杰恩斯-卡明斯模型

杰恩斯-卡明斯模型（Jaynes–Cummings model (JCM)）是一个量子光学的理论模型。 这是一个描述双态系统和量化光腔(optical cavity)交互作用的模型，这种交互作用和光子的存在与否无关(在电磁辐射能造成光子自发性的放射与吸收)。它主要被运用在原子物理学、量子光学、固态量子信息电路的理论与实验上。

杰恩斯-卡明斯模型。圆圈内展示了光子的发射与吸收

公式

系统哈密顿量

${\hat {H}}={\hat {H}}_{\text{field}}+{\hat {H}}_{\text{atom}}+{\hat {H}}_{\text{int}}$

由自由场哈密顿量，原子激发态哈密顿量，JCM哈密顿量组成：

${\begin{array}{lcl}{\hat {H}}_{\text{field}}&=&\hbar \omega _{c}{\hat {a}}^{\dagger }{\hat {a}}\\{\hat {H}}_{\text{atom}}&=&\hbar \omega _{a}{\frac {{\hat {\sigma }}_{z}}{2}}\\{\hat {H}}_{\text{int}}&=&{\frac {\hbar \Omega }{2}}{\hat {E}}{\hat {S}}.\end{array}}$

为方便起见，设真空场能量为 $0$.

其中：

• ${\begin{smallmatrix}{\hat {E}}={\hat {a}}+{\hat {a}}^{\dagger }\end{smallmatrix}}$场运算符，目的是把量化辐射场转化为玻色子的模型，另外双态原子是能被三维布洛赫球面所描述的半自旋粒子
  • ${\begin{smallmatrix}{\hat {a}}^{\dagger }\end{smallmatrix}}$是玻色子的创生算符
  • ${\begin{smallmatrix}{\hat {a}}\end{smallmatrix}}$ 是玻色子的湮灭算符

• ${\begin{smallmatrix}{\hat {S}}={\hat {\sigma }}_{+}+{\hat {\sigma }}_{-}\end{smallmatrix}}$是原子耦合区的偏振运算符
• ${\begin{smallmatrix}{\hat {\sigma }}_{+}=|e\rangle \langle g|\end{smallmatrix}}$与${\begin{smallmatrix}{\hat {\sigma }}_{-}=|g\rangle \langle e|\end{smallmatrix}}$ 是原子的阶梯算符
• ${\begin{smallmatrix}{\hat {\sigma }}_{z}=|e\rangle \langle e|-|g\rangle \langle g|\end{smallmatrix}}$ 是原子反转运算符
• ${\begin{smallmatrix}\omega _{a}\end{smallmatrix}}$是原子的跃迁频率
• ${\begin{smallmatrix}\omega _{c}\end{smallmatrix}}$ 是模型的角频率

JCM哈密顿量

通过把薛定谔绘景转换为相互作用绘景(又名旋转框架(rotating frame)) ，使得${\begin{smallmatrix}H_{0}={\hat {H}}_{\text{field}}+{\hat {H}}_{\text{atom}}\end{smallmatrix}}$，可以得到：

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

这个哈密顿量同时包含了两个部分：

• ${\begin{smallmatrix}(\omega _{c}+\omega _{a})\end{smallmatrix}}$ 是快速震荡，
• ${\begin{smallmatrix}(\omega _{c}-\omega _{a})\end{smallmatrix}}$ 是慢速震荡。

为了求解这个方程，简化模型是再所难免的。注意到，当 ${\begin{smallmatrix}|\omega _{c}-\omega _{a}|\ll \omega _{c}+\omega _{a}\end{smallmatrix}}$ 的时候，快速振荡的 “反向旋转”项（也就是快速震荡项）可被忽略，这被称为旋波近似。再将之转换回薛定谔绘景，JCM哈密顿量就变成了：

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

其中，

• ${\begin{smallmatrix}\hbar \Omega /2=d(\omega _{a}/\hbar V\epsilon _{0})^{1/2}\end{smallmatrix}}$是原子场的耦合常数，
• ${\begin{smallmatrix}d\end{smallmatrix}}$是原子跃迁时刻，
• ${\begin{smallmatrix}V\end{smallmatrix}}$是腔模的体积。

本征态

一般情况下，将哈密顿量拆分为2部分有助于对其进行求解:

${\hat {H}}_{\text{JC}}={\hat {H}}_{I}+{\hat {H}}_{II},$

其中，

${\begin{array}{lcl}{\hat {H}}_{I}&=&\hbar \omega _{c}\left({\hat {a}}^{\dagger }{\hat {a}}+{\frac {{\hat {\sigma }}_{z}}{2}}\right)\\{\hat {H}}_{II}&=&\hbar \delta {\frac {{\hat {\sigma }}_{z}}{2}}+{\frac {\hbar \Omega }{2}}\left({\hat {a}}{\hat {\sigma }}_{+}+{\hat {a}}^{\dagger }{\hat {\sigma }}_{-}\right)\end{array}}$

${\begin{smallmatrix}\delta =\omega _{a}-\omega _{c}\end{smallmatrix}}$ 称之为场与双态系统的失谐量（频率）。

为了更好地求解哈密顿量，把${\begin{smallmatrix}{\begin{smallmatrix}{\hat {H}}_{I}\end{smallmatrix}}\end{smallmatrix}}$的本征态转换成张量积 ${\begin{smallmatrix}|n,g\rangle ,|n,e\rangle \end{smallmatrix}}$（${\begin{smallmatrix}n\in \mathbb {N} \end{smallmatrix}}$，表示模型中辐射量子的数量。）

对位任意正整数n，状态${\begin{smallmatrix}|\psi _{1n}\rangle :=|n,e\rangle \end{smallmatrix}}$ 与状态${\begin{smallmatrix}|\psi _{2n}\rangle :=|n+1,g\rangle \end{smallmatrix}}$ 会退化为${\begin{smallmatrix}{\hat {H}}_{I}\end{smallmatrix}}$ ，${\begin{smallmatrix}{\hat {H}}_{\text{JC}}\end{smallmatrix}}$ 足以在子空间${\begin{smallmatrix}{\text{span}}\{|\psi _{1n}\rangle ,|\psi _{2n}\rangle \}\end{smallmatrix}}$对角化。 ${\begin{smallmatrix}{\hat {H}}_{\text{JC}}\end{smallmatrix}}$的元素属于${\begin{smallmatrix}{H}_{ij}^{(n)}:=\langle \psi _{in}|{\hat {H}}_{\text{JC}}|\psi _{jn}\rangle \end{smallmatrix}}$的子空间，表示为：

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

对于任意正整数n，能量本征态${\textstyle {\begin{smallmatrix}H^{(n)}\end{smallmatrix}}}$为：

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

其中，${\begin{smallmatrix}\Omega _{n}(\delta )={\sqrt {\delta ^{2}+\Omega ^{2}(n+1)}}\end{smallmatrix}}$ 是拉比频率特殊的失谐参数。

含能量本征态 ${\begin{smallmatrix}|n,\pm \rangle ~\end{smallmatrix}}$的特征值是：

$|n,+\rangle =\cos \left({\frac {\alpha _{n}}{2}}\right)|\psi _{1n}\rangle +\sin \left({\frac {\alpha _{n}}{2}}\right)|\psi _{2n}\rangle$

$|n,-\rangle =-\sin \left({\frac {\alpha _{n}}{2}}\right)|\psi _{1n}\rangle +\cos \left({\frac {\alpha _{n}}{2}}\right)|\psi _{2n}\rangle$

其中，${\begin{smallmatrix}\angle \alpha _{n}=\tan ^{-1}\left({\frac {\Omega {\sqrt {n+1}}}{\delta }}\right)\end{smallmatrix}}$

薛定谔绘景动量

为了得到动量的一般情况。 首先考虑一个场叠加态的初态 ${\begin{smallmatrix}~|\psi _{\text{field}}(0)\rangle =\sum _{n}{C_{n}|n\rangle }~\end{smallmatrix}}$，若置一激发态原子于场内，则系统初态为：

$|\psi _{\text{tot}}(0)\rangle =\sum _{n}C_{n}\left[\cos \left({\frac {\alpha _{n}}{2}}\right)|n,+\rangle -\sin \left({\frac {\alpha _{n}}{2}}\right)|n,-\rangle \right].$

其中 ${\begin{smallmatrix}~|n,\pm \rangle ~\end{smallmatrix}}$ 是该系统的定态, 含时状态向量是：

$|\psi _{\text{tot}}(t)\rangle =e^{-i{\hat {H}}_{\text{JC}}t/\hbar }|\psi _{\text{tot}}(0)\rangle =\sum _{n}C_{n}\left[\cos \left({\frac {\alpha _{n}}{2}}\right)|n,+\rangle e^{-iE_{+}(n)t/\hbar }-\sin \left({\frac {\alpha _{n}}{2}}\right)|n,-\rangle e^{-iE_{-}(n)t/\hbar }\right],t>0$

相互作用绘景动量

可以直接通过海森堡记法（Heisenberg notation）来确定幺正演化算符（unitary evolution operator） :

${\begin{matrix}{\begin{aligned}{\hat {U}}(t)&=e^{-i{\hat {H}}_{\text{JC}}t/\hbar }\\&={\begin{pmatrix}e^{-i\omega _{c}t({\hat {a}}^{\dagger }{\hat {a}}+{\frac {1}{2}})}\left(\cos t{\sqrt {{\hat {\varphi }}+g^{2}}}-i\delta /2{\frac {\sin t{\sqrt {{\hat {\varphi }}+g^{2}}}}{\sqrt {{\hat {\varphi }}+g^{2}}}}\right)&-ige^{-i\omega _{c}t({\hat {a}}^{\dagger }{\hat {a}}+{\frac {1}{2}})}{\frac {\sin t{\sqrt {{\hat {\varphi }}+g^{2}}}}{\sqrt {{\hat {\varphi }}+g^{2}}}}\,{\hat {a}}\\-ige^{-i\omega _{c}t({\hat {a}}^{\dagger }{\hat {a}}-{\frac {1}{2}})}{\frac {\sin t{\sqrt {\hat {\varphi }}}}{\sqrt {\hat {\varphi }}}}{\hat {a}}^{\dagger }&e^{-i\omega _{c}t({\hat {a}}^{\dagger }{\hat {a}}-{\frac {1}{2}})}\left(\cos t{\sqrt {\hat {\varphi }}}+i\delta /2{\frac {\sin t{\sqrt {\hat {\varphi }}}}{\sqrt {\hat {\varphi }}}}\right)\end{pmatrix}}\end{aligned}}\end{matrix}}$

其中，定义算符$~{\hat {\varphi }}~$为

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

$~{\hat {U}}~$的幺正(unitary )被恒等定义：

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

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

幺正算符可以计算被密度矩阵$~{\hat {\rho }}(t)~$所描述的含时系统状态的演变，幺正算符包含了所有可观测量。给定初态$~{\hat {\rho }}(0)~$，则有：

${\hat {\rho }}(t)={\hat {U}}^{\dagger }(t){\hat {\rho }}(0){\hat {U}}(t)$，

$\langle {\hat {\Theta }}\rangle _{t}={\text{Tr}}[{\hat {\rho }}(t){\hat {\Theta }}]$ ，

其中，$~{\hat {\Theta }}~$ 是表示可观测量的算符。

量子震荡的崩塌和复兴

原子反转的量子震荡图像（二次反比失谐参数 ${\begin{smallmatrix}a=(\delta /(2g))^{2}=40\end{smallmatrix}}$， 其中$\delta$是失谐参数），基于 A.A. Karatsuba 和 E.A. Karatsuba 取得的基本公式。

参考文献

• Serge Haroche, Jean-Michel Raimond: Exploring the Quantum: Atoms, Cavities, and Photons. Oxford University Press 2006, ISBN 978-0198509141

延伸阅读

• C.C. Gerry and P.L. Knight (2005). Introductory Quantum Optics, Cambridge: Cambridge University Press.
• M. O. Scully and M. S. Zubairy (1997), Quantum Optics, Cambridge: Cambridge University Press.
• D. F. Walls and G. J. Milburn (1995), Quantum Optics, Springer-Verlag.