Частота Раби

Термин частота Раби назван именем американского физика, уроженца Галиции, лауреата Нобелевской премии по физике (1944 г.) Исидора Раби. В 1937 году Раби исследовал прецессию магнитного дипольного момента атома со спином 1/2 в магнитном поле и вероятность изменения направления спина атома на противоположное. Оказалось, что «переворот» спина происходит с частотой Раби, величина которой определяется выше приведённой формулой (англ. Rabi problem).

Для нерезонансного света вводится так называемая Обобщённая частота Раби ${\displaystyle \Omega ^{'}}$.

${\displaystyle \Omega ^{'}={\sqrt {|\Omega _{0}|^{2}+|\Delta |^{2}}}}$

где ${\displaystyle \Delta =\omega _{L}-\omega _{0}}$ есть отстройка лазерного света от резонансного атомного перехода. Обобщённая частота Раби участвует в модели Джейнса-Каммингса, которая является самой простой и в то же время адекватной моделью взаимодействия двухуровнего атома с одной модой квантованного поля в резонаторе с высокой добротностью.

Резонансная частота Раби входит в определение понятия ПИ-импульса (${\displaystyle \pi }$-импульса).

В 1946 г. Парселл обратил внимание на то, что скорость спонтанного излучения двухуровневой системы, помещённой в резонатор, увеличивается пропорционально отношению ${\displaystyle Q/V}$ по сравнению со скоростью спонтанного излучения в свободном пространстве (эффект Парселла)^[2]; здесь
${\displaystyle Q,~V}$ — добротность и объём моды резонатора соответственно. Если добротность резонатора ${\displaystyle Q=\omega /\Delta \omega _{c}}$ велика, так что ${\displaystyle \Omega /\Delta \omega _{c}>1}$, то спонтанное излучение становится обратимым, а атом обменивается энергией с созданным им же полем со скоростью, определяемой вакуумной частотой Раби ${\displaystyle \Omega _{0}^{v}}$.

Предположим, мы имеем пустой высокодобротный одномодовый резонатор. Если в такой резонатор влетает атом, находящийся в возбуждённом состоянии ${\displaystyle e}$, то вакуумные флуктуации моды резонатора сынициируют спонтанное испускание атомом фотона. В результате атом окажется в основном состоянии ${\displaystyle g}$. Так как резонатор добротный, то испущенный фотон перепоглотится, и атом снова перейдёт в возбуждённое состояние. Таким образом, вследствие вакуумных флуктуаций поля в резонаторе атом будет осциллировать между его уровнями. Такие осцилляции напоминают поведение атома под действием резонансного лазерного поля, поэтому описанные переходы атома из состояния ${\displaystyle g}$ в состояние ${\displaystyle e}$ и обратно, вызванные вакуумными флуктуациями поля в пустом добротном резонаторе, называют вакуумной частотой Раби ${\displaystyle \Omega _{0}^{v}}$.

Вакуумные осцилляции наблюдались на ридберговских переходах атомов в микроволновых резонаторах^[3] и на оптических переходах в микрорезонаторах^[4]. Аналитическое выражение для вакуумной частоты Раби имеет вид:

${\displaystyle \Omega _{0}^{v}={\frac {{\hat {d}}{\hat {E}}({\vec {r}})}{\hbar }}}$,

где ${\displaystyle {\hat {E}}({\vec {r}})={\sqrt {\frac {2\pi \hbar \omega }{V}}}{\vec {e}}u({\vec {r}})(c+c^{\dagger })}$,
${\displaystyle V}$ — объём моды резонатора, ${\displaystyle {\vec {e}}}$ — вектор поляризации моды, ${\displaystyle \omega }$ — частота поля, ${\displaystyle {c+c^{\dagger }}}$ — операторы рождения и уничтожения фотона, ${\displaystyle u({\vec {r}})}$ — описывает пространственное распределение моды резонатора.

(см. также Сизифово охлаждение#Переменный эффект Штарка)

У атома, находящегося в резонансном, когерентном поле, появляются новые зависящие от времени состояния, которые описывают с помощью «одетых» состояний («одетых» полем). В строгом смысле считать их собственными состояниями нельзя, но для описания системы их охотно и успешно используют.

В основе этого понятия лежит известный эффект Штарка. Атом, помещённый во внешнее электрическое поле ${\displaystyle {\mathcal {E}}}$, меняет свою энергию. В результате энергетические уровни атома смещаются на величину ${\displaystyle \Delta {E}={\vec {d}}\cdot {\vec {\mathcal {E}}}}$, где ${\displaystyle {\vec {d}}}$ — дипольный момент атома. В 1955 г. Отлер и Таунс опубликовали работу, в которой представлены результаты исследования эффекта Штарка в интенсивных резонансных полях ^[5] (см. en:Autler–Townes effect). Оказалось, что под действием переменного электрического поля, в том числе при освещении светом, уровни атома также смещаются. С этого времени этот эффект называют «переменным эффектом Штарка»:

${\displaystyle \Delta {E}=-c^{2}{\frac {\Omega _{0}^{2}}{2\delta }}}$

где ${\displaystyle \Omega _{0}={\frac {{\vec {d}}\cdot {\vec {\mathcal {E}}}}{\hbar }}}$ — частота Раби, ${\displaystyle \delta }$ — отстройка частоты лазера от атомного резонанса ${\displaystyle \nu _{L}}$ В 1977 году К. Коэн-Таннуджи ввёл понятие одетые состояния.^[6]

Если приложить импульс поля длительностью ${\displaystyle \tau }$ так, что ${\displaystyle \Omega _{0}\times \tau =\pi }$, то атом перейдёт из состояния ${\displaystyle g}$ в состояние ${\displaystyle e}$ (см. формулу для ${\displaystyle b^{2}(t)}$). Такой импульс называют ${\displaystyle \pi }$-импульс.

В случае, когда частица в результате импульсного воздействия за время ${\displaystyle \tau ={\frac {\pi }{2\Omega _{0}}}}$ перейдёт в суперпозиционное состояние ${\displaystyle {\frac {g+e}{\sqrt {2}}}}$, такой импульс называют ${\displaystyle \pi /2}$-импульсом.