Stimulovaný Ramanův adiabatický průchod - Stimulated Raman adiabatic passage

Časový vývoj stavových populací pro protiintuitivní pulzní sekvenci STIRAP demonstrující koherentní přenos.

Stimulovaný Ramanův adiabatický průchod (STIRAP) je proces, který umožňuje přenos populace mezi dvěma použitelnými kvantové stavy prostřednictvím alespoň dvou koherentních elektromagnetické (světelné) pulsy.^[1][2] Tyto světelné impulsy řídí přechody tří úrovní Ʌ atom nebo víceúrovňový systém.^[3][4] Tento proces je formou státu koherentní řízení.

Přenos populace na atomu se 3 úrovněmi

Zvažte popis tříúrovňového atomu having základní stavy ${ displaystyle | g_ {1} rangle}$ a ${ displaystyle | g_ {2} rangle}$ (pro jednoduchost předpokládejme, že energie základních stavů jsou stejné) a vzrušený stav ${ displaystyle | e rangle}$. Předpokládejme, že na začátku je celková populace v základním stavu ${ displaystyle | g_ {1} rangle}$. Zde logika transformace populace ze základního stavu ${ displaystyle | g_ {1} rangle}$ na ${ displaystyle | g_ {2} rangle}$ je to, že zpočátku neobývané státy ${ displaystyle | g_ {2} rangle}$ a ${ displaystyle | e rangle}$ pár, následná superpozice stavů ${ displaystyle | g_ {2} rangle}$ a ${ displaystyle | e rangle}$ pár do státu ${ displaystyle | g_ {1} rangle}$. Tím se vytváří stát, který umožňuje přeměnu populace na stát ${ displaystyle | g_ {2} rangle}$ bez naplnění vzrušeného stavu ${ displaystyle | e rangle}$. Tento proces transformace populace bez naplnění vzrušeného stavu se nazývá stimulovaný Raman adiabatický průchod.^[5]

Teorie tří úrovní

Zvažte státy ${ displaystyle | 1 rangle}$, ${ displaystyle | 2 rangle}$ a ${ displaystyle | 3 rangle}$ s cílem převést populaci zpočátku ve stavu ${ displaystyle | 1 rangle}$ do stavu ${ displaystyle | 3 rangle}$ bez naplnění stavu ${ displaystyle | 2 rangle}$. Nechte systém interagovat se dvěma koherentními poli záření, polem čerpadla a Stokesova pole. Nechte pouze stavy pole čerpadla ${ displaystyle | 1 rangle}$ a ${ displaystyle | 2 rangle}$ a Stokesův polní pár pouze uvádí ${ displaystyle | 2 rangle}$ a ${ displaystyle | 3 rangle}$, například z důvodu daleko odladění nebo pravidla výběru. Označte Frekvence Rabi a detunings čerpadla a spojek Stokes o ${ displaystyle Omega _ {P / S}}$ a ${ displaystyle Delta _ {P / S}}$. Nastavení energie státu ${ displaystyle | 2 rangle}$ na nulu, rotující vlna Hamiltonian darováno

${ displaystyle H _ { mathrm {RWA}} = - hbar Delta _ {P} | 1 rangle langle 1 | + hbar Delta _ {S} | 3 rangle langle 3 | + { frac { hbar Omega _ {P}} {2}} (| 1 rangle langle 2 | + mathrm {hc}) + { frac { hbar Omega _ {S}} {2}} (| 3 rangle langle 2 | + mathrm {hc})}$

Energetické uspořádání států není kritické a zde se to bere tak ${ displaystyle E_ {1}$ jen pro konkrétnost. Konfigurace Ʌ a V lze realizovat změnou znaků detunings. Posunutí nulové energie o ${ displaystyle Delta _ {P}}$ umožňuje, aby byl hamiltonián zapisován ve formě nezávislejší na konfiguraci

${ displaystyle H _ { mathrm {RWA}} = hbar { begin {pmatrix} 0 & { frac { Omega _ {P}} {2}} & 0 { frac { Omega _ {P}} {2}} & Delta & { frac { Omega _ {S}} {2}} 0 & { frac { Omega _ {S}} {2}} & delta end {pmatrix}} }$

Tady ${ displaystyle Delta}$ a ${ displaystyle delta}$ označují detonace jednoho a dvou fotonů. STIRAP je dosažen na dvoufotonové rezonanci ${ displaystyle delta = 0}$. Soustředíme se na tento případ, na energie diagonalizace z ${ displaystyle H _ { mathrm {RWA}}}$jsou dány

${ displaystyle E_ {0, pm} = 0, { frac { Delta pm { sqrt { Delta ^ {2} + Omega ^ {2}}}} {2}}}$

kde ${ displaystyle Omega ^ {2} = Omega _ {P} ^ {2} + Omega _ {S} ^ {2}}$. Řešení pro ${ displaystyle E_ {0}}$ vlastní stát ${ displaystyle (c_ {1} , c_ {2} , c_ {3}) ^ {T}}$, je vidět, že se řídí podmínkou

${ displaystyle c_ {2} = 0, ; Omega _ {P} c_ {1} + Omega _ {S} c_ {3} = 0}$

První podmínka ukazuje, že kritická podmínka dvou fotonové rezonance poskytuje a temný stav což je superpozice pouze počátečního a cílového stavu. Definováním úhlu míchání ${ displaystyle tan theta = Omega _ {P} / Omega _ {S}}$ a využití normalizačního stavu ${ displaystyle | c_ {1} | ^ {2} + | c_ {3} | ^ {2} = 1}$, druhou podmínku lze použít k vyjádření tohoto temného stavu jako

${ displaystyle | mathrm {dark} rangle = cos theta , | 1 rangle - sin theta , | 3 rangle}$

Z toho lze odvodit proti-intuitivní sekvenci pulzů STIRAP. Na ${ displaystyle theta = 0}$ což odpovídá přítomnosti pouze Stokesova pole (${ displaystyle Omega _ {S} gg Omega _ {P}}$), temný stav přesně odpovídá počátečnímu stavu ${ displaystyle | 1 rangle}$. Jak se úhel míchání otáčí od ${ displaystyle 0}$ na ${ displaystyle pi / 2}$, temný stav plynule interpoluje z čistě stavu ${ displaystyle | 1 rangle}$ čistě uvést ${ displaystyle | 3 rangle}$. Dopis ${ displaystyle theta = pi / 2}$ případ odpovídá protilehlému limitu silného pole čerpadla (${ displaystyle Omega _ {P} gg Omega _ {S}}$). Prakticky to odpovídá aplikaci Stokesových a čerpacích pulzů pole do systému s mírným zpožděním mezi, při zachování významného časového překrytí mezi impulsy; zpoždění zajišťuje správné omezující chování a překrytí zajišťuje adiabatickou evoluci. Populace původně připravená ve stavu ${ displaystyle | 1 rangle}$ bude adiabaticky následovat temný stav a skončí ve stavu ${ displaystyle | 3 rangle}$ bez naplnění stavu ${ displaystyle | 2 rangle}$ podle přání. Pulzní obálky mohou nabývat docela libovolného tvaru, pokud je časová rychlost změny úhlu míchání pomalá ve srovnání s rozdělením energie s ohledem na jiné než tmavé stavy. Tato adiabatická podmínka má nejjednodušší formu při podmínce rezonance s jedním fotonem ${ displaystyle Delta = 0}$ kde to lze vyjádřit jako

${ displaystyle Omega (t) gg | { dot { theta}} (t) | = { frac {| Omega _ {S} (t) { dot { Omega}} _ {P} (t) - Omega _ {P} (t) { dot { Omega}} _ {S} (t) |} { Omega (t) ^ {2}}}}$

Reference

Tento kvantová mechanika související článek je a pahýl. Wikipedii můžete pomoci pomocí rozšiřovat to.