李鑫 解舒云 李林帆 周海涛2)† 王丹2) 杨保东2)

1) (山西大学物理电子工程学院,太原 030006)

2) (山西大学,极端光学协同创新中心,太原 030006)

基于原子热运动的极化率-动量锁定特性及腔引起的强耦合特征,设计并实现了一套无磁的光学互易-非互易传输转换方案.理论和实验证实,耦合场条件决定了系统的非互易性.在单束行波场作用下,由于多普勒效应,热原子中的非互易性取决于耦合场的传播方向.因此,通过改变对向耦合场的开闭,可控制基于内腔电磁诱导透明的双路单信道光学非互易传输.而在两束对向耦合场同时作用下,腔透射由单暗态转变为双暗态极子峰,其互易性输出依赖于两束耦合场之间的频率差.于是通过调谐频率差可实现基于双暗态极子峰的双路多信道互易-非互易传输调控.

1 引言

作为破坏对称性的光学非互易(optical nonreciprocity,ONR)效应,在允许光单向传输的过程总是伴随着打破时间反演的对称性.ONR 可实现多通道全光开关、光控逻辑门操控等功能,在全光量子信息处理和量子计算中有着潜在的应用,从而引起人们的广泛关注.然而传统实现ONR 的方法是基于磁光的法拉第旋转效应[1],实现此功能则需要较大体积的磁体,因此不易实现系统的小型化和集成化.鉴于此,通过其他物理过程实现无磁ONR效应及器件的研究引起了国内外研究人员极大的兴趣.例如,基于宇称-时间(parity-time,PT)对称的非线性光学实现光的非对称传输[2,3]、全同共振器的参量调制[4,5]、光机相互作用诱导的ONR 传输及放大[6-8]、手性量子光学[9-11]、“移动”的光子晶体[12,13]、冷原子[14,15]、基于热原子多普勒频移[16-18]和等离子体器件[19,20]等.

腔量子电动力学(cavity quantum electrodynamics,C-QED)主要研究束缚在如光学谐振腔、高Q微腔、微型量子器件等特定空间中的粒子(原子、分子或离子)与光场相互作用的量子行为.将原子与腔耦合,可有效地增强原子的非线性效应[21],延长量子退相干时间,因此广泛应用于光场空间模式变换、全光控制开关、量子纠缠、非经典光场制备等研究中.C-QED 系统作为光量子器件,在实现ONR 传输[16,22]、组成量子逻辑门组[23-25]、产生量子干涉和制备量子纠缠态[26,27]等量子信息领域已成为重要工具之一.近年来,基于原子非线性效应的多通道量子态操控在实现逻辑门操作及量子纠缠源制备等领域获得了长足的发展.比如,利用室温下碱金属原子的非线性克尔效应,结合两个马赫-曾德干涉仪实现了多种基本逻辑门运算[28];另外,基于原子的四波混频(four wave mixing,FWM)过程,可产生相敏放大的关联光束[29,30],以及制备多通道光学轨道角动量复用的连续变量纠缠源[31]等.然而,基于原子非线性的ONR 效应及其全光操控研究,主要集中在对弱探测光的单信道输出态操控上,而对空间多路信号多信道量子态操控的探索空间依然广阔.本文基于Λ 型三能级热原子-腔复合系统,提出了一套无磁的光学互易(optical reciprocity,OR)-ONR 转换方案,并通过控制相干耦合光的开闭及频率失谐,实现了双路多信道的全光操控及部分逻辑门运算.

2 系统构建及理论模拟

实验系统如图1(a)所示,将一Cs 原子气室置于由两块平面镜M1,M2 和一块平凹腔镜M3 构成的三镜环形腔中,组成了原子-腔耦合系统.将频率完全相同的两束信号光s1和s2作为两路输入源以水平偏振共线对向入射到原子-腔中,两束耦合光c1和c2作为控制源以垂直偏振通过两个偏振分光棱镜(polarization beam splitter,PBS)对向单次穿过内腔Cs 原子气室.两束信号光的腔透射信号用于判断原子-腔系统的非互易性.信号光与耦合光的频率分别作用于Cs 原子D1 线的两个跃迁能级,构成Λ 型三能级电磁诱导透明(electromagnetically induced transparency,EIT)系统,如图1(b)所示.频率为ωs的s1光和s2光作用于基态|a〉(6S1/2,Fg=4)到激发态|c〉(6P1/2,Fe=4)的能级跃迁,频率失谐为Δs=ωs-ωca(ωca为到能态|c〉和|a〉之间的能级差);频率分别为的c1光和c2光作用于基态|b〉(6S1/2,Fg=3)到激发态|c〉的能级跃迁,频率失谐分别为和(ωcb为到能态|c〉和|b〉之间的能级差).定义δc=为两束耦合光之间的频率差.

在原子共振跃迁频率附近,原子-腔系统的腔透射特性主要取决于内腔原子对弱信号光的复极化率.因此,首先分析信号光单次穿过内腔原子时的动力学特性.如图1(b)所示,原子系统的哈密顿量表示为

图1 (a) 实验装置和(b) 实验能级示意图Fig.1.Schematic diagram of experimental setup (a) and energy levels (b).

其中H0和HI分别表示原子系统的自由哈密顿量和光与原子相互作用的哈密顿量.由于能级|b〉为基态,假设其能量为0 时,则H0可表示为

对于速度v=0 的原子,不论信号光沿任何方向传播都是等价的,于是在旋波近似下,HI表示为

其中Ωs,分别代表s1(2)光、c1光和c2光的拉比频率.原子密度算符的运动主方程可写为

其中γρ唯象地描述了由于自发辐射、原子-原子碰撞、以及原子-气室内壁碰撞等因素引起密度算符在动力学演化过程中的衰减.利用(1)式—(4)式,通过各密度矩阵元随时间的演化方程[21],在Ωs≪条件下,可求得信号光与原子相互作用的密度算符的稳态解为

其中γca为激发态|c〉到基态|a〉的衰减率,γab是两个基态之间的退相干率,A和B是循环因子.

对于在光传播方向上速度分量v0 的原子而言,(3)式中的指数因子须考虑原子运动导致的频移[21].规定内腔原子气室中c1光的传播方向为正方向,(3)式中耦合光与原子相互作用项中的指数因子变为-kcv,δct变为δct+2kcv.而若s1光与原子作用时,因其与c1光同向传播,所以(3)式中的ωst变为ωst-ksv;反之,若s2光与原子 作用,ωst应变为ωst+ksv(kc(s)=ωc(s)/c为光的波数,c为光在真空中的速度,因为≫δc,所以kc1≈kc2=kc).因此,重新计算上述过程,很容易推导出任意原子分别与s1光和s2光相互作用的密度算符ρ1和ρ2的稳态解为

其中C=(ε0是真空中的介电常数,ℏ为普朗克常数,N是Cs 原子气室温度为TCs时的原子数密度,µca是能级|a〉→|c〉的偶极跃迁矩阵元);f(v)=为麦克斯韦速度分布函数(m是原子质量,kB为玻尔兹曼常数).而复极化率χ=χ′+iχ′′,χ′反映内腔原子介质对信号光的色散特性,虚部χ′′代表吸收特性.

对于原子-腔耦合系统,s1(s2)光的腔透射强度函数为[32,33]

其中r代表腔镜的总反射率,γin为内腔线性损耗,κ≡exp(-ωslχ′′/c)代表长为l的内腔原子气室的吸收损耗,L为环形腔总腔长,Δq为信号光腔模相对原子跃迁中心的频率失谐.

图2 理论模拟了在只有单束耦合光条件下,内腔原子分别对s1光和s2光腔模的色散和吸收特性,以及腔透射强度谱.当仅有c1光穿过内腔原子气室时,由于s1光的腔模与c1光同向传播,对于任意速率v的原子,其对于两束光的频率差为,即可以满足双光子共振条件.因此在原子跃迁中心(=Δs=0),腔内原子表现出明显的正常色散和吸收减弱特性,即典型的EIT 效应,如图2(a)和图2(b)中的红色实线所示.因此当腔模频率刚好处于原子跃迁中心(Δq=0)时,会产生线宽压窄的单暗态共振极子峰,如图2(c)红色实线所示.与此相反地,s2光的腔模与c1光对向传播,二者的频率差为-Δs+2kv,即有2kv的频率偏移,不满足双光子共振.这时腔内原子在共振中心两侧表现出缓慢的反常色散和吸收增强效应,如图2(a)和图2(b)中的蓝色虚线所示.这时c1光只起到光泵浦作用,即增强了原子对s2光的吸收强度,因此在原子跃迁中心,腔透射信号因被完全吸收而不能透射出系统,如图2(c)蓝色虚线所示.反之,当只有c2光作用于原子-腔系统时,内腔原子对s1光和s2光表现出相反的色散和吸收效应,见图2(d)和图2(e),s2光的腔信号能透射出系统而s1光则被完全吸收,见图2(f).因此,当只有一束耦合光作用时,由于热原子的多普勒效应,内腔原子表现出很好的ONR 效应,即只有与耦合光同向的信号光能穿过原子-腔系统,反向的则因强吸收而无法透射.这样就实现了方向可调的双路单信道的ONR 全光操控.从图2(c)和图2(f)还发现,除了单暗态极子峰外,相对原子跃迁中心两侧对称的还有两个强度较弱、线宽较宽的透射峰.这是由于原子-腔系统对弱信号光的强耦合效应导致产生的正交劈裂模[16],其频率间距约为(i=1,2;g代表单个原子与腔的耦合强度),且在正交模劈裂处对向传输的信号光均表现为OR 性.由于单暗态极子峰的频率位置取决于耦合光的频率失谐,因此分别通过调节和,在内腔原子的强耦合区域内可实现对s1光和s2光ONR 传输的连续调谐.

图2 理论模拟注入信号光s1 光(红色实线)和s2 光(蓝色虚线)的色散 χ′、吸收χ′′ 及腔透射谱T 随信号光频率失谐的变化(a),(b)只有c1 光作用时的χ′ 和 χ′′;(d),(e) 只有c2 作用时的χ′ 和 χ′′;(c),(f) 分别对应只有c1 光和只有c2 作用时的T.在计算中参数设置为: (a)—(c)中,=20 MHz,=0;(d)—(f)中,=0,=20 MHz .其他实验参数为: 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 .

当c1光和c2光同时作用于内腔原子气室时,则在内腔介质中形成了驻波耦合光,即内腔原子的折射率受到了驻波耦合光的周期性调制,形成了光子晶体模型[13].当δc=0 时,在原子共振跃迁中心附近,“静止”的光子晶体对s1光和s2光表现出相同的周期性极化调制,由正常色散变为斜率较大的反常色散,如图3(a)所示.在原子共振跃迁中心,内腔原子的吸收特性由吸收减弱变为了吸收增强,即由EIT 效应转化为电磁诱导吸收(electromagnetically induced absorption,EIA)效应,同时在中心两侧±δ处产生两个对称的吸收减弱峰,即双暗态形成的透明峰,如图3(b)所示.这是由不同速度原子对信号光吸收叠加的效果,而δ的大小主要取决于耦合光的拉比强度和热原子运动引起的多普勒平均[13,21].因此s1光和s2光的腔透射谱对应在±δ处各产生一对强度相同的双暗态极子峰,如图3(c)所示.与图2 比较,由于内腔原子对双暗态的透明效应弱于单暗态,且腔透射的双暗态极子峰的频率位置不与腔模共振(Δq=0),使得其腔透射效率远小于单暗态极子峰.由此看出当δc=0 时,原子-腔系统对s1光和s2光的作用具有很好的对称性,虽然在Δs=0 处,由于EIA 效应信号光被内腔原子吸收,然而在Δs=±δ处,对向传播的s1光和s2光却有两个OR 透射窗口.

图3 理论模拟了当c1 光和c2 光同时作用时,不同频差δc 下s1 光(红色实线)和s2 光(蓝色虚线)的色散χ′、吸收χ′′及腔透射谱T(a)—(c) δc=0;(d)—(f) δc=—20 MHz;(g)—(i) δc=—40 MHz.主要计算参数为=20 MHz,其他参数与图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..

因为处于热运动中的原子感受到的光场频率与光的传输方向有关,因此,原子的极化率与光场的传输方向有关,这样就形成了极化率-动量锁定[16,27].双暗态极子峰的左右峰其实来自信号光与不同速度群原子的相互作用,对于s1光来说,双暗态极子峰的左(右)峰主要来自v＜0(v＞0)速度群原子的贡献;相反地,对于s2光来说,双暗态极子峰的左(右)则主要来自v＞0(v＜0)速度群原子的贡献.因此,同一速度群原子在信号光正向、反向传输时极化率的对称性被破坏.当双向耦合光的频率相同时,考虑所有运动原子的加权平均后发现,原子-腔系统又表现出对称性,所以其输出特性是OR的.而调谐双向耦合场之间的频率差不为0 时,对称性被破坏,两个左右峰所处信道表现出ONR性.当δc0 且较小时,c1光和c2光则在腔内形成了“移动”的驻波耦合场[13].在原子跃迁中心附近,虽然“移动”驻波场作用下的内腔原子依然表现为EIA 效应,但破坏了内腔原子对s1光和s2光的极化率对称性,使二者的双暗态峰的大小及频率位置发生变化(见图3(d)—(f)).而在强耦合区域内,s2光的双暗态极子峰的频率位置随δc线性偏移.例如,当=0,δc=-δ时,对s1光而言,其双暗态极子峰的频率位置几乎没变,依然处于±δ位置,只是透射强度稍有变化,左暗态极子峰稍大于右暗态极子峰,如图3(f)红色实线所示.而对于s2光,其双暗态极子峰整体向左偏移δ,且左暗态极子峰明显强于右暗态极子峰,如图3(f)蓝色虚线所示.值得一提的是,s2光的右暗态极子峰的频率位置恰好落在s1光的强吸收中心,而s1光的左暗态极子峰刚好处于s2光的强吸收中心.这样就形成了双向4 信道的ONR 窗口,即在Δs=±δ处,原子-腔系统只允许s1光透射,对s2光禁止穿过;与其相对的,在Δs=-2δ,0 处,只允许s2光透射,而对s1光禁止.另外由于耦合光的频率推移效应,使得s2光的正交劈裂模也向左略有偏移,但由于其频率较宽的透射包络和s1光的正交劈裂模依然处于交叠状态,原子-腔系统仍保持OR 性.当δc=-2δ时,s2光的双暗态极子峰继续向左偏移,使得其右暗态极子峰与s1光的左暗态极子峰在Δs=-δ处重合;s2光的左暗态极子峰处于Δs=-3δ处,刚好处于s1光的左暗态极子峰和左正交劈裂模之间的吸收区域,而s1光的右暗态极子峰(Δs=δ)则处于s2光的右暗态极子峰和右正交劈裂模之间,如图3(i)所示.于是形成了双向3 信道的OR-ONR窗口,即在Δs=-δ处,s1光和s2光都允许透射,而当Δs=-3δ(Δs=δ)时,系统只允许s2(s1)光穿过而对s1(s2)光禁止.值得注意的是,从图3(i)可以发现,s2光的右暗态极子峰的透射强度已远小于左暗态极子峰,当继续增大|δc|时,两束信号光的双暗态极子峰会继续远离,从而又形成双向4 信道的ONR 透射窗口.但较大的|δc|已使驻波耦合场不再成立,使得两束信号光的腔透射谱由双暗态极子峰逐渐过渡为单暗态极子峰,即向ONR 的EIT效应转变.

3 实验过程及结果分析

为了验证上述理论,实验上利用两台波长为894.5 nm 的光栅反馈半导体激光器分别作为信号光和耦合光光源,作用于图1(a)所示的原子-腔系统.一台作为信号光光源,经光纤耦合器整形后,分为两束s1光和s2光,以水平偏振通过两块50/50分束镜BS1 和BS2 反射,对向共线注入到原子-腔中,二者的腔透射信号再经分束镜透射后,分别通过两个性能完全相同的光电探测器PD1 和PD2探测.另一台激光器作为耦合光光源,其输出光经锥形光放大器放大并经光纤耦合器整形后,也分为两束c1光和c2光.c1光以垂直偏振,经腔内偏振分光棱镜PBS1 反射后,与s1光同向共线穿过内腔Cs 原子气室,并经PBS2 反射出;而c2光先经过声光调制系统(acoustooptic modulation,AOM)移频后,再以垂直偏振通过PBS2 反射,与c1共线反向穿过气室.AOM 用于控制两束耦合光之间的频率差δc.实验中三镜环形腔由两个平面镜M1和M2 以及一个平凹镜M3 组成,腔长L≈530 mm .M1 和M2 的反射率均为98%;M3 反射率大于99.99%,曲率半径为1000 mm.内腔Cs 原子气室的长度为75 mm,放置于环形腔的本征腰斑中心处,双端通光窗片镀有894.5 nm 的增透膜.信号光和耦合光在内腔Cs 原子中心的有效束宽分别为380 µm 和600 µm.环形腔空腔的精细度约为120,在考虑上原子气室及PBS 的线性损耗后,腔的精细度降至约40.

实验上,首先测量了在单束连续耦合光作用下两束信号光的腔透射信号.实验发现当只有c1光或c2光穿过内腔Cs 原子气室时,s1光和s2光的腔透射谱除了有互易的两个正交劈裂模外,只有当信号光和耦合光同向传播时,才能产生线宽压窄的内腔EIT 透明峰,反向传播时则表现为强吸收,如图4(a)和图4(c)所示.实验结果与理论分析很好地吻合,反映了热原子-腔系统的ONR 效应.而基于该效应,原子-腔系统既可以实现对单向信号光的光隔离器功能,同时通过调节耦合场作用方向而改变光隔离方向,从而实现双向可调的光学二极管效应.为了演示该过程,利用频率为10 kHz 的方波信号驱动AOM,将c2光调制为脉冲光场,并测量了s1光和s2光的透射强度.如图4(b)所示,在信号光、耦合光及腔模的频率都锁定在原子共振跃迁中心(Δs==Δq=0)条件下,c1光始终保持“常开”状态,当c2光为“低电平”时(即只有c1光作用),因s1光满足消多普勒而输出“高电平”,s2光因多普勒频移被腔吸收而输出“低电平”;当c2光为“高电平”时,即c2光也参与作用形成驻波,双向信号光因EIA 效应均被强吸收(见图3(c)),因此输出均为“低电平”.与之相反地,在c1光始终保持“常闭”状态下,当c2光为“高电平”时(即只有c2光作用),s1光因多普勒频移被腔吸收而输出“低电平”,而s2光满足消多普勒而输出“高电平”,如图4(d)所示;当c2光为“低电平”时,双向均无耦合光作用,此时原子-腔系统对双向信号光表现为对称的互易系统,而信号光能否透射则取决于内腔二能级原子与腔的耦合强度[34],本实验中由于信号光在二能级原子作用下已发生完全的正交拉比劈裂,因此在Δs=Δq=0 处双向信号光输出均为“低电平”.

图4 (a),(c) 实验测量了只有c1 光和c2 光作用下的腔透射谱;(b),(d) 当c2 光为脉冲光时在原子共振跃迁中心(Δs=0)的腔透射强度.(1) 代表s1 光的腔透射(红色线),(2) 代表s2 光的腔透射(蓝色线),(3) 代表c1 光强度(灰色线)和(4)代表c2 光强度(黑色线).主要实验参数为=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 .

图5 比较了在c1光和c2光为连续光并同时作用下不同δc的腔透射谱.正如图3(a)—(c)分析的,当δc=Δc1=0 时,内腔原子在“静止”驻波耦合场作用下对s1光和s2光表现为OR 对称的吸收特性,即在Δs=δ≈±20 MHz 处,各产生一对双暗态极子峰,而在双暗态极子峰之间的强吸收区域形成了光子“禁带”[13],如图5(a)所示.当δc0 时,“移动”的驻波耦合场破坏了内腔原子对双向信号光的吸收对称性,导致二者的双暗态极子峰(光子“禁带”)发生频率偏移的同时,左、右暗态极子峰的强度差变大,见图3(f)和图3(i).实验上可沿δc变化的反向调节c1光的频率失谐至=|δc/2|,使s1光和s2光的“禁带”相对原子跃迁中心对称,从而弥补由热原子的多普勒频移引起对双向信号光的吸收偏差,获得强度相近的双暗态极子峰.如图5(b)所示,当δc=-20 MHz 时,调节=10 MHz,双暗态极子峰也整体向右偏移10 MHz.s1光的左、右暗态极子峰分别出现在δ=-10 MHz 和δ=30 MHz 处(见图5(b)红色曲线),而s2光的左、右暗态极子峰分别出现在δ=-30 MHz 和δ=10 MHz 处(见图5(b)蓝色曲线).这时由于s1(s2)光的左(右)暗态极子峰恰好处于s2(s1)光的“禁带”区,于是便形成了双向4 信道的ONR 传输.通过AOM 继续增大c1光和c2光的频差至δc=-40 MHz 时,为了对称性,调节=20 MHz .此时s1光的左暗态峰恰好处于s2光的右暗态极子峰频率重合,刚好处于δ=0 处,即原子-腔系统在此频率点对s1光和s2光满足OR 传输的;而s2光的左暗态极子峰和s1光的右暗态极子峰分别处于δ=-40 MHz 和δ=40 MHz 处,呈现双向2 信道的ONR传输,见图5(c).

图5 实验测量了c1 光和c2 光同时作用下的腔透射谱,其中主要实验参量为(a) =δc=0;(b) =10 MHz,δc=-20 MHz ;(c) =20 MHz,δc=-40 MHz .其他参数与图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.

若将c2光调制为脉冲光,则当信号光频率锁定在上述相应的双暗态极子峰频率位置时,腔透射信号也保持了很好的方波脉冲输出.因此,原子-腔系统不但可用于多信道的全光开关控制,还可以作为量子器件实现逻辑门复合运算.将c1光和c2光作为原子-腔系统的控制端,s1光和s2光分别作为该系统的两个信号输入端S1-in和S2-in,并将s1光和s2光对应的腔透射作为两个信号输出端S1-out和S2-out,输出结果“相加”,作为最终输出态S=S1-out+S2-out.状态“0”表示无信号输入或无信号输出,“1”表示有信号输入或信号输出.对照图5,表1 列出了c1光和c2光为“1”状态时,不同δc下双暗态极子峰的输出真值结果.依据集成电路中的逻辑门运算规则,判断发现在δc=0,Δs=±δ和δc=-40 MHz,Δs=-δ条件下,满足OR 输出的双暗态极子峰可实现或门复合运算.而在其他频率点,双暗态极子峰满足ONR 传输,因此对于双向的两路输出端,可实现基于光学二极管效应的多信道全光开关.

表1 不同δc 下双暗态极子峰的输出真值表Table 1.Output truth table of double dark-state peaks under different δc..

4 结论

基于双向耦合场作用下的原子-腔耦合系统,利用原子热运动的极化率-动量锁定特性,实现了一套光学互易-非互易转化的双路多信道光控量子器件方案.理论和实验研究表明,在单束行波耦合场作用下,通过改变耦合场作用方向,可控制信号光的输出方向,从而实现单信道的双向光学二极管效应.而当双向耦合同时作用时,通过调谐二者的频率差,可改变双向信号光的传输特性,实现双向多信道互易-非互易操控.该方案也适用于其他碱金属原子或等离子系统中,在全光量子器件和量子信息处理如光学晶体管、全光开关及量子门调控等领域有潜在的应用前景.