T 隨信號光頻率失諧的變化(a),(b)只有c1 光作用時的χ′ 和 χ′′;(d),(e) 只有c2 作用時的χ′ 和 χ′′;(c),(f) 分別對應只有c1 光和只有c2 作用時的T.在計算中參數設置為: (a)—(c)中,=20 MHz,=0;(d)—(f)中,=0,=20 MHz .其他實驗參數為: r=γin=0.9,γca=14.4 MHz,γab=0.3 MHz,L=526 mm,l=75 mm,=Δq=0Fig.2.Theoretical plots of the dispersion χ′,absorption χ′′ and cavity transmission T of the input s1 (red solid lines) and input s2(blue dashed lines) versus signal frequency detuning: (a),(b) χ′ and χ′′ for only c1 used;(d),(e) χ′ and χ′′ for only c2 used;(c),(f) T corresponding to only c1 and only c2 corresponding to panel (a),(b) and (d),(e),respectively.The parameters used in the calculation are =20 MHz,=0 for panel (a)—(c);=0,=20 MHz for panel (d)—(f).The other parameters are r=γin=0.9,γca=14.4 MHz,γab=0.3 MHz,L=526 mm,l=75 mm,=Δq=0 .

當c1光和c2光同時作用于內腔原子氣室時,則在內腔介質中形成了駐波耦合光,即內腔原子的折射率受到了駐波耦合光的周期性調制,形成了光子晶體模型[13].當δc=0 時,在原子共振躍遷中心附近,“靜止”的光子晶體對s1光和s2光表現出相同的周期性極化調制,由正常色散變為斜率較大的反常色散,如圖3(a)所示.在原子共振躍遷中心,內腔原子的吸收特性由吸收減弱變為了吸收增強,即由EIT 效應轉化為電磁誘導吸收(electromagnetically induced absorption,EIA)效應,同時在中心兩側±δ處產生兩個對稱的吸收減弱峰,即雙暗態形成的透明峰,如圖3(b)所示.這是由不同速度原子對信號光吸收疊加的效果,而δ的大小主要取決于耦合光的拉比強度和熱原子運動引起的多普勒平均[13,21].因此s1光和s2光的腔透射譜對應在±δ處各產生一對強度相同的雙暗態極子峰,如圖3(c)所示.與圖2 比較,由于內腔原子對雙暗態的透明效應弱于單暗態,且腔透射的雙暗態極子峰的頻率位置不與腔模共振(Δq=0),使得其腔透射效率遠小于單暗態極子峰.由此看出當δc=0 時,原子-腔系統對s1光和s2光的作用具有很好的對稱性,雖然在Δs=0 處,由于EIA 效應信號光被內腔原子吸收,然而在Δs=±δ處,對向傳播的s1光和s2光卻有兩個OR 透射窗口.

圖3 理論模擬了當c1 光和c2 光同時作用時,不同頻差δc 下s1 光(紅色實線)和s2 光(藍色虛線)的色散χ′、吸收χ′′及腔透射譜T(a)—(c) δc=0;(d)—(f) δc=—20 MHz;(g)—(i) δc=—40 MHz.主要計算參數為=20 MHz,其他參數與圖2 中的相同Fig.3.Theoretical plots of χ′,χ′′ and T of the input s1 (red solid lines) and input s2 (blue dashed lines) versus signal frequency detuning for different frequency difference δc when coupling lights c1 and c2 are used simultaneously: (a)—(c) δc=0;(d)—(f) δc=—20 MHz;(g)—(i) δc=—40 MHz.The parameters used in the calculation are =20 MHz,and other parameters are the same as in Fig.2..

因為處于熱運動中的原子感受到的光場頻率與光的傳輸方向有關,因此,原子的極化率與光場的傳輸方向有關,這樣就形成了極化率-動量鎖定[16,27].雙暗態極子峰的左右峰其實來自信號光與不同速度群原子的相互作用,對于s1光來說,雙暗態極子峰的左(右)峰主要來自v＜0(v＞0)速度群原子的貢獻;相反地,對于s2光來說,雙暗態極子峰的左(右)則主要來自v＞0(v＜0)速度群原子的貢獻.因此,同一速度群原子在信號光正向、反向傳輸時極化率的對稱性被破壞.當雙向耦合光的頻率相同時,考慮所有運動原子的加權平均后發現,原子-腔系統又表現出對稱性,所以其輸出特性是OR的.而調諧雙向耦合場之間的頻率差不為0 時,對稱性被破壞,兩個左右峰所處信道表現出ONR性.當δc0 且較小時,c1光和c2光則在腔內形成了“移動”的駐波耦合場[13].在原子躍遷中心附近,雖然“移動”駐波場作用下的內腔原子依然表現為EIA 效應,但破壞了內腔原子對s1光和s2光的極化率對稱性,使二者的雙暗態峰的大小及頻率位置發生變化(見圖3(d)—(f)).而在強耦合區域內,s2光的雙暗態極子峰的頻率位置隨δc線性偏移.例如,當=0,δc=-δ時,對s1光而言,其雙暗態極子峰的頻率位置幾乎沒變,依然處于±δ位置,只是透射強度稍有變化,左暗態極子峰稍大于右暗態極子峰,如圖3(f)紅色實線所示.而對于s2光,其雙暗態極子峰整體向左偏移δ,且左暗態極子峰明顯強于右暗態極子峰,如圖3(f)藍色虛線所示.值得一提的是,s2光的右暗態極子峰的頻率位置恰好落在s1光的強吸收中心,而s1光的左暗態極子峰剛好處于s2光的強吸收中心.這樣就形成了雙向4 信道的ONR 窗口,即在Δs=±δ處,原子-腔系統只允許s1光透射,對s2光禁止穿過;與其相對的,在Δs=-2δ,0 處,只允許s2光透射,而對s1光禁止.另外由于耦合光的頻率推移效應,使得s2光的正交劈裂模也向左略有偏移,但由于其頻率較寬的透射包絡和s1光的正交劈裂模依然處于交疊狀態,原子-腔系統仍保持OR 性.當δc=-2δ時,s2光的雙暗態極子峰繼續向左偏移,使得其右暗態極子峰與s1光的左暗態極子峰在Δs=-δ處重合;s2光的左暗態極子峰處于Δs=-3δ處,剛好處于s1光的左暗態極子峰和左正交劈裂模之間的吸收區域,而s1光的右暗態極子峰(Δs=δ)則處于s2光的右暗態極子峰和右正交劈裂模之間,如圖3(i)所示.于是形成了雙向3 信道的OR-ONR窗口,即在Δs=-δ處,s1光和s2光都允許透射,而當Δs=-3δ(Δs=δ)時,系統只允許s2(s1)光穿過而對s1(s2)光禁止.值得注意的是,從圖3(i)可以發現,s2光的右暗態極子峰的透射強度已遠小于左暗態極子峰,當繼續增大|δc|時,兩束信號光的雙暗態極子峰會繼續遠離,從而又形成雙向4 信道的ONR 透射窗口.但較大的|δc|已使駐波耦合場不再成立,使得兩束信號光的腔透射譜由雙暗態極子峰逐漸過渡為單暗態極子峰,即向ONR 的EIT效應轉變.

3 實驗過程及結果分析

為了驗證上述理論,實驗上利用兩臺波長為894.5 nm 的光柵反饋半導體激光器分別作為信號光和耦合光光源,作用于圖1(a)所示的原子-腔系統.一臺作為信號光光源,經光纖耦合器整形后,分為兩束s1光和s2光,以水平偏振通過兩塊50/50分束鏡BS1 和BS2 反射,對向共線注入到原子-腔中,二者的腔透射信號再經分束鏡透射后,分別通過兩個性能完全相同的光電探測器PD1 和PD2探測.另一臺激光器作為耦合光光源,其輸出光經錐形光放大器放大并經光纖耦合器整形后,也分為兩束c1光和c2光.c1光以垂直偏振,經腔內偏振分光棱鏡PBS1 反射后,與s1光同向共線穿過內腔Cs 原子氣室,并經PBS2 反射出;而c2光先經過聲光調制系統(acoustooptic modulation,AOM)移頻后,再以垂直偏振通過PBS2 反射,與c1共線反向穿過氣室.AOM 用于控制兩束耦合光之間的頻率差δc.實驗中三鏡環形腔由兩個平面鏡M1和M2 以及一個平凹鏡M3 組成,腔長L≈530 mm .M1 和M2 的反射率均為98%;M3 反射率大于99.99%,曲率半徑為1000 mm.內腔Cs 原子氣室的長度為75 mm,放置于環形腔的本征腰斑中心處,雙端通光窗片鍍有894.5 nm 的增透膜.信號光和耦合光在內腔Cs 原子中心的有效束寬分別為380 μm 和600 μm.環形腔空腔的精細度約為120,在考慮上原子氣室及PBS 的線性損耗后,腔的精細度降至約40.

實驗上,首先測量了在單束連續耦合光作用下兩束信號光的腔透射信號.實驗發現當只有c1光或c2光穿過內腔Cs 原子氣室時,s1光和s2光的腔透射譜除了有互易的兩個正交劈裂模外,只有當信號光和耦合光同向傳播時,才能產生線寬壓窄的內腔EIT 透明峰,反向傳播時則表現為強吸收,如圖4(a)和圖4(c)所示.實驗結果與理論分析很好地吻合,反映了熱原子-腔系統的ONR 效應.而基于該效應,原子-腔系統既可以實現對單向信號光的光隔離器功能,同時通過調節耦合場作用方向而改變光隔離方向,從而實現雙向可調的光學二極管效應.為了演示該過程,利用頻率為10 kHz 的方波信號驅動AOM,將c2光調制為脈沖光場,并測量了s1光和s2光的透射強度.如圖4(b)所示,在信號光、耦合光及腔模的頻率都鎖定在原子共振躍遷中心(Δs==Δq=0)條件下,c1光始終保持“常開”狀態,當c2光為“低電平”時(即只有c1光作用),因s1光滿足消多普勒而輸出“高電平”,s2光因多普勒頻移被腔吸收而輸出“低電平”;當c2光為“高電平”時,即c2光也參與作用形成駐波,雙向信號光因EIA 效應均被強吸收(見圖3(c)),因此輸出均為“低電平”.與之相反地,在c1光始終保持“常閉”狀態下,當c2光為“高電平”時(即只有c2光作用),s1光因多普勒頻移被腔吸收而輸出“低電平”,而s2光滿足消多普勒而輸出“高電平”,如圖4(d)所示;當c2光為“低電平”時,雙向均無耦合光作用,此時原子-腔系統對雙向信號光表現為對稱的互易系統,而信號光能否透射則取決于內腔二能級原子與腔的耦合強度[34],本實驗中由于信號光在二能級原子作用下已發生完全的正交拉比劈裂,因此在Δs=Δq=0 處雙向信號光輸出均為“低電平”.

圖4 (a),(c) 實驗測量了只有c1 光和c2 光作用下的腔透射譜;(b),(d) 當c2 光為脈沖光時在原子共振躍遷中心(Δs=0)的腔透射強度.(1) 代表s1 光的腔透射(紅色線),(2) 代表s2 光的腔透射(藍色線),(3) 代表c1 光強度(灰色線)和(4)代表c2 光強度(黑色線).主要實驗參數為=10 mW ,=1.5 mW,TCs=28.5 °C,δc==0Fig.4.(a),(c) Experimental measured cavity transmission for only light c1 (a) and light c2 (c) used.(b),(d) The transmission intensity at the atom resonance center (Δs=0) when light c2 is as pulsed light.Red curves (1) are the cavity transmission of light s1,blue curves (2) are those of light s2,gray lines (3) and black lines (4) are the intensity of lights c1 and c2,respectively.The main experimental parameters are: =10 mW ,=1.5 mW,TCs=28.5 °C,δc==0 .

圖5 比較了在c1光和c2光為連續光并同時作用下不同δc的腔透射譜.正如圖3(a)—(c)分析的,當δc=Δc1=0 時,內腔原子在“靜止”駐波耦合場作用下對s1光和s2光表現為OR 對稱的吸收特性,即在Δs=δ≈±20 MHz 處,各產生一對雙暗態極子峰,而在雙暗態極子峰之間的強吸收區域形成了光子“禁帶”[13],如圖5(a)所示.當δc0 時,“移動”的駐波耦合場破壞了內腔原子對雙向信號光的吸收對稱性,導致二者的雙暗態極子峰(光子“禁帶”)發生頻率偏移的同時,左、右暗態極子峰的強度差變大,見圖3(f)和圖3(i).實驗上可沿δc變化的反向調節c1光的頻率失諧至=|δc/2|,使s1光和s2光的“禁帶”相對原子躍遷中心對稱,從而彌補由熱原子的多普勒頻移引起對雙向信號光的吸收偏差,獲得強度相近的雙暗態極子峰.如圖5(b)所示,當δc=-20 MHz 時,調節=10 MHz,雙暗態極子峰也整體向右偏移10 MHz.s1光的左、右暗態極子峰分別出現在δ=-10 MHz 和δ=30 MHz 處(見圖5(b)紅色曲線),而s2光的左、右暗態極子峰分別出現在δ=-30 MHz 和δ=10 MHz 處(見圖5(b)藍色曲線).這時由于s1(s2)光的左(右)暗態極子峰恰好處于s2(s1)光的“禁帶”區,于是便形成了雙向4 信道的ONR 傳輸.通過AOM 繼續增大c1光和c2光的頻差至δc=-40 MHz 時,為了對稱性,調節=20 MHz .此時s1光的左暗態峰恰好處于s2光的右暗態極子峰頻率重合,剛好處于δ=0 處,即原子-腔系統在此頻率點對s1光和s2光滿足OR 傳輸的;而s2光的左暗態極子峰和s1光的右暗態極子峰分別處于δ=-40 MHz 和δ=40 MHz 處,呈現雙向2 信道的ONR傳輸,見圖5(c).

圖5 實驗測量了c1 光和c2 光同時作用下的腔透射譜,其中主要實驗參量為(a) =δc=0;(b) =10 MHz,δc=-20 MHz ;(c) =20 MHz,δc=-40 MHz .其他參數與圖4 相同Fig.5.Experimental measured cavity transmission for lights c1 and c2 simultaneously used.The main experimental parameters are:(a) =δc=0;(b) =10 MHz,δc=-20 MHz;(c) =20 MHz,δc=-40 MHz .The other parameters are the same as in Fig.4.

若將c2光調制為脈沖光,則當信號光頻率鎖定在上述相應的雙暗態極子峰頻率位置時,腔透射信號也保持了很好的方波脈沖輸出.因此,原子-腔系統不但可用于多信道的全光開關控制,還可以作為量子器件實現邏輯門復合運算.將c1光和c2光作為原子-腔系統的控制端,s1光和s2光分別作為該系統的兩個信號輸入端S1-in和S2-in,并將s1光和s2光對應的腔透射作為兩個信號輸出端S1-out和S2-out,輸出結果“相加”,作為最終輸出態S=S1-out+S2-out.狀態“0”表示無信號輸入或無信號輸出,“1”表示有信號輸入或信號輸出.對照圖5,表1 列出了c1光和c2光為“1”狀態時,不同δc下雙暗態極子峰的輸出真值結果.依據集成電路中的邏輯門運算規則,判斷發現在δc=0,Δs=±δ和δc=-40 MHz,Δs=-δ條件下,滿足OR 輸出的雙暗態極子峰可實現或門復合運算.而在其他頻率點,雙暗態極子峰滿足ONR 傳輸,因此對于雙向的兩路輸出端,可實現基于光學二極管效應的多信道全光開關.

表1 不同δc 下雙暗態極子峰的輸出真值表Table 1.Output truth table of double dark-state peaks under different δc..

4 結論

基于雙向耦合場作用下的原子-腔耦合系統,利用原子熱運動的極化率-動量鎖定特性,實現了一套光學互易-非互易轉化的雙路多信道光控量子器件方案.理論和實驗研究表明,在單束行波耦合場作用下,通過改變耦合場作用方向,可控制信號光的輸出方向,從而實現單信道的雙向光學二極管效應.而當雙向耦合同時作用時,通過調諧二者的頻率差,可改變雙向信號光的傳輸特性,實現雙向多信道互易-非互易操控.該方案也適用于其他堿金屬原子或等離子系統中,在全光量子器件和量子信息處理如光學晶體管、全光開關及量子門調控等領域有潛在的應用前景.