2.3: Рівняння Блоха
Атоми з низькою концентрацією показують лінійні спектри, виявлені в газових, барвникових та деяких твердотільних лазерних середовищах. Зазвичай в атомному, молекулярному або твердотільному середовищі існує нескінченно багато власних енергетичних станів і спектральні лінії пов'язані з дозволеними переходами між двома цими енергетичними власними станами. Для багатьох фізичних міркувань вже достатньо взяти до уваги лише два можливі власні енергетичні стани, наприклад ті, які пов'язані з лазерним переходом. Накачування лазера може бути описана феноменологічними релаксаційними процесами в верхній лазерний рівень і поза нижнім лазерним рівнем. Отриману просту модель часто називають дворівневим атомом, який математично також еквівалентний частинці спіна 1/2 у зовнішньому магнітному полі, оскільки спін може бути лише паралельним або анти- паралельним полю, тобто має два енергетичні рівні і енергетичні власні стани. Взаємодія дворівневого атома або спина з електричним або магнітним полем описується рівняннями Блоха.
Дворівнева модель
Атом, що має лише два власні значення енергії, описується двовимірним простором станів, що охоплюються двома власними енергетичними станами |e\ rangle і |g\ rangle. Ці два стани складають повну ортонормальну систему. Відповідними енергетичними власними значеннями єEe іEg (рис. 2.2).

У положенні-, тобто x-представленні, ці стани відповідають хвильовим функціям
ψe(x)=⟨x|e⟩, and ψg(x)=⟨x|g⟩.
Гамільтоніан атома задається
HA=Ee|e⟩⟨e|+Eg|g⟩⟨g|.
У цьому двовимірному просторі станів можливі лише2×2=4 лінійно незалежні лінійні оператори. Можливий вибір для операторської бази в цьому просторі
1=|e⟩⟨e|+|g⟩⟨g|,
σz=|e⟩⟨e|−|g⟩⟨g|,
σ+=|e⟩⟨g|,
σ−=|g⟩⟨e|.
Неермітівські операториσ± можуть бути замінені ермітовими операторамиσx,y
σx=σ++σ−,
σy=−jσ++jσ−.
Фізичний сенс цих операторів стає очевидним, якщо дивитися на дію при застосуванні до довільного стану.
|ψ⟩=cg|g⟩+ce|e⟩.
Отримуємо
σ+|ψ⟩=cg|e⟩,
σ−|ψ⟩=ce|g⟩,
σz|ψ⟩=ce|e⟩−cg|g⟩.
Операторσ+ генерує перехід від землі до збудженого стану, аσ− робить зворотне. На відміну відσ+ іσ−,σz є ермітовим оператором, а його очікуване значення - це спостережувана фізична величина з очікуваним значенням
⟨ψ|σz|ψ⟩=|ce|2−|cg|2=ω,
ωінверсія атома, так як|ce|2 і|cg|2 є ймовірностями знаходження атома в стані|e⟩ або|g⟩ при відповідному вимірюванні.
Якщо розглядати ансамбльN атомів, загальна інверсія була бσ=N⟨ψ|σz|ψ⟩. Якщо відокремити від гамільтоніана (рівняння???) член(Ee+Eg)/2⋅1, де 1 позначає матрицю одиниці, відповідно перемасштабуємо енергетичні значення і отримаємо для гамільтоніана дворівневої системи
HA=12ˆhωegσz,
з частотою переходу
ωeg=1ˆh(Ee−Eg).
Ця форма гамільтоніана сприятлива. Існують наступні взаємозв'язки між операторами (Рівняння???) до (Рівняння???)
[σ+,σ−]=σz,
[σ+,σz]=−2σ+,
[σ−,σz]=2σ−,
і антикомутаторські відносини відповідно
[σ+,σ−]+=1,
[σ+,σz]+=0,
[σ−,σz]+=0,
[σ−,σ−]+=[σ+,σ+]+=0,
σxОператориσyσz виконують відносини комутатора моменту моменту
[σx,σy]=2jσz,
[σy,σz]=2jσx,
[σz,σx]=2jσy,
Двовимірний простір стану можна представити у вигляді векторівC2 за правилом:
|ψ⟩=ce|e⟩+cg|g⟩→ (cecg).
Потім оператори представляються матрицями.
σ+→(0100),
σ−→(0010),
σz→(100−1),
1→(1001).
Взаємодія атомного поля в дипольному наближенні
Дипольний момент атома по суті˜P визначається оператором положення→x за допомогою
→P=−e0→x.
Тоді очікуване значення для дипольного моменту атома в стані (Рівняння???) дорівнює
⟨ψ|→P|ψ⟩=−e0(|ce|2⟨e|ˉx|e⟩+cec∗g⟨g|ˉx|e⟩+cgc∗e⟨e|ˉx|g⟩+|cg|2⟨g|ˉx|g⟩).
Для простоти можна припустити, що середовищем є атомний газ. Атоми мають інверсійну симетрію, тому власні енергетичні стани повинні бути симетричними або антисиметричними, тобто⟨e|ˉx|e⟩=⟨g|ˉx|g⟩=0. Отримуємо
⟨ψ|ˉPψ⟩=−e0(cec∗g⟨g|ˉx|e⟩+cgc∗e⟨g|ˉx|e⟩∗).
(Зверніть увагу, це означає, що в атомі немає постійного дипольного моменту, який знаходиться в енергетичному власному стані. Зверніть увагу, що це може бути не так у твердому вигляді. Атоми, що складають тверде тіло, орієнтовані в решітку, яка може порушити симетрію. Якщо так, то є постійні дипольні моменти і, отже, елементи матриці⟨e|ˉx|e⟩ і не⟨g|ˉx|g⟩ зникнуть. Якщо так, є також кришталеві поля, які потім передбачають зсув рівня, за допомогою лінійного ефекту Старка.) Таким чином, атом проявляє лише дипольний момент в середньому, якщо продуктcec∗g≠0, тобто стан атома знаходиться в суперпозиції станів|e⟩ і|g⟩.
З елементами дипольної матриці
ˉM=e0⟨g|ˉx|e⟩
очікуване значення для дипольного моменту можна записати як
⟨ψ|ˉP|ψ⟩=−(cec∗g→M+cgc∗e→M∗)=−⟨ψ|(σ+→M∗+σ−→M)|ψ⟩.
Оскільки це вірно для довільного стану, дипольний оператор (Equation???) представлений
→P=→P++→P−=−→M∗σ+−→Mσ−.
Тому операториσ+ іσ− пропорційні комплексним операторам дипольних моментів→P+ і→P−, відповідно.
Енергія електричного диполя в електричному полі дорівнює
HA−F=−→P⋅→E(→xA,t).
Електричне поле в положенні атома,→xA, може бути записано як
→E(→xA,t)=12(→E(t)(+)+→E(t)(−))=12(ˆ→E(t)(+)ejωt+ˆ→E(t)(−)e−jωt),
деˆ→E(t)(+) позначає повільно змінюється складну оболонку поля сω≈ωeg. У наближенні обертової хвилі (RWA) ми зберігаємо лише повільно змінювані компоненти у взаємодії гамільтоніана. Як ми побачимо пізніше, якщо немає поля, операторσ+ розвивається подібноσ+(t)=σ+(0)ejωegt, таким чином ми отримуємо в RWA
HA−F=−→P⋅→E(→xA,t)≈
≈HRWAA−F=12→M∗→E(t)(−)σ++h.c..
Рівняння Шредінгера для дворівневого атома в класичному полі задається
jhddt|ψ⟩=(HA+HA−F|ψ⟩
≈(HA+HRWAA−F)|ψ⟩.
Записуємо в енергетичному поданні, отримуємо
ddtce=−jωeg2ce−jΩre−jωtcg,
ddtcg=+jωeg2cg−jΩre+jωtce,
з RABI-частотою, визначеною як
Ωr=→M∗ˆ→E2ℏ.
На даний момент ми припускаємо, що Rabi-частота реальна. Якщо це не так, для усунення цієї фазиca,b буде необхідно перетворення, що включає зсув фаз в амплітудах. Як і очікувалося, поле з'єднує енергетичні власні стани.
Коливання Рабі
Якщо падаюче світло має постійну амплітуду поляˆ→E Eqs. (???) і (???) можна вирішити, і ми спостерігаємо коливання в різниці популяції, коливання Рабі [1]. Щоб показати це, введемо розстроювання між польовим і атомним резонансом.
Δ=ωab−ω2
і нові амплітуди ймовірності
Ce=ceejω2t,
Cg=cge−jω2t,
Це призводить до появи нової системи рівнянь з постійними коефіцієнтами.
ddtCe=−jΔCe−jΩrCg,
ddtCg=+jΔCg−jΩrCe,
Зверніть увагу, це зв'язок рівнянь режиму в часі. Тепер режими - електронні замість фотонних. Але в іншому все те ж саме. У випадку зникнення розстроювання особливо легко усунути одну зі змінних, і ми приходимо до
d2dt2Ce=−Ω2rCe
d2dt2Cg=−Ω2rCg
Рішенням цієї множини рівнянь є коливання, які ми шукаємо. Якщо атом знаходиться в момент часуt=0 в наземному стані, тобтоCg(0)=1 іCe(0)=0, відповідно, ми приходимо до
|cb(t)|2=cos2(Ω,t)
|ca(t)|2=sin2(Ω,t)
Тоді ймовірності знаходження атома в землі або збудженому стані
⟨→P⟩=−→Mcec∗g+c.c.
=−→Msin(2Ωrt)sin(ωegt).

Когерентне зовнішнє поле рухає популяцію атомної системи між двома доступними станами з періодомTr=π/Ωr. Застосування поля лише протягом половини цього періоду призводить до повної інверсії популяції. Ці коливання рабі спостерігалися в різних системах, починаючи від газів і закінчуючи напівпровідниками. Цікаво, що світло, що випромінюється від когерентно керованого дворівневого атома, за частотою не ідентичний рушійному полю. Якщо ми подивимося на спектр Фур'є поляризації відповідно до Eq. (???), отримуємо лінії на частотахω±=ωeg±2Ωr. Це явно нелінійний вихід, а бічні смуги називаються Mollow-Sidebands [2]. Найважливішим для існування цих коливань є когерентність атомної системи над хоча б одним Rabi-коливанням. Якщо ця когерентність руйнується досить швидко, коливання рабі не можуть відбутися, і тоді неможливо генерувати інверсію в дворівневій системі шляхом взаємодії зі світлом. Це стосується великого класу ситуацій у взаємодії світло-матерії. Тому нас цікавить, що відбувається в разі втрати когерентності внаслідок додаткової взаємодії атомів з тепловою ванною.
Оператор щільності
Для вивчення некогерентних або дисипативних процесів доцільно перейти до sta- статичного опису за допомогою оператора густини замість детермінованих хвильових функцій, аналогічних класичній статистичній механіці, де детерміновані траєкторії частинок замінюються розподілами ймовірностей.
Оператор щільності чистого стану визначається діадичним добутком стану з самим собою
ρ=|ψ⟩⟨ψ|
або у координатному представленні за допомогою2×2 −матриці
ρ=(ρeeρegρgeρgg).
У разі чистого стану (???) це
ρ=(cec∗ecec∗gcgc∗ecgc∗g).
Очевидно, що для досить простого випадку дворівневої системи кожному елементу матриці щільності відповідає фізична величина. Основна діагональ містить ймовірності популяції для рівнів, а позадіагональним елементом є очікуване значення позитивної або негативної частотної складової дипольного моменту атома, тобто його внесок у середню поляризацію.
Очікуване значення довільного оператораA можна обчислити за допомогою формули трасування
⟨A⟩=Tr{ρA}=⟨ψ|A|ψ⟩.
Перевага оператора щільності полягає в тому, що суміші чистих станів також можуть розглядатися в статистичному сенсі. Наприклад, якщо атом знаходиться в стані|e⟩ з ймовірністюpe і в стані|g⟩ з ймовірністюpg, оператор щільності
ρ=pe|e⟩⟨e|+pg|g⟩⟨g|
визначено, які можуть бути використані для обчислення середніх значень спостережуваних у належному статистичному сенсі
⟨A⟩=Tr{ρA}=pe⟨e|A|e⟩+pg⟨g|A|g⟩.
Оскільки матриці (???) to (???) будують повну базу у просторі2×2 −матриць, ми можемо висловити матрицю щільності як
ρ=ρee12(1+σz)+ρgg12(1−σz)+ρegσ++ρgeσ−
=121+12(ρee−ρgg)σz+ρegσ++ρgeσ−,
так як слід матриці щільності завжди один (нормалізація). Вибираючи нову базу1,σx,σy,σz, отримуємо
ρ=121+12(ρee−ρgg)σz+dxσx+dyσy,
із
dx=12(ρeg+ρge)=ℜ{⟨σ(+)⟩},
dy=j2(ρeg−ρge)=ℑ{⟨σ(+)⟩},
Очікуване значення дипольного оператора задається (???)
⟨→P⟩=Tr{ρ→P}=−→M∗Tr{ρσ+}+c.c.=−→M∗ρge+c.c.
З рівняння Шредінгера для хвильової функції|ψ⟩ ми можемо легко вивести рівняння руху для оператора густини, яке називається рівнянням фон Неймана
˙ρ=ddt|ψ⟩⟨ψ|+h.c.=1jℏH|ψ⟩⟨ψ|−1jℏ|ψ⟩⟨ψ|H=1jℏ[H,ρ].
Через лінійну природу рівняння це також правильне рівняння для оператора щільності, що описує довільну суміш станів. У випадку дворівневого атома рівняння фон Неймана дорівнює
˙ρ=1jℏ[HA,ρ]=−jω∈g2[σz,ρ].
Використовуючи комутаторні відносини (??????) - (), результат
˙ρ∈e=0,
˙ρgg=0,
˙ρeg=−jωegρeg→ρeg(t)=e−jωegtρeg(0),
˙ρge=jωegρge→ρge(t)=ejωegtρge(0).
Знову ізольований дворівневий атом має досить просту динаміку, популяції постійні, тільки дипольний момент коливається з частотою переходуω∈g, якщо був індукований дипольний моментt=0, тобто система знаходиться в стані суперпозиції.
Енерго- і фазово-релаксація
В реальності ізольованого атома немає. Адже в нашому випадку нас цікавить випромінюючий атом, тобто він має дипольну взаємодію з полем. Зв'язка з нескінченно багатьма режимами вільного поля призводить вже до мимовільного випромінювання, незворотного процесу. Ми могли б лікувати цей процес, використовуючи гамільтоніан
H=HA+HF+HA−F.
ТутHA знаходиться гамільтоніан атома, HF вільного поля іHA−F описує взаємодію між ними. Повне лікування за цими напрямками виходить за рамки цього класу і зазвичай проводиться на заняттях з квантової механіки. Але результат цього розрахунку простий і виводить в рівняння фон Неймана матриці зниженої щільності, тобто матриці щільності атома. При швидкості спонтанної емісії1/τsp, тобто зворотному спонтанному часу життяτsp, популяції змінюються відповідно до
ddt|ce(t)|2=ddtρee=−Γeρee+Γaρgg
з скороченнями
Γe=1τsp(nth+1),
Γa=1τspnth.
Тутnth наведено кількість термічно збуджених фотонів в режимах вільного поля з частотоюωegnth=1/(exp(hωeg/kT)−1), при температуріT.
Повна ймовірність перебувати в збудженому або наземному стані повинна підтримуватися, тобто
ddtρgg=−ddtρee=Γeρee−Γaρgg.
Якщо популяції розпадаються, так само поляризація теж, так якρge=c∗ecg, тобто
ddtρgejωegρeg−Γe+Γa2ρge.
Таким чином, поглинання, а також процеси емісії також руйнівні для фази, отже, відповідні швидкості складаються в швидкості розпаду фази.
Враховуючи когерентні (???-???) та некогерентні процеси (???-???), отримані наступні рівняння для нормованого середнього дипольного моментуd=dx+jdy та інверсіїw
˙d=˙ρge=(jωeg−1T2)d,
˙ω=˙ρee−˙ρgg=ω−ω0T1,
з постійними часом
1T1=2T2=Γe+Γa=2nth+1τsp
і інверсія рівновагиw0, обумовлена тепловим збудженням атома тепловим полем
w0=Γa−ΓeΓa+Γe=−11+2nth=−tanh(ℏωeg2kT).
Постійна часуT1 позначає енергетичну релаксацію в дворівневій системі іT2 фазову релаксацію. T2час кореляції між амплітудамиce іcg. Ця узгодженість руйнується при взаємодії дворівневої системи з навколишнім середовищем. У цій моделі енергетична релаксація становить половину фазової швидкості релаксації або
T2=2T1
Атоми в лазерному середовищі не тільки взаємодіють з електромагнітним полем, але крім того і з фононами решітки господаря, вони можуть зіткнутися один з одним в газовому лазері і так далі. Всі ці процеси необхідно враховувати при визначенні енергетичної і фазової швидкості релаксації. Деякі з цих процесів лише руйнують фазу, але насправді не призводять до втрати енергії в системі. Тому ці процеси зменшуються,T2 але не мають ніякого впливу наT1. У реальних системах час фазової релаксації найчастіше набагато коротше, ніж удвічі більше часу енергетичної релаксації,
T2≤2T1.
Якщо інверсія відхиляється від значення рівноваги,w0 вона розслабляється назад в рівновагу з постійною часуT1. Рівняння (???) показує, що для всіх температурT⟩0 інверсія негативна, тобто нижній рівень сильніше заселений, ніж верхній рівень. Таким чином, при некогерентному інверсії теплового світла в дворівневій системі досягти неможливо. Інверсія може бути досягнута тільки накачуванням некогерентним світлом, якщо в верхній лазерний рівень буде більше рівнів і подальших процесів релаксації. Завдяки цим релаксаційним процесам швидкістьΓa відхиляється від вираження рівноваги (???), і її доводиться замінювати швидкістю насосаΛ. Якщо швидкість насосаΛ перевищуєΓe, інверсія, відповідна Equation (???), стає позитивною,
w0=Λ−ΓeΛ+Γe.
Якщо ми допускаємо штучні негативні температури, ми отримуємо зT⟨0 для співвідношення швидкості релаксації
ΓeΓa=1+ˉnˉn=eℏωegkT⟨1.
Таким чином, накачування дворівневої системи відганяє систему далеко від теплової рівноваги, чого і доводиться очікувати.
Дворівневий атом з когерентним класичним зовнішнім полем
Якщо крім зв'язку із зовнішньою тепловою ванною, яка моделює спонтанний розпад, накачування та інші некогерентні процеси, когерентне зовнішнє поле, гамільтоніан повинен бути розширений дипольною взаємодією з цим полем,
HE=−→P→E(→xA,t).
Знову використовуємо взаємодію гамільтоніана в RWA
HE=12→M∗→E(t)(−)σ++h.c..
Це призводить в рівнянні фон Неймана до додаткового члена
˙ρ|E=1jℏ[HE,ρ]
=12jℏ→M∗→E(t)(−)[σ+,ρ]+h.c.
або
ρρee|E=12jℏ→E(−)ρge+c.c.,
ρρge|E=12jℏ→E(+)(ρee−ρgg),
ρρgg|E=−12jℏ→E(−)ρge+c.c.,
Еволюція дипольного моменту і інверсія змінюється
˙d|E=˙ρge|E=12jℏ→M→E(+)w,
˙w|E=˙ρee|E−˙ρgg|E=1jℏ(→M∗→E(−)d∗−→M→E(+)d).
Таким чином, загальна динаміка дворівневої системи, включаючи процеси накачування і дефазування від Eqs. (???) і (???) задається
˙d=−(1T2−jωeg)d+12jℏ→M→E(+)w,
˙w=−w−w0T1+1jℏ(→M∗→E(−)d−→M→E(+)d∗).
Ці рівняння називаються рівняннями Блоха. Вони описують динаміку атома, що взаємодіє з класичним електричним полем. Разом з Equation (2.2.2) вони будують рівняння Максвелла-Блоха.