Модель Джейнса – Каммингса - Jaynes–Cummings model

Иллюстрация модели Джейнса-Каммингса. An атом в оптическом резонаторе отображается красной точкой вверху слева. Уровни энергии атома, которые связаны с модой поля внутри полости, показаны в кружке в правом нижнем углу. Переход между двумя состояниями вызывает фотон излучение (поглощение) атомом в (из) режим резонатора.

В Модель Джейнса – Каммингса (иногда сокращенно JCM) является теоретической моделью в квантовая оптика. Он описывает систему двухуровневый атом взаимодействует с квантованной модой оптического резонатора (или бозонный поле), с присутствием света или без него (в виде ванны электромагнитного излучения, которое может вызвать спонтанное излучение и поглощение). Первоначально он был разработан для изучения взаимодействия атомы с квантованным электромагнитное поле для того, чтобы исследовать явления спонтанное излучение и поглощение фотоны в полость.

Модель Джейнса – Каммингса представляет большой интерес для атомная физика, квантовая оптика, физика твердого тела и квантовые информационные схемы, как экспериментально, так и теоретически.^[1] Он также имеет приложения в согласованный контроль и квантовая обработка информации.

Историческое развитие

1963: Эдвин Джейнс и Фред Каммингс

Модель была первоначально разработана в статье 1963 г. Эдвин Джейнс и Фред Каммингс чтобы прояснить эффекты предоставления полного квантово-механический рассмотрение поведения атомов, взаимодействующих с электромагнитное поле. Чтобы упростить математику и дать возможность легко поддающимся расчетам, Джейнс и Каммингс ограничили свое внимание взаимодействием атома с атомом. одиночный режим квантового электромагнитного поля.^[2][3] (См. Ниже математические подробности.)

Этот подход отличается от более раннего полуклассического метода, в котором только динамика атома трактуется квантово-механически, в то время как поле, с которым он взаимодействует, как предполагается, ведет себя в соответствии с классической электромагнитной теорией. Квантово-механическое рассмотрение поля в модели Джейнса – Каммингса обнаруживает ряд новых особенностей, в том числе:

• Наличие Осцилляции Раби между состояниями двухуровневой системы при ее взаимодействии с квантовым полем. Первоначально это считалось чисто квантово-механическим эффектом, хотя позднее ему было дано полуклассическое объяснение в терминах линейной дисперсии и поглощения.^[4]
• Лестница квантованных уровней энергии, называемая лестницей Джейнса-Каммингса, которая нелинейно масштабируется по энергии как ${displaystyle {sqrt {n}}}$ где ${displaystyle n}$ - полное количество квантов в связанной системе. Это квантование энергий и нелинейное масштабирование носит чисто квантовомеханический характер.
• Коллапс и последующие возрождения вероятности обнаружения двухуровневой системы в данном состоянии, когда поле изначально находится в когерентное состояние. В то время как коллапс имеет простое классическое объяснение, возрождение можно объяснить только дискретность энергетического спектра из-за квантовой природы поля.^[5][6]

Для реализации динамики, предсказываемой моделью Джейнса-Каммингса экспериментально, требуется квантово-механический резонатор с очень высокой фактор качества так что переходы между состояниями в двухуровневой системе (обычно два энергетических подуровня в атоме) очень сильно связаны взаимодействием атома с модой поля. Это одновременно подавляет любую связь между другими подуровнями в атоме и связь с другими модами поля и, таким образом, делает любые потери достаточно малыми, чтобы наблюдать динамику, предсказываемую моделью Джейнса-Каммингса. Из-за сложности реализации такого устройства модель долгое время оставалась математической диковинкой. В 1985 году несколько групп, использующих Ридберговские атомы вместе с мазер в микроволновая печь продемонстрировали предсказанные осцилляции Раби.^[7][8] Однако, как отмечалось ранее, позже было обнаружено, что этот эффект имеет полуклассическое объяснение.^[4]

1987: Ремпе, Вальтер и Кляйн

Только в 1987 году Ремпе, Вальтер И Кляйн наконец смогли использовать мазер на одном атоме, чтобы продемонстрировать возрождение вероятностей, предсказываемых моделью.^[9] До этого исследовательские группы не могли создать экспериментальные установки, способные усилить связь атома с одной модой поля, одновременно подавляя другие моды. Экспериментально добротность резонатора должна быть достаточно высокой, чтобы рассматривать динамику системы как эквивалентную динамике одномодового поля. Эта успешная демонстрация динамики, которую можно было объяснить только с помощью квантово-механической модели поля, стимулировала дальнейшее развитие высококачественных резонаторов для использования в этом исследовании.

С появлением одноатомных мазеров стало возможным изучать взаимодействие отдельного атома (обычно Атом Ридберга ) с одной резонансной модой электромагнитного поля в полости с экспериментальной точки зрения,^[10][11] и изучить различные аспекты модели Джейнса – Каммингса.

Было обнаружено, что геометрия песочных часов может использоваться для максимального увеличения объема, занимаемого модой, при одновременном сохранении высокого коэффициента качества, чтобы максимизировать прочность связи и, таким образом, лучше аппроксимировать параметры модели.^[12] Для наблюдения сильной связи между атомом и полем в частотах видимого света могут быть полезны оптические моды типа песочных часов из-за их большого модового объема, который в конечном итоге совпадает с сильным полем внутри резонатора.^[12] Квантовая точка внутри фотонно-кристаллической нанополости также является многообещающей системой для наблюдения коллапса и возрождения циклов Раби в частотах видимого света.^[13]

Дальнейшие разработки

Многие недавние эксперименты были сосредоточены на применении модели к системам с потенциальными приложениями в квантовой обработке информации и когерентном управлении. Различные эксперименты продемонстрировали динамику модели Джейнса – Каммингса при взаимодействии квантовая точка к режимам микрополости, потенциально позволяя применять его в физической системе гораздо меньшего размера.^{[14][15][16][17]} Другие эксперименты были сосредоточены на демонстрации нелинейной природы лестницы Джейнса-Каммингса уровней энергии прямым спектроскопическим наблюдением. Эти эксперименты нашли прямые доказательства нелинейного поведения, предсказанного на основе квантовой природы поля в обеих сверхпроводящих цепях, содержащих "искусственный атом "соединенный с генератором очень высокого качества в виде сверхпроводящего Схема RLC, а в наборе ридберговских атомов, связанных между собой спины.^[18][19] В последнем случае наличие или отсутствие коллективного ридберговского возбуждения в ансамбле играет роль двухуровневой системы, а роль моды бозонного поля играет общее количество происходящих переворотов спина.^[19]

Теоретическая работа расширила исходную модель, включив в нее эффекты рассеяния и затухания, как правило, с помощью феноменологического подхода.^[20][21][22] Предлагаемые расширения также включали включение нескольких мод квантового поля, позволяющее связываться с дополнительными энергетическими уровнями внутри атома или наличие нескольких атомов, взаимодействующих с одним и тем же полем. Была также предпринята некоторая попытка выйти за рамки так называемого приближения вращающейся волны, которое обычно используется. (см. математический вывод ниже).^[23][24][25] Связь одиночной квантовой моды поля с множественными (${displaystyle N>1}$) подсистемы с двумя состояниями (эквивалентные спинам больше 1/2) известны как Модель Дике или Модель Тэвиса – Каммингса. Например, это относится к высококачественной резонансной полости, содержащей несколько идентичных атомов с переходами вблизи резонанса полости, или к резонатору, связанному с несколькими квантовыми точками в сверхпроводящей цепи. Он сводится к модели Джейнса – Каммингса для случая ${displaystyle N=1}$.

Модель дает возможность реализовать несколько экзотических теоретических возможностей в экспериментальных условиях. Например, выяснилось, что в периоды коллапсирующих колебаний Раби система атом-полость существует в квантовая суперпозиция состояние в макроскопическом масштабе. Такое состояние иногда называют "Кот Шредингера ", поскольку он позволяет исследовать интуитивно противоположные эффекты того, как квантовая запутанность проявляется в макроскопических системах.^[26] Его также можно использовать для моделирования того, как квантовая информация переносится в квантовом поле.^[27]

Математическая постановка 1

Гамильтониан, описывающий полную систему,

${displaystyle {hat {H}}={hat {H}}_{ ext{field}}+{hat {H}}_{ ext{atom}}+{hat {H}}_{ ext{int}}}$

состоит из гамильтониана свободного поля, гамильтониана возбуждения атомов и гамильтониана взаимодействия Джейнса – Каммингса:

${displaystyle {egin{aligned}{hat {H}}_{ ext{field}}&=hbar omega _{c}{hat {a}}^{dagger }{hat {a}}{hat {H}}_{ ext{atom}}&=hbar omega _{a}{frac {{hat {sigma }}_{z}}{2}}{hat {H}}_{ ext{int}}&={frac {hbar Omega }{2}}{hat {E}}{hat {S}}.end{aligned}}}$

Здесь для удобства энергия вакуумного поля установлена ​​равной ${displaystyle 0}$.

Для вывода гамильтониана взаимодействия JCM предполагается, что квантованное поле излучения состоит из одного бозонный режим с полевым оператором${displaystyle {hat {E}}=E_{ZPF}left({hat {a}}+{hat {a}}^{dagger }ight)}$, где операторы ${displaystyle {hat {a}}^{dagger }}$ и ${displaystyle {hat {a}}}$ бозонный операторы создания и уничтожения и ${displaystyle omega _{c}}$ - угловая частота моды. С другой стороны, двухуровневый атом эквивалентен спин-половина состояние которого можно описать с помощью трехмерного Вектор Блоха. (Следует понимать, что «двухуровневый атом» здесь не является настоящим атомом с участием спин, а скорее типичная двухуровневая квантовая система, гильбертово пространство которой изоморфно к спин-половина.) Атом связан с полем через свой поляризационный оператор ${displaystyle {hat {S}}={hat {sigma }}_{+}+{hat {sigma }}_{-}}$. Операторы ${displaystyle {hat {sigma }}_{+}=|eangle langle g|}$ и ${displaystyle {hat {sigma }}_{-}=|gangle langle e|}$ являются операторы подъема и опускания атома. Оператор ${displaystyle {hat {sigma }}_{z}=|eangle langle e|-|gangle langle g|}$ - оператор атомарного обращения, а ${displaystyle omega _{a}}$ - частота атомного перехода.

Гамильтониан JCM

Переход от Картина Шредингера в картинка взаимодействия (он же вращающаяся рамка) определяется выбором${displaystyle {hat {H}}_{0}={hat {H}}_{ ext{field}}+{hat {H}}_{ ext{atom}}}$,мы получаем

${displaystyle {hat {H}}_{ ext{int}}(t)={frac {hbar Omega }{2}}left({hat {a}}{hat {sigma }}_{-}e^{-i(omega _{c}+omega _{a})t}+{hat {a}}^{dagger }{hat {sigma }}_{+}e^{i(omega _{c}+omega _{a})t}+{hat {a}}{hat {sigma }}_{+}e^{i(-omega _{c}+omega _{a})t}+{hat {a}}^{dagger }{hat {sigma }}_{-}e^{-i(-omega _{c}+omega _{a})t}ight).}$

Этот гамильтониан быстро содержит ${displaystyle (omega _{c}+omega _{a})}$ и медленно${displaystyle (omega _{c}-omega _{a})}$ колеблющиеся компоненты. Чтобы получить решаемую модель, когда${displaystyle |omega _{c}-omega _{a}|ll omega _{c}+omega _{a}}$быстро колеблющиеся "встречные" члены можно игнорировать. Это называется приближение вращающейся волны Таким образом, преобразовывая обратно в картину Шредингера, гамильтониан JCM записывается как

${displaystyle {hat {H}}_{ ext{JC}}=hbar omega _{c}{hat {a}}^{dagger }{hat {a}}+hbar omega _{a}{frac {{hat {sigma }}_{z}}{2}}+{frac {hbar Omega }{2}}left({hat {a}}{hat {sigma }}_{+}+{hat {a}}^{dagger }{hat {sigma }}_{-}ight).}$

Собственные состояния

Можно, и часто очень полезно, записать гамильтониан полной системы в виде суммы двух коммутирующих частей:

${displaystyle {hat {H}}_{ ext{JC}}={hat {H}}_{I}+{hat {H}}_{II},}$

где

${displaystyle {egin{aligned}{hat {H}}_{I}&=hbar omega _{c}left({hat {a}}^{dagger }{hat {a}}+{frac {{hat {sigma }}_{z}}{2}}ight){hat {H}}_{II}&=hbar delta {frac {{hat {sigma }}_{z}}{2}}+{frac {hbar Omega }{2}}left({hat {a}}{hat {sigma }}_{+}+{hat {a}}^{dagger }{hat {sigma }}_{-}ight)end{aligned}}}$

с участием ${displaystyle delta =omega _{a}-omega _{c}}$ называется расстройка (частота) между полем и двухуровневой системой.

Собственные состояния ${displaystyle {hat {H}}_{I}}$, имеющие форму тензорного произведения, легко решаются и обозначаются ${displaystyle |n+1,gangle ,|n,eangle }$,где ${displaystyle nin mathbb {N} }$ обозначает количество квантов излучения в моде.

Как говорится${displaystyle |psi _{1n}angle :=|n,eangle }$ и${displaystyle |psi _{2n}angle :=|n+1,gangle }$ вырождены по ${displaystyle {hat {H}}_{I}}$ для всех ${displaystyle n}$, достаточно диагонализовать${displaystyle {hat {H}}_{ ext{JC}}}$ в подпространствах ${displaystyle { ext{span}}{|psi _{1n}angle ,|psi _{2n}angle }}$. Матричные элементы ${displaystyle {hat {H}}_{ ext{JC}}}$ в этом подпространстве ${displaystyle {H}_{ij}^{(n)}:=langle psi _{in}|{hat {H}}_{ ext{JC}}|psi _{jn}angle ,}$ читать

${displaystyle H^{(n)}=hbar {egin{pmatrix}nomega _{c}+{frac {omega _{a}}{2}}&{frac {Omega }{2}}{sqrt {n+1}}[8pt]{frac {Omega }{2}}{sqrt {n+1}}&(n+1)omega _{c}-{frac {omega _{a}}{2}}end{pmatrix}}}$

Для данного ${displaystyle n}$, собственные значения энергии ${displaystyle H^{(n)}}$ находятся

${displaystyle E_{pm }(n)=hbar omega _{c}left(n+{frac {1}{2}}ight)pm {frac {1}{2}}hbar Omega _{n}(delta ),}$

где ${displaystyle Omega _{n}(delta )={sqrt {delta ^{2}+Omega ^{2}(n+1)}}}$ это Частота Раби для конкретного параметра расстройки. Собственные состояния ${displaystyle |n,pm angle ~}$ связанные с собственными значениями энергии, даются

${displaystyle |n,+angle =cos left({frac {alpha _{n}}{2}}ight)|psi _{1n}angle +sin left({frac {alpha _{n}}{2}}ight)|psi _{2n}angle }$

${displaystyle |n,-angle =sin left({frac {alpha _{n}}{2}}ight)|psi _{1n}angle -cos left({frac {alpha _{n}}{2}}ight)|psi _{2n}angle }$

где угол ${displaystyle alpha _{n}}$ определяется через${displaystyle alpha _{n}:= an ^{-1}left({frac {Omega {sqrt {n+1}}}{delta }}ight)}$

Динамика картины Шредингера

Теперь можно получить динамику общего состояния, расширив ее до отмеченных собственных состояний. Мы рассматриваем суперпозицию числовых состояний как начальное состояние для поля, ${displaystyle ~|psi _{ ext{field}}(0)angle =sum _{n}{C_{n}|nangle }~}$, и предположим, что в поле введен атом в возбужденном состоянии. Начальное состояние системы

${displaystyle |psi _{ ext{tot}}(0)angle =sum _{n}{C_{n}|n,eangle }=sum _{n}C_{n}left[cos left({frac {alpha _{n}}{2}}ight)|n,+angle +sin left({frac {alpha _{n}}{2}}ight)|n,-angle ight].}$

Поскольку ${displaystyle ~|n,pm angle ~}$ стационарные состояния системы поле-атом, то вектор состояния для времен${displaystyle ~t>0~}$ просто дано

${displaystyle |psi _{ ext{tot}}(t)angle =e^{-i{hat {H}}_{ ext{JC}}t/hbar }|psi _{ ext{tot}}(0)angle =sum _{n}C_{n}left[cos left({frac {alpha _{n}}{2}}ight)|n,+angle e^{-iE_{+}(n)t/hbar }+sin left({frac {alpha _{n}}{2}}ight)|n,-angle e^{-iE_{-}(n)t/hbar }ight].}$

Осцилляции Раби легко увидеть в функциях sin и cos вектора состояния. Различные периоды происходят для разных состояний фотонов. То, что наблюдается в эксперименте, - это сумма многих периодических функций, которые могут очень сильно колебаться и деструктивно суммироваться до нуля в какой-то момент времени, но снова будут отличаться от нуля в более поздние моменты. Конечность этого момента вытекает как раз из дискретности аргументов периодичности. Если бы амплитуда поля была непрерывной, возрождение никогда бы не произошло за конечное время.

Динамика изображения Гейзенберга

В обозначениях Гейзенберга можно напрямую определить унитарный оператор эволюции из гамильтониана:^[28]

${displaystyle {egin{matrix}{egin{aligned}{hat {U}}(t)&=e^{-i{hat {H}}_{ ext{JC}}t/hbar }&={egin{pmatrix}e^{-iomega _{c}t({hat {a}}^{dagger }{hat {a}}+{frac {1}{2}})}left(cos t{sqrt {{hat {varphi }}+g^{2}}}-idelta /2{frac {sin t{sqrt {{hat {varphi }}+g^{2}}}}{sqrt {{hat {varphi }}+g^{2}}}}ight)&-ige^{-iomega _{c}t({hat {a}}^{dagger }{hat {a}}+{frac {1}{2}})}{frac {sin t{sqrt {{hat {varphi }}+g^{2}}}}{sqrt {{hat {varphi }}+g^{2}}}},{hat {a}}-ige^{-iomega _{c}t({hat {a}}^{dagger }{hat {a}}-{frac {1}{2}})}{frac {sin t{sqrt {hat {varphi }}}}{sqrt {hat {varphi }}}}{hat {a}}^{dagger }&e^{-iomega _{c}t({hat {a}}^{dagger }{hat {a}}-{frac {1}{2}})}left(cos t{sqrt {hat {varphi }}}+idelta /2{frac {sin t{sqrt {hat {varphi }}}}{sqrt {hat {varphi }}}}ight)end{pmatrix}}end{aligned}}end{matrix}}}$

где оператор ${displaystyle ~{hat {varphi }}~}$ определяется как

${displaystyle {hat {varphi }}=g^{2}{hat {a}}^{dagger }{hat {a}}+delta ^{2}/4}$

и ${displaystyle ~g~}$ дан кем-то

${displaystyle g={frac {Omega }{hbar }}}$

Унитарность ${displaystyle ~{hat {U}}~}$ гарантируется тождествами

${displaystyle {frac {sin t,{sqrt {{hat {varphi }}+g^{2}}}}{sqrt {{hat {varphi }}+g^{2}}}};{hat {a}}={hat {a}};{frac {sin t,{sqrt {hat {varphi }}}}{sqrt {hat {varphi }}}},}$

${displaystyle cos t,{sqrt {{hat {varphi }}+g^{2}}};{hat {a}}={hat {a}};cos t{sqrt {hat {varphi }}},}$

и их эрмитовы конъюгаты.

С помощью оператора унитарной эволюции можно вычислить эволюцию во времени состояния системы, описываемой ее матрица плотности ${displaystyle ~{hat {ho }}(t)~}$, и оттуда ожидаемое значение любой наблюдаемой, учитывая начальное состояние:

${displaystyle {hat {ho }}(t)={hat {U}}^{dagger }(t){hat {ho }}(0){hat {U}}(t)}$

${displaystyle langle {hat {Theta }}angle _{t}={ ext{Tr}}[{hat {ho }}(t){hat {Theta }}]}$

Начальное состояние системы обозначим ${displaystyle ~{hat {ho }}(0)~}$ и ${displaystyle ~{hat {Theta }}~}$ - оператор, обозначающий наблюдаемое.

Математическая постановка 2

Для простоты иллюстрации рассмотрим взаимодействие двух подуровней энергии атома с квантованным электромагнитным полем. Поведение любой другой системы с двумя состояниями, связанной с бозонным полем, будет изоморфный к этой динамике. В этом случае Гамильтониан для системы атом-поле:

${displaystyle {hat {H}}={hat {H}}_{A}+{hat {H}}_{F}+{hat {H}}_{AF}}$^[29]

Где мы сделали следующие определения:

• ${displaystyle {hat {H}}_{A}=E_{g}|gangle langle g|+E_{e}|eangle langle e|}$ - гамильтониан атома, где буквы ${displaystyle e,g}$ используются для обозначения возбужденного и основного состояния соответственно. Установка нуля энергии для энергии основного состояния атома упрощает это до ${displaystyle {hat {H}}_{A}=E_{e}|eangle langle e|=hbar omega _{eg}|eangle langle e|}$ где ${displaystyle omega _{eg}}$ - резонансная частота переходов между подуровнями атома.
• ${displaystyle {hat {H}}_{F}=sum _{{vec {k}},lambda }hbar omega _{vec {k}}{Bigg (}{hat {a}}_{{vec {k}},lambda }^{dagger }{hat {a}}_{{vec {k}},lambda }+{frac {1}{2}}{Bigg )}}$ - гамильтониан квантованного электромагнитного поля. Обратите внимание на бесконечную сумму по всем возможным волновым векторам ${displaystyle {vec {k}}}$ и два возможных состояния ортогональной поляризации ${displaystyle lambda }$. Операторы ${displaystyle {hat {a}}_{{vec {k}},lambda }^{dagger }}$ и ${displaystyle {hat {a}}_{{vec {k}},lambda }}$ - операторы рождения и уничтожения фотонов для каждой индексированной моды поля. Простота модели Джейнса – Каммингса проистекает из подавления этой общей суммы путем рассмотрения только не замужем режим поля, позволяющий писать ${displaystyle {hat {H}}_{F}=hbar omega _{c}{Bigg (}{hat {a}}_{c}^{dagger }{hat {a}}_{c}+{frac {1}{2}}{Bigg )}}$ где нижний индекс ${displaystyle c}$ указывает на то, что мы рассматриваем только резонансный режим полости.
• ${displaystyle {hat {H}}_{AF}=-{hat {vec {d}}}cdot {hat {vec {E}}}({vec {R}})}$ - гамильтониан взаимодействия дипольного атома с полем (здесь ${displaystyle {vec {R}}}$ - положение атома). Оператор электрического поля квантованного электромагнитного поля имеет вид ${displaystyle {hat {vec {E}}}({vec {R}})=isum _{{vec {k}},lambda }{sqrt {frac {2pi hbar omega _{vec {k}}}{V}}}{vec {u}}_{{vec {k}},lambda }left({hat {a}}_{{vec {k}},lambda }e^{i{vec {k}}cdot {vec {R}}}-{hat {a}}_{{vec {k}},lambda }^{dagger }e^{-i{vec {k}}cdot {vec {R}}}ight)}$ а дипольный оператор задается формулой ${displaystyle {hat {vec {d}}}={hat {sigma }}_{+}langle e|{hat {vec {d}}}|gangle +{hat {sigma }}_{-}langle g|{hat {vec {d}}}|eangle }$. Настройка ${displaystyle {vec {R}}={vec {0}}}$ и делая определение ${displaystyle hbar g_{{vec {k}},lambda }=i{sqrt {frac {2pi hbar omega _{vec {k}}}{V}}}langle e|{hat {vec {d}}}|gangle cdot {vec {u}}_{{vec {k}},lambda }}$, где ${displaystyle {vec {u}}_{{vec {k}},lambda }}$s - ортонормированные моды поля, мы можем написать ${displaystyle {hat {H}}_{AF}=-sum _{{vec {k}},lambda }hbar {ig (}g_{{vec {k}},lambda }{hat {sigma }}_{+}{hat {a}}_{{vec {k}},lambda }-g_{{vec {k}},lambda }^{*}{hat {sigma }}_{-}{hat {a}}_{{vec {k}},lambda }^{dagger }-g_{{vec {k}},lambda }{hat {sigma }}_{+}{hat {a}}_{{vec {k}},lambda }^{dagger }+g_{{vec {k}},lambda }^{*}{hat {sigma }}_{-}{hat {a}}_{{vec {k}},lambda }{ig )}}$, где ${displaystyle {hat {sigma }}_{+}=|eangle langle g|}$ и ${displaystyle {hat {sigma }}_{-}=|gangle langle e|}$ являются операторы подъема и опускания действуя в ${displaystyle {|eangle ,|gangle }}$ подпространство атома. Применение модели Джейнса-Каммингса позволяет подавить эту сумму и ограничить внимание одной модой поля. Таким образом, гамильтониан атомного поля принимает вид: ${displaystyle {hat {H}}_{AF}=hbar {ig [}(g_{c}{hat {sigma }}_{+}{hat {a}}_{c}-g_{c}^{*}{hat {sigma }}_{-}{hat {a}}_{c}^{dagger })+(-g_{c}{hat {sigma }}_{+}{hat {a}}_{c}^{dagger }+g_{c}^{*}{hat {sigma }}_{-}{hat {a}}_{c}){ig ]}}$.

Вращающаяся рамка и приближение вращающейся волны

Далее анализ можно упростить, выполнив пассивное преобразование в так называемую «вращающуюся в одном направлении» рамку. Для этого мы используем картинка взаимодействия. Взять ${displaystyle {hat {H}}_{0}={hat {H}}_{A}+{hat {H}}_{F}}$. Тогда гамильтониан взаимодействия принимает вид:

${displaystyle {hat {H}}_{AF}(t)=e^{i{hat {H}}_{0}t/hbar }{hat {H}}_{AF}e^{-i{hat {H}}_{0}t/hbar }=hbar {ig (}g_{c}{hat {sigma }}_{+}{hat {a}}_{c}^{dagger }e^{i(omega _{c}+omega _{eg})t}+g_{c}^{*}{hat {sigma }}_{-}{hat {a}}_{c}e^{-i(omega _{c}+omega _{eg})t}-g_{c}^{*}{hat {sigma }}_{-}{hat {a}}_{c}^{dagger }e^{-i(omega _{eg}-omega _{c})t}-g_{c}{hat {sigma }}_{+}{hat {a}}_{c}e^{i(omega _{eg}-omega _{c})t}{ig )}}$

Теперь мы предполагаем, что резонансная частота полости близка к частоте перехода атома, то есть мы предполагаем ${displaystyle |omega _{eg}-omega _{c}|ll omega _{eg}+omega _{c}}$. При этом условии экспоненциальные члены, осциллирующие на ${displaystyle omega _{eg}-omega _{c}simeq 0}$ почти резонансны, в то время как другие экспоненциальные члены колеблются на ${displaystyle omega _{eg}+omega _{c}simeq 2omega _{c}}$ почти антирезонансны. В то время ${displaystyle au ={frac {2pi }{Delta }},Delta equiv omega _{eg}-omega _{c}}$ что требуется, чтобы резонансные члены совершили одно полное колебание, антирезонансные члены завершат много полных циклов. Поскольку за каждый полный цикл ${displaystyle {frac {2pi }{2omega _{c}}}ll au }$ антирезонансных колебаний, эффект антирезонансных членов равен 0, чистый эффект быстро колеблющихся антирезонансных членов стремится к усреднению к 0 для временных масштабов, в течение которых мы хотим проанализировать резонансное поведение. Таким образом, мы можем полностью пренебречь антирезонансными членами, поскольку их значение незначительно по сравнению со значением почти резонансных членов. Это приближение известно как приближение вращающейся волны, и это согласуется с интуицией, что энергия должна быть сохранена. Тогда гамильтониан взаимодействия (считая ${displaystyle g_{c}}$ чтобы быть реальным для простоты):

${displaystyle {hat {H}}_{AF}(t)=-hbar g_{c}{ig (}{hat {sigma }}_{+}{hat {a}}_{c}e^{i(omega _{eg}-omega _{c})t}+{hat {sigma }}_{-}{hat {a}}_{c}^{dagger }e^{-i(omega _{eg}-omega _{c})t}{ig )}}$

Имея это приближение (и поглощая отрицательный знак в ${displaystyle g_{c}}$), мы можем вернуться к картине Шредингера:

${displaystyle {hat {H}}_{AF}=e^{-i{hat {H}}_{0}t/hbar }{hat {H}}_{AF}(t)e^{i{hat {H}}_{0}t/hbar }=hbar g_{c}{ig (}{hat {sigma }}_{+}{hat {a}}_{c}+{hat {sigma }}_{-}{hat {a}}_{c}^{dagger }{ig )}}$

Гамильтониан Джейнса-Каммингса

Используя результаты, полученные в последних двух разделах, мы можем теперь записать полный гамильтониан Джейнса-Каммингса:

${displaystyle {hat {H}}_{JC}=hbar omega _{c}{Bigg (}{hat {a}}_{c}^{dagger }{hat {a}}_{c}+{frac {1}{2}}{Bigg )}+hbar omega _{eg}|eangle langle e|+hbar g_{c}{ig (}{hat {sigma }}_{+}{hat {a}}_{c}+{hat {sigma }}_{-}{hat {a}}_{c}^{dagger })}$^[29]

Постоянный член ${displaystyle {frac {1}{2}}hbar omega _{c}}$ представляет энергия нулевой точки поля. Он не будет способствовать динамике, поэтому им можно пренебречь, выдав:

${displaystyle {hat {H}}_{JC}=hbar omega _{c}{hat {a}}_{c}^{dagger }{hat {a}}_{c}+hbar omega _{eg}|eangle langle e|+hbar g_{c}{ig (}{hat {sigma }}_{+}{hat {a}}_{c}+{hat {sigma }}_{-}{hat {a}}_{c}^{dagger })}$

Затем определите так называемый оператор числа от:

${displaystyle {hat {N}}=|eangle langle e|+{hat {a}}_{c}^{dagger }{hat {a}}_{c}}$.

Рассмотрим коммутатор этого оператора с гамильтонианом поля атома:

${displaystyle {egin{aligned}{ig [}{hat {H}}_{AF},{hat {N}}{ig ]}&=hbar g_{c}{Big (}{ig [}{hat {a}}_{c}{hat {sigma }}_{+},|eangle langle e|+{hat {a}}_{c}^{dagger }{hat {a}}_{c}{ig ]}+{ig [}{hat {a}}_{c}^{dagger }{hat {sigma }}_{-},|eangle langle e|+{hat {a}}_{c}^{dagger }{hat {a}}_{c}{ig ]}{Big )}&=hbar g_{c}{Big (}{hat {a}}_{c}{ig [}{hat {sigma }}_{+},|eangle langle e|{ig ]}+{ig [}{hat {a}}_{c},{hat {a}}_{c}^{dagger }{hat {a}}_{c}{ig ]}{hat {sigma }}_{+}+{hat {a}}_{c}^{dagger }{ig [}{hat {sigma }}_{-},|eangle langle e|{ig ]}+{ig [}{hat {a}}_{c}^{dagger },{hat {a}}_{c}^{dagger }{hat {a}}_{c}{ig ]}{hat {sigma }}_{-}{Big )}&=hbar g_{c}{Big (}-{hat {a}}_{c}{hat {sigma }}_{+}+{hat {a}}_{c}{hat {sigma }}_{+}+{hat {a}}_{c}^{dagger }{hat {sigma }}_{-}-{hat {a}}_{c}^{dagger }{hat {sigma }}_{-}{Big )}&={hat {0}}end{aligned}}}$

Таким образом, числовой оператор коммутирует с гамильтонианом атомного поля. Собственные состояния числового оператора являются основой тензорное произведение состояния${displaystyle {ig {}|g,0angle ;|e,0angle ,|g,1angle ;cdots ;|e,n-1angle ,|g,nangle {ig }}}$ где государства ${displaystyle {ig {}|nangle {ig }}}$ поля являются те с определенным номером ${displaystyle n}$ фотонов. Числовой оператор ${displaystyle {hat {N}}}$ считает Всего количество ${displaystyle n}$ квантов в системе атом-поле.

В этой основе собственных состояний ${displaystyle {hat {N}}}$ (общее количество состояний) гамильтониан принимает блочно-диагональную структуру:

${displaystyle {hat {H}}_{JC}={egin{bmatrix}H_{0}&0&0&0&cdots &cdots &cdots �&{hat {H}}_{1}&{hat {0}}&{hat {0}}&ddots &ddots &ddots �&{hat {0}}&{hat {H}}_{2}&{hat {0}}&ddots &ddots &ddots vdots &ddots &ddots &ddots &ddots &ddots &ddots vdots &ddots &ddots &{hat {0}}&{hat {H}}_{n}&{hat {0}}&ddots vdots &ddots &ddots &ddots &ddots &ddots &ddots end{bmatrix}}}$^[29]

За исключением скаляра ${displaystyle H_{0}}$, каждый ${displaystyle {hat {H}}_{n}}$ по диагонали сам ${displaystyle 2 imes 2}$ матрица формы;

${displaystyle {hat {H}}_{n}={egin{bmatrix}hbar omega _{c}(n-1)+hbar omega _{eg}&langle e,n-1|{hat {H}}_{JC}|g,nangle langle g,n|{hat {H}}_{JC}|e,n-1angle &nhbar omega _{c}end{bmatrix}}}$

Теперь, используя соотношение:

${displaystyle {egin{aligned}langle g,n|{hat {H}}_{JC}|e,n-1angle &=hbar g_{c}langle g,n|{hat {a}}_{c}^{dagger }{hat {sigma }}_{-}|e,n-1angle +hbar g_{c}langle g,n|{hat {a}}_{c}{hat {sigma }}_{+}|e,n-1angle &={sqrt {n}}hbar g_{c}end{aligned}}}$

Получаем ту часть гамильтониана, которая действует в n^th подпространство как:

${displaystyle {hat {H}}_{n}={egin{bmatrix}nhbar omega _{c}-hbar Delta &{frac {{sqrt {n}}hbar Omega }{2}}{frac {{sqrt {n}}hbar Omega }{2}}&nhbar omega _{c}end{bmatrix}}}$

Путем смещения энергии от ${displaystyle |eangle }$ к ${displaystyle |gangle }$ с количеством ${displaystyle {frac {1}{2}}hbar Delta }$, мы можем получить

${displaystyle {hat {H}}_{n}={egin{bmatrix}nhbar omega _{c}-{frac {1}{2}}hbar Delta &{frac {{sqrt {n}}hbar Omega }{2}}{frac {{sqrt {n}}hbar Omega }{2}}&nhbar omega _{c}+{frac {1}{2}}hbar Delta end{bmatrix}}=nhbar omega _{c}{hat {I}}^{(n)}-{frac {hbar Delta }{2}}{hat {sigma }}_{z}^{(n)}+{frac {1}{2}}{sqrt {n}}hbar Omega {hat {sigma }}_{x}^{(n)}}$^[29]

где мы определили ${displaystyle 2g_{c}=Omega }$ как Частота Раби системы, и ${displaystyle Delta =omega _{c}-omega _{eg}}$ так называемый "расстройка" между частотами резонатора и атомного перехода. Мы также определили операторы:

${displaystyle {egin{aligned}{hat {I}}^{(n)}&=|e,n-1angle langle e,n-1|+|g,nangle langle g,n|{hat {sigma }}_{z}^{(n)}&=|e,n-1angle langle e,n-1|-|g,nangle langle g,n|{hat {sigma }}_{x}^{(n)}&=|e,n-1angle langle g,n|+|g,nangle langle e,n-1|end{aligned}}}$.

быть тождественным оператором, а операторы Паули x и z в Гильбертово пространство из п^th энергетический уровень системы атом-поле. Это просто ${displaystyle 2 imes 2}$ Гамильтониан имеет ту же форму, что и гамильтониан. Проблема раби. Диагонализация дает энергию собственные значения и собственные состояния быть:

${displaystyle {egin{aligned}E_{n,pm }&={Big (}nhbar omega _{c}-{frac {1}{2}}hbar Delta {Big )}pm {frac {1}{2}}hbar {sqrt {Delta ^{2}+nOmega ^{2}}}|n,+angle &=cos {Big (}{frac { heta _{n}}{2}}{Big )}|e,n-1angle +sin {Big (}{frac { heta _{n}}{2}}{Big )}|g,nangle |n,-angle &=cos {Big (}{frac { heta _{n}}{2}}{Big )}|g,nangle -sin {Big (}{frac { heta _{n}}{2}}{Big )}|e,n-1angle end{aligned}}}$^[29][30]

Где угол ${displaystyle heta _{n}}$ определяется соотношением ${displaystyle an heta _{n}=-{frac {{sqrt {n}}Omega }{Delta }}}$.

Колебания вакуума Раби

Рассмотрим атом, входящий в полость первоначально в возбужденном состоянии, тогда как полость первоначально находится в вакуум штат. Тогда состояние системы атом-поле как функция времени:

${displaystyle |psi (t)angle =cos {Big (}{frac {Omega t}{2}}{Big )}|e,0angle -isin {Big (}{frac {Omega t}{2}}{Big )}|g,1angle }$

Таким образом, вероятность найти систему в основном или возбужденном состоянии после некоторого взаимодействия с резонатором ${displaystyle t}$ находятся:

${displaystyle {egin{aligned}P_{e}(t)&=|langle e,0|psi (t)angle |^{2}=cos ^{2}{Big (}{frac {Omega t}{2}}{Big )}P_{g}(t)&=|langle g,1|psi (t)angle |^{2}=sin ^{2}{Big (}{frac {Omega t}{2}}{Big )}end{aligned}}}$^[31]

Таким образом, амплитуда вероятности найти атом в любом состоянии колеблется. Это квантово-механическое объяснение феномена вакуумное колебание Раби. В этом случае в системе атом-поле был только один квант, унесенный первоначально возбужденным атомом. В общем, осцилляция Раби, связанная с системой атом-поле ${displaystyle n}$ кванты будут иметь частоту ${displaystyle Omega _{n}={frac {{sqrt {n}}Omega }{2}}}$. Как объяснено ниже, этот дискретный спектр частот является основной причиной вероятностей коллапсов и последующих возрождений в модели.

Лестница Джейнса-Каммингса

Как показано в предыдущем подразделе, если начальное состояние системы атом-полость ${displaystyle |e,n-1angle }$ или ${displaystyle |g,nangle }$, как и в случае, когда атом изначально находится в определенном состоянии (основном или возбужденном), попадая в полость, содержащую известное число фотонов, затем состояние системы атом-полость в более поздние моменты времени становится суперпозицией новый собственные состояния системы атом-полость:

${displaystyle {egin{aligned}|n,+angle &=cos {Big (}{frac { heta _{n}}{2}}{Big )}|e,n-1angle +sin {Big (}{frac { heta _{n}}{2}}{Big )}|g,nangle |n,-angle &=cos {Big (}{frac { heta _{n}}{2}}{Big )}|g,nangle -sin {Big (}{frac { heta _{n}}{2}}{Big )}|e,n-1angle end{aligned}}}$

Это изменение собственных состояний из-за изменения гамильтониана, вызванного взаимодействием атома с полем, иногда называют «одеванием» атома, а новые собственные состояния называют одетые государства.^[29]Разница в энергии между одетыми состояниями составляет:

${displaystyle delta E=E_{+}-E_{-}=hbar {sqrt {Delta ^{2}+nOmega ^{2}}}}$

Особый интерес представляет случай, когда частота резонатора идеально резонирует с частотой перехода атома, поэтому ${displaystyle omega _{eg}=omega _{c}implies Delta =0}$В резонансном случае одетыми состояниями являются:${displaystyle |n,pm angle ={frac {1}{sqrt {2}}}{Big (}|g,nangle mp |e,n-1angle {Big )}}$^[30]

С разницей в энергии ${displaystyle delta E={sqrt {n}}hbar Omega }$. Таким образом, взаимодействие атома с полем расщепляет вырождение государств ${displaystyle |e,n-1angle }$ и ${displaystyle |g,nangle }$ от ${displaystyle {sqrt {n}}hbar Omega }$. Эта нелинейная иерархия уровней энергии масштабируется как ${displaystyle {sqrt {n}}}$ известна как лестница Джейнса-Каммингса. Этот эффект нелинейного расщепления является чисто квантово-механическим и не может быть объяснен какой-либо полуклассической моделью.^[19]

Коллапс и возрождение вероятностей

Рассмотрим атом, изначально находящийся в основном состоянии, взаимодействующий с полевой модой, изначально подготовленной в когерентное состояние, поэтому начальное состояние системы атом-поле:

${displaystyle |psi (0)angle =|g,alpha angle =sum _{n=0}^{infty }e^{-|alpha |^{2}/2}{frac {alpha ^{n}}{sqrt {n!}}}|g,nangle }$

Для простоты возьмем резонансный случай (${displaystyle Delta =0}$), то гамильтониан для n^th числовое подпространство:

${displaystyle {hat {H}}_{n}={Big (}n+{frac {1}{2}}{Big )}{hat {I}}^{(n)}+{frac {hbar {sqrt {n}}Omega }{2}}{hat {sigma }}_{x}^{(n)}}$

Используя это, временная эволюция системы атом-поле будет:

${displaystyle {egin{aligned}|psi (t)angle &=e^{-i{hat {H}}_{n}t/hbar }|psi (0)angle &=e^{-|alpha |^{2}/2}|g,0angle +sum _{n=1}^{infty }e^{-|alpha |^{2}/2}{frac {alpha ^{n}}{sqrt {n!}}}e^{-inomega _{c}t}{Big (}cos {({sqrt {n}}Omega t/2)}{hat {I}}^{(n)}-isin {({sqrt {n}}Omega t/2)}{hat {sigma }}_{x}^{(n)}{Big )}|g,nangle &=e^{-|alpha |^{2}/2}|g,0angle +sum _{n=1}^{infty }e^{-|alpha |^{2}/2}{frac {alpha ^{n}}{sqrt {n!}}}e^{-inomega _{c}t}{Big (}cos {({sqrt {n}}Omega t/2)}|g,nangle -isin {({sqrt {n}}Omega t/2)}|e,n-1angle {Big )}end{aligned}}}$

Обратите внимание ни на один из постоянных факторов ${displaystyle {frac {hbar omega _{c}}{2}}{hat {I}}^{(n)}}$ ни ${displaystyle {hat {H}}_{0}}$ вносят вклад в динамику за пределами общей фазы, поскольку представляют собой нулевую энергию. В этом случае вероятность обнаружить, что атом перешел в возбужденное состояние в более позднее время ${displaystyle t}$ является:

${displaystyle {egin{aligned}P_{e}(t)&=|langle e|psi (t)angle |^{2}&=sum _{n=1}^{infty }{frac {e^{-|alpha |^{2}}}{n!}}|alpha |^{2n}sin ^{2}({sqrt {n}}Omega t/2)&=sum _{n=1}^{infty }{frac {e^{-langle nangle }langle nangle ^{n}}{n!}}sin ^{2}({sqrt {n}}Omega t/2)&=sum _{n=1}^{infty }{frac {e^{-langle nangle }langle nangle ^{n}}{n!}}sin ^{2}(Omega _{n}t)end{aligned}}}$

Где мы определили ${displaystyle langle nangle =|alpha |^{2}}$ быть средним числом фотонов в когерентном состоянии. Если среднее число фотонов велико, то, поскольку статистика когерентного состояния равна Пуассоновский мы имеем, что отношение дисперсии к среднему составляет ${displaystyle langle (Delta n)^{2}angle /langle nangle ^{2}simeq 1/langle nangle }$. Используя этот результат и расширяя ${displaystyle Omega _{n}}$ около ${displaystyle langle nangle }$ в самый низкий ненулевой порядок в ${displaystyle n}$ дает:

${displaystyle Omega _{n}simeq Omega {sqrt {langle nangle }}{Bigg (}1+{frac {1}{2}}{frac {n-langle nangle }{langle nangle }}{Bigg )}}$

Вставка этого в сумму дает сложное произведение экспонент:

${displaystyle P_{e}(t)simeq e^{-langle nangle }e^{i{sqrt {langle nangle }}Omega t}e^{-i{sqrt {langle nangle }}Omega t/2}exp {Bigg [}langle nangle exp {Bigg (}{frac {Omega t}{2{sqrt {langle nangle }}}}{Bigg )}{Bigg ]}}$

График зависимости вероятности нахождения системы в возбужденном состоянии от безразмерного параметра ${displaystyle gt}$ для системы со средним числом фотонов ${displaystyle langle nangle =25}$. Обратите внимание на первоначальный коллапс в короткие периоды времени, за которым следует возрождение в более длительные периоды. Такое поведение объясняется дискретным спектром частот, вызванным квантованием поля.

Для «малых» времен, когда ${displaystyle {frac {Omega t}{2}}ll {sqrt {langle nangle }}}$, внутреннюю экспоненту внутри двойной экспоненты в последнем члене можно разложить до второго порядка, чтобы получить:

${displaystyle P_{e}(t)simeq cos {Bigg [}{sqrt {langle nangle }}Omega t{Bigg ]}e^{-Omega ^{2}t^{2}/8}}$

Этот результат показывает, что вероятность заселения возбужденного состояния колеблется с эффективной частотой ${displaystyle Omega _{ ext{eff}}={sqrt {langle nangle }}Omega }$. Это также показывает, что он должен распадаться за характерное время:

${displaystyle au _{c}={frac {sqrt {2}}{2}}Omega }$^[5][6][30]

Коллапс можно легко понять как следствие деструктивной интерференции между различными частотными компонентами, поскольку они нарушают фазу и начинают разрушительно интерферировать с течением времени.^[30][31] Однако тот факт, что частоты имеют дискретный спектр, приводит к другому интересному результату в более длительном режиме; в этом случае периодический характер медленно меняющейся двойной экспоненты предсказывает, что также должна быть возрождение вероятности во времени:

${displaystyle au _{r}={frac {4pi }{Omega }}{sqrt {langle nangle }}}$.

Возрождение вероятности происходит из-за перефазировки различных дискретных частот. Если бы поле было классическим, частоты имели бы непрерывный спектр, и такое изменение фазы никогда не могло бы произойти за конечное время.^[6][30][31]

График зависимости вероятности найти атом, изначально находящийся в основном состоянии, для перехода в возбужденное состояние после взаимодействия с резонатором, подготовленным в когерентном состоянии, в зависимости от безразмерного параметра ${displaystyle gt=Omega t/2}$ показан справа. Обратите внимание на первоначальный коллапс, за которым следует явное возрождение в более длительные периоды.

Коллапсы и возрождения квантовых колебаний

Этот график квантовых колебаний атомной инверсии - для параметра расстройки с квадратичным масштабом ${displaystyle a=(delta /2g)^{2}=40}$, где ${displaystyle delta }$ - параметр отстройки - построен на основе формул, полученных А.А. Карацуба и Е.А. Карацуба.^[32]

Смотрите также

• Модель Кальдейры – Леггетта
• Модель Джейнса – Каммингса – Хаббарда
• Проблема раби
• Спонтанное излучение
• Вакуумные колебания Раби

использованная литература

1. Более поздний обзор физики модели Джейнса – Каммингса - это Journal of Physics B, 2013, vol. 46, № 22, содержащий множество соответствующих статей, в том числе две интересные редакционные статьи, одну из которых написал Каммингс.
2. E.T. Джейнс; Ф. В. Каммингс (1963). «Сравнение квантовой и полуклассической теорий излучения применительно к пучковому мазеру». Proc. IEEE. 51 (1): 89–109. Дои:10.1109 / PROC.1963.1664.
3. Фредерик В. Каммингс (2013). «Вспоминая диссертационную работу с Е. Т. Джейнсом в Стэнфорде в 1950-х». Журнал физики B: атомная, молекулярная и оптическая физика. 46 (22): 220202 (3 п.п.). Bibcode:2013JPhB ... 46v0202C. Дои:10.1088/0953-4075/46/22/220202.
4. Чжу, Ифу и Готье, Даниэль Дж. И Морин, С. Э. и Ву, Цилин и Кармайкл, Х. Дж. И Моссберг, Т. У. (1990). «Вакуумное расщепление Раби как особенность теории линейной дисперсии: анализ и экспериментальные наблюдения». Phys. Rev. Lett. Американское физическое общество. 64 (21): 2499–2502. Bibcode:1990PhRvL..64.2499Z. Дои:10.1103 / PhysRevLett.64.2499.
5. Ф. В. Каммингс (1965). «Вынужденное излучение в одномодовом режиме». Phys. Rev. 140 (4A): A1051 – A1056. Bibcode:1965ПхРв..140.1051С. Дои:10.1103 / PhysRev.140.A1051.
6. J.H. Эберли; N.B. Нарожный; J.J. Санчес-Мондрагон (1980). «Периодический спонтанный коллапс и возрождение в простой квантовой модели». Phys. Rev. Lett. 44 (20): 1323–1326. Bibcode:1980PhRvL..44.1323E. Дои:10.1103 / PhysRevLett.44.1323.
7. С. Гарош; Дж. М. Раймонд (1985). «Излучательные свойства ридберговских состояний в резонансных полостях». Успехи атомной и молекулярной физики. 20: 347–411. Bibcode:1985AdAMP..20..347H. Дои:10.1016 / S0065-2199 (08) 60271-7.
8. J.A.C. Галлы; Г. Лейкс; Х. Вальтер; Х. Фиггер (1985). "Ридберговские атомы: спектроскопия высокого разрешения и радиационное взаимодействие-ридберговские молекулы". Успехи атомной и молекулярной физики. 20: 413–466. Bibcode:1985AdAMP..20..413G. Дои:10.1016 / S0065-2199 (08) 60272-9.
9. Г. Ремпе; Х. Вальтер; Н. Кляйн (1987). «Наблюдение квантового коллапса и возрождения в одноатомном мазере». Phys. Rev. Lett. 58 (4): 353–356. Bibcode:1987ПхРвЛ..58..353Р. Дои:10.1103 / PhysRevLett.58.353. PMID  10034912.
10. С. Гарош; Дж. М. Раймонд (1985). «Излучательные свойства ридберговских состояний в резонансных полостях». У Д. Бейтса; Б. Бедерсон (ред.). Успехи атомной и молекулярной физики. 20. Нью-Йорк: Academic Press. п. 350.
11. J.A.C. Галлы; Г. Лейкс; Х. Вальтер; Х. Фиггер (1985). «Ридберговские атомы: спектроскопия высокого разрешения и радиационное взаимодействие-ридберговские молекулы». У Д. Бейтса; Б. Бедерсон (ред.). Успехи атомной и молекулярной физики. 20. Нью-Йорк: Academic Press. п. 414.
12. S.E. Морен; C.C. Ю; T.W. Моссберг (1994). "Сильная связь атома-резонатора в больших объемах и наблюдение субестественных внутрирезонаторных атомных ширины линии". Phys. Rev. Lett. 73 (11): 1489–1492. Bibcode:1994ПхРвЛ..73.1489М. Дои:10.1103 / PhysRevLett.73.1489. PMID  10056806.
13. Йоши, Т .; и другие. (2004). "Вакуумное расщепление Раби одиночной квантовой точкой в ​​нанополости фотонного кристалла". Природа. 432 (7014): 200–203. Bibcode:2004Натура.432..200л. Дои:10.1038 / природа03119.
14. Флориан Мейер; Дэвид Д. Авшалом (2004). «Спин-фотонная динамика квантовых точек в двухмодовых резонаторах». Phys. Ред. B. 70 (20): 205329. arXiv:cond-mat / 0405342. Bibcode:2004ПхРвБ..70т5329М. Дои:10.1103 / PhysRevB.70.205329.
15. Т. Йоши; и другие. (2004). "Вакуумное расщепление Раби одиночной квантовой точкой в ​​нанополости фотонного кристалла". Природа. 432: 200–203. Bibcode:2004Натура.432..200л. Дои:10.1038 / природа03119.
16. Я. Каспрзак; и другие. (2010). «Вверх по лестнице Джейнса-Каммингса системы квантовых точек / микрополостей». Материалы Природы. 9: 304–308. Bibcode:2010НатМа ... 9..304K. Дои:10.1038 / nmat2717.
17. Ж. Бассет; и другие. (2013). «Одноэлектронная двойная квантовая точка, дипольная связанная с однофотонной модой». Phys. Ред. B. 88 (12): 125312. arXiv:1304.5141. Bibcode:2013PhRvB..88l5312B. Дои:10.1103 / PhysRevB.88.125312.
18. Дж. М. Финк; и другие. (2008). «Восхождение по лестнице Джейнса-Каммингса и наблюдение ее нелинейности в системе QED с резонатором». Природа. 454: 315–318. arXiv:0902.1827. Bibcode:2008Натура.454..315F. Дои:10.1038 / природа07112.
19. Дж. Ли; и другие. (2017). «Демонстрация лестницы Джейнса-Каммингса с атомами, одетыми в Ридберг». Phys. Ред. А. 95 (4): 041801. arXiv:1609.03940. Bibcode:2017PhRvA..95d1801L. Дои:10.1103 / PhysRevA.95.041801.
20. Kukliński, J .; Мадайчик, Дж. "Сильное сжатие в модели Джейнса-Каммингса". Физический обзор A. 37 (8): 3175–3178. Bibcode:1988ПхРвА..37.3175К. Дои:10.1103 / PhysRevA.37.3175.
21. Хеа-Банаклоче, Дж. "Модель Джейнса-Каммингса с квазиклассическими полями: эффект диссипации". Физический обзор A. 47 (3): 2221–2234. Bibcode:1993ПхРва..47.2221Г. Дои:10.1103 / PhysRevA.47.2221.
22. Rodríguez-Lara, B .; Moya-Cessa, H .; Климов, А. «Объединение динамики Джейнса-Каммингса и анти-Джейнса-Каммингса в системе захваченных ионов, управляемой лазером». Физический обзор A. 71 (2). Bibcode:2005PhRvA..71b3811R. Дои:10.1103 / PhysRevA.71.023811.
23. П. Кочанский; З. Бялыницка-Бирула; И. Бялыницкий-Бирула (2001). «Сжатие электромагнитного поля в полости электронами в троянских состояниях». Phys. Ред. А. 63: 013811–013811–8. arXiv:Quant-ph / 0007033. Bibcode:2001ПхРвА..63а3811К. Дои:10.1103 / PhysRevA.63.013811.
24. Кунду, А. "Квантовые интегрируемые модели многоатомного излучения материи с и без приближения вращающейся волны". Теоретическая и математическая физика. 144 (1): 975–984. arXiv:nlin / 0409032. Bibcode:2005TMP ... 144..975K. Дои:10.1007 / s11232-005-0125-7.
25. Hussin, V .; Ньето, Л. М. «Лестничные операторы и когерентные состояния для модели Джейнса-Каммингса в приближении вращающейся волны». Журнал математической физики. 46 (12): 122102. Bibcode:2005JMP .... 46l2102H. Дои:10.1063/1.2137718.
26. Шор, Брюс В .; Найт, Питер Л. "Модель Джейнса-Каммингса". Журнал современной оптики. 40 (7): 1195–1238. Bibcode:1993JMOp ... 40.1195S. Дои:10.1080/09500349314551321.
27. Ellinas, D .; Смирнакис, И. (2005). «Асимптотика квантового случайного блуждания, вызванного оптическим резонатором». J. Opt. B. 7 (7): S152. arXiv:Quant-ph / 0510112. Bibcode:2005JOptB ... 7S.152E. Дои:10.1088/1464-4266/7/7/004.
28. С. Стенхольм, «Квантовая теория электромагнитных полей, взаимодействующих с атомами и молекулами», Отчеты по физике, 6(1), 1–121 (1973).
29. Берман, Пол Р .; Малиновский, Владимир С. (2011). Принципы лазерной спектроскопии и квантовой оптики. Издательство Принстонского университета. С. 360–370. ISBN  978-0-691-14056-8.
30. Vogel, W .; Велш, Д-Дж. (2006). Квантовая оптика (3-е изд.). Wiley-VCH. С. 408–423. ISBN  978-3-527-40507-7.
31. Мейстр, Пьер; Сарджент III, Мюррей (2007). Элементы квантовой оптики (4-е изд.). Springer. С. 333–338. ISBN  978-3-540-74209-8.
32. А. А. Карацуба; Э. А. Карацуба (2009). «Формула пересуммирования коллапса и возрождения в модели Джейнса-Каммингса». J. Phys. A: Математика. Теор. (42): 195304, 16. Bibcode:2009JPhA ... 42s5304K. Дои:10.1088/1751-8113/42/19/195304.

дальнейшее чтение

• Берман, П.Р .; Малиовский, В. (2011). Принципы лазерной спектроскопии и квантовой оптики. Издательство Принстонского университета. ISBN  978-0-691-14056-8.
• Gerry, C.C .; Найт, П. Л. (2005). Введение в квантовую оптику. Кембридж: Издательство Кембриджского университета. ISBN  0-521-52735-X.
• Скалли, M.O .; Зубайри, М. С. (1997). Квантовая оптика. Кембридж: Издательство Кембриджского университета. ISBN  0-521-43595-1.
• Vogel, W .; Велш, Д.Г. (2006). Квантовая оптика (3-е изд.). Wiley-VCH. ISBN  978-3-527-40507-7.
• Уоллс, Д. Ф .; Милберн, Дж. Дж. (1995). Квантовая оптика. Springer-Verlag. ISBN  3-540-58831-0.