Многомодовый квантовый обмен между световой и атомной подсистемами при комбинационном рассеянии света

• Автор: Мишина, Оксана Сергеевна
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2008
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 109 с. : ил.

Оглавление
Введение

1 Квантовая память для состояний света

1.1 Необходимость систем квантовой памяти

1.2 Пределы "классического" протокола записи и воспроизведения квантового состояния

2 Когерентное рассеяние света в формализме эффективного

гамильтониана

2.1 Описание совместной динамики света и атомов

2.2 Связь эффективного гамильтониана с коллективными переменными

2.3 Динамические уравнения

3 Квантовая память для света в отсутствии канала потерь
3.1 Решение системы динамических уравнений
3.2 Структура спиновых поляритонных волн при прохождении светом протяженной атомной среды
3.3 Запись и восстановление импульса света в ноляризационно сжатом состояния
3.4 Запись и восстановление когерентного импульса света
4 Протокол квантовой памяти с учетом канала потерь
4.1 Восприимчивость среды, взаимодействующей с управляющим
и пробным полями

4.2 Восприимчивость среды при различных отстройках частоты управляющего поля от атомного резонанса
4.3 Эффект задержки пробного импульса при комбинационном рассеянии в атомной среде под действием сильного управляющего поля
Заключение
А Тензор атомной поляризуемости
В Динамика коллективных наблюдаемых атомной и световой подсистем
Список литературы

Введение
Актуальность. Квантовая природа взаимодействия света с атомами является одной из центральных проблем теоретических и экспериментальных исследований с момента зарождения квантовой теории Достигнутые
на протяжении последних десятилетий результаты значительно расширили возможности существовавших ранее приложений в области атомной и молекулярной спектроскопии высокого разрешения [6, 7, 8]. Принципиально новые возможности открылись для решения проблемы понижения шумов фотодетектирования, особенно актуальных в задачах магнитометрии и стандартизации частот [7]—[10]. Революционные изменения затронули и сравнительно новую область физики — квантовую оптику — где сформировалось новое и стремительно развивающееся направление, известное как физика квантовой информации. Данное направление включает в себя такие приложения как квантовые вычисления, квантовая криптография, а так же квантовые коммуникации и информационные сети [11]—[15]. Эти названия подсказывают нам, что они ориентированы на решение задач, поставленных перед соименными классическими направлениями, но принципиально другим способом, базирующимся на центральном аспекте квантовой теории — предположении об отсутствии в сущностной природе квантовых систем классического детерминизма. Данное обстоятельство было впервые сформулировано Гейзенбергом в виде принципа неопределенности [16].
Системы, поддающиеся квантовому описанию, могут находиться в состояниях, не имеющих аналога в рамках классических представлений о статистической неопределенности и трактовки понятия вероятности.

направлению распространения света:
Й1(м) = 2-Ц-'МЦ+'м] (2-11)
Оператор £2(2, определяется разностью потоков фотонов в правой и левой поляризации

ЕМ = 2 [4_)СМ)4+)СМ) -4_)(М)4+)0М)] (2-12)
Последний из набора операторов Стокса оператор ЕД-гД) определяется разностью потоков фотонов линейно поляризованных в направлении х и у
з(М) Е[-г,г)Ег,Ь) -Ё){г)Ёг,г) (2.13)
Ввиду отсутствия каналов потерь полный поток ЕД-гД) будет являться интегралом движения, так же как и Гейзенбергов оператор полной населенности основного состояния атома. Последний может быть выражен через операторы Т0(,гД), рассматриваемые для всех сверхтонких подуровней основного состояния.
В приложениях нас не будут интересовать эффекты, обусловленные наличием сверхтонкой когерентности в основном состоянии. Эта когерентность проявляется в существовании очень быстрых осцилляций атомных поляризационных компонент более общего вида чем определенные соотношением (2.1) и учитывающие возможность Нд Д Но, которые несущественны для описания интересующих нас низкочастотных флуктуаций коллективных наблюдаемых, как световой, так и атомной подсистем. По этой причине будут учтены атомные переходы в которых участвуют лишь одно из основных сверхтонких состояний Но и все разрешенные в дипольном приближении состояния Н возбужденного сверхтонкого мультиплета.
Представим эффективный гамильтониан системы в виде трех слагаемых
Йе//(*) = %№ + «?//(*) + «?//(*) (2-14)
Динамика системы, обусловленная данным эффективным гамильтонианом, позволяет выделить важные эффекты, возникающие в процессе