El paso adiabático estimulado de Raman ( STIRAP ) es un proceso que permite la transferencia de una población entre dos estados cuánticos aplicables a través de al menos dos pulsos electromagnéticos (de luz) coherentes . [1] [2] Estos pulsos de luz impulsan las transiciones del átomo de tres niveles system o del sistema multinivel. [3] [4] El proceso es una forma de control coherente de estado a estado .
Transferencia de población en tres niveles Ʌ átomo
Considere la descripción de un átomo de tres niveles Ʌ que tiene estados fundamentales y (para simplificar, suponga que las energías de los estados fundamentales son las mismas) y el estado excitado . Supongamos que al principio la población total está en el estado fundamental. Aquí la lógica para la transformación de la población desde el estado fundamental a es que inicialmente los estados despoblados y pareja, luego superposición de estados y pareja al estado . De esta manera se forma un estado que permite la transformación de la población en estado. sin poblar el estado excitado . Este proceso de transformación de la población sin poblar el estado excitado se denomina pasaje adiabático Raman estimulado . [5]
Teoría de tres niveles
Considere los estados , y con el objetivo de transferir población inicialmente en estado a estado sin poblar estado . Permita que el sistema interactúe con dos campos de radiación coherentes, la bomba y los campos de Stokes. Deje que el campo de la bomba empareje solo estados y y la pareja de campo de Stokes solo dice y , por ejemplo debido a reglas de selección o de desafinación lejana . Denote las frecuencias Rabi y desafinaciones de la bomba y los acoplamientos Stokes por y . Configuración de la energía del estadoa cero, la onda giratoria hamiltoniana viene dada por
El ordenamiento energético de los estados no es crítico, y aquí se toma de manera que sólo por concreción. Las configuraciones Ʌ y V se pueden realizar cambiando los signos de las desafinaciones. Cambiando la energía a cero por permite que el hamiltoniano se escriba en la forma más independiente de la configuración
Aquí y denotan las desafinaciones de uno y dos fotones respectivamente. STIRAP se logra en resonancia de dos fotones. Centrándonos en este caso, las energías sobre la diagonalización deson dadas por
dónde . Resolviendo para el eigenstate , se ve que obedece a la condición
La primera condición revela que la condición crítica de resonancia de dos fotones produce un estado oscuro que es una superposición solo del estado inicial y objetivo. Definiendo el ángulo de mezcla y utilizando la condición de normalización , la segunda condición se puede utilizar para expresar este estado oscuro como
A partir de esto, se puede deducir la secuencia de pulsos contraintuitiva de STIRAP. A que corresponde a la presencia únicamente del campo Stokes (), el estado oscuro corresponde exactamente al estado inicial . A medida que el ángulo de mezcla se gira desde a , el estado oscuro se interpola suavemente desde el estado puro para decir puramente . El último caso corresponde al límite opuesto de un campo de bombeo fuerte (). En la práctica, esto corresponde a la aplicación de Stokes y pulsos de campo de bombeo al sistema con un ligero retardo mientras se mantiene una superposición temporal significativa entre pulsos; el retraso proporciona el comportamiento limitante correcto y la superposición asegura la evolución adiabática. Una población inicialmente preparada en estado Seguirá adiabáticamente el estado oscuro y terminará en el estado sin poblar estado como se desee. Las envolventes de pulso pueden adoptar una forma bastante arbitraria siempre que la tasa de cambio de tiempo del ángulo de mezcla sea lenta en comparación con la división de energía con respecto a los estados no oscuros. Esta condición adiabática toma su forma más simple en la condición de resonancia de fotón único donde se puede expresar como
Referencias
- ↑ Vitanov, Nikolay V .; Rangelov, Andon A .; Shore, Bruce W .; Bergmann, Klaas (2017). "Estimulado pasaje adiabático Raman en física, química y más allá". Reseñas de Física Moderna . 89 (1). arXiv : 1605.00224 . Código bibliográfico : 2017RvMP ... 89a5006V . doi : 10.1103 / RevModPhys.89.015006 . ISSN 0034-6861 .
- ^ Bergmann, Klaas; Vitanov, Nikolay V .; Shore, Bruce W. (2015). "Perspectiva: pasaje adiabático Raman estimulado: el estado después de 25 años". La Revista de Física Química . 142 (17): 170901. Código Bibliográfico : 2015JChPh.142q0901B . doi : 10.1063 / 1.4916903 . ISSN 0021-9606 .
- ^ Unanyan, R .; Fleischhauer, M .; Shore, BW; Bergmann, K. (1998). "Creación robusta y sondeo sensible a la fase de estados de superposición a través del pasaje adiabático Raman estimulado (STIRAP) con estados oscuros degenerados". Comunicaciones ópticas . 155 (1-3): 144-154. Código Bibliográfico : 1998OptCo.155..144U . doi : 10.1016 / S0030-4018 (98) 00358-7 . ISSN 0030-4018 .
- ^ Schwager, Heike (2008). Una memoria cuántica para la luz en el espín nuclear del punto cuántico (PDF) . Instituto Max-Planck de Óptica Cuántica.
- ^ Marte, P .; Zoller, P .; Hall, JL (1991). "Espejos atómicos coherentes y divisores de haz por paso adiabático en sistemas multinivel". Physical Review A . 44 (7): R4118 – R4121. Código Bibliográfico : 1991PhRvA..44.4118M . doi : 10.1103 / PhysRevA.44.R4118 . ISSN 1050-2947 .