超强耦合机制：让光与物质更相融

|作 者：胡长生1 吕新友2,†

(1 安徽师范大学物理与电子信息学院）

(2 华中科技大学物理学院)

本文选自《物理》2026年第2期

摘要文章介绍了近年来基于腔量子电动力学理论的光与物质相互作用研究，该领域已超越传统的“对话”模式，进入“超强耦合”的深度相融机制。光与物质不再仅是相互交换能量的独立个体，而是通过强相互作用“捆绑”在一起，形成了一个不可分割的、兼具光与物质双重属性的极化子，使系统表现出新奇量子特性，例如基态纠缠、虚激发等。半导体量子阱、超导电路和腔磁系统等多种实验平台相继实现并观测到超强耦合效应，为理论预测提供了关键验证。超强耦合腔量子电动力学理论不仅推动了量子信息处理、精密测量及拓扑光子学等前沿领域的发展，其研究正逐步从现象观测与表征转向对耦合态的有效调控与功能应用探索，未来将在基础科学与交叉应用方面产生深远影响。

关键词腔量子电动力学，超强耦合，基态纠缠，Rabi模型

01

引 言

早期有关光与物质相互作用的研究主要集中于原子、分子在自由空间中的发光行为，其相互作用强度通常较弱，难以实现对物质的高效调控[1]。因此，如何增强光与物质相互作用一直是该领域的重要研究方向。光学腔能够将光子长时间局域在极小的空间体积内，从而显著提升局域光场强度。将原子等物质置于具有高品质因数(

Q

值)和小模式体积的光学腔中时，光与物质的耦合强度得以显著增强。早期的光学腔结构多采用由两个高反射镜面构成的法布里—珀罗腔，用于研究原子与光子的耦合，形成了腔量子电动力学(腔QED)的研究体系 [2] 。随着微纳加工技术的发展，光学腔的结构日趋多样化，涌现出光子晶体腔、回音壁模式腔等多种新型结构 [3—5] 。利用不同类型的光学腔不仅可将光子限制在亚波长尺度，还能实现极小的模式体积，从而大幅增强光场强度，将腔QED系统中的光与物质相互作用从弱耦合机制增强至强耦合机制。此外，基于腔QED理论的光与物质相互作用不再局限于光学波段，还可拓展至微波、太赫兹等频段，并与量子比特、磁子、机械振动等多种体系发生相互作用，极大地拓宽了腔QED理论的研究范畴 [6—8] 。

基于腔QED理论的光与物质强耦合机制已在多个前沿领域得到广泛研究，其应用涵盖量子信息处理、高效能量传输与量子化学模拟等重要方向[9—11]。随着理论与实验的深入，该研究逐渐拓展至光与物质相互作用的超强耦合区域。超强耦合指的是光与物质之间的耦合强度达到与系统本征频率相当的水平，此时耦合不仅显著超过系统的本征损耗，还会对系统基态性质产生可观测的影响，例如引起真空Bloch—Siegert位移和基态能级修正[12]。在该机制下，系统可呈现出一系列新颖的物理现象，如动态卡西米尔效应[13]、超辐射相变[14]以及高效率发光行为[15]，这些现象引起了实验界的广泛关注，并推动了多种物理系统在实现更强耦合强度方面的持续进展[16，17]。实现超强耦合通常要求系统装置具备极高的光场局域能力，为此研究人员发展了如等离激元纳米腔和超材料腔等新型结构。目前，超强耦合现象已在半导体腔、超导电路、腔磁子体系以及光力学系统等多种实验平台中得到观测与验证[17—20]。

超强耦合研究不仅推动了基础物理的突破，更展现出跨领域的广泛应用前景。在量子信息领域，超强耦合系统为实现量子比特间的高效耦合提供了新途径，为量子模拟与量子计算搭建了极具潜力的研究平台[21]。在化学领域，超强耦合可以改变化学反应的路径与速率。例如，光腔中的集体振动强耦合可以重构能量转移路径，显著加快振动弛豫速率，这为绿色化学与精准分子合成提供了新工具[11]。此外，在拓扑光子学和非厄米物理等前沿研究方面，借助超强耦合机制还可以诱导出一些新奇物理现象，如奇异点、拓扑保护态等，为设计新型光学器件开辟了空间[22—24]。本文将综述腔QED系统在超强耦合方面的研究进展。首先，将基于基本的量子光学模型，阐述超强耦合机制下系统表现出的独特物理性质；随后，详细介绍包括超导电路、光学腔等在内的多种实验体系及其应用；最后，对未来研究方向进行展望。

02

理论基础

Rabi模型是腔量子电动力学理论研究中一个最典型的案例，也是研究光与物质相互作用的基本模型之一，它描述了一个二能级系统与一个单模量子化光场之间的耦合行为。该模型亦可推广至其他二能级系统与电磁场相互作用的一般情形。本文将基于Rabi模型及其拓展的多原子Dicke模型，重点研究在超强耦合机制下，腔量子电动力学系统中的量子特性。

2.1　基本模型

2.1.1　量子Rabi模型

图1(a)展示了一个由光学腔模与原子相互作用构成的腔量子电动力学系统装置，该系统可以用一个标准Rabi模型的哈密顿量描述()：

分别表示原子跃迁频率和光场共振频率；是描述原子的泡利算符，其中|

g

>和|

e

>分别表示二能级原子的基态和激发态；

a

a

† 分别表示光场的湮灭和产生算符，满足基本对易关系[

a

a

†] =1；

e

g

|表示原子跃迁上升算符，

-是

+的厄米共轭算符。表示光场和二能级原子的相互作用耦合强度，其中

表示原子两个能级间的跃迁偶极矩，

0是真空介电常数，

V

m

表示电磁场的模式体积。(1)式中所描述的Rabi模型的哈密顿量可以在许多实验平台上实现，比如超导电路系统、腔量子点耦合系统等 [18，25] 。

图1　腔量子电动力学系统 (a)光场与单个原子相互作用，光与原子间耦合强度为

；(b)光场与原子系综相互作用，耦合强度 表示单个原子与光场的相互作用；(c)Rabi模型最低能级(+

g

2 /

，实线)与JC模型(虚线)中相应能级随

的变化关系 [27] 。在

达到Juddian点(红点标记)前这两个模型的能级分布是一致的；(d)不同原子数下，Dicke模型中平均光子数随

的变化关系[29]

当耦合强度与电磁场的共振频率之比满足

≪1，(1)式中的反旋转项

a

+和

aσ

-会导致系统能量不守恒，从而可以将其忽略，(1)式就约化为一个Jaynes—Cummings(JC)型的哈密顿量。当不考虑外界环境作用时，系统激发数是守恒的。在共振条件下，且满足

≪1时，系统会形成不同的缀饰能级，同一激发下的能级发生劈裂，能级劈裂间距正比于耦合强度、激发数；此时系统会发生量子Rabi振荡，振荡频率取决于能级劈裂程度。当光场初始处于真空态时，则表现为真空Rabi振荡。值得一提的是，只有在强耦合条件下，即系统的耦合强度大于系统的耗散强度，系统才能够表现出量子Rabi振荡的行为，否则能量将在原子和光场间的交换未完成一个完整周期前就损耗掉。而在弱耦合条件下，系统则主要表现为Purcell效应，此时自发辐射率可以得到进一步增强，耦合强度越大原子自发辐射率越大，但是当耦合达到强耦合机制时，Purcell效应则可忽略不计 [26] 。

近几十年来，随着实验技术和理论研究方法的不断进步，光—物质相互作用的研究已经开始进入超强耦合机制(0.1≤

≤1)和深强耦合机制(

>1)，并且受到人们的广泛关注 [21，27，28] 。当耦合强度满足

>0.1时，(1)式中所示Rabi模型哈密顿量中的反旋转项不能被忽略，并展现出一些在弱耦合和强耦合机制下观测不到的新现象，这些新现象在量子信息等领域有着重要应用。超强耦合机制还可进一步划分为微扰机制(0.1≤

≤0.3)和非微扰机制(0.3≤

≤1) [27] 。在微扰区域反旋转项仍可被当作微扰来处理，将其视作非共振的驱动场，(1)式可以近似为一个Bloch—Siegert(BS)哈密顿量 [12，21] 。本质上BS哈密顿量相当于是JC哈密顿量关于

的二阶修正，此时系统激发数也是守恒的。在同一激发子空间中系统的本征态也是由两个缀饰态构成，这两个缀饰态能级差与耦合强度、激发数、

成正比。

图1(c)给出了Rabi模型和JC模型能谱随归一化耦合强度

的变化关系。从中可以看出，这两个模型在耦合强度

达到Juddian点前是一致的，在Juddian点处相邻子空间的能谱出现交叉，表明当

小于Juddian点对应的耦合强度时，将

作为小参数的微扰理论是非常有效的。注意在此参数范围内，虽然JC哈密顿量和BS哈密顿 量的能谱基本是一致的，但是这两种哈密顿量是在不同的参数条件下得到的近似结果，它们所展现出的量子特性截然不同。当

进入超强耦合机制，且越过Juddian点时，微扰法不再适用，此时Rabi模型的能谱不再有解析形式，但可以通过数值模拟进行定量分析。同时在超强耦合机制下，仍可以通过数值分析和哈密顿量的对称特性近似给出特定参数条件下Rabi哈密顿量的基态解析式。

2.1.2　量子Dicke模型

进一步拓展Rabi模型使光场与多个二能级原子发生集体相互作用，即所谓的Dicke模型，它也是基于腔量子电动力学理论研究光与物质集体相互作用的基本模型之一。增强光与原子耦合强度到超强耦合机制，Dicke系统则可以展现出超辐射量子相变[29]。超辐射可以产生强关联光子态和压缩态，在量子信息处理中有应用潜力。图1(b)给出了光学腔模与原子系综耦合的示意图，系统哈密顿量与(1)式相比只是将相互作用部分变为
，从而构成一个标准的Dicke哈密顿量。为了简便，假设光场与二能级原子共振。

N

表示原子个数，是由描述第

i

个原子的泡利算符 构成的集体算符。在弱耦合下，反旋波项可以忽略掉，将相互作用部分约化为，得到一个Tavis—Cummings(TC)型的哈密顿量，其本征能谱可以解析求解。超强耦合机制下，由于反旋波项的存在，Dicke哈密顿量的本征能谱不容易求解；但当N→∞时，随着耦合强度的增加，系统会经历一次二阶量子相变，从正常相进入到超辐射项，且相变前后系统的本征能谱都可解析求解。在正常相中光子场的相干布居为零，而在超辐射相中光场的相干布居不为零且随着耦合强度的增大而增大，如图1(d)所示。

2.2　超强耦合机制下的系统特性

超强耦合机制下，系统的能谱结构将发生根本性重构。传统JC模型描述的真空Rabi分裂被打破，能级呈现出显著的非谐特征。在Dicke模型中，当耦合强度超越临界值，系统会发生量子相变，从正常相过渡到超辐射相。旋波近似完全失效，反旋波项变得不可忽略，使得系统不再保持激发数守恒，导致能量本征态成为不同激发数态的叠加，极大地丰富了系统的量子特性。

2.2.1　量子基态

超强耦合机制下的系统本征态与非超强耦合机制下的本征态有着较大的区别，且在基态特性上的差异尤其显著。例如Rabi模型，当耦合强度

很小时，系统可以用JC哈密顿量来描述，其本征态有确定的激发数，基态是由原子基态和光场真空态直积的非纠缠态，这与图2(a)和(d)展现的基态统计特性一致；当

增大到微扰超强耦合区域时，系统本征态不再有确定的激发数，其基态是原子和光场之间的纠缠态，并表现出压缩等非经典特性(图2(b)和(e)) [21] 。当耦合强度超越非微扰超强耦合机制，甚至进入深度超强耦合机制时，量子Rabi模型的本征态不能再用简单的解析式去表示。Rabi哈密顿量具有

Z

2对称性，该对称性可由宇称算符

P

zeiπ

a

a

表征，其本征值可取±1。因此，整个希尔伯特空间依照宇称本征值分裂为两个无限维的不变子空间链 [21] ：一个链是偶激发态构成，而另外一个链均是奇激发态。

图2　不同耦合机制下Rabi模型的基态统计特性 (a—c)最左侧两个条纹，蓝(绿)色条纹表示原子基态|

g

>(激发态|

e

>)的统计分布，右侧蓝(绿)色条纹表示原子处于原子态|

g

e

>)时光子数态的统计分布；(d—f)当耦合强度不同，原子处于不同量子态时，光场量子态在相空间的魏格纳分布，其中(d)图对应的原子态是|

g

>，(e)和(f)图对应的原子态都是|

e

从图2(c)中的基态统计分布中可以看出，当原子处在激发态|

e

>(基态|

g

>)时，光子数态只处在奇(偶)光子数态，由此可知系统本征态是纯偶激发态或纯奇激发态的叠加态。因此当系统处在本征态时，光场湮灭算符以及原子跃迁算符的平均值都是零。在深度超强耦合机制下，系统基态可近似为，其中有

>表示相干态，其中

可以通过系统平均光子数得到[27] 。以|

e

g

>)为基对基态进行测量后，光场在相空间的分布呈相干猫态分布，这与如图2(f)所呈现的结果一致。从中可以看出，在深度超强耦合机制下，量子Rabi模型的基态是原子与光学薛定谔猫态构成的纠缠态，并展现出压缩等非经典特性。在涉及到多原子与光场相互作用的系统中，例如Dicke模型，将光与原子的相互作用强度从非超强耦合机制增强到超强耦合机制的过程中，会发生从正常项到超辐射相的跃变。在正常相系统基态是非简并的，且光场为真空态；而在超辐射相中，系统基态呈现双重简并，且光场表现为被大量光子占据的相干态。

2.2.2　虚光子激发

超强耦合机制下，反旋波项不可忽略，导致系统基态中存在光和物质的激发，这与弱耦合机制下系统基态为零激发有着本质区别。如2.1.1节所述，非超强耦合机制下，系统的激发本征态为“缀饰态”，即同时包含光激发和原子激发的两种量子态的叠加，且这两种态具有相同的激发数。然而，在超强耦合机制下，所有激发态都受到包含不同激发数的多个量子态的共同缀饰，在此条件下基态光子与原子紧密结合，基态光子无法逸出腔体，导致光子难以被探测[21]。即使将光子探测器放置在腔内，也只有在极短的时间尺度上光子才有可能被探测到，而这个时间尺度由时间—能量不确定性关系所决定[30]。即超强耦合机制下，基态中的光子几乎无法用探测器直接感知，所以通常把系统基态中的光子称为虚光子。

图3　超强耦合机制下基态虚光子的探测方案 (a)让腔模与一个辅助量子比特M耦合，通过辅助比特的光谱来探测基态光子性质[31]；(b)腔模与三能级原子的两个高能级跃迁(|

g

e

>)超强耦合，|

g

>态通过耗散通道跃迁到|

s

>态从而释放光子 [33] ；(c)施加外场驱动|

g

s

>跃迁，从而产生光子[34]；(d)通过周期性调制光场与原子的耦合强度释放基态中的虚光子[35]

如何探测虚光子吸引了人们的关注。一种方法是利用一个辅助量子比特探究超强耦合光—物质系统的基态，需要在腔体中放置多个原子提高信噪比，通过测量辅助量子比特的兰姆位移来实现对虚光子的探测(图3(a))[31]。在腔光力系统中，通过探测虚光子对腔镜的辐射压力可实现基态光 子的探测[32]。此外，还有一类有效方法是通过设计系统哈密顿量将虚光子转化为实光子。在光学腔模与一Ξ型原子相互作用的系统中，使原子的两个能级与腔模形成超强耦合，当原子初始态制备于两个上能级之一时，向基态能级的衰变过程会伴随两个实光子的发射(图3(b))[33]。基于类似的Ξ型原子，人们还研究了在单频外场持续驱动下量子真空的反作用效应(图3(c))[34]。在由Λ型三能级原子的两个上能级与腔模发生超强耦合的系统中，通过两个外驱动场诱导拉曼跃迁，可将原子—腔缀饰态所携带的虚光子转化为实光子对[28]。还可以通过调控原子—场耦合强度、原子频率实现虚光子到实光子的转换等(图3(d))[35，36]。基于轻质量特性的fluxonium型量子比特与相干控制技术的结合，可以实现虚光子向实光子的高效、保真且可选择性的转换，该方法有望在实验上解决超强耦合领域中长期存在的虚光子探测难题[37]。

2.2.3　主方程

在描述真实的量子体系时，需考虑系统与环境耦合引发的耗散效应。通常在弱耦合机制下，由于系统与环境的耦合强度远小于系统本身的特征频率，且哈密顿量中的反旋波项可以忽略不计，同时环境具有很短的相关时间，量子系统与环境的相互作用过程通常用一个标准的主方程去描述。但在超强耦合机制下，由于λ/ω0的比值极高，标准量子光学主方程不再适用——例如，系统的哈密顿量不遵守粒子数守恒律，其基态包含有限数量的虚激发。如果不对实粒子与虚粒子加以区分，利用标准主方程预测出的辐射则是非物理的[38]。要准确描述系统与环境的耦合，必须对系统—热库耦合强度进行微扰展开。

为实现精确展开，需要将哈密顿量对角化，得到哈密顿量的本征能和本征态，然后在新的本征基矢下推导适用于超强耦合机制的主方程。此主方程中的光场跃迁算符不再是单纯的湮灭算符，应由哈密顿量表象下湮灭算符的矩阵元和哈密顿量本征态构造而成。新的光场跃迁算符可以描述相互作用系统中实光子的湮灭过程，其厄米共轭算符则与实光子的产生算符相对应[38]。超强耦合机制下，系统基态中的光子数为虚光子，且光子数的平均值不为零，由新跃迁算符的厄米共轭算符与自身乘积构成的新粒子数态算符的平均值在基态下等于零，即所需构造的新光场跃迁算符定义与可探测光子数为零对应[27]。由新光场跃迁算符推导出的主方程，表明强耦合机制下系统与环境的相互作用，需通过系统哈密顿量的本征模与环境的相互作用来描述。

03

超强耦合的实现和应用

近几十年以来超强耦合一直是理论研究的焦点之一，2009年迎来突破，首次在子带间极化子实验中观测到超强耦合现象[39]，随着研究的不断深入，该现象已在多种物理系统和不同波长范围内陆续实现，并且光—物质相互作用程度已经能够在实验上达到深度强耦合。

3.1　实验实现体系

3.1.1　半导体腔

半导体量子阱凭借其原子级平整的界面和高度可调的能带特性，成为实现量子精密调控的理想固态平台。通过分子束外延等先进制备技术，可对其电子能带结构和光学响应进行纳米精度的量子工程设计。量子阱中的带内跃迁具有较低的共振频率(通常位于中红外至太赫兹波段)和较大的偶极矩，为实现光与物质超强耦合提供了关键条件。此类带内跃迁主要包括子带间跃迁和朗道能级间跃迁两种。

半导体量子阱中两个导带具有相反宇称的最低子能级，可与沿生长方向偏振的光场发生共振耦合，形成子带间极化激元。这类系统通常可采用Dicke模型进行有效描述。将实验数据与Dicke模型理论结果对比，人们发现有效耦合强度可以达到

=0.11，这是半导体量子阱体系中首次实现超强耦合(图4(a)) [39] 。该研究推动了子带间极化激元体系在超强耦合方面的研究，后续进一步将耦合强度提升至

=0.45 [40，41] 。后来，基于GaAs单量子阱的实验表明，即使处于室温条件，单个中红外子带间跃迁仍可与光学腔模实现超强耦合 [42] 。当沿量子阱生长方向施加直流磁场时，各子能级将量子化为一系列朗道能级。其中，最高朗道能级和最低非朗道能级可与量子阱平面内偏振的光场共振耦合，形成朗道能级间的极化激元。该体系中的超强耦合现象得到了理论上的论证和实验上的验证 [43] 。另外，基于等离子体太赫兹谐振器的朗道极化激元系统是首个进入深强耦合区域的光学系统，其Rabi分裂频率与腔频率之比

可达1.43，同时基态虚光子占据数高达0.37 [44] 。

图4　实现超强耦合的实验系统 (a)半导体微腔[39]：由底部包层全反射和顶部半导体—金属界面反射形成的光学谐振腔，量子阱等价于二能级系统；(b)超导电路[46]：由传输线和磁通量子比特集成的超导芯片(左图)，比特与传输线耦合固定(右下图)或可调(右上图)，耦合强度均与耦合结相位算符

矩阵元成正比；(c)光力系统 [53] ：碳化硅纳米线压电振荡器的振动端被置于高精细度光纤微腔内，光学腔模与机械振子位移间产生大的参量耦合

3.1.2　超导量子电路

超导量子电路是研究光与物质超强耦合及深强耦合现象的重要平台。该系统基于约瑟夫森结在极低温(毫开尔文量级)环境下构建人工原子，通过与平面谐振器或传输线中的微波光子耦合，突破了传统光与物质相互作用的强度极限。2010年，基于电感耦合方案，人们首次在超导量子电路系统中观测到超强耦合现象[18]。实验结果显示，系统不仅达到了微扰超强耦合机制的耦合强度，还表现出明显偏离传统JC模型的反常物理行为，揭示了反旋波项在超强耦合机制下的重要作用。

超导系统实现超强耦合的独特机制源于其特殊的标度规律：与腔量子电动力学中耦合强度随精细结构常数

3/2 变化不同，电路量子电动力学中的耦合强度遵循

±1/2 的标度关系。这一特性使得单个人造原子即可实现超强耦合，无需借助多粒子集体增强效应。2016年，该领域取得里程碑式进展，研究人员通过优化约瑟夫森结耦合元件设计，将耦合强度推入非微扰超强耦合区域，并成功进入深强耦合边界(

=1.34)。这一突破同时在封闭和开放系统中得到验证，为研究深强耦合区域的新型量子现象提供了实验基础(图4(b)) [45，46] 。

值得强调的是，超导电路是迄今唯一实现连续谱与人工原子超强耦合的实验平台，为研究非微扰量子电动力学效应开辟了新路径[46]。最新的研究表明，在超导量子电路系统中，利用超强耦合机制可以实现对双极化激元的有效阻塞[47]。此外，该系统还展现出强大的量子模拟能力：通过将数字量子计算与模拟仿真相结合，成功实现了对极端耦合条件下量子Rabi模型的精确模拟，推动了超强耦合物理从基础理论研究向量子信息处理应用的跨越。目前，超导量子电路已成为探索非微扰区域量子现象、开发新型量子器件的核心实验平台之一[48]。

3.1.3　光力系统

腔光力系统是研究光场与机械振动相互作用的重要平台，为实现光与物质的强耦合提供了理想条件。近年来，随着微腔设计与纳米制备技术的进步，光力相互作用已逐步进入超强耦合区域，其中光场与机械模式的耦合强度

可与系统的本征频率(通常为机械频率

m

)相比拟，甚至使归一化耦合强度

m

>1。目前实现超强光力耦合的主要途径 包括提高单光子耦合强度和增加腔内光子数。

在增强单光子耦合强度方面，使等离激元纳米腔与单个分子振动耦合，通过金属纳米结构将光场局域在亚纳米尺度，显著提升了单光子耦合强度，实现了

≈0.3的耦合比 [49] 。在悬浮光力系统中通过散射光直接驱动光学腔，也可使有效光力耦合达到超强耦合 [50] 。在微波腔电力学系统中，通过提高驱动功率也将有效耦合强度提升至超强耦合范围 [51] 。在光镊悬浮的介电纳米粒子与光学腔场耦合的系统中，通过将纳米粒子精确定位于腔模节点，使线性光力耦合比达到

=0.55 [52] 。利用基于光纤微腔与悬浮纳米线构建的腔光力结构，人们证明了单光子光力耦合也可达到超强耦合机制(图4(c)) [53] 。在三维超导腔与微机械薄膜构成的系统中，通过注入大量光子并结合参数放大，可使有效耦合比

接近0.9 [19] 。此外，在腔光力系统中引入光学参量放大过程，可显著增强单光子光力耦合强度，该方案可用于实现强耦合到超强耦合乃至深强耦合的跨越 [54] ，还可拓展至其他腔量子电动力学系统，用于增强光与原子的相互作用 [55] 。

3.1.4　腔磁系统

腔磁系统是研究磁性材料(如钇铁石榴石，YIG)中集体自旋激发(磁子，magnon)与微波腔光子耦合的重要平台。YIG因其高自旋密度和低磁损耗，成为实现光与物质超强耦合的理想载体，相关研究受到广泛关注。2014年，在三维微波腔与YIG磁子相互作用构成的系统中，通过缩小腔体尺寸并增加自旋数目，人们首次在室温下实现了微波腔与磁子的超强耦合，耦合强度

达到0.12(图5(a)) [56] 。随后，通过在光子晶体中引入掺杂钙和锗的YIG缺陷，室温下光子—磁子耦合强度被提升至

=0.23 [57] 。采用可重构三维回路腔与YIG板耦合，在室温条件下可进一步将

提高至0.59 [20] 。在低温环境下，利用双柱重入型谐振腔聚焦磁场，增强YIG小球与微波光子的耦合，在25 mK条件下实现了

=0.1的超强耦合，且系统的协同参数高达1.3×10 5 [58] 。将大尺寸YIG球(直径5 mm)置于圆柱形腔中，使光子模式主要局域于球内，可实现光子模与磁子自旋波的超强共振耦合，耦合比

可达0.23 [59] 。将YIG薄盘置于环隙谐振(loop-gap)腔中，可将

增强至0.34 [60] 。采用多层超导—铁磁—绝缘体薄膜结构，通过抑制光子相速度增强耦合，

可以提高至0.58 [61] 。基于包含超导层、绝缘层和铁磁层的多层薄膜结构，利用Swihart谐振腔可进一步增强耦合，在2—9.5 K的温度范围内，光子与磁子相互作用接近深度超强耦合(

=0.92)，但此时协同参数降至240 [62] 。

图5 (a)腔磁系统[56]：微波腔内特定区域产生的强磁场与腔内YIG球发生强耦合；(b)二维材料体系[64]：将Ag-Si核壳纳米颗粒(等离激元)放置在WS2(激子)单层上形成紧密空间，促进等离激元与激子间的强耦合

3.1.5　二维材料体系

范德瓦耳斯半导体材料中二维过渡金属硫族化合物(TMDs)的谐振子强度和激子束缚能较大，是研究室温下光—物质强相互作用的理想平台。通过构建具有多重奇异点的随机等离激元超表面，人们首次在室温下实现了硫化钨(WS2)二维材料中激子—等离激元的超强耦合(

可达0.12—0.164)，为低维半导体光电子器件的量子应用提供了新路径 [63] 。通过相关理论模拟发现，当银—硅核壳结构(Ag-Si)与WS 2 单层结合的系统处于水环境中， 且银核尺寸较小时，等离子体与激子间的耦合强度能够达到深度强耦合机制，远超纯硅—WS 2 系统，这为开发新型光量子器件提供了新方向(图5(b)) [64] 。基于介电双梯度超表面，通过空间编码、调控光谱和耦合参数空间，可实现准连续域束缚态与超薄二氧化硅层中介电常数近零模的超强耦合，为高性能集成光子芯片的发展提供了关键技术路径 [65] 。此外，三维结构中超强耦合的研究也引起了人们的关注。在三维光子晶体腔与朗道量子化二维电子气组成的混合系统中，可实现太赫兹频段的多模超强耦合，该研究突破了超强耦合研究的空间限制瓶颈，为多维光场调控量子系统提供了重要范例 [66] 。当等离激元纳米粒子的尺寸是粒子间隙的十倍以上时，其三维晶体可在环境条件下实现深强耦合。该晶体的集体横向等离激元模式与光子态连续域杂化，形成了Rabi频率接近等离激元频率两倍的三维极化激元 [67] 。

3.2　应用领域

3.2.1　量子信息处理

超强耦合突破了标准量子电动力学的旋波近似，为量子信息处理带来了全新的物理现象和操作可能性。例如实现超快量子逻辑门操作，在量子计算中，量子比特的操作速度直接决定了算法的执行效率。在超强耦合机制下，由于耦合强度极大，量子比特与谐振腔之间的能量交换速率极高。这使得基于此系统构建的两比特量子逻辑门(如受控相位门)的操作时间可以大幅缩短至皮秒量级，远快于在弱耦合或强耦合条件下的纳秒量级。这种超快操作有助于在量子退相干发生前完成更多的逻辑操作，提升了计算保真度[68]。超强耦合还可用于新型量子比特的保护与编码，超强耦合机制的一个标志性特征是系统基态中存在非零的光子数，即“虚光子”，这个基态是一个高度纠缠的光—物质叠加态。可以利用这个受保护的、非庸的基态来编码量子信息，形成“暗”量子比特。由于基态是系统的能量最低点，它对某些类型的耗散和噪声具有天然的抵抗能力，可以为量子存储提供新思路[69]。超强耦合机制在实现非经典态的制备方面也有明显优势，通过驱动超强耦合系统，可以有效地制备出丰富的非经典态，如薛定谔猫态和压缩态，这些态是连续变量量子信息处理和量子计量学中的重要资源[70]。

3.2.2　量子传感与精密测量

量子传感是一种基于量子系统(如量子比特)的高精度测量技术，其核心思想是利用量子态对环境扰动的敏感性，将外界微扰(如电磁场、温度、压力等物理量的变化)转化为可探测的量子信号，从而实现远超经典极限的测量精度。超强耦合极大地增强了这种敏感性，并引入了新的传感机制[71]。在超强耦合机制下，量子比特的能谱会发生巨大的形变，其能级劈裂与耦合强度直接相关。任何能够扰动耦合强度或系统频率的外部参量(如一个待测光子、一个近场磁偶极子或应变)，都会导致能级发生巨变。这种非线性响应使得传感的灵敏度被极大放大，理论上可以实现超越标准量子极限的测量精度。此外，由于超强耦合系统对外部微扰的响应极其剧烈，它为实现单粒子甚至单光子水平的探测提供了新途径[72]。由于超强耦合系统的基态是纠缠态，其性质强烈依赖于系统参数。通过设计特定的测量方案，可以实现对待测场的探测，同时最小化对量子传感器本身状态的破坏，这对于连续监测和反馈控制至关重要[73]。

3.2.3　化学与材料调控

超强耦合可显著影响化学反应的速率与路径。当分子振动模式与光学腔中的光子模式进入超强耦合状态时，会形成振动极化激元，进而改变分子势能面并调控反应动力学，实现对特定化学反应的抑制或促进。在实际应用中，能量无序(如液体环境中的氢键作用或固态材料中的缺陷)会限制极化激元的有效传播。研究表明，在高度无序的液体中，能量传递因局域化效应而显著减慢；而在低缺陷晶体中，若光—物质耦合强度超过无序宽度的三倍，能量转移速率可提升三倍。这一机制为设计高效的极化激元化学器件提供了重要依据[74]。振动强耦合能够重塑分子体系的能量景观，为调控化学反应过程与材料功能开辟了新途径。 其在超分子化学领域展现出重要潜力，例如在红外光学腔中，通过耦合凝胶性共轭聚合物与溶剂的振动模式，可有效调控自组装路径与终态结构[75]。振动强耦合不仅能够诱导形成与传统条件下显著不同的超分子形态，还可通过溶剂振动特性调控组装动力学。将振动耦合提升至超强耦合水平，有望进一步推动精准合成与功能材料设计的发展。

3.2.4　非线性光学

光场与物质相互作用中产生的非线性效应(如谐波产生、参量下转换)是非线性光学的主要研究内容。传统非线性光学需要高功率激光和长相互作用距离，超强耦合为在单量子水平和微纳尺度上产生强非线性效应开辟了道路。超强耦合机制下，反旋波项不能被忽略，这些是产生非线性光学过程的物理根源。由于耦合强度极大，这些非线性项的作用得到极大提升。这意味着，即使输入非常弱的相干光(甚至单光子)，也能观察到显著的非线性响应，如频率上转换、双光子吸收和发射等，可用于实现单光子非线性光学[76]。利用超强耦合系统中的强非线性，可以设计高效的小型化量子光源。例如，通过驱动系统，可以利用其丰富的非线性过程来产生非经典光，如纠缠光子对和压缩光。这些光源是量子通信、量子计算和精密测量不可或缺的资源[38]。超强耦合系统的非线性特性还可以通过设计耦合强度、失谐等参数进行“裁剪”，这意味着可以按需设计和调控非线性光学过程(如二次谐波产生、三次谐波产生的效率和谐波特性)，为集成光子芯片上的非线性功能模块提供了较高的灵活度[77]。

04

总结和展望

近年来，基于腔量子电动力学理论的超强耦合研究已取得了许多重要进展，虽然已经可以在多个物理实验平台上实现，但仍有许多理论预言需要进一步的实验验证。该领域的研究有望为量子技术的研发带来革命性突破，如实现超快量子逻辑门操作、新型量子比特编码以及加速量子动力学过程从而克服量子退相干问题。将超强耦合系统与拓扑光子学结构相结合，可构建具有拓扑保护特性的光腔与波导。这类结构对缺陷和无序具备天然的鲁棒性，能够大幅提升光量子器件的稳定性和可靠性，对发展高性能集成光子电路和实现高效量子信息处理具有重要意义。超强耦合体系还可用于模拟凝聚态中的多体问题，可为探索新物态以及研究非平衡物理过程提供重要平台。基于超强耦合的量子调控还面临着多重挑战，例如，如何使量子系统具有更高耦合强度的同时还具有更低的损耗，这将对发展新型低损耗材料与精细微纳加工技术提出新的要求。此外，将超强耦合系统应用于实际的量子信息处理中，还需解决多节点扩展、集成化制备以及与其他量子器件的兼容性问题。

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