Bistabilidade Óptica Ajustável e Mistura de Quatro Ondas em Sistema Optomecânico de Cavidade de Fotônico-Molécula

Resumo

Investigamos teoricamente fenômenos ópticos não lineares incluindo bistabilidade óptica e processo de mistura de quatro ondas (FWM) em sistema optomecânico composto de cavidade de fotônico-molécula. A cavidade de fotônico-molécula consistia de duas microcavidades de modo de galeria sussurrante (WGM), onde uma cavidade WGM é uma cavidade optomecânica com alta dissipação de cavidade κ e a outra cavidade WGM é uma cavidade óptica auxiliar ordinária com alto fator de qualidade (Q). Controlando parâmetros do sistema, como força de acoplamento J entre as duas cavidades, razão de taxa de decaimento δ das duas cavidades e potência de bomba P, a bistabilidade óptica pode ser controlada. Além disso, o processo FWM que apresenta divisão de modo normal também é investigado no espectro FWM sob diferentes regimes de parâmetros. Nosso estudo pode fornecer maior compreensão de fenômenos não lineares em sistemas optomecânicos compostos de fotônico-molécula.

Contexto

Sistemas optomecânicos (OMS), consistindo de cavidades ópticas acopladas a ressonadores mecânicos e explorando interações coerentes fóton-fônon induzidas por pressão de radiação, atraíram muita atenção recentemente porque oferecem plataforma para manipular ressonadores mecânicos e campos eletromagnéticos, pavimentando caminho para aplicações potenciais de dispositivos optomecânicos, como laser de fônon, sensoriamento, compressão de fônon, realização de luz comprimida, resfriamento de estado fundamental e transparência induzida optomecanicamente (OMIT) — armazenamento de luz em dispositivos de estado sólido. Embora a maior parte da atenção tenha sido dada ao OMS único, realizar OMS compostos integrando mais modos ópticos ou mecânicos — como um modo mecânico acoplado a dois modos ópticos via pressão de radiação e interação fônica entre dois ressonadores mecânicos — torna-se tendência para investigar ainda mais OMS e suas aplicações potenciais em processamento de informação quântica. Baseado em OMS híbridos compostos, transferência de estado quântico, resfriamento de fônon tipo OMIT, modo escuro optomecânico e absorção induzida eletromagneticamente mediada por fônon têm sido amplamente pesquisados. Nos numerosos OMS compostos, como extensão natural do OMS genérico, duas microcavidades WGM diretamente acopladas denominadas fotônico-molécula com efeito optomecânico em uma microcavidade WGM atraíram muita atenção. Existem dois tipos de interação no sistema optomecânico composto de fotônico-molécula: o primeiro é a interação optomecânica induzida por pressão de radiação e o outro é acoplamento cavidade-cavidade via tunelamento de fótons ajustável. As duas interações juntas geram vários fenômenos interessantes incluindo laser de fônon, caos, resfriamento de estado fundamental e controle coerente de transmissão de luz.

Por outro lado, OMS também fornecem plataforma para investigar efeito não linear de interação luz-matéria. Entre todos fenômenos não lineares em OMS, bistabilidade óptica e mistura de quatro ondas (FWM) são fenômenos ópticos não lineares típicos focando interesse dos pesquisadores. Nos últimos anos, comportamento bistável do número médio de fótons intracavidade foi extensivamente estudado em vários OMS, como sistema optomecânico de cavidade com condensado de Bose-Einstein, OMS com poço quântico, átomos ultrafrios e outros OMS híbridos. Além disso, FWM pode ser descrito como cavidade acionada por laser de bomba forte com frequência ω_p e laser de sonda fraco frequência ω_s, e então, dois fótons de bomba se misturariam com fóton de sonda via modo mecânico para gerar fóton idler na frequência 2ω_p−ω_s em OMS, também investigado em trabalhos prévios, como divisão de modo em sistema optomecânico de forte acoplamento, OMS com acionamento mecânico coerente e sistema optomecânico de cavidade de dois modos. No entanto, bistabilidade óptica e FWM foram raramente estudados em OMS compostos de fotônico-molécula, onde a força de acoplamento representada por J das duas cavidades desempenha papel chave afetando esses fenômenos ópticos não lineares.

No presente trabalho, consideramos sistema optomecânico de cavidade composto de fotônico-molécula, consistindo de duas microcavidades WGM, onde uma cavidade WGM é cavidade optomecânica com alta dissipação de cavidade κ, e a outra cavidade WGM é cavidade óptica auxiliar ordinária com alto fator de qualidade (Q). Como Liu et al. demonstraram, permanece difícil atingir alto fator Q e pequeno volume de modo (V) simultaneamente para mesmo tipo de ressonador. No optomecânica de fotônico-molécula, acoplando cavidade optomecânica c originalmente com alta dissipação de cavidade κ (sem alto Q) a modo de cavidade auxiliar a com alto Q mas grande V, a exigência de alto Q e pequeno V para mesma cavidade pode ser removida. Introduzimos parâmetro de razão δ=κ_c/κ_a, onde κ_c=ω_c/Q_c e κ_a=ω_a/Q_a são taxas de decaimento de modos de cavidade c e a (ω_c e ω_a são frequências de cavidade c e a) para investigar efeito não linear no optomecânica de fotônico-molécula. Aqui, cavidade optomecânica c é acionada por laser de bomba enquanto cavidade auxiliar a é acionada por laser de sonda. Cavidade c é acoplada a cavidade a via campo evanescente, e força de acoplamento J entre as duas cavidades pode ser controlada variando separação entre as duas cavidades WGM. Investigamos bistabilidade óptica e FWM baseados no OMS composto de fotônico-molécula variando força de acoplamento J entre os ressonadores de cavidade, e bistabilidade óptica ajustável e controlável e FWM podem ser alcançados manipulando força de acoplamento J entre as duas cavidades. Além disso, ajustando parâmetro δ e potência de bomba P, o processo FWM pode ser controlado.

Modelo e Teoria

A optomecânica de fotônico-molécula é mostrada na Fig. 1. A primeira cavidade suporta modo óptico c com frequência ω_c acionado por laser de bomba com frequência ω_p e amplitude ε_p = √(P/ħω_p). Pressão de radiação induz modo mecânico b com frequência de ressonador mecânico ω_m, e taxa de acoplamento optomecânico de fóton único é g=g₀x₀ (g₀=ω_c/R e R é raio da cavidade c), e flutuação de ponto zero da posição do oscilador mecânico é x₀=√(ħ/2Mω_m). Então, Hamiltoniano da optomecânica c é:

Diagrama esquemático do sistema optomecânico de cavidade composto de fotônico-molécula incluindo duas cavidades WGM. A primeira cavidade WGM com alta dissipação de cavidade κ é cavidade optomecânica c acionada por laser de bomba, e força de pressão de radiação induz modo mecânico b acoplando a cavidade c com força de acoplamento g. A segunda cavidade WGM a é cavidade auxiliar acionada por laser de sonda com alto fator de qualidade (Q). A cavidade optomecânica c é acoplada a cavidade a via campo evanescente, e introduzimos parâmetro J para descrever força de acoplamento das duas cavidades, que pode ser controlada variando separação entre elas

$$ H_{c}=\hbar \Delta_{c}c^{\dag }c+\hbar \omega_{m}b^{\dag }b-\hbar ga^{\dag }a\left(b^{\dag }+b\right)+i\hbar \sqrt{\kappa_{ce}}\varepsilon_{p}\left(c^{\dag }-c\right), $$ (1)

onde Δ_c=ω_c−ω_p é o desvio do campo de bomba e cavidade c. c e c† representam operadores de aniquilação e criação bosônicos do modo de cavidade c, e b†(b) é operador de criação (aniquilação) do modo mecânico. A cavidade auxiliar apenas suporta modo óptico a acionado por laser de sonda com frequência ω_s, e sua amplitude ε_s é ε_s = √(P_s/ħω_s). Introduzimos operadores de aniquilação e criação a e a† para descrever cavidade a, e seu Hamiltoniano é:

$$ H_{a}=\hbar \Delta_{a}a^{\dag }a+i\hbar \sqrt{\kappa_{ae}}\varepsilon_{s}\left(a^{\dag }e^{-i\Omega t}-ae^{i\Omega t}\right) $$ (2)

onde Δ_a=ω_a−ω_p é o desvio do campo de bomba e cavidade a, e Ω=ω_s−ω_p é o desvio bomba-sonda. Usamos duas fibras afiladas para excitar modo de cavidade a e modo de cavidade c como guia de onda óptico com taxa de acoplamento κ_ae e κ_ce. A cavidade optomecânica c acopla a cavidade a através de campo evanescente, e taxa de acoplamento cavidade-cavidade J pode ser eficientemente ajustada mudando distância entre elas. Quando força de acoplamento J é fraca entre as duas cavidades, então energia da cavidade c não pode transferir facilmente para cavidade a. Inversamente, se força de acoplamento J aumenta com diminuição da distância entre as duas cavidades, então energia pode fluir facilmente entre as duas cavidades. A interação linearmente acoplada entre as duas cavidades é descrita por ħJ(a†c+ac†). Então, Hamiltoniano total no quadro de onda rotante da frequência de bomba ω_c pode ser escrito:

$$ \begin{aligned} H =&\hbar \Delta_{a}a^{\dag }a+\hbar \Delta_{c}c^{\dag }c+\hbar \omega_{m}b^{\dag }b+\hbar J\left(a^{\dag }c+ac^{\dag }\right)-\hbar ga^{\dag }a\left(b^{\dag }+b\right) \\ &+i\hbar \sqrt{\kappa_{ce}}\varepsilon_{p}\left(c^{\dag }-c\right)+i\hbar \sqrt{ \kappa_{ae}}\varepsilon_{s}\left(a^{\dag }e^{-i\Omega t}-ae^{i\Omega t}\right). \end{aligned} $$ (3)

A taxa de decaimento dos dois modos de cavidade κ=κ_c=κ_a=κ_ex+κ_0 com taxa de perda intrínseca de fótons κ_0, e κ_ex descreve taxa na qual energia deixa a cavidade óptica para campos propagantes. Aqui, por simplicidade, consideramos apenas condição de κ_ex=κ_0=κ_ae=κ_ce, e consideramos ω_c=ω_a.

Usamos equação de movimento de Heisenberg iħ∂_tO=[O,H] (O=a,c,X) e introduzimos operadores de amortecimento e ruído correspondentes, e obtemos equações de Langevin quânticas como segue:

$$ \partial_{t}a=-(i\Delta_{a}+\kappa_{a})a-iJc+\sqrt{\kappa_{ae}} \varepsilon_{s}e^{-i\Omega t}+\sqrt{2\kappa_{a}}a_{\text{in}}, $$ (4) $$ \partial_{t}c=-(i\Delta_{c}+\kappa_{c})c+igcX-iJa+\sqrt{\kappa_{ce}} \varepsilon_{p}+\sqrt{2\kappa_{c}}c_{\text{in}}, $$ (5) $$ \partial_{t}^{2}X+\gamma_{m}\partial_{t}X+\omega_{m}^{2}X=2g\omega_{m}c^{\dagger }c+\xi, $$ (6)

onde X=b†+b é operador de posição e γ_m é taxa de decaimento do ressonador. a_in e c_in descrevendo ruídos de Langevin seguem as relações...

O modo do ressonador é influenciado por processo de força estocástica com a seguinte função de correlação...

Quando a cavidade optomecânica c é acionada por laser de bomba forte, operador de Heisenberg pode ser dividido em duas partes, i.e., valor médio de estado estacionário O_0, e pequena flutuação δO com valor médio zero 〈δO〉=0. Os valores de estado estacionário determinam números de fótons intracavidade (n_a=|a_s|² e n_c=|c_s|²) determinados por...

Esta forma de equações acopladas é característica da bistabilidade óptica. Na seção seguinte, discutiremos parâmetros como potência de bomba P, força de acoplamento cavidade-cavidade J e parâmetro de razão δ que afetam a bistabilidade óptica. Mantendo apenas termos lineares dos operadores de flutuação e fazendo o ansatz 〈δa〉=a_+e^−iΩt+a_−e^iΩt, 〈δc〉=c_+e^−iΩt+c_−e^iΩt, 〈δX〉=X_+e^−iΩt+X_−e^iΩt, obtemos então...

Usando relação padrão de entrada-saída a_out(t)=a_in(t)−√(2κ_a)a(t), onde a_out(t) é operador de campo de saída, e obtemos valor esperado dos campos de saída...

Onde a_out(t) é operador de campo de saída. Equação (13) mostra que campo de saída consiste de três termos. O primeiro termo corresponde ao campo de saída no campo de acionamento com amplitude ε_p e frequência ω_p. O segundo termo corresponde ao campo de sonda com frequência ω_s relacionado ao campo anti-Stokes resultando em OMIT, investigado em vários sistemas optomecânicos. O último corresponde ao campo de saída com frequência 2ω_p−ω_s relacionado ao campo Stokes exibindo FWM. No processo FWM, dois fótons do campo de acionamento interagem com um único fóton do campo de sonda cada com frequências ω_p e ω_s nascendo novo fóton de frequência 2ω_p−ω_s. A intensidade FWM em termos do campo de sonda pode ser definida como...

Resultados Numéricos e Discussões

Nesta seção, primeiro investigamos comportamento bistável do número de fótons de estado estacionário n_c e n_a das duas cavidades de acordo com Eqs. (10) e (11). Como é demasiado complicado dar expressão analítica da condição de bistabilidade, aqui apresentaremos resultados numéricos. Escolhemos parâmetros similares aos em Ref. [13, 26]: parâmetros da cavidade c como [13]: g₀=12 GHz/nm, γ_m=41 kHz, ω_m=51,8 MHz, κ_c=5 MHz, m=20 ng, λ=750 nm, e Q=1500, e ordem de grandeza da potência de bomba é miliwatt (1 mW =10⁻³ W). Para cavidade a, consideramos ω_a=ω_c e κ_c=κ_a. A força de acoplamento J entre os dois modos de cavidade desempenha papel chave e pode afetar comportamento bistável e FWM. Foi relatado experimentalmente que força de acoplamento J depende da distância entre cavidade c e cavidade a [26] (também força de acoplamento diminui exponencialmente com aumento da distância das duas cavidades). Aqui, esperamos força de acoplamento J ~ √(κ_cκ_a).

Equações (10) e (11) dando números de fótons intracavidade de cavidade optomecânica c e cavidade ordinária a são equações cúbicas acopladas, que exibem comportamento bistável. Primeiro consideramos condição de J=0, i.e., apenas uma única cavidade optomecânica c, e Fig. 2a plota número médio de fótons intracavidade n_c de cavidade optomecânica c como função do desvio cavidade-bomba Δ_c=ω_c−ω_p com três potências de bomba. Quando potência de bomba é menor que P=0,4 mW (como P=0,1 mW), curva é quase Lorentziana. Com aumento da potência P a valor crítico, cavidade optomecânica c exibe comportamento bistável, como mostrado nas curvas para P=0,4 mW a P=0,8 mW, onde curva de ressonância Lorentziana inicialmente se torna assimétrica. Número médio de fótons intracavidade n_c tem três raízes reais (Eq. (10)), e as raízes maior e menor são estáveis, e a do meio é instável, representada em oval na Fig. 2a. No entanto, quando consideramos cavidade óptica a, i.e., J≠0 como J=1.0 κ_a, comportamento bistável é quebrado de algumas maneiras como mostrado na Fig. 2b. Isso porque quando cavidade optomecânica c acoplada a cavidade óptica a, partes do número de fótons intracavidade n_c de cavidade optomecânica c acoplarão em cavidade óptica a, e portanto, número de fótons intracavidade n_c diminuirá e resultará em comportamento bistável destruído. Figura 2c mostra número médio de fótons intracavidade n_c de cavidade optomecânica c como função da força de acoplamento cavidade-cavidade J com três potências de bomba. Obviamente, número médio de fótons intracavidade n_c depende da potência de bomba P, e número de fótons intracavidade n_c está sempre diminuindo com aumento da força de acoplamento J porque partes do número de fótons são acopladas em cavidade óptica a. Além disso, maior desvio cavidade-bomba é benéfico para observar comportamento bistável óptico com aumento da potência de bomba P. Figura 2d plota número médio de fótons intracavidade n_c versus potência de bomba P com cavidade a em bandas laterais vermelhas (Δ_a=ω_m) e azuis (Δ_a=−ω_m), respectivamente, e a bistabilidade apresenta comportamento de loop de histerese. No entanto, nossos resultados são diferentes do trabalho prévio de sistema optomecânico de dois modos sem considerar acoplamento cavidade-cavidade J. Portanto, força de acoplamento J desempenha papel importante na bistabilidade.

a Número médio de fótons intracavidade de cavidade optomecânica c como função do desvio cavidade-bomba Δ_c com três potências de bomba em J=0. b Número médio de fótons intracavidade de cavidade optomecânica c como função do desvio cavidade-bomba Δ_c com várias potências de bomba diferentes sob J=1.0 κ_a. c Número médio de fótons intracavidade n_c de cavidade optomecânica c como função de J com três potências de bomba. d Número médio de fótons intracavidade n_c como função de P para Δ_c=Δ_a=ω_m

Investigamos ainda comportamento bistável de cavidade óptica a com Eq. (11). Figura 3a dá número de fótons intracavidade n_a de cavidade ordinária a como função do desvio cavidade-bomba Δ_a=ω_a−ω_p com potências de bomba P=0,1 mW, P=1,0 mW e P=10 mW em J=1.0 κ_a. É óbvio que cavidade óptica a não pode comportar-se como bistável devido a número de fótons intracavidade n_a de cavidade a da cavidade c não poder manter bistabilidade em baixa potência de bomba. Na verdade, apenas alta potência de bomba P pode cavidade a apresentar comportamento bistável, porque apenas alta potência de bomba aciona cavidade optomecânica c, muito mais número de fótons pode acoplar em cavidade óptica a. Também plotamos número médio de fótons intracavidade n_a de cavidade óptica a como função da força de acoplamento J sob três potências de bomba como mostrado na Fig. 3b. É claro que quando J=0, n_a=0, porque não há acoplamento entre as duas cavidades em J=0, e nesta condição, nenhum fóton acopla em cavidade óptica a. Com aumento da força de acoplamento J (diminuindo distância das duas cavidades), os números de fótons intracavidade n_a de cavidade óptica ordinária a aumentam mas nem sempre. Existe força de acoplamento J ótima para valor máximo de n_a sob diferente potência de bomba, e então, n_a diminuirá com aumento de J. É fato notável que força de acoplamento J entre as duas cavidades pode ser ajustada.

a Número médio de fótons intracavidade de cavidade ordinária a como função do desvio cavidade-bomba Δ_a com três potências de bomba em J=1.0 κ_a. b Número médio de fótons intracavidade n_a como função de J com três potências de bomba. c Número médio de fótons intracavidade n_c como função de Δ_a com três parâmetros de razão δ. d Número médio de fótons intracavidade n_c como função de δ para dois J

Além disso, consideramos parâmetro de razão δ=κ_c/κ_a (κ_c=ω_c/Q_c e κ_a=ω_a/Q_a) para investigar parâmetros das duas cavidades que influenciam comportamento bistável. κ é taxa de decaimento do modo de cavidade, que é relacionada à frequência e fator de qualidade da cavidade. Como sabemos, é difícil atingir alto Q e pequeno V simultaneamente para modo de cavidade devido ao limite de difração. Para cavidade óptica, menor V correspondendo a maior taxa de decaimento radiativo resulta em menor Q. Embora diferentes tipos de cavidades possuam suas próprias propriedades únicas, o equilíbrio entre alto Q e pequeno V ainda existe. No entanto, quando acoplando OMS c originalmente com alta dissipação de cavidade a modo de cavidade auxiliar a com alto Q mas grande V, comportamento bistável mudará significativamente. Figura 3c mostra número médio de fótons intracavidade n_c de cavidade optomecânica c como função de Δ_a sob vários δ=κ_c/κ_a diferentes com força de acoplamento inalterada J=1.0 κ_a. Podemos encontrar que comportamento bistável pode aparecer, mas número de fótons intracavidade n_c é pequeno em δ=0,1 com J=2 κ_a, i.e., κ_c=0,1 κ_a o que significa Q_c>Q_a. Quando aumentando razão δ de δ=1,0 para δ=2,0, número de fótons intracavidade n_c experimenta mudança de comportamento bistável para perfil de linha quase Lorentziano. Isso significa que quando Q_c

Por outro lado, como fenômeno óptico não linear típico, também investigamos processo FWM com Eq. (14) no sistema optomecânico de fotônico-molécula. Figura 4 plota espectro FWM como função do desvio sonda-cavidade a Δ_s=ω_s−ω_a em Δ_a=Δ_c=0 sob diferentes regimes de parâmetros. Figura 4a-d exibe evolução dos espectros FWM sob diferentes potências de bomba P em J=1.0 κ_a. É claro que espectros FWM apresentam três picos, onde pico Lorentziano perto de Δ_s=0 e dois picos de divisão de modo localizam em ±ω_m, e intensidade FWM diminui com aumento da potência de bomba. Figura 4e-h mostra mudança de espectros FWM de J=0.5 κ_a para J=2.0 κ_a em potência de bomba P=1,0 mW. Com aumento da força de acoplamento J de J=0.5 κ_a para J=2.0 κ_a, espectros FWM mudam significativamente. Os fenômenos podem ser explicados com imagem de estado vestido que foi demonstrada em sistema optomecânico de cavidade única.

a–d Intensidade FWM como função do desvio normalizado sonda-bomba Δ_s para diferentes potências de bomba em J=1.0 κ_a. e–h Intensidade FWM como função de Δ_s para diferentes J em potência de bomba P=1,0 mW

Então investigamos espectros FWM em Δ_a=Δ_c≠0. Figura 5a-d dá espectros FWM na banda lateral vermelha, i.e., Δ_a=Δ_c=ω_m sob J inalterado =1.0 κ_a com aumento da potência de bomba de P=1,0 para P=10 mW. Dois picos de divisão de modo normal aparecem nos espectros FWM localizando em ±ω_m respectivamente, e intensidade FWM diminui com aumento da potência de bomba. Figura 5e-h mostra espectros FWM na banda lateral vermelha, i.e., Δ_a=Δ_c=ω_m sob potência de bomba fixa P=2,0 mW com aumento da força de acoplamento J de J=0.5 κ_a para J=2.0 κ_a. Obviamente, intensidade FWM aumenta com aumento da força de acoplamento J, e maior J significa mais números de fótons acoplados em cavidade óptica a. Quando mudando desvio Δ_a e Δ_c da banda lateral vermelha para banda lateral azul, i.e., Δ_a=Δ_c=−ω_m, evolução dos espectros FWM muda proeminentemente. Figura 5i-l exibe espectros FWM na banda lateral azul sob quatro diferentes potências de bomba, e intensidade FWM diminui com aumento da potência de bomba mesmo na banda lateral azul. Exceto dois picos de divisão de modo normal localizando em ±ω_m, também dois picos laterais agudos aparecem nos espectros FWM e sua localização estão relacionadas à potência de bomba. Na Fig. 5m-p, também discutimos força de acoplamento J que afeta espectros FWM sob banda lateral azul. Se outros picos laterais agudos aparecem nos espectros FWM dependem da força de acoplamento J.

a–d Intensidade FWM como função de Δ_s para diferentes potências de bomba P na banda lateral vermelha (Δ_c=Δ_a=ω_m) e J=1.0 κ_a. e–h Intensidade FWM como função de Δ_s para diferentes J sob banda lateral vermelha e potência de bomba P=2,0 mW. i–l Intensidade FWM como função de Δ_s para diferentes potências de bomba P na banda lateral azul (Δ_c=Δ_a=−ω_m) e J=1.0 κ_a. m–p Intensidade FWM como função de Δ_s para diferentes J sob banda lateral azul e potência de bomba P=2,0 mW

Além disso, desde que parâmetro de razão δ=κ_c/κ_a pode influenciar número de fótons intracavidade no OMS composto de fotônico-molécula, espectros FWM podem ser manipulados controlando parâmetro δ. Figura 6a-h apresenta espectros FWM em parâmetros inalterados J=2.0 κ_a e P=10 mW sob banda lateral vermelha com aumento da razão δ de δ=0,05 para δ=3,0, e intensidade FWM diminui com aumento da razão δ. Enquanto na banda lateral azul, outros picos laterais agudos aparecerão nos espectros FWM como mostrado na Fig. 6i-p, e intensidade FWM também diminui com aumento da razão δ. Portanto, controlando parâmetros da cavidade, como taxa de decaimento κ ou Q das cavidades, FWM pode ser alcançado diretamente no OMS composto de fotônico-molécula.

a–h Intensidade FWM como função de Δ_s para vários parâmetros de razão δ na banda lateral vermelha (Δ_c=Δ_a=ω_m) e J=2.0 κ_a, P=10 mW. i–p Intensidade FWM como função de Δ_s para vários parâmetros de razão δ na banda lateral azul (Δ_c=Δ_a=−ω_m) e J=2.0 κ_a, P=10 mW

Conclusão

Investigamos bistabilidade óptica e mistura de quatro ondas em sistema optomecânico de cavidade WGM composto de fotônico-molécula, que inclui cavidade optomecânica com alta dissipação de cavidade acoplada a cavidade auxiliar com alto fator de qualidade. Investigamos bistabilidade óptica sob diferentes regimes de parâmetros como força de acoplamento J entre as duas cavidades e razão de taxa de decaimento δ das duas cavidades no sistema. A bistabilidade óptica pode ser ajustada pelo campo de bomba acionando cavidade optomecânica, e número de fótons intracavidade nas duas cavidades é determinado pela força de acoplamento J. Além disso, também demonstramos como controlar processo FWM no sistema optomecânico de fotônico-molécula sob diferentes condições de acionamento (banda lateral vermelha e banda lateral azul) e diferentes condições de parâmetros (força de acoplamento J e razão δ). Resultados numéricos mostram que processo FWM pode ser controlado com tais parâmetros. Estes resultados são benéficos para melhor compreensão dos fenômenos não lineares no sistema optomecânico composto de fotônico-molécula.

Abreviações

C-OMS

Sistemas optomecânicos de cavidade

FWM

Mistura de quatro ondas

OMS

Sistemas optomecânicos

OMIT

Transparência induzida optomecanicamente

Q

Qualidade

V

Volume

WGM

Modo de galeria sussurrante