Rabi döngüsü - Rabi cycle - Wikipedia

Bu makale çoğu okuyucunun anlayamayacağı kadar teknik olabilir. Lütfen geliştirmeye yardım et -e uzman olmayanlar için anlaşılır hale getirinteknik detayları kaldırmadan. (Aralık 2015) (Bu şablon mesajını nasıl ve ne zaman kaldıracağınızı öğrenin)

İçinde fizik, Rabi döngüsü (veya Rabi flop) iki seviyeli bir döngüsel davranıştır kuantum sistemi salınımlı bir sürüş alanı varlığında. Alanlara ait çok çeşitli fiziksel süreçler kuantum hesaplama, yoğun madde, atomik ve moleküler fizik ve nükleer ve parçacık fiziği açısından uygun bir şekilde çalışılabilir iki seviyeli kuantum mekanik sistemler ve salınımlı bir sürüş alanına bağlandığında Rabi flopping sergiliyor. Etki önemlidir kuantum optiği, manyetik rezonans ve kuantum hesaplama ve adını almıştır Isidor Isaac Rabi.

İki seviyeli bir sistem, iki olası enerji seviyesine sahip olandır. Bu iki seviye, daha düşük enerjili bir temel durum ve daha yüksek enerjili bir uyarılmış durumdur. Enerji seviyeleri dejenere değilse (yani eşit enerjilere sahip değilse), sistem bir kuantum enerji ve temel durumdan "uyarılmış" duruma geçiş. Ne zaman atom (veya başka biri iki seviyeli sistem ) tutarlı bir ışınla aydınlatılır fotonlar, döngüsel olarak emmek fotonlar ve onları yeniden yayar uyarılmış emisyon. Böyle bir döngü Rabi döngüsü olarak adlandırılır ve süresinin tersi Rabi frekansı foton ışınının. Etki kullanılarak modellenebilir Jaynes – Cummings modeli ve Bloch vektör biçimcilik.

Matematiksel tedavi

Etkinin ayrıntılı bir matematiksel açıklaması, etkinin sayfasında bulunabilir. Rabi sorunu. Örneğin, uyarma enerjisine ayarlanmış frekansa sahip bir elektromanyetik alanda iki durumlu bir atom (bir elektronun uyarılmış veya temel durumda olabileceği bir atom) için, uyarılmış durumda atomu bulma olasılığı bulunur. Bloch denklemlerinden:

${ displaystyle | c_ {b} (t) | ^ {2} propto sin ^ {2} ( omega t / 2)}$,

nerede ${ displaystyle omega}$ Rabi frekansıdır.

Daha genel olarak, ele alınan iki seviyenin enerji olmadığı bir sistem düşünülebilir. özdurumlar. Bu nedenle, sistem bu seviyelerden birinde başlatılırsa, zaman gelişimi, seviyelerin her birinin popülasyonunu, bazı karakteristik frekanslarla salınım yapacaktır. açısal frekans^[1] aynı zamanda Rabi frekansı olarak da bilinir. İki durumlu bir kuantum sisteminin durumu, iki boyutlu bir kuantum sisteminin vektörleri olarak temsil edilebilir. karmaşık Hilbert uzayı yani her biri durum vektörü ${ displaystyle vert psi rangle}$ iyi ile temsil edilir karmaşık koordinatlar.

${ displaystyle | psi rangle = { begin {pmatrix} c_ {1} c_ {2} end {pmatrix}} = c_ {1} { begin {pmatrix} 1 0 end {pmatrix }} + c_ {2} { begin {pmatrix} 0 1 end {pmatrix}};}$ nerede ${ displaystyle c_ {1}}$ ve ${ displaystyle c_ {2}}$ koordinatlar.^[2]

Vektörler normalleştirilmişse, ${ displaystyle c_ {1}}$ ve ${ displaystyle c_ {2}}$ ile ilgilidir ${ displaystyle {| c_ {1} |} ^ {2} + {| c_ {2} |} ^ {2} = 1}$. Temel vektörler şu şekilde temsil edilecektir: ${ displaystyle | 0 rangle = { başlar {pmatrix} 1 0 end {pmatrix}}}$ ve ${ displaystyle | 1 rangle = { başlar {pmatrix} 0 1 end {pmatrix}}}$

Herşey gözlemlenebilir fiziksel büyüklükler bu sistemlerle ilişkili 2 ${ displaystyle times}$ 2 Hermit matrisleri yani Hamiltoniyen sistemin matrisi de benzer bir matristir.

Bir salınım deneyi nasıl hazırlanır? kuantum sistemi

Biri inşa edebilir salınım aşağıdaki adımları deneyin:^[3]

1. Sistemi sabit bir durumda hazırlayın; Örneğin, ${ displaystyle | 1 rangle}$
2. Devletin serbestçe gelişmesine izin verin Hamiltoniyen H Zaman için t
3. Durumun P (t) olasılığını bulunuz. ${ displaystyle | 1 rangle}$

Eğer ${ displaystyle | 1 rangle}$ H, P (t) = 1'in bir özdurumudur ve salınım olmayacaktır. Ayrıca iki eyalet ${ displaystyle | 0 rangle}$ ve ${ displaystyle | 1 rangle}$ dejenere, her devlet dahil ${ displaystyle | 1 rangle}$ H'nin bir özdurumu. Sonuç olarak, salınım olmayacak.

Öte yandan, H dejenere özdurumlara sahip değilse ve başlangıç ​​durumu bir özdurum değilse, o zaman salınımlar olacaktır. İki durumlu bir sistemin Hamiltoniyeninin en genel biçimi verilmiştir.

${ displaystyle mathbf {H} = { begin {pmatrix} a_ {0} + a_ {3} & a_ {1} -ia_ {2} a_ {1} + ia_ {2} ve a_ {0} -a_ {3} end {pmatrix}}}$

İşte, ${ displaystyle a_ {0}, a_ {1}, a_ {2}}$ ve ${ displaystyle a_ {3}}$ gerçek sayılardır. Bu matris şu şekilde ayrıştırılabilir:

${ displaystyle mathbf {H} = a_ {0} cdot sigma _ {0} + a_ {1} cdot sigma _ {1} + a_ {2} cdot sigma _ {2} + a_ { 3} cdot sigma _ {3};}$

Matris ${ displaystyle sigma _ {0}}$ 2 ${ displaystyle times}$ 2 özdeşlik matrisi ve matrisler ${ displaystyle sigma _ {k} ; (k = 1,2,3)}$ bunlar Pauli matrisleri. Bu ayrıştırma, özellikle değerlerin zamandan bağımsız olduğu durumda sistemin analizini basitleştirir. ${ displaystyle a_ {0}, a_ {1}, a_ {2}}$ve ${ displaystyle a_ {3}}$sabitler. Bir durumu düşünün dönüş-1/2 manyetik alandaki parçacık ${ displaystyle mathbf {B} = B mathbf { hat {z}}}$. Bu sistem için Hamiltonian etkileşimi

${ displaystyle mathbf {H} = - { boldsymbol { mu}} cdot mathbf {B} = - gamma mathbf {S} cdot mathbf {B} = - gamma B S_ { z}}$, ${ displaystyle S_ {z} = { frac { hbar} {2}} , sigma _ {3} = { frac { hbar} {2}} { begin {pmatrix} 1 ve 0 0 & - 1 end {pmatrix}}}$,

nerede ${ displaystyle mu}$ parçacığın büyüklüğü manyetik moment, ${ displaystyle gamma}$ ... Gyromanyetik oran ve ${ displaystyle { boldsymbol { sigma}}}$ vektörü Pauli matrisleri. Burada Hamiltoniyen'in özdurumları, ${ displaystyle sigma _ {3}}$, yani ${ displaystyle | 0 rangle}$ ve ${ displaystyle | 1 rangle}$karşılık gelen özdeğerleri ile ${ displaystyle E _ {+} = { frac { hbar} {2}} gamma B , E _ {-} = - { frac { hbar} {2}} gamma B}$. Devletteki bir sistemin olasılığı ${ displaystyle | psi rangle}$ keyfi durumda bulunabilir ${ displaystyle | phi rangle}$ tarafından verilir ${ displaystyle {| langle phi | psi rangle |} ^ {2}}$.

Sistemin durumda hazırlanmasına izin verin ${ displaystyle sol | + X sağ rangle}$ zamanda ${ displaystyle t = 0}$. Bunu not et ${ displaystyle sol | + X sağ rangle}$ özdurumu ${ displaystyle sigma _ {1}}$:

${ displaystyle | psi (0) rangle = { frac {1} { sqrt {2}}} { begin {pmatrix} 1 1 end {pmatrix}} = { frac {1} { sqrt {2}}} { begin {pmatrix} 1 0 end {pmatrix}} + { frac {1} { sqrt {2}}} { begin {pmatrix} 0 1 end {pmatrix}}}$.

Burada Hamiltoniyen zamandan bağımsızdır. Böylece durağan Schrödinger denklemini çözerek, t zamanından sonraki durum şu şekilde verilir: ${ displaystyle sol | psi (t) sağ rangle = exp sol [{ frac {-i mathbf {H} t} { hbar}} sağ] sol | psi (0) right rangle = { begin {pmatrix} exp left [{ tfrac {-iE _ {+} t} { hbar}} right] & 0 0 & exp left [{ tfrac {-iE_ {-} t} { hbar}} sağ] end {pmatrix}} | psi (0) rangle}$sistemin toplam enerjisi ile ${ displaystyle E}$. Dolayısıyla t zamanından sonraki durum şu şekilde verilir:

${ displaystyle | psi (t) rangle = e ^ { frac {-iE _ {+} t} { hbar}} { frac {1} { sqrt {2}}} | 0 rangle + e ^ { frac {-iE _ {-} t} { hbar}} { frac {1} { sqrt {2}}} | 1 rangle}$.

Şimdi, spinin t anında x yönünde ölçüldüğünü varsayalım. Spin-up bulma olasılığı şu şekilde verilir:

nerede ${ displaystyle omega}$ bir karakteristik açısal frekans veren ${ displaystyle omega = { frac {E _ {+} - E _ {-}} { hbar}} = gamma B}$, varsayıldığı yerde ${ displaystyle E _ {-} leq E _ {+}}$.^[4] Bu durumda, x-yönünde spin-up bulma olasılığı zaman içinde salınımlıdır. ${ displaystyle t}$ sistemin dönüşü başlangıçta ${ displaystyle sol | + X sağ rangle}$ yön. Benzer şekilde, spini ölçersek ${ displaystyle sol | + Z sağ rangle}$yön, spini ölçme olasılığı ${ displaystyle { tfrac { hbar} {2}}}$ sistemin ${ displaystyle { tfrac {1} {2}}}$. Dejenere durumda nerede ${ displaystyle E _ {+} = E _ {-}}$karakteristik frekans 0'dır ve salınım yoktur.

Bir sistem, verilen bir özdurumda ise dikkat edin. Hamiltoniyen, sistem bu durumda kalır.

Bu, zamana bağımlı Hamiltoniyenler için bile geçerlidir. Örneğin almak ${ textstyle { şapka {H}} = - gama S_ {z} B sin ( omega t)}$; sistemin ilk dönüş durumu ise ${ displaystyle sol | + Y sağ rangle}$, ardından y yönündeki bir dönüş ölçümünün sonuçlanma olasılığı ${ displaystyle + { tfrac { hbar} {2}}}$ zamanda ${ displaystyle t}$ dır-dir ${ textstyle { sol | sol langle , + Y | psi (t) sağ rangle sağ |} ^ {2} , = cos ^ {2} sol ({ frac { gama B} {2 omega}} cos left ({ omega t} sağ) sağ)}$.^[5]

İyonize hidrojen molekülünde iki durum arasında Rabi Salınımı örneği.

İyonize hidrojen molekülü iki protondan oluşur ${ displaystyle P_ {1}}$ ve ${ displaystyle P_ {2}}$ ve bir elektron. İki protonun büyük kütleleri nedeniyle sabit olduğu düşünülebilir. R ve aralarındaki mesafe diyelim ve ${ displaystyle | 1 rangle}$ ve ${ displaystyle | 2 rangle}$ elektronun etrafında lokalize olduğu durumlar ${ displaystyle P_ {1}}$veya${ displaystyle P_ {2}}$. Belirli bir zamanda, elektronun proton etrafında lokalize olduğunu varsayalım. ${ displaystyle P_ {1}}$. Önceki bölümün sonuçlarına göre, iki proton arasında, iki sabit durumla ilişkili Bohr frekansına eşit bir frekansla salınacağını biliyoruz. ${ displaystyle | E _ {+} rangle}$ ve ${ displaystyle | E _ {-} rangle}$ molekülün. Elektronun iki durum arasındaki bu salınımı, molekülün elektrik dipol momentinin bir değerinin salınımına karşılık gelir. Dolayısıyla, molekül durağan durumda olmadığında, salınımlı bir elektrik dipol momenti ortaya çıkabilir. Böyle bir salınımlı dipolemom, aynı frekanstaki elektromanyetik bir dalga ile enerji alışverişi yapabilir. Sonuç olarak, bu frekans iyonize hidrojen molekülünün emilim ve emisyon spektrumunda görünmelidir.

Pauli matrisleri vasıtasıyla pertürbatif olmayan bir prosedürde Rabi formülünün türetilmesi

Formdaki bir Hamiltoniyeni düşünün

Bu matrisin özdeğerleri şu şekilde verilmektedir:

${ displaystyle lambda _ {+} = E _ {+} = E_ {0} + { sqrt {{ Delta} ^ {2} + {W_ {1}} ^ {2} + {W_ {2}} ^ {2}}} = E_ {0} + { sqrt {{ Delta} ^ {2} + { left vert W right vert} ^ {2}}}}$ ve

${ displaystyle lambda _ {-} = E _ {-} = E_ {0} - { sqrt {{ Delta} ^ {2} + {W_ {1}} ^ {2} + {W_ {2}} ^ {2}}} = E_ {0} - { sqrt {{ Delta} ^ {2} + { left vert W right vert} ^ {2}}}}$,

nerede ${ displaystyle mathbf {W} = W_ {1} + imath W_ {2}}$ ve ${ displaystyle { sol vert W sağ vert} ^ {2} = {W_ {1}} ^ {2} + {W_ {2}} ^ {2} = WW ^ {*}}$böylece alabiliriz ${ displaystyle mathbf {W} = { sol vert W sağ vert} e ^ { imath phi}}$.

Şimdi için özvektörler ${ displaystyle E _ {+}}$ denklemden bulunabilir

${ displaystyle { begin {pmatrix} E_ {0} + Delta & W_ {1} -iW_ {2} W_ {1} + iW_ {2} ve E_ {0} - Delta end {pmatrix}} { begin {pmatrix} a b end {pmatrix}} = E _ {+} { begin {pmatrix} a b end {pmatrix}}}$.

Yani

${ displaystyle b = - { frac {a sol (E_ {0} + Delta -E _ {+} sağ)} {W_ {1} -iW_ {2}}}}$.

Özvektörlere normalleştirme koşulunun uygulanması, ${ displaystyle { sol vert a sağ vert} ^ {2} + { sol vert b sağ vert} ^ {2} = 1}$. Yani

${ displaystyle { sol vert a sağ vert} ^ {2} + { sol vert a sağ vert} ^ {2} sol ({ frac { Delta} { sol vert W right vert}} - { frac { sqrt {{ Delta} ^ {2} + { left vert W right vert} ^ {2}}} { left vert W right vert }} sağ) ^ {2} = 1}$.

İzin Vermek ${ displaystyle sin theta = { frac { sol vert W sağ vert} { sqrt {{ Delta} ^ {2} + { sol vert W sağ vert} ^ {2} }}}}$ ve ${ displaystyle cos theta = { frac { Delta} { sqrt {{ Delta} ^ {2} + { left vert W sağ vert} ^ {2}}}}}$. Yani ${ displaystyle tan theta = { frac { sol vert W sağ vert} { Delta}}}$.

Böylece anlıyoruz ${ displaystyle { sol vert a sağ vert} ^ {2} + { sol vert a sağ vert} ^ {2} { frac {({1- cos theta}) ^ { 2}} { sin ^ {2} theta}} = 1}$. Yani ${ displaystyle { sol vert a sağ vert} ^ {2} = cos ^ {2} sol ({ tfrac { theta} {2}} sağ)}$. Keyfi faz açısının alınması ${ displaystyle phi}$,yazabiliriz ${ displaystyle a = exp ( imath phi / 2) cos sol ({ tfrac { theta} {2}} sağ)}$. benzer şekilde ${ displaystyle b = exp (- imath phi / 2) sin sol ({ tfrac { theta} {2}} sağ)}$.

Yani özdeğer için özvektör ${ displaystyle E _ {+}}$ tarafından verilir

${ displaystyle sol | E _ {+} sağ rangle = { başlar {pmatrix} cos sol ( teta / 2 sağ) e ^ { imath phi} sin sol ( teta / 2 sağ) end {pmatrix}}}$.

Genel aşama önemsiz olduğundan, yazabiliriz

${ displaystyle sol | E _ {+} sağ rangle = { başla {pmatrix} cos sol ({ tfrac { theta} {2}} sağ) e ^ { imath phi} sin left ({ tfrac { theta} {2}} right) end {pmatrix}} = cos left ({ tfrac { theta} {2}} right) left | 0 sağ rangle + e ^ { imath phi} sin left ({ tfrac { theta} {2}} sağ) sol | 1 sağ rangle}$.

Benzer şekilde, eigenenergy için özvektör

${ displaystyle E _ {-}}$ dır-dir ${ displaystyle sol | E _ {-} sağ rangle = cos sol ({ tfrac { theta} {2}} sağ) sol | 0 sağ rangle -e ^ { imath phi } sin left ({ tfrac { theta} {2}} sağ) left | 1 right rangle}$.

Bu iki denklemden yazabiliriz

${ displaystyle sol | 0 sağ rangle = cos sol ({ tfrac { theta} {2}} sağ) sol | E _ {+} sağ rangle + sin sol ({ tfrac { theta} {2}} sağ) sol | E _ {-} sağ rangle}$ ve ${ displaystyle sol | 1 sağ rangle = e ^ {- imath phi} cos sol ({ tfrac { theta} {2}} sağ) sol | E _ {+} sağ rangle -e ^ {- imath phi} sin left ({ tfrac { theta} {2}} right) left | E _ {-} right rangle}$.

Sistemin durumda başladığını varsayalım ${ displaystyle | 0 rangle}$ zamanda ${ textstyle t = 0}$; yani,

${ displaystyle sol | psi sol (0 sağ) sağ rangle = sol | 0 sağ rangle = cos sol ({ tfrac { theta} {2}} sağ) sol | E _ {+} sağ rangle + sin left ({ tfrac { theta} {2}} sağ) sol | E _ {-} sağ rangle}$.

Zaman sonra tdevlet şu şekilde gelişir:

${ displaystyle sol | psi sol (t sağ) sağ rangle = e ^ { frac {-i { hat {H}} t} { hbar}} sol | psi sol ( 0 sağ) sağ rangle = cos left ({ tfrac { theta} {2}} sağ) e ^ { frac {-iE _ {+} t} { hbar}} sol | E_ {+} right rangle + sin left ({ tfrac { theta} {2}} right) e ^ { frac {-iE _ {-} t} { hbar}} sol | E_ { -} sağ rangle}$.

Sistem öz durumlardan birinde ise ${ displaystyle | E _ {+} rangle}$ veya ${ displaystyle | E _ {-} rangle}$, aynı durumda kalacaktır. Bununla birlikte, yukarıda gösterildiği gibi genel bir başlangıç ​​durumu için, zaman gelişimi önemsiz değildir.

Durumda t zamanında sistemi bulma olasılık genliği ${ displaystyle | 1 rangle}$ tarafından verilir ${ textstyle sol langle 1 | psi (t) sağ rangle = e ^ { imath phi} sin sol ({ tfrac { theta} {2}} sağ) çünkü left ({ tfrac { theta} {2}} right) left (e ^ { frac {- imath E _ {+} t} { hbar}} - e ^ { frac {- imath E_ {-} t} { hbar}} sağ)}$.

Şimdi durumdaki bir sistemin olasılığı ${ displaystyle | psi (t) rangle}$ keyfi durumda bulunacak

${ displaystyle | 1 rangle}$ tarafından verilir

$${ displaystyle { başlar {hizalı} P_ {0 - 1} (t) & = {| langle 1 | psi (t) rangle |} ^ {2} & = e ^ {- imath phi} sin left ({ frac { theta} {2}} right) cos left ({ frac { theta} {2}} right) left (e ^ { frac {+ imath E _ {+} t} { hbar}} - e ^ { frac {+ imath E _ {-} t} { hbar}} sağ) e ^ {+ imath phi} sin left ({ frac { theta} {2}} right) cos left ({ frac { theta} {2}} right) left (e ^ { frac {- imath E_ { +} t} { hbar}} - e ^ { frac {- imath E _ {-} t} { hbar}} sağ) & = { frac { sin ^ {2} { theta }} {4}} left (2-2 cos left ({ frac { left (E _ {+} - E _ {-} sağ) t} { hbar}} sağ) sağ) son {hizalı}}}$$

Bu basitleştirilebilir

.........(1).

Bu, sistemi durumda bulmanın sınırlı bir olasılığının olduğunu gösterir. ${ displaystyle | 1 rangle}$ sistem başlangıçta durumdayken ${ displaystyle | 0 rangle}$. Olasılık, açısal frekansta salınımlıdır ${ displaystyle omega = { frac {E _ {+} - E _ {-}} {2 hbar}} = { frac { sqrt {{ Delta} ^ {2} + { sol vert W sağ vert} ^ {2}}} { hbar}}}$, sistemin basitçe benzersiz Bohr frekansıdır ve aynı zamanda Rabi frekansı. Formül (1) olarak bilinir Rabi formül. Şimdi zaman sonra t sistemin durumda olma olasılığı ${ displaystyle | 0 rangle}$ tarafından verilir${ displaystyle {| langle 0 | psi (t) rangle |} ^ {2} = 1- sin ^ {2} ( theta) sin ^ {2} sol ({ frac {( E _ {+} - E _ {-}) t} {2 hbar}} sağ)}$aynı zamanda salınımlıdır.

İki seviyeli sistemlerin bu tür salınımlarına Rabi salınımları adı verilir ve bunlar gibi birçok problemde ortaya çıkar. Nötrino salınımı, iyonize Hidrojen molekülü, Kuantum hesaplama, Amonyak maseri vb.

Kuantum hesaplamada Rabi salınımı

Herhangi bir iki durumlu kuantum sistemi, bir kübit. Bir düşünün çevirmek -${ displaystyle { tfrac {1} {2}}}$ manyetik momentli sistem ${ displaystyle { boldsymbol { mu}}}$ klasik bir manyetik alana yerleştirilmiş ${ displaystyle { boldsymbol {B}} = B_ {0} { hat {z}} + B_ {1} left ( cos {( omega t)} { hat {x}} - günah {( omega t)} { hat {y}} sağ)}$. İzin Vermek ${ displaystyle gamma}$ ol jiromanyetik oran sistem için. Manyetik moment böyledir ${ displaystyle { boldsymbol { mu}} = { frac { hbar} {2}} gamma { boldsymbol { sigma}}}$. Bu sistemin Hamiltoniyeni daha sonra şu şekilde verilir: ${ displaystyle mathbf {H} = - { boldsymbol { mu}} cdot mathbf {B} = - { frac { hbar} {2}} omega _ {0} sigma _ {z} - { frac { hbar} {2}} omega _ {1} ( sigma _ {x} cos omega t- sigma _ {y} sin omega t)}$ nerede ${ displaystyle omega _ {0} = gamma B_ {0}}$ ve ${ displaystyle omega _ {1} = gamma B_ {1}}$. Biri bulabilir özdeğerler ve özvektörler Bu Hamiltoniyen'in yukarıda bahsedilen prosedürle. Şimdi, kübit durum içinde olsun ${ displaystyle | 0 rangle}$ zamanda ${ displaystyle t = 0}$. Sonra, tam zamanında ${ displaystyle t}$durumda bulunma olasılığı ${ displaystyle | 1 rangle}$ tarafından verilir ${ displaystyle P_ {0 1} (t) = sola ({ frac { omega _ {1}} { Omega}} sağ) ^ {2} sin ^ {2} sol ({ frac { Omega t} {2}} sağ)}$ nerede ${ displaystyle Omega = { sqrt {( omega - omega _ {0}) ^ {2} + omega _ {1} ^ {2}}}}$. Bu fenomene Rabi salınımı denir. Böylece, kübit, ${ displaystyle | 0 rangle}$ ve ${ displaystyle | 1 rangle}$ devletler. Salınım için maksimum genlik şu anda elde edilir ${ displaystyle omega = omega _ {0}}$, bunun koşulu rezonans. Rezonansta, geçiş olasılığı şu şekilde verilir: ${ displaystyle P_ {0 1} (t) = sin ^ {2} sol ({ frac { omega _ {1} t} {2}} sağ)}$. Eyaletten gitmek için ${ displaystyle | 0 rangle}$ belirtmek ${ displaystyle | 1 rangle}$ zamanı ayarlamak yeterlidir ${ displaystyle t}$ Dönen alan öyle davranır ki ${ displaystyle { frac { omega _ {1} t} {2}} = { frac { pi} {2}}}$ veya ${ displaystyle t = { frac { pi} { omega _ {1}}}}$. Buna a ${ displaystyle pi}$ nabız. 0 ile ${ displaystyle { frac { pi} { omega _ {1}}}}$ seçildiğinde süperpozisyon elde ederiz ${ displaystyle | 0 rangle}$ ve ${ displaystyle | 1 rangle}$. Özellikle ${ displaystyle t = { frac { pi} {2 omega _ {1}}}}$bizde ${ displaystyle { frac { pi} {2}}}$ şu şekilde hareket eden nabız: ${ displaystyle | 0 rangle - { frac {| 0 rangle + i | 1 rangle} { sqrt {2}}}}$. Bu işlem kuantum hesaplamada çok önemlidir. Genel olarak iyi karşılanan dönen dalga yaklaşımı yapıldığında, bir lazer alanındaki iki seviyeli bir atom durumunda denklemler esasen aynıdır. Sonra ${ displaystyle hbar omega _ {0}}$ iki atom seviyesi arasındaki enerji farkıdır, ${ displaystyle omega}$ lazer dalgasının frekansı ve Rabi frekansı ${ displaystyle omega _ {1}}$ atomun geçiş elektrik dipol momentinin çarpımı ile orantılıdır ${ displaystyle { vec {d}}}$ ve elektrik alanı ${ displaystyle { vec {E}}}$ lazer dalgasının ${ displaystyle omega _ {1} propto hbar { vec {d}} cdot { vec {E}}}$. Özetle, Rabi salınımları, kübitleri işlemek için kullanılan temel işlemdir. Bu salınımlar, uygun şekilde ayarlanmış zaman aralıkları sırasında kübitlerin periyodik elektrik veya manyetik alanlara maruz bırakılmasıyla elde edilir.^[6]

Ayrıca bakınız

• Atomik tutarlılık
• Bloch küresi
• Lazer pompalama
• Optik pompalama
• Rabi sorunu
• Vakum Rabi salınımı
• Nötr partikül salınımı

Referanslar

• Kuantum mekaniği Cilt 1, C. Cohen-Tannoudji, Bernard Diu, Frank Laloe, ISBN  9780471164333
• Kuantum Bilgisine ve Kuantum Hesaplamaya Kısa Bir Giriş Michel Le Bellac tarafından, ISBN  978-0521860567
• Feynman Fizik Üzerine Dersler Cilt 3, Richard P. Feynman & R.B. Leighton, ISBN  978-8185015842
• Kuantum Mekaniğine Modern Yaklaşım John S Townsend tarafından, ISBN  9788130913148

Dış bağlantılar

• İki durumlu sistemlerin (lazerle çalıştırılan) Rabi Döngülerini görselleştiren bir Java uygulaması
• applet'in genişletilmiş versiyonu. Elektron fonon etkileşimini içerir