자극받은 라만 단열 통로

일관성 있는 전달을 나타내는 직관에 반하는 STIRAP 펄스 시퀀스에 대한 상태 모집단의 시간 진화.

자극 라만 단열 통로(STIRAP)는 적어도 2개의 간섭성 전자(빛) ^[1]^[2]펄스를 통해 2개의 적용 가능한 양자 상태 간에 모집단을 이동할 수 있는 과정이다.이러한 광펄스는 3레벨 δ원자 또는 다단계 ^[3]^[4]시스템의 전환을 구동합니다.이 프로세스는 상태 간 일관성 있는 제어의 한 형태입니다.

3레벨 δ원자에서의 모집단 이동

접지 $|g_{1}\rangle$ $|g_{1}\rangle$ ${\$ \ $displaystyle$ g $_$ { \ $rangle$ } $|g_{2}\rangle$ $|g_{2}\rangle$ suppose \ $displaystyle g$ _ { $2$ \ $rangle$ } $|g_{2}\rangle$ (간단하게는 접지 상태의 에너지가 동일하다고 가정) 및 들뜬 $|e\rangle$ e $|e\rangle$ suppose \ $displaystyle$ e \ $rangle$ 의 3가지 레벨 suppose원자 설명을 검토합니다.처음에는 total이 있습니다.모집단은 그라운드 $|g_{1}\rangle$ ${\$ { \ $display$ style $g _$ { \ $rangle$ $|g_{1}\rangle$ 。여기서 모집단을 그라운드 $|g_{1}\rangle$ $|g_{1}\rangle$ ${\$ { \ $display style$ g _ { \ rangle $|g_{1}\rangle$ }에서 $|g_{1}\rangle$ $|g_{2}\rangle$ ${\$ { $display style$ g_ ${2$ } \ $rangle$ }로 $|g_{2}\rangle$ 변환하는 논리는 처음에 미입력 $|g_{2}\rangle$ $|g_{2}\rangle$ $display style$ }입니다. $2}\rangle}$ 과 $|g_{2}\rangle$ e $({$ $displaystyle$ $e$ \rangle $})$ 커플링 $|g_{2}\rangle$ 상태 g2와 $|g_{2}\rangle$ e $({$ $displaystyle$ $|e\rangle$ {2}\ $rangle}$ $|g_{1}\rangle$ 이 $|e\rangle$ $|g_{1}\rangle$ 상태 g1에 $|g_{1}\rangle$ 중첩됩니다({ $displaystyle g_{1$ }\rangle $|g_{1}\rangle$ }).따라서 포퓰레이션이 허용되는 상태가 형성됩니다.들뜬 $|e\rangle$ e를 채우지 않고 $|g_{2}\rangle$ 2 ${\$ { \ $displaystyle$ g $_$ { 2 \ $rangle$ $}$ $|g_{2}\rangle$ 로 $|g_{2}\rangle$ 이행합니다. 들뜬 상태 e를 채우지 않고 모집단을 변환하는 이 과정을 자극 단열 ^[5]통로라고 합니다.

삼단계 이론

$|2\rangle$ 2를 채우지 않고 $|1\rangle$ 1에서 $|3\rangle$ 3으로 초기 인구 $|1\rangle$ 이동 $|3\rangle$ 목표인 상태 1(\ $displaystyle$ 1 $\$ $rangle$ $|2\rangle$ 2 $(\displaystyle$ 2 $\rangle$ 및 $|3\rangle$ 3 $(\$ $displaystyle$ 3 $\rangle)$ 을 $|3\rangle$ $|3\rangle$ 검토합니다 $|1\rangle$ $.$ $laystyle$ 2 $\rangle$ 시스템이 두 개의 일관성 있는 방사선 필드(펌프 필드 및 스토크스 필드)와 상호 작용할 수 있도록 합니다.예를 들어 펌프 필드 커플은 1 ${\({$ displaystyle 1 $\rangle})$ 및 $|1\rangle$ $|2\rangle$ {\({ $displaystyle$ 2\ $rangle})$ 만 $|2\rangle$ $|2\rangle$ , Stokes 필드 커플은 2 $|2\rangle$ 2 $\rangle})$ 및 $|3\rangle$ {\({ $displaystyle$ 3 $\rangle$ 만 표시합니다. $\Delta _{P/S}$ $\Omega _{P/S}$ P $/$ \ $Omega _$ { $P$ / $S$ } , $\Delta _{P/S}$ $\Delta _{P/S}$ / $\Delta _{P/S}$ S \ $displaystyle$ \ Delta _ { $P$ / $S$ } 로 펌프 및 스토크스 커플링의 Rabi 주파수와 디튜닝을 나타냅니다. 상태 $|2\rangle$ \ $display 2$ \ $rangle }$ 의 $|2\rangle$ 에너지를 0 으로 설정하면,

$({displaystyle H_{\mathrm {RWA}}=-\hbar \Delta _{P} 1\rangle \langle 1 +\hbar \Delta _{S} 3 + {\frac \hbar \Omega _{P} {2}} {\mathrmc})$

이 상태에서의 에너지 순서는 중요하지 않습니다.구체성을 위해서만 $E_{1}<E_{2}<E_{3}$ $E_{1}<E_{2}<E_{3}$ $E_{1}<E_{2}<E_{3}$ < $E_{1}<E_{2}<E_{3}$ < $display style$ E_ ${1$ } < $E_{3$ } $E_{1}<E_{2}<E_{3}$ 이 $E_{1}<E_{2}<E_{3}$ .δ 및 V 구성은 디튜닝 부호를 변경하여 실현할 수 있습니다.에너지 0을 $\Delta _{P}$ P $(\$ _ ${P})$ 만큼 $\Delta _{P}$ 이동하면 해밀턴을 보다 독립적인 구성으로 쓸 수 있습니다.

$H_{\mathrm {RWA} =\hbar {pmatrix} 0&{\frac {Omega _{P}} {2}} &\frac {{Omega _{P} {2}} & {\Delta } {2} {\frc$

여기서 $\Delta$ \ $displaystyle$ \ $Delta$ and $\Delta$ $\delta$ 、 $\delta$ \ $displaystyle$ \ $delta$ ]는 $\delta$ 각각 싱글 및2 광자의 디튠을 나타냅니다.STIRAP은 2광자 공진 $\delta =0$ $=$ 0 {\ $displaystyle$ $\$ $display$ $=$ 0 $\delta =0$ 에서 $H_{\mathrm {RWA} }$ 달성된다. 이 경우 $H_{\mathrm {RWA} }$ R $H_{\mathrm {RWA} }$ 의 대각선화 시 에너지는 다음과 같다 $.$

$E_{0,\pm}=0,{\frac {Delta \pm {\delta ^{2}+\Omega ^{2}}{2}$

$E_{0}$ 서 $\Omega ^{2}=\Omega _{P}^{2}+\Omega _{S}^{2}$ 2 $\Omega ^{2}=\Omega _{P}^{2}+\Omega _{S}^{2}$ $\Omega ^{2}=\Omega _{P}^{2}+\Omega _{S}^{2}$ $\Omega ^{2}=\Omega _{P}^{2}+\Omega _{S}^{2}$ 2 + $\Omega ^{2}=\Omega _{P}^{2}+\Omega _{S}^{2}$ S $\Omega ^{2}=\Omega _{P}^{2}+\Omega _{S}^{2}$ { \ $displaystyle$ \ $Omega$ ^ {2 $} =$ \ $Omega$ _ { $P$ }^{2} + \ $Omega$ _ { S $\Omega ^{2}=\Omega _{P}^{2}+\Omega _{S}^{2}$ } . E $E_{0}$ { \ $displaystyle$ $(c_{1}\,c_{2}\,c_{3})^{T}$ $E_{0}$ _ { $0$ } $(c_{1}\,c_{2}\,c_{3})^{T}$ 고유 상태 $E_{0}$ ( $(c_{1}\,c_{2}\,c_{3})^{T}$ $(c_{1}\,c_{2}\,c_{3})^{T}$ $(c_{1}\,c_{2}\,c_{3})^{T}$ $(c_{1}\,c_{2}\,c_{3})^{T}$ c 3 $(c_{1}\,c_{2}\,c_{3})^{T}$ ) $(c_{1}\,c_{2}\,c_{3})^{T}$ { $stylearn_2 }$ 、 c . $T$ 조건에 준거한 것으로 보입니다.

$c_{2}=0,\;\Omega_{P}c_{1}+\Omega_{S}c_{3}=0$

첫 번째 조건은 임계 2-광자 공명 조건이 초기 상태와 목표 상태만 겹치는 어두운 상태를 발생시킨다는 것을 보여준다.혼합 $\tan \theta =\Omega _{P}/\Omega _{S}$ tan $\tan \theta =\Omega _{P}/\Omega _{S}$ ⁡ $\tan \theta =\Omega _{P}/\Omega _{S}$ $\tan \theta =\Omega _{P}/\Omega _{S}$ P / $\tan \theta =\Omega _{P}/\Omega _{S}$ S $\tan \theta =\Omega _{P}/\Omega _{S}$ { $displaystyle \tan \theta$ =\ $Omega$ _ ${P}/\Omega$ _ ${S}}$ 를 $\tan \theta =\Omega _{P}/\Omega _{S}$ 정의하고 정규화 $|c_{1}|^{2}+|c_{3}|^{2}=1$ $|c_{1}|^{2}+|c_{3}|^{2}=1$ 2 + $|c_{1}|^{2}+|c_{3}|^{2}=1$ 2 $1$ { $displaystyle c_{1} ^{$ 2} + $c_{$ 3} $^$ 2} $|c_{1}|^{2}+|c_{3}|^{2}=1$ 1 을 $사용$ 하여 두 번째 조건이 될 수 있습니다.

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

이를 통해 STIRAP 반직관적 펄스 시퀀스를 추론할 수 있습니다.Stokes 필드(\ $displaystyle \Omega$ _ ${S}\g \Omega$ _{ $P})$ 만 대응하는 the $\theta =0$ $(\$ $displaystyle$ \ $theta =$ 0 $\Omega _{S}\gg \Omega _{P}$ 에서 $\theta =0$ $어두운$ 상태는 회전각도에서 초기 $|1\rangle$ 1 $|1\rangle$ {\ $display$ 1 $\rang$ $|1\rangle$ 에 정확히 대응합니다. $(\displaystyle \pi$ /2 $\pi /2$ 다크 상태는 $|1\rangle$ 하게 상태 1 $|1\rangle$ ⟩(\ $displaystyle 1$ \rangle $|1\rangle$ )에서 $|3\rangle$ 하게 상태 3 $display$ (\ $displaystyle$ $3$ \ $rangle$ 로 부드럽게 보간됩니다 $.$ $\theta =\pi /2$ $\Omega _{P}\gg \Omega _{S}$ $\theta =\pi /2$ = ${\$ / $\theta =\pi /2$ (\ $displaystyle$ \theta $=\pi$ / $\theta =\pi /2$ 2 )의 $\theta =\pi /2$ 경우는 강력한 펌프장(\ $displaystyle$ $)$ 의 반대 제한에 해당합니다. $\Omega$ _ ${P}\g \Omega$ _ ${S}}.$ 실질적으로 이것은 펄스 간에 상당한 시간적 오버랩을 유지하면서 Stokes 및 펌프 필드 펄스를 시스템에 적용하는 것에 해당합니다. 지연은 올바른 제한 동작을 제공하며 오버랩은 단열 진화를 보장합니다.처음에 $|1\rangle$ 1 ${\$ { $displaystyle 1$ \ rangle $}$ 에서 $|1\rangle$ 준비된 집단은 필요에 따라 $|2\rangle$ 2 ${\$ { $displaystyle$ 2 \ $rangle }$ 를 $|2\rangle$ 채우지 않고 상태 3 ${\$ { $displaystyle$ 3 \ $rangle$ }으로 $|3\rangle$ 끝납니다.펄스 엔벨로프는 혼합 각도의 시간 변화율이 어둡지 않은 상태에 대한 에너지 분할에 비해 느린 경우 상당히 임의적인 형태를 취할 수 있습니다.이 단열 상태는 다음과 같이 표현될 수 있는 단일 입자 공명 조건 $\Delta =0$ $\Delta =0$ 0 {\ $displaystyle \Delta$ = $0}$ 에서 $\Delta =0$ 가장 단순한 형태를 취합니다.

$\Omega (t)\g {\Omega _{S}(t)}{\dot {\Omega }_{P}-\Omega _{P}(t){\dot {Omega }}{S}(t)}{\Omega }{{{{T}}}} } } } ^{{{t}}}$

레퍼런스

^ Vitanov, Nikolay V.; Rangelov, Andon A.; Shore, Bruce W.; Bergmann, Klaas (2017). "Stimulated Raman adiabatic passage in physics, chemistry, and beyond". Reviews of Modern Physics. 89 (1). arXiv:1605.00224. Bibcode:2017RvMP...89a5006V. doi:10.1103/RevModPhys.89.015006. ISSN 0034-6861.
^ Bergmann, Klaas; Vitanov, Nikolay V.; Shore, Bruce W. (2015). "Perspective: Stimulated Raman adiabatic passage: The status after 25 years". The Journal of Chemical Physics. 142 (17): 170901. Bibcode:2015JChPh.142q0901B. doi:10.1063/1.4916903. ISSN 0021-9606.
^ Unanyan, R.; Fleischhauer, M.; Shore, B.W.; Bergmann, K. (1998). "Robust creation and phase-sensitive probing of superposition states via stimulated Raman adiabatic passage (STIRAP) with degenerate dark states". Optics Communications. 155 (1–3): 144–154. Bibcode:1998OptCo.155..144U. doi:10.1016/S0030-4018(98)00358-7. ISSN 0030-4018.
^ Schwager, Heike (2008). A quantum memory for light in nuclear spin of quantum dot (PDF). Max-Planck-Institute of Quantum Optics.
^ Marte, P.; Zoller, P.; Hall, J. L. (1991). "Coherent atomic mirrors and beam splitters by adiabatic passage in multilevel systems". Physical Review A. 44 (7): R4118–R4121. Bibcode:1991PhRvA..44.4118M. doi:10.1103/PhysRevA.44.R4118. ISSN 1050-2947.

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[VitanovRangelov2017-1] Vitanov, Nikolay V.; Rangelov, Andon A.; Shore, Bruce W.; Bergmann, Klaas (2017). "Stimulated Raman adiabatic passage in physics, chemistry, and beyond". Reviews of Modern Physics. 89 (1). arXiv:1605.00224. Bibcode:2017RvMP...89a5006V. doi:10.1103/RevModPhys.89.015006. ISSN 0034-6861.

[BergmannVitanov2015-2] Bergmann, Klaas; Vitanov, Nikolay V.; Shore, Bruce W. (2015). "Perspective: Stimulated Raman adiabatic passage: The status after 25 years". The Journal of Chemical Physics. 142 (17): 170901. Bibcode:2015JChPh.142q0901B. doi:10.1063/1.4916903. ISSN 0021-9606.

[UnanyanFleischhauer1998-3] Unanyan, R.; Fleischhauer, M.; Shore, B.W.; Bergmann, K. (1998). "Robust creation and phase-sensitive probing of superposition states via stimulated Raman adiabatic passage (STIRAP) with degenerate dark states". Optics Communications. 155 (1–3): 144–154. Bibcode:1998OptCo.155..144U. doi:10.1016/S0030-4018(98)00358-7. ISSN 0030-4018.

[4] Schwager, Heike (2008). A quantum memory for light in nuclear spin of quantum dot (PDF). Max-Planck-Institute of Quantum Optics.

[MarteZoller1991-5] Marte, P.; Zoller, P.; Hall, J. L. (1991). "Coherent atomic mirrors and beam splitters by adiabatic passage in multilevel systems". Physical Review A. 44 (7): R4118–R4121. Bibcode:1991PhRvA..44.4118M. doi:10.1103/PhysRevA.44.R4118. ISSN 1050-2947.

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