imported>Ulanwp: 8 fehlende Sprachparameter eingefügt; 1 Datumsparameter konvertiert

2026-04-28T07:11:41Z

8 fehlende Sprachparameter eingefügt; 1 Datumsparameter konvertiert

Neue Seite

Unter '''Photon Antibunching''' versteht man das Nicht-Auftreten von zeitlichen [[Korrelation]]en einzelner [[Photon]]en aus derselben Quelle. Antibunching ist ein rein [[Quantenmechanik|quantenmechanischer Effekt]] und tritt bei klassischen Lichtquellen, wie [[Lichtquelle#Thermische Strahler|thermischen Lichtquellen]], nicht auf. Durch Messung von Antibunching kann der nichtklassische Charakter einer Lichtquelle nachgewiesen werden.

Der Effekt wurde 1977 von [[Leonard Mandel]] und seinen Mitarbeitern [[H. Jeff Kimble]], M. Dagenais demonstriert.<ref>{{Literatur |Autor=H. J. Kimble, M. Dagenais, L. Mandel |Titel=Photon Antibunching in Resonance Fluorescence |Sammelwerk=Physical Review Letters |Band=39 |Nummer=11 |Datum=1977-09-12 |Seiten=691–695 |DOI=10.1103/PhysRevLett.39.691 |Sprache=en}}<br/>
Vorhergesagt in {{Literatur |Autor=H. J. Kimble, L. Mandel |Titel=Theory of resonance fluorescence |Sammelwerk=Physical Review A |Band=13 |Nummer=6 |Datum=1976-06-01 |Seiten=2123–2144 |DOI=10.1103/PhysRevA.13.2123 |Sprache=en}}<br/>
Unabhängig davon vorhergesagt in {{Literatur |Autor=H. J. Carmichael, [[Daniel Frank Walls|D. F. Walls]] |Titel=A quantum-mechanical master equation treatment of the dynamical Stark effect |Sammelwerk=Journal of Physics B: Atomic and Molecular Physics |Band=9 |Nummer=8 |Datum=1976-06 |Seiten=1199–1219 |DOI=10.1088/0022-3700/9/8/007 |Sprache=en}}</ref>

Es wird z. B. für eine [[Einzelphotonenquelle]] Licht von einem einzelnen Atom ausgesandt. Dabei entstehen zeitliche Lücken, da das Atom erst wieder angeregt werden muss, bevor ein weiteres Photon ausgesandt werden kann. Die zeitliche Korrelation <math>\gamma(\tau)</math> für <math>\tau \to 0</math> ist damit kleiner als 1.

Manche Autoren definieren das [[Antibunching]] durch eine Sub-Poisson-Statistik, die bedeutet, dass die Varianz kleiner als für eine [[Poisson-Verteilung]] ist. Dies tritt zwar meist gleichzeitig mit <math>\gamma(0)<1</math> auf, stellt jedoch ein anderes Phänomen dar.<ref>{{Literatur |Autor=Mark Fox |Titel=Quantum Optics:An Introduction |Verlag=Oxford University Press |Datum=2006 |ISBN=978-0-19-856673-1 |Online={{Google Buch|BuchID=Q-4dIthPuL4C|Seite=117}} |Sprache=en}}</ref><ref>{{Literatur |Autor=X. T. Zou, L. Mandel |Titel=Photon-antibunching and sub-Poissonian photon statistics |Sammelwerk=Phys. Rev. A |Band=41 |Datum=1990 |Seiten=475 |DOI=10.1103/PhysRevA.41.475 |Sprache=en}}</ref>

== Anschauliche Erklärung ==
Ein einzelnes [[Atom]] mit nur [[Zweizustandssystem|zwei Zuständen]] stellt eine perfekte Einzelphotonenquelle dar. Die Emission eines Photons erfolgt, wenn das Atom vom angeregten in den [[Grundzustand]] übergeht. Bevor ein weiteres Photon emittiert werden kann, muss das Atom zunächst wieder in den angeregten Zustand gelangen (z. B. durch Beleuchten mit resonantem Laserlicht). Zwischen der Emission zweier Photonen desselben Atoms gibt es also immer eine endliche Zeitdifferenz, es können daher nie zwei Photonen gleichzeitig emittiert werden (''Antibunching''; ''Bunch'' ist die englischsprachige Bezeichnung für Teilchenpaket).

Klassische Lichtquellen bestehen hingegen aus makroskopischen Emittern, die eine Vielzahl an Atomen enthalten. Diese emittieren unabhängig voneinander Photonen, sodass dort kein Antibunching beobachtet werden kann, sondern ganz im Gegenteil die Photonen vermehrt zur gleichen Zeit bei einem Detektor auftreffen ([[Photon Bunching]]).

== Quantitative Beschreibung ==
Für einen [[Fock-Zustand]] <math>| n \rangle</math> mit <math>n</math> Photonen gilt für die Korrelationsfunktion zweiter Ordnung:
:<math>
\gamma^{(2)}(0) = 1 - \frac{1}{n}.
</math>
Perfektes Antibunching (<math>\gamma^{(2)}(0)=0</math>) tritt also nur für den Fock-Zustand <math>| 1 \rangle</math> auf.

=== Auswertung der Korrelationsfunktion ===
[[Datei:Antibunching.png|mini|250px|Typische experimentelle Signatur für Antibunching einer Einzelphotonenquelle.]]
Man misst hierbei die Korrelationsfunktion zweiter Ordnung:
:<math>\gamma(\tau)=\frac{\langle I_1(t)I_2(t+\tau)\rangle}{\langle I_1(t)\rangle\langle I_2(t)\rangle}</math>,
d. i. die Angabe des Erwartungswertes nach einer Zeitspanne <math>\tau</math> nach dem Eintreffen eines Photons ein weiteres zu detektieren. Im bisher betrachteten Fall des Einzel-Photonen-Emitters kann man die Intensität über die [[Erzeugungs- und Vernichtungsoperator]]en, die mit den Übergangsoperatoren des Zwei-Niveau-Systems zusammenhängen, ausdrücken, denn es gilt:
:<math>\hat I_i =\hat E_i^- \cdot \hat E_i^+</math> und
:<math>\hat E_i^- \propto \hat a^\dagger</math>,
sodass wir
:<math>\gamma(\tau)=\frac{\langle I_1(t)I_2(t+\tau)\rangle}{\langle I_1(t)\rangle\langle I_2(t)\rangle}=\frac{\langle \hat E_1^- (t) \hat E_2^- (t+\tau) \hat E_1^+(t) \hat E_2^+(t+\tau)\rangle}{\langle \hat E_1^-(t) \hat E_1^+(t)\rangle \langle \hat E_2^-(t) \hat E_2^+(t)\rangle}=\frac{\langle \hat a^\dagger(t) \hat a^\dagger(t+\tau) \hat a(t) \hat a(t+\tau)\rangle}{\langle \hat a^\dagger(t) \hat a(t)\rangle \langle \hat a^\dagger(t)\hat a(t)\rangle}</math>
erhalten. Für den Fall des Fock<sub>n=1</sub>-Zustandes erhalten wir speziell:
:<math>\gamma(\tau)=\frac{\langle \hat a^\dagger(t) \hat a^\dagger(t+\tau) \hat a(t) \hat a(t+\tau)\rangle}{\langle \hat a^\dagger(t) \hat a(t)\rangle \langle \hat a^\dagger(t)\hat a(t)\rangle}\xrightarrow{\tau \rightarrow 0} \frac{\langle \hat a^\dagger\hat a^\dagger \hat a \hat a \rangle}{\langle \hat a^\dagger \hat a \rangle^2}=\frac{\langle n(n-1) \rangle}{\langle n \rangle^2} </math>,
wobei wir die Eigenschaften der Erzeugungs- und Vernichtungsoperatoren verwendet haben. Einsetzen ergibt:
:<math>\gamma(0)\vert_{n=1}=0</math>.

Allgemein gilt für nicht-klassische Zustände: Zum Zeitpunkt der Messung eines ersten Photons (<math>\tau=0</math>) werden weniger Photonen als davor oder danach detektiert. So können diese Zustände identifiziert werden:
:<math>\,\gamma(0)<\gamma(\tau)</math> mit <math>\left|\tau\right|>0</math>;<ref>{{cite journal |author=R.Vyas, S. Singh |date=2000 |title=Antibunching and photoemission waiting times |journal=J. Opt. Soc. Am. B |volume=17 |issue=4 |pages=634–637 |doi=10.1364/JOSAB.17.000634 |language=en}}</ref>
dies schließt natürlich den Sonderfall <math>\gamma(0)=0</math> mit ein.

== Einzelnachweise ==
<references />

== Literatur ==
* {{Literatur |Autor=Harry Paul |Titel=Photonen: Eine Einführung in die Quantenoptik |Verlag=Vieweg+Teubner Verlag |Datum=1999 |ISBN=978-3-519-13222-6 |Sprache=de}}
* {{Literatur |Autor=Pierre Meystre, Murray Sargent III |Titel=Elements of Quantum Optics |Verlag=Springer |Datum=2007 |ISBN=978-3-540-74209-8 |Sprache=en}}

== Weblinks ==
*[https://www.becker-hickl.com/applications/antibunching-experiments/ Photon antibunching] auf der Seite Becker&Hickl tutorial

[[Kategorie:Quantenoptik]]

Photon Antibunching - Versionsgeschichte

imported>Ulanwp: 8 fehlende Sprachparameter eingefügt; 1 Datumsparameter konvertiert