Sötét állapotok szerepe fénnyel indukált koherens kontroll folyamatokban
|
|
- Zsófia Vass
- 7 évvel ezelőtt
- Látták:
Átírás
1 Sötét állapotok szerepe fénnyel indukált koherens kontroll folyamatokban Kis Zsolt Kvantumoptikai és Kvantuminformatikai Osztály MTA Szilárdtestfizikai és Optikai Kutatóintézet H- Budapest, Konkoly-Thege Miklós út 9-33 Tihanyi Iskola, 00. szeptember.
2 Tartalom Bevezetés Sötét állapotok felfedezése Adiabatikus populációtranszfer Adiabatikus populációtranszfer három-szintes rendszerben Koherens kontroll sötés altérben Sötét állapotokon alapuló koherens kontroll eljárások Adiabatikus populációtranszfer tripod rendszerben Általános degenerált STIRAP Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer Kvantumbit forgatás 3 Sötét állapotokon alapuló hullámterjedési jelenségek Bevezetés Elektromágnesesen indukált transzparencia Fotonok koherens tárolása
3 Tartalom Bevezetés Sötét állapotok felfedezése Adiabatikus populációtranszfer Adiabatikus populációtranszfer három-szintes rendszerben Koherens kontroll sötés altérben Sötét állapotokon alapuló koherens kontroll eljárások Adiabatikus populációtranszfer tripod rendszerben Általános degenerált STIRAP Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer Kvantumbit forgatás 3 Sötét állapotokon alapuló hullámterjedési jelenségek Bevezetés Elektromágnesesen indukált transzparencia Fotonok koherens tárolása
4 Sötét állapotok felfedezése G. Alzetta-kísérlet (Pisa, 976) F = 3 S / 77 MHz F = D, σ + RF átmeneteket vizsgáltak a nátrium D (3 S / 3 P /, nm) vonalában gázcella inhomogén mágneses térben az F nívók felhasadnak a megvilágító lézer sokmódusú festéklézer ( ν L =90MHz) gas cell 3S ν RF H 0 z H z
5 Sötét állapotok felfedezése Sötét vonalak az RF mezőt kikapcsolták és a cellát kissé elforgatták a fénynek σ + és π komponense lett D, σ +, π gas cell 3S ν = k ν L H z a fényes háttérben sötét vonalak jelentek meg, ν=740mhz
6 Sötét állapotok felfedezése Sötét állapotok laser I abszorpció 77MHz kiderült, hogy ν = 6 ν L az E(F =, M F = ) E(F =, M F = ) = h ν, amikor H z = 5 G más nívópárok is kielégítik a rezonanciafeltételt ν L legyen Ω = de H = 4 0 Ω 3 (t) 0 Ω (t) Ω (t) 5 0 Ω (t) ha =, akkor a ψ D = Ω g Ω g nem csatolt a terekhez, sötét állapot g e g
7 Adiabatikus populációtranszfer Modell Hamilton-operátor Ω A Schrödinger egyenlet az atomi sajátállapot bázisban { ψ, ψ }: i d» c =»» (t) Ω(t) c. dt c Ω(t) (t) c p Sajátenergiák: ε ± = ± (t) + Ω(t). Sajátállapotok: ϕ = cos ϑ ψ sin ϑ ψ, ϕ + = sin ϑ ψ + cos ϑ ψ, ahol tan ϑ(t) = Ω(t) (t). A { ϕ, ϕ + } sajátállapotok az adiabatikus állapotok.
8 Adiabatikus populációtranszfer Áttérés forgó-koordinátarendszerre A bázisvektorok egy forgó koordinátarendszert határoznak meg:» cos ϑ sin ϑ U = sin ϑ cos ϑ Az új koordinátarendszerben az állapotvektor: A Schrödinger egyenlet az új bázisban: b = U c i d dt (U c) = i du c + i U dc dt dt = i du UU c + U HUU c dt «= i du U + U HU b dt
9 Adiabatikus populációtranszfer Adiabatikus közelítés Komponensenként kiírva: i d dt» b b + =» ε i ϑ» b i ϑ ε + b + Adiabatikus közelítés: avagy ϕ + ϕ ε + ε ϑ ε + ε. Időfejlődés adiabatikus határesetben Z! t b q(t) = exp i ε(t )dt ϕ q(t 0 ) ψ(t 0 ) t 0 ψ(t) = b (t) ϕ (t) + b +(t) ϕ +(t)
10 Adiabatikus populációtranszfer Kísérleti megvalósítás Atomnyaláb folytonos (CW) lézersugarakat keresztez Ω Ω = Atom π/ π/4 Ω(τ) θ(τ) (τ) P P τ
11 Adiabatikus populációtranszfer Tulajdonságok összefoglalása Előnyök: az impulzusok alakja és időzítése tág határok között szabadon választható a elhangolást nem szükséges pontosan beállítani a populációtranszfer robusztus a kísérleti paraméterek ingadozásával szemben Hátrányok: intenzív lézerfény szükséges viszonylag lassú a Rabi oszcillációhoz képest
12 Adiabatikus populációtranszfer Tulajdonságok összefoglalása Előnyök: az impulzusok alakja és időzítése tág határok között szabadon választható a elhangolást nem szükséges pontosan beállítani a populációtranszfer robusztus a kísérleti paraméterek ingadozásával szemben Hátrányok: intenzív lézerfény szükséges viszonylag lassú a Rabi oszcillációhoz képest
13 Adiabatikus populációtranszfer három-szintes rendszerben Stimulált Raman adiabatikus átmenet (STIRAP) Csatolási séma és a Schrödinger egyenlet: Ω p Ω S 3 d i 4 dt c c c = 4 0 Ωp(t) 0 Ωp(t) Ω S(t) 0 Ω S(t) c c c 3 3 5
14 Adiabatikus populációtranszfer három-szintes rendszerben Stimulált Raman adiabatikus átmenet (STIRAP) Csatolási séma és a Schrödinger egyenlet: Ω p Ω S 3 d i 4 dt c c c = 4 0 Ωp(t) 0 Ωp(t) Ω S(t) 0 Ω S(t) c c c 3 3 5
15 Adiabatikus populációtranszfer három-szintes rendszerben Stimulált Raman adiabatikus átmenet (STIRAP) Csatolási séma és a Schrödinger egyenlet: 3 c Ω p Ω S d 0 Ωp(t) 0 i 4 c 5 = 4 dt Ωp(t) Ω S(t) c 3 0 Ω S(t) 0 3 Az ε 0 = 0 sajátértékhez tartozó sajátállapot: c c c ϕ 0 = cos ϑ ψ sin ϑ ψ 3, ahol tan ϑ(t) = Ωp(t). A ϕ Ω S (t) 0 állapot egy ún. sötét állapot. A rendszernek még két további fényes állapota is van. Adiabatikussági feltétel ( = 0): ϑ q Ω p(t) + Ω S (t). Amennyiben az adiabatikussági feltétel teljesül, a rendszer időfejlődése a sötét altérben történik.
16 Adiabatikus populációtranszfer három-szintes rendszerben Anti-intuitív impulzusszekvencia ϕ 0 (t) = cos(ϑ(t)) ψ sin(ϑ(t)) ψ 3, ahol tan ϑ(t) = Ωp(t) Ω S (t) π π Ω S(t) P (t) θ(t) Ω p(t) 0. P 3(t) ψ i = ϕ 0 (t i ) ψ f = ϕ 0 (t f ) legyen ϑ(t i ) = 0 és ϑ(t f ) = π/
17 Adiabatikus populációtranszfer három-szintes rendszerben Kísérleti megvalósítás Atomnyaláb CW lézersugarakat keresztez Ω S Ω P Atom Robusztusság: nem szükséges pontosan kontrollálni az impulzusok időzítését és alakját az impulzus területe A = ΩT nagy legyen a i koherenciák bomlása nagy impulzusterülettel ellensúlyozható két-fotonos rezonancia fenntartása elengedhetetlen
18 Koherens kontroll sötés altérben rendszer csatolás reservoir
19 Koherens kontroll sötés altérben rendszer csatolás reservoir a rendszer hatását a reservoir-ra elhanyagoljuk (spontán emisszió szabad térben) megkülönböztetünk populáció-relaxációs T = Γ és koherencia-relaxációs T = γ időket ee = i([h, ]) ee Γ ee eg = i([h, ]) eg γ eg A dekoherencia hatása elkerülhető/csökkenthető: (α) a folyamat hossza rövidebb a relaxációs időknél (β) a folyamat sötét altérben zajlik, ekkor a populáció-relaxáció nem játszik szerepet, de a koherencia-relaxáció igen Az adiabatikus kontroll-módszerekkel a rendszer állapota sötét altérben tartható
20 Tartalom Bevezetés Sötét állapotok felfedezése Adiabatikus populációtranszfer Adiabatikus populációtranszfer három-szintes rendszerben Koherens kontroll sötés altérben Sötét állapotokon alapuló koherens kontroll eljárások Adiabatikus populációtranszfer tripod rendszerben Általános degenerált STIRAP Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer Kvantumbit forgatás 3 Sötét állapotokon alapuló hullámterjedési jelenségek Bevezetés Elektromágnesesen indukált transzparencia Fotonok koherens tárolása
21 Adiabatikus populációtranszfer tripod rendszerben A tripod csatolás Csatolási séma és a Schrödinger egyenlet: 3 P 4 Q S 3 i d dt 6 4 c c c 3 c = P(t) 0 0 P(t) S(t) Q(t) 0 S(t) Q(t) c c c 3 c
22 Adiabatikus populációtranszfer tripod rendszerben A tripod csatolás Csatolási séma és a Schrödinger egyenlet: 3 P 4 Q S 3 i d dt 6 4 c c c 3 c = P(t) 0 0 P(t) S(t) Q(t) 0 S(t) Q(t) c c c 3 c Φ 3 Φ Φ Φ 4
23 Adiabatikus populációtranszfer tripod rendszerben A tripod csatolás Csatolási séma és a Schrödinger egyenlet: 3 P 4 Q Φ 3 S 3 i d dt 6 4 c c c 3 c = P(t) P(t) S(t) Q(t) 0 S(t) Q(t) 0 0 Az adiabatikus bázisban és az adiabatikus határesetben:»» d B 0 = ϑ(t)» sin ϕ(t) B dt B ϑ(t) sin ϕ(t) 0 B c c c 3 c Φ Φ 4 Φ ahol tan ϑ(t) = P(t) S(t), tanϕ(t) = Q(t) p S(t) + P(t)
24 Általános degenerált STIRAP Összetett csatolások szeparálása M= J =4 f S M= M= J g = J e =3 P Az általános, degenerált STIRAP Hamilton-operátora: 0 p(t)p 0 3 H(t) = 4 p(t)p s(t)s 5 0 s(t)s 0 Első kérdés: hány sötét állapot van?
25 Általános degenerált STIRAP Morris-Shore transzformáció b a b a tekintsünk két csatolt állapothalmazt az energia-sajátállapot bázisban a Hamilton-operátor» H = Ω Ω 0 található egy olyan unitér mátrix pár, A és B, hogy a belőlük képzett» B 0 U = 0 A unitér mátrixszal transzformálva a Hamilton-operátort " UHU = e # Ω Ω e 0 kvázi-diagonális e Ω csatoló mátrixot kapunk. Az új bázisban N > N < nem csatolt és N < pár csatolt állapotot kapunk.
26 Általános degenerált STIRAP Sötét állapotok az általános STIRAP-ban M= J =4 f b M= M= J = g J =3 e S P a b a A STIRAP esetében a g- és f -halmazok alkotják az a-halmazt, míg az e-halmaz alkotja a b-halmazt. Általában a sötét állapotok száma N D = N g + N f N e. Elégséges feltétel a teljes populációtranszferre: N g N e N f. A kezdeti állapot tetszőleges tiszta vagy kevert állapot lehet a g-halmazban.
27 Általános degenerált STIRAP Sötét állapotok az általános STIRAP-ban Második kérdés: hogyan lehet meghatározni a sötét és a fényes állapotokat? MS transzformáció a Stokes mezőn 8h i eσ 0 if N f > N e, (a) f >< es = eσ if N f = N e, S " # eσ e >: if N f < N e, 0 P a sajátérték egyenlet (b) f g eh(t) e Φ k (t) = ε k (t) e Φ k (t) S e P g N g N e N f, az ε 0 = 0 -hoz tartozó sajátvektor eφ (l) 0 (t) = N (l) 0 (t) 6 4 s(t)x (l) 0 0 p(t) e Σ e Px (l) g e f f
28 Általános degenerált STIRAP Sötét állapotok az általános STIRAP-ban Második kérdés: hogyan lehet meghatározni a sötét és a fényes állapotokat? MS transzformáció a Stokes mezőn 8h i eσ 0 if N f > N e, (a) f >< es = eσ if N f = N e, S " # eσ e >: if N f < N e, 0 P a sajátérték egyenlet (b ) f g eh(t) e Φ k (t) = ε k (t) e Φ k (t) S e P g N g N e N f, az ε 0 = 0 -hoz tartozó sajátvektor eφ (l) 0 (t) = N (l) 0 (t) 6 4 s(t)x (l) 0 0 p(t) e Σ e Px (l) g e f f
29 Általános degenerált STIRAP Időfejlődés Harmadik kérdés: adiabatikus időfejlődés feltétele? az adiabatikusság feltételei hasonlóak a Φ háromállapotú STIRAP-éhoz N g+n e+nf adiabatikus határesetben a sötét és fényes Φ állapotok között elhanyagolhatók a csatolások N D+ Φ () (N D) 0 Φ0 Φ N D+ amely enyenértékű e Φ (l) 0 (t) ėφ k (t) ε k (t) s(t)ṗ(t) p(t)ṡ(t) M(t) ε k (t)
30 Általános degenerált STIRAP Időfejlődés Harmadik kérdés: adiabatikus időfejlődés feltétele? az adiabatikusság feltételei hasonlóak a Φ háromállapotú STIRAP-éhoz N g+n e+nf adiabatikus határesetben a sötét és fényes Φ állapotok között elhanyagolhatók a csatolások N D+ Φ () (N D) 0 Φ0 Φ N D+ amely enyenértékű e Φ (l) 0 (t) ėφ k (t) ε k (t) s(t)ṗ(t) p(t)ṡ(t) M(t) ε k (t)
31 Általános degenerált STIRAP Időfejlődés Harmadik kérdés: adiabatikus időfejlődés feltétele? az adiabatikusság feltételei hasonlóak a Φ háromállapotú STIRAP-éhoz N g+n e+nf adiabatikus határesetben a sötét és fényes Φ állapotok között elhanyagolhatók a csatolások N D+ Φ () (N D) 0 Φ0 Φ N D+ amely enyenértékű e Φ (l) 0 (t) ėφ k (t) ε k (t) s(t)ṗ(t) p(t)ṡ(t) M(t) ε k (t)
32 Általános degenerált STIRAP Időfejlődés Harmadik kérdés: adiabatikus időfejlődés feltétele? az adiabatikusság feltételei hasonlóak a Φ háromállapotú STIRAP-éhoz N g+n e+nf adiabatikus határesetben a sötét és fényes Φ állapotok között elhanyagolhatók a csatolások N D+ Φ () (N D) 0 Φ0 Φ N D+ amely enyenértékű e Φ (l) 0 (t) ėφ k (t) ε k (t) s(t)ṗ(t) p(t)ṡ(t) M(t) ε k (t) Összefoglalva: Nincs csatolás a sötét állapotok között. A g-halmaz bármely tiszta vagy kevert állapota teljesen átvihető az f -halmazba.
33 Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer Kvantuminterferencia az átmeneti útvonalak között f S e P g
34 Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer Kvantuminterferencia az átmeneti útvonalak között f S e P g
35 Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer Kvantuminterferencia az átmeneti útvonalak között f S e P g φ=0 ρ = α S α p
36 Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer Kvantuminterferencia az átmeneti útvonalak között f S e P g φ=π ρ = α S α p
37 Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer Kvantuminterferencia az átmeneti útvonalak között f S e P φ=π g = α (p) + + α (S) + = α (p) + α (S) 3 = α (p) α(s)
38 Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer A sötét állapotok meghatározása Tekintsük a hat-szintes alrendszert: két sötét állapot van, az egyiknek ψ () D csak az f -halmazban vannak elemei a Stokes mező MS transzformációja matematikailag komplikált ehelyett, a transzfer sötét-állapotra ψ D (t) reljesül H(t)Ψ D (t) = 0, ( eqs.) Ψ () D Ψ D(t) = 0.
39 Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer A sötét állapotok meghatározása Tekintsük a hat-szintes alrendszert: két sötét állapot van, az egyiknek ψ () D csak az f -halmazban vannak elemei a Stokes mező MS transzformációja matematikailag komplikált ehelyett, a transzfer sötét-állapotra ψ D (t) reljesül Az egyenletrendszer megoldása H(t)Ψ D (t) = 0, ( eqs.) Ψ () D Ψ D(t) = 0. d 0,0 (t) = s(t) N(t) ( S+ 4 + S S S + ), d, (t) = p(t) 5 N(t) 3 S +(P S S+ P+[6 S + S + ]), d,0 = p(t) 0 (P S + S+ + P+ S S ), 3 N(t) d, (t) = p(t) N(t) 5 3 S (P +S S + P [6 S + + S ]).
40 Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer A sötét állapotok meghatározása A kilenc-szintes teljesen csatolt rendszernek a következő tulajdonságai vannak: három sötét állapot van, kettő ψ (k) D (k =, ) teljesen az f -halmazban fekszik a transzfer sötét állapot ψ D (t) a következő egyenletrendszer megoldásával határozható meg: f S e P g H(t)Ψ D (t) = 0, (3 eqs.) Ψ (k) D Ψ D(t) = 0, k =,
41 Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer Teljesség Nincs olyan ψ f, hogy ψ D ψ f = 0 minden ψ D esetén. hat-szintes rendszerre (ψ f = [v v 0 v ] T ) tan(ϕ S ) = e i(α(s) + α(s) ) 6v0 ± q 6v 0 4v v v.
42 Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer Teljesség Nincs olyan ψ f, hogy ψ D ψ f = 0 minden ψ D esetén. hat-szintes rendszerre (ψ f = [v v 0 v ] T ) tan(ϕ S ) = e i(α(s) + α(s) ) 6v0 ± q 6v 0 4v v v. kilenc-szintes rendszerre (a = S /S 0, b = S +/S 0, és ψ f = [v... v ] T )) b = v a 3 + 3v 0 a + v a + v (v a +, v )a 0 = 6X (v a + Q k (v f )a k, v ) a 4 k=0
43 Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer Teljesség Nincs olyan ψ f, hogy ψ D ψ f = 0 minden ψ D esetén. hat-szintes rendszerre (ψ f = [v v 0 v ] T ) tan(ϕ S ) = e i(α(s) + α(s) ) 6v0 ± q 6v 0 4v v v. kilenc-szintes rendszerre (a = S /S 0, b = S +/S 0, és ψ f = [v... v ] T )) b = v a 3 + 3v 0 a + v a + v (v a +, v )a 0 = 6X (v a + Q k (v f )a k, v ) a 4 Johann Carl Friedrich Gauss (Doctoral Dissertation, 799): The Fundamental Theorem of Algebra: Every polynomial equation of degree n with complex coefficients has n roots in the complex numbers. k=0
44 Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer Alkalmazások populációtranszfer atomokban Zeeman-multiplettek között populációtranszfer molekulák rovibrációs állapotai között molekuláris gépek mozgásának kontrollja kvantumbiteken végzett műveletek implementációja...
45 Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer Alkalmazások populációtranszfer atomokban Zeeman-multiplettek között populációtranszfer molekulák rovibrációs állapotai között molekuláris gépek mozgásának kontrollja kvantumbiteken végzett műveletek implementációja...
46 Kvantumbit forgatás A tripod-kvantumbit a kvantumbit egy kéttagú szuperponált állapot: i = a + b elforgatott állapotot: f = ˆR n(ζ) i, ahol n a forgatás tengelye és ζ a forgatás szöge ˆR n(ζ) SU(): ˆR n(ζ)=exp ` i ζ n ˆσ
47 Kvantumbit forgatás A tripod-kvantumbit a kvantumbit egy kéttagú szuperponált állapot: i = a + b elforgatott állapotot: f = ˆR n(ζ) i, ahol n a forgatás tengelye és ζ a forgatás szöge ˆR n(ζ) SU(): ˆR n(ζ)=exp ` i ζ n ˆσ Megvalósítás négy-szintes csatolt rendszerben: Ω (t) e Ω (t) Ω a(t) A rendszer Hamilton-operátora: Ĥ(t)= e e + X (Ω i (t) i e + h.c.), i=,,a ahol az és indexű impulzusok definíciója: a Ω (t)= Ω(t) cos α, Ω (t)= Ω(t) sin α e iβ. Új bázis: C = cos α + sin α e iβ, csatolt, D = sin α + cos α e iβ, nem csatolt
48 Kvantumbit forgatás Adiabatikus forgatás Ω a(t) e Ω C(t) a C, D bázisban a Hamilton-operátor három-szintes rendszert ír le: Ĥ(t)= e e + X (Ω i (t) i e + h.c.). a kvantumbit az új bázisban: i=c,a a C D i = D i D + C i C.
49 Kvantumbit forgatás Adiabatikus forgatás Ω a(t) e Ω C(t) a C, D bázisban a Hamilton-operátor három-szintes rendszert ír le: Ĥ(t)= e e + X (Ω i (t) i e + h.c.). a kvantumbit az új bázisban: i=c,a a C D A forgatás két lépésben történik: i = D i D + C i C. Az első STIRAP impulzus-szekvencia során Ω C (t) a pumpa és Ω a(t) a Stokes impulzus. Az impulzusok elhaladása után a rendszer állapota: ψ = D i D C i a.
50 Kvantumbit forgatás Adiabatikus forgatás e Ω a(t)e iδ Ω C(t) a C, D bázisban a Hamilton-operátor három-szintes rendszert ír le: Ĥ(t)= e e + X (Ω i (t) i e + h.c.). i=c,a a C D A forgatás két lépésben történik: a kvantumbit az új bázisban: i = D i D + C i C. Az első STIRAP impulzus-szekvencia során Ω C (t) a pumpa és Ω a(t) a Stokes impulzus. Az impulzusok elhaladása után a rendszer állapota: ψ = D i D C i a. A második STIRAP impulzus-szekvencia során Ω C (t) a Stokes és Ω a(t)e iδ a pumpa impulzus. Az impulzusok elhaladása után a rendszer végső állapota: ψ f = D i D + e iδ C i C.
51 Kvantumbit forgatás A forgatás időfüggése A C és D állapotok kifejtése után kapjuk: ψ f =e iδ/ˆrn(δ) i, ahol n = [cos(α) cos(β), cos(α) sin(β), sin(α)] T. 8 8 Rabi frequencies Popualtions t t t
52 Kvantumbit forgatás A forgatási eljárás megvalósítása: csapdázott atomok, ionok ritkaföldfémmel adalékolt egykristályokban: pl. Y SiO 5:Pr 3+ félvezető nanostruktúrákban, pl. kvantumpöttyökben A séma kiterjeszthető két-kvantumbites műveletekre is.
53 Tartalom Bevezetés Sötét állapotok felfedezése Adiabatikus populációtranszfer Adiabatikus populációtranszfer három-szintes rendszerben Koherens kontroll sötés altérben Sötét állapotokon alapuló koherens kontroll eljárások Adiabatikus populációtranszfer tripod rendszerben Általános degenerált STIRAP Hat- és kilenc-szintes csatolt rendszer Kvantumbit forgatás 3 Sötét állapotokon alapuló hullámterjedési jelenségek Bevezetés Elektromágnesesen indukált transzparencia Fotonok koherens tárolása
54 Bevezetés Elektromágneses síkhullám terjedése polarizálható közegben hullámegyenlet» z E(t, z) = µ c t 0 σ t E(t, z) + µ 0 P(t, z) t {t, z}-ben lassan változó burkolójú, monokróm tér esetén (σ = 0)» z + E (+) (t, z) = i kvac P (+) (t, z) c t ε 0 időben retardált koordinátarendszerben (τ = t z/c és ζ = z) a hullámegyenlet ζ E(+) (τ, ζ) = i kvac ε 0 P (+) (τ, ζ) polarizáció két-szintes rendszerben, dipól átmenet esetén P(τ, ζ) = N Tr{ˆµ } = N(µ ge eg + µ eg ge) = P (+) (τ, ζ)e iωτ + c.c. a polarizáció felbontható a térben lineáris és nemlineáris tagokra (P P (+) ) P(τ, ζ) = ε 0 χ( ω,ω)e(τ, ζ) + P NL ({E(τ, ζ)})
55 Elektromágnesesen indukált transzparencia Csatolási séma tekintsünk egy effektív három-szintes rendszert: ω p: gyenge próba fényhullám frekvenciája ω C : erős csatoló fényhullám frekvenciája Γ 3i : bomlási ráták a fényhullámok és atomok közötti kölcsönhatást leíró Hamilton-operátor: H int = [Ωpeı τ 3 + Ω ce ı τ 3 + h.a.] az a ± felöltöztetett állapotok destruktív kvantuminterferncia az a + és a útvonalak között
56 Elektromágnesesen indukált transzparencia Lineáris szuszceptibilitás A sűrűségoperátor mozgásegyenlete: d dτ = ı [H int, ] + Γ 3 [σ 3 σ 3 σ 33 σ 33 ] + Γ 3 [σ 3 σ 3 σ 33 σ 33 ] + γ deph [σ σ σ σ ] + γ 3deph [σ 33 σ 33 σ 33 σ 33 ] stacionárius megoldás (Ω p-ben első rendig):, = 0, 33 = 0 Ω c 3 = ı γ + ı( ), 3 = ı Ωc + Ω p γ 3 + ı, Ω p 3 = ı γ 3 + ı a közeg polarizációja ( =, δ = ): P(τ, ζ) = N `µ 3 3 (τ, ζ)e ıω3τ + µ 3 3 (τ, ζ)e ıω3τ + c.c. P p(τ, ζ) = h i ε 0 χ () ( ω p, ω p)e (+) p (τ, ζ)e ıωpτ + c.c.
57 Elektromágnesesen indukált transzparencia EIT vs két-szintes rendszer szuszceptibilitása egyszerűbb modell: γ = 0 és = 0 lineáris szuszceptibilitás: χ () ( ω p, ω p) = N µ 3 ε 0 4 ( Ωc 4 ) + ı8 γ 3 ( Ω c 4 ) + 4γ 3 a próbamezőre vonatkozó szuszceptibilitás: Ω c = 0.5γ 3
58 Elektromágnesesen indukált transzparencia Hullámterjedés EIT közegben folytonos hullám átviteli függvénye: T(ω p, L) = exp[ıklχ () ( ω p, ω p)/] az átviteli függvény spektrális szélessége: ω tr = Ω c Γ3 γ 3 NσL impulzusterjedés csoportsebessége: v gr = dωp = dk p δ=0 c + n gr = c + NσcΓ 3 / Ω c csoportkésleltetés: τ d = L «= L ngr v gr c c
59 Elektromágnesesen indukált transzparencia Kísérleti megvalósítás Hau, L.V. et al.:light speed reduction to 7 metres per second in an ultracold atomic gas; Nature 397, 594 (999).
60 Elektromágnesesen indukált transzparencia Kísérleti eredmények EIT Bose-Einstein kondenzátumban (Na atom):
61 Elektromágnesesen indukált transzparencia Alkalmazások: rezonáns nemlineáris optika nagy hatékonyságú frekvenciakonverzió néhány-fotonos optikai kapcsoló nagyon gyenge mágneses terek mérése fényimpulzus koherens tárolása ( stopping of light )...
62 Elektromágnesesen indukált transzparencia Alkalmazások: rezonáns nemlineáris optika nagy hatékonyságú frekvenciakonverzió néhány-fotonos optikai kapcsoló nagyon gyenge mágneses terek mérése fényimpulzus koherens tárolása ( stopping of light )...
63 Fotonok koherens tárolása Kollektív atomi állapotok gázcella atomjai kölcsönhatnak klasszikus és kvantált térrel (a) a mezők az atomok Dicke-típusú, teljesen szimmetrikus állapotait csatolják (b) b = b, b,..., b N, a(c) = NX b,..., a j (c j ),..., b N, N aa = j= NX p b,..., a i,..., a j,..., b N, N(N ) i j=
64 Fotonok koherens tárolása Dinamika a sötét altérben definiálhatók sötét állapotok D, = cos(ϑ(t)) b, sin(ϑ(t)) c, 0. D, n = nx k=0 s n k «(cos ϑ) n k ( sin ϑ) k c k, n k adiabatikus közelítésben a rendszer adiabatikusan követi a sötét állapotot ϑ : 0 π/,(n N), D, n : b, n c n, 0 kvantummechanikai leírás: Heisenberg kép + Maxwell egyenlet a kvantált térre t + c «Ê(t, z) = igneσ ba (t, z) z
65 Fotonok koherens tárolása Sőtét-állapot polaritonok definiáljunk két új kvantált mezőt (polaritont) ˆψ = cos(ϑ(t))ê(t, z) sin(ϑ) Neσ bc (t, z)e i k, sötét, ˆΦ = sin(ϑ(t))ê(t, z) + cos(ϑ) Neσ bc (t, z)e i k, fényes, ahol tanϑ(t) = g N Ω(t) adiabatikus határesetben (ε g NT ) ˆΦ = 0 és t + c cos ϑ(t) «ˆψ(t, z) = 0 z továbbá Ê(t, z) = cos ϑ(t) ˆψ(t, z), Neσbc (t, z) = sinϑ(t) ˆψ(t, z)e i kz megoldás Z ˆψ(t, z) = ˆψ 0, z c «cos ϑ(τ)dτ
66 Fotonok koherens tárolása Időfejlődés
67 Köszönöm a figyelmet!
Foton-visszhang alapú optikai kvantum-memóriák: koherens kontroll optikailag sűrű közegben
Foton-visszhang alapú optikai kvantum-memóriák: koherens kontroll optikailag sűrű közegben Demeter Gábor MTA Wigner Fizikai Kutatóközpont, RMI Demeter Gábor (MTA Wigner RCP... / 4 Bevezetés / Motiváció
RészletesebbenA spin. November 28, 2006
A spin November 28, 2006 1 A spin a kvantummechanikában Az elektronnak és sok más kvantummechanikai részecskének is van egy saját impulzusnyomatéka amely független a mozgásállapottól. (Úgy is mondhatjuk,
RészletesebbenAtomok és molekulák elektronszerkezete
Atomok és molekulák elektronszerkezete Szabad atomok és molekulák Schrödinger egyenlete Tekintsünk egy kvantummechanikai rendszert amely N n magból és N e elektronból áll. Koordinátáikat jelölje rendre
RészletesebbenKvantumos információ megosztásának és feldolgozásának fizikai alapjai
Kvantumos információ megosztásának és feldolgozásának fizikai alapjai Kis Zsolt Kvantumoptikai és Kvantuminformatikai Osztály MTA Wigner Fizikai Kutatóközpont H-1121 Budapest, Konkoly-Thege Miklós út 29-33
RészletesebbenAlkalmazott spektroszkópia
Alkalmazott spektroszkópia 009 Bányai István MR és a fémionok: koordinációs kémiai alkalmazások Bányai István Debreceni Egyetem TEK Kolloid- és Környezetkémiai Tanszék A mágnesség A mágneses erő: F pp
RészletesebbenKoherens lézerspektroszkópia adalékolt optikai egykristályokban
Koherens lézerspektroszkópia adalékolt optikai egykristályokban Kis Zsolt MTA Wigner Fizikai Kutatóközpont H-1121 Budapest, Konkoly-Thege Miklós út 29-33 2015. június 8. Hogyan nyerjünk információt egyes
RészletesebbenKvantummechanika gyakorlat Beadandó feladatsor Határid : 4. heti gyakorlatok eleje
Kvantummechanika gyakorlat 015 1. Beadandó feladatsor Határid : 4. heti gyakorlatok eleje 1. Mutassuk meg, hogy A és B tetsz leges operátorokra igaz, hogy e B A e B = A + [B, A] + 1![ B, [B, A] ] +....
RészletesebbenFluktuáló terű transzverz Ising-lánc dinamikája
2016. szeptember 8. Phys. Rev. B 93, 134305 Modell H(t) = 1 2 L 1 σi x σi+1 x h(t) 2 i=1 h(t)-fluktuáló mágneses tér. Hogyan terjednek jelek a zajos rendszerben? L σi z, i=1 Zajok típusai 1 fehér zaj 2
RészletesebbenAz Ampère-Maxwell-féle gerjesztési törvény
Az Ampère-Maxwell-féle gerjesztési törvény Maxwell elméleti meggondolások alapján feltételezte, hogy a változó elektromos tér örvényes mágneses teret kelt (hasonlóan ahhoz ahogy a változó mágneses tér
RészletesebbenAZ ELEKTRON MÁGNESES MOMENTUMA. H mágneses erœtérben az m mágneses dipólmomentummal jellemzett testre M = m H forgatónyomaték hat.
AZ ELEKTRON MÁGNESES MOMENTUMA Mágneses dipólmomentum: m H mágneses erœtérben az m mágneses dipólmomentummal jellemzett testre M = m H forgatónyomaték hat. M = m H sinϕ (Elektromos töltés, q: monopólus
RészletesebbenOptika gyakorlat 3. Sugáregyenlet, fényterjedés parabolikus szálban, polarizáció, Jones-vektor. Hamilton-elv. Sugáregyenlet. (Euler-Lagrange egyenlet)
Optika gyakorlat 3. Sugáregyenlet, fényterjeés parabolikus szálban, polarizáció, Jones-vektor Hamilton-elv t2 t2 δ Lq k, q k, t) t δ T V ) t 0 t 1 t 1 t L L 0 q k q k Euler-Lagrange egyenlet) De mi az
RészletesebbenFeladatok a Gazdasági matematika II. tárgy gyakorlataihoz
Debreceni Egyetem Közgazdaságtudományi Kar Feladatok a Gazdasági matematika II tárgy gyakorlataihoz a megoldásra ajánlott feladatokat jelöli e feladatokat a félév végére megoldottnak tekintjük a nehezebb
RészletesebbenOptika gyakorlat 6. Interferencia. I = u 2 = u 1 + u I 2 cos( Φ)
Optika gyakorlat 6. Interferencia Interferencia Az interferencia az a jelenség, amikor kett vagy több hullám fázishelyes szuperpozíciója révén a térben állóhullám kép alakul ki. Ez elektromágneses hullámok
RészletesebbenOrvosi Biofizika I. 12. vizsgatétel. IsmétlésI. -Fény
Orvosi iofizika I. Fénysugárzásanyaggalvalókölcsönhatásai. Fényszóródás, fényabszorpció. Az abszorpciós spektrometria alapelvei. (Segítséga 12. tételmegértéséhezésmegtanulásához, továbbá a Fényabszorpció
RészletesebbenModellek és Algoritmusok - 2.ZH Elmélet
Modellek és Algoritmusok - 2.ZH Elmélet Ha hibát elírást találsz kérlek jelezd: sellei_m@hotmail.com A fríss/javított változat elérhet : people.inf.elte.hu/semsaai/modalg/ 2.ZH Számonkérés: 3.EA-tól(DE-ek)
RészletesebbenVektorok, mátrixok, lineáris egyenletrendszerek
a Matematika mérnököknek I. című tárgyhoz Vektorok, mátrixok, lineáris egyenletrendszerek Vektorok A rendezett valós számpárokat kétdimenziós valós vektoroknak nevezzük. Jelölésükre latin kisbetűket használunk.
RészletesebbenMODELLEZÉS - SZIMULÁCIÓ
Mechatronika = Mechanikai elemek+ elektromechanikai átalakítók+ villamos rendszerek+ számítógép elemek integrációja Eszközök, rendszerek, gépek és szerkezetek felügyeletére, vezérlésére (manapság miniatürizált)
RészletesebbenVektorterek. =a gyakorlatokon megoldásra ajánlott
Vektorterek =a gyakorlatokon megoldásra ajánlott 40. Alteret alkotnak-e a valós R 5 vektortérben a megadott részhalmazok? Ha igen, akkor hány dimenziósak? (a) L = { (x 1, x 2, x 3, x 4, x 5 ) x 1 = x 5,
RészletesebbenDifferenciálegyenlet rendszerek
Differenciálegyenlet rendszerek (A kezdeti érték probléma. Lineáris differenciálegyenlet rendszerek, magasabb rendű lineáris egyenletek.) Szili László: Modellek és algoritmusok ea+gyak jegyzet alapján
Részletesebben1 A kvantummechanika posztulátumai
A kvantummechanika posztulátumai October 29, 2006 A kvantummechanika posztulátumai Célunk felépíteni a kvantummechanikát posztulátumok segítségével úgy ahogy az elemi hullámmechanika során eljártunk. Arra
RészletesebbenDekoherencia Markovi Dinamika Diósi Lajos. Elméleti Fizikai Iskola Tihany, augusztus szeptember 3.
Dekoherencia Markovi Dinamika Diósi Lajos Elméleti Fizikai Iskola Tihany, 2010. augusztus 30. - szeptember 3. Tartalomjegyzék 1 Projektív dekoherencia 2 Nyitott rendszer - Lindblad egy. 3 Dekoherencia
RészletesebbenDiszkrét Matematika. zöld könyv ): XIII. fejezet: 1583, 1587, 1588, 1590, Matematikai feladatgyűjtemény II. (
FELADATOK A LEKÉPEZÉSEK, PERMUTÁCIÓK TÉMAKÖRHÖZ Diszkrét Matematika 4. LEKÉPEZÉSEK Értelmezési tartomány és értékkészlet meghatározása : Összefoglaló feladatgyűjtemény matematikából ( zöld könyv ): XIII.
RészletesebbenSZTE Elméleti Fizikai Tanszék. Dr. Czirják Attila tud. munkatárs, c. egyetemi docens. egyetemi docens. Elméleti Fizika Szeminárium, december 17.
Időfüggő kvantumos szórási folyamatok Szabó Lóránt Zsolt SZTE Elméleti Fizikai Tanszék Témavezetők: Dr. Czirják Attila tud. munkatárs, c. egyetemi docens Dr. Földi Péter egyetemi docens Elméleti Fizika
RészletesebbenFizika II minimumkérdések. A zárójelben lévő értékeket nem kötelező memorizálni, azok csak tájékoztató jellegűek.
izika II minimumkérdések zárójelben lévő értékeket nem kötelező memorizálni, azok csak tájékoztató jellegűek. 1. Coulomb erőtörvény: = kq r 2 e r (k = 9 10 9 m2 C 2 ) 2. Coulomb állandó és vákuum permittivitás
RészletesebbenAz optika tudományterületei
Az optika tudományterületei Optika FIZIKA BSc, III/1. 1. / 17 Erdei Gábor Elektromágneses spektrum http://infothread.org/science/physics/electromagnetic%20spectrum.jpg Optika FIZIKA BSc, III/1. 2. / 17
RészletesebbenSajátértékek és sajátvektorok. mf1n1a06- mf1n2a06 Csabai István
Sajátértékek és sajátvektorok A fizika numerikus módszerei I. mf1n1a06- mf1n2a06 Csabai István Lineáris transzformáció Vektorok lineáris transzformációja: általános esetben az x vektor iránya és nagysága
RészletesebbenMézerek és lézerek. Berta Miklós SZE, Fizika és Kémia Tsz. 2006. november 19.
és lézerek Berta Miklós SZE, Fizika és Kémia Tsz. 2006. november 19. Fény és anyag kölcsönhatása 2 / 19 Fény és anyag kölcsönhatása Fény és anyag kölcsönhatása E 2 (1) (2) (3) E 1 (1) gerjesztés (2) spontán
RészletesebbenJanuary 16, ψ( r, t) ψ( r, t) = 1 (1) ( ψ ( r,
Közelítő módszerek January 16, 27 1 A variációs módszer A variációs módszer szintén egy analitikus közelítő módszer. Olyan esetekben alkalmazzuk mikor ismert az analitikus alak amelyben keressük a sajátfüggvényt,
Részletesebben1.1. Vektorok és operátorok mátrix formában
1. Reprezentáció elmélet 1.1. Vektorok és operátorok mátrix formában A vektorok és az operátorok mátrixok formájában is felírhatók. A végtelen dimenziós ket vektoroknak végtelen sok sort tartalmazó oszlopmátrix
RészletesebbenReciprocitás - kvantumos és hullámjelenségek egy szimmetriája
Reciprocitás - kvantumos és hullámjelenségek egy szimmetriája Fülöp Tamás + Deák László MTA Wigner FK RMI MTA Wigner FK RMI, Budapest, 2012.06.22 Mi a reciprocitás? A fénysugár útja megfordítható G. Stokes,
RészletesebbenSteven Weinberg: Mi történik egy kvantummechanikai mérés során?
QM és CP Weinberg válasz Steven Weinberg: Mi történik egy kvantummechanikai mérés során? (magyar hangja Vecsernyés Péter) Wigner FK, Budapest CICO, Szeged 2016.01.01. Kivonat QM és CP Weinberg válasz A
Részletesebbenω mennyiségek nem túl gyorsan változnak
Licenszvizsga példakérdések Fizika szak KVANTUMMECHANIKA Egy részecskére felírt Schrödinger egyenlet szétválasztható a három koordinátatengely irányában levő egydimenziós egyenletre ha a potenciális energiára
RészletesebbenΨ - 1/v 2 2 Ψ/ t 2 = 0
ELTE II. Fizikus 005/006 I. félév KISÉRLETI FIZIKA Optika 7. (X. 4) Interferencia I. Ψ (r,t) = Φ (r,t)e iωt = A(r) e ikl(r) e iωt hullámfüggvény (E, B, E, B,...) Ψ - /v Ψ/ t = 0 ω /v = k ; ω /c = k o ;
RészletesebbenKonstruktív dekoherencia kvantumrendszerekben
Doktori disszertáció Pécsi Tudományegyetem Természettudományi Kar Fizika Doktori Iskola Kárpáti Attila Konstruktív dekoherencia kvantumrendszerekben témavezető: Dr. Ádám Péter a fizika tudomány kandidátusa
RészletesebbenBevezetés a részecske fizikába
Bevezetés a részecske fizikába Kölcsönhatások és azok jellemzése Kölcsönhatás Erősség Erős 1 Elektromágnes 1 / 137 10-2 Gyenge 10-12 Gravitációs 10-44 Erős kölcsönhatás Közvetítő részecske: gluonok Hatótávolság:
RészletesebbenRobotika. Kinematika. Magyar Attila
Robotika Kinematika Magyar Attila amagyar@almos.vein.hu Miről lesz szó? Bevezetés Merev test pozíciója és orientációja Rotáció Euler szögek Homogén transzformációk Direkt kinematika Nyílt kinematikai lánc
RészletesebbenJelfeldolgozás. Gyakorlat: A tantermi gyakorlatokon való részvétel kötelező! Kollokvium: csak gyakorlati jeggyel!
1 Jelfeldolgozás Jegyzet: http://itl7.elte.hu : Elektronika jegyzet (Csákány A., ELTE TTK 119) Jelek feldolgozása (Bagoly Zs. Csákány A.) angol nyelv DSP (PDF) jegyzet Gyakorlat: A tantermi gyakorlatokon
RészletesebbenKevert állapoti anholonómiák vizsgálata
Kevert állapoti anholonómiák vizsgálata Bucz Gábor Témavezet : Dr. Fehér László Dr. Lévay Péter Szeged, 2015.04.23. Bucz Gábor Kevert állapoti anholonómiák vizsgálata Szeged, 2015.04.23. 1 / 27 Tartalom
RészletesebbenForgó molekulák áthaladása apertúrán
Forgó molekulák áthaladása apertúrán Egy egyszer kvantummechanikai modell Dömötör Piroska SZTE-TTIK Elméleti Fizikai Tanszék Tanszéki szeminárium, Szeged, 215. február 26. Bevezetés A vizsgálandó kérdés
RészletesebbenSinkovicz Péter, Szirmai Gergely október 30
Hatszögrácson kialakuló spin-folyadék fázis véges hőmérsékletű leírása Sinkovicz Péter, Szirmai Gergely MTA Wigner Fizikai Kutatóközpont Szilárdtestfizikai és Optikai Intézet 2012 október 30 Áttekintés
RészletesebbenBordács Sándor doktorjelölt. anyagtudományban. nyban. Dr. Kézsmárki István Prof. Yohinori Tokura Prof. Ryo Shimano
Bordács Sándor doktorjelölt Túl l a távoli t infrán: THz spektroszkópia pia az anyagtudományban nyban Dr. Kézsmárki István Prof. Yohinori Tokura Prof. Ryo Shimano Terahertz sugárz rzás THz tartomány: frekvencia:
RészletesebbenKét 1/2-es spinből álló rendszer teljes spinje (spinek összeadása)
Két /-es spinből álló rendszer teljes spinje spinek összeadása Két darab / spinű részecskéből álló rendszert írunk le. Ezek lehetnek elektronok, vagy protonok, vagy akármilyen elemi vagy nem elemi részecskék.
RészletesebbenLin.Alg.Zh.1 feladatok
LinAlgZh1 feladatok 01 3d vektorok Adott három vektor ā = (0 2 4) b = (1 1 4) c = (0 2 4) az R 3 Euklideszi vektortérben egy ortonormált bázisban 1 Mennyi az ā b skalárszorzat? 2 Mennyi az n = ā b vektoriális
RészletesebbenMatematika (mesterképzés)
Matematika (mesterképzés) Környezet- és Településmérnököknek Debreceni Egyetem Műszaki Kar, Műszaki Alaptárgyi Tanszék Vinczéné Varga A. Környezet- és Településmérnököknek 2016/2017/I 1 / 29 Lineáris tér,
Részletesebbenr tr r r t s t s② t t ① t r ② tr s r
r tr r r t s t s② t t ① t r ② tr s r r ás③ r s r r r á s r ② s ss rt t s s tt r t r t r P s ② Pá③ á ② Pét r t rs t② t② r t ② s s ás t r s ② st s t t r t t r s t s t t t t s s s str t r r t r t ① r t r
Részletesebben2015/16/1 Kvantummechanika B 2.ZH
2015/16/1 Kvantummechanika B 2.ZH 2015. december 10. Információk 0. A ZH ideje minimum 90 perc, maximum 180 perc. 1. Az összesen elérhet pontszám 270 pont. 2. A jeles érdemjegy eléréséhez nem szükséges
Részletesebben1. Házi feladat. Határidő: I. Legyen f : R R, f(x) = x 2, valamint. d : R + 0 R+ 0
I. Legyen f : R R, f(x) = 1 1 + x 2, valamint 1. Házi feladat d : R + 0 R+ 0 R (x, y) f(x) f(y). 1. Igazoljuk, hogy (R + 0, d) metrikus tér. 2. Adjuk meg az x {0, 3} pontok és r {1, 2} esetén a B r (x)
RészletesebbenSaj at ert ek-probl em ak febru ar 26.
Sajátérték-problémák 2018. február 26. Az alapfeladat Adott a következő egyenlet: Av = λv, (1) ahol A egy ismert mátrix v ismeretlen, nem zérus vektor λ ismeretlen szám Azok a v, λ kombinációk, amikre
RészletesebbenParitássértés FIZIKA BSC III. MAG- ÉS RÉSZECSKEFIZIKA SZEMINÁRIUM PARITÁSSÉRTÉS 1
Paritássértés SZEGEDI DOMONKOS FIZIKA BSC III. MAG- ÉS RÉSZECSKEFIZIKA SZEMINÁRIUM 2013.11.27. PARITÁSSÉRTÉS 1 Tartalom 1. Szimmetriák 2. Paritás 3. P-sértés 1. Lee és Yang 2. Wu kísérlet 3. Lederman kísérlet
RészletesebbenKvantumos jelenségek lézertérben
Kvantumos jelenségek lézertérben Atomfizika Benedict Mihály SZTE Elméleti Fizikai Tanszék Az előadást támogatta a TÁMOP-4.2.1/B-09/1/KONV-2010-0005 sz. Kutatóegyetemi Kiválósági Központ létrehozása a Szegedi
RészletesebbenLagrange és Hamilton mechanika
Lagrange és 2010. október 17. Lagrange és Tartalom 1 Variáció Lagrange egyenlet Legendre transzformáció Hamilton egyenletek 2 3 Szimplektikus sokaság Hamilton mez Hamilton és Lagrange egyenletek ekvivalenciája
RészletesebbenKvadratikus alakok és euklideszi terek (előadásvázlat, október 5.) Maróti Miklós, Kátai-Urbán Kamilla
Kvadratikus alakok és euklideszi terek (előadásvázlat, 0. október 5.) Maróti Miklós, Kátai-Urbán Kamilla Az előadáshoz ajánlott jegyzet: Szabó László: Bevezetés a lineáris algebrába, Polygon Kiadó, Szeged,
RészletesebbenMágneses monopólusok?
1 Mágneses monopólusok? (Atomcsill 2015 február) Palla László ELTE Elméleti Fizikai Tanszék 2 Maxwell egyenletek potenciálok, mértéktranszformáció legegyszerűbb e.m. mezők A klasszikus e g rendszer A monopólus
RészletesebbenLin.Alg.Zh.1 feladatok
Lin.Alg.Zh. feladatok 0.. d vektorok Adott három vektor ā (0 b ( c (0 az R Euklideszi vektortérben egy ortonormált bázisban.. Mennyi az ā b skalárszorzat? ā b 0 + + 8. Mennyi az n ā b vektoriális szorzat?
Részletesebbendifferenciálegyenletek
Állandó együtthatójú lineáris homogén differenciálegyenletek L[y] = y (n) + a 1y (n 1) + + a ny = 0 a i R (1) a valós, állandó együtthatójú lineáris homogén n-ed rendű differenciálegyenlet Megoldását y
Részletesebben1. feladatsor Komplex számok
. feladatsor Komplex számok.. Feladat. Kanonikus alakban számolva határozzuk meg az alábbi műveletek eredményét. (a) i 0 ; i 8 ; (b) + 4i; 3 i (c) ( + 5i)( 6i); (d) i 3+i ; (e) 3i ; (f) ( +3i)(8+i) ( 4
RészletesebbenElektromágneses sugárzás
0-0 Elektromágneses sugárzás Maxwell-egyenletek források (töltések és áramok) hiányában rot H = 1 D c t rot E = 1 B c t div D = 0 div B = 0 valamint D=D( E) és B=B( H) anyagi összefüggések. Létezik nem-triviális
RészletesebbenOptika és Relativitáselmélet II. BsC fizikus hallgatóknak
Optika és Relativitáselmélet II. BsC fizikus hallgatóknak 2. Fényhullámok tulajdonságai Cserti József, jegyzet, ELTE, 2007. Az elektromágneses spektrum Látható spektrum (erre állt be a szemünk) UV: ultraibolya
RészletesebbenA femtoszekundumos lézerektől az attoszekundumos fizikáig
A femtoszekundumos lézerektől az attoszekundumos fizikáig Varjú Katalin, Dombi Péter Kapcsolódási pont: ultrarövid impulzusok: karakterizálás, alkalmazások egy attoszekundumos impulzus előállításához kell
RészletesebbenNeutrínó oszcilláció kísérletek
Elméleti bevezető Homestake kísérlet Super-Kamiokande KamLAND Nobel-díj 2015 Töltött lepton oszcilláció Neutrínó oszcilláció kísérletek Kasza Gábor Modern fizikai kísérletek szeminárium 2017. április 3.
RészletesebbenRENDSZERTECHNIKA 8. GYAKORLAT
RENDSZERTECHNIKA 8. GYAKORLAT ÜTEMTERV VÁLTOZÁS Gyakorlat Hét Dátum Témakör Házi feladat Egyéb 1 1. hét 02.09 Ismétlés, bevezetés Differenciálegyenletek mérnöki 2 2. hét 02.16 szemmel 1. Hf kiadás 3 3.
RészletesebbenA lézer alapjairól (az iskolában)
A lézer alapjairól (az iskolában) Dr. Sükösd Csaba c. egyetemi tanár Budapesti Műszaki és Gazdaságtudományi Egyetem Tartalom Elektromágneses hullám (fény) kibocsátása Hogyan bocsát ki fényt egy atom? o
RészletesebbenWigner tétele kvantummechanikai szimmetriákról
Szegedi Tudományegyetem, Bolyai Intézet és MTA-DE "Lendület" Funkcionálanalízis Kutatócsoport, Debreceni Egyetem 2014. Október 30. Elméleti Fizika Szeminárium A tétel története Wigner tétele Tétel Legyen
RészletesebbenLineáris algebra zárthelyi dolgozat javítókulcs, Informatika I. 2005.márc.11. A csoport
Lineáris algebra zárthelyi dolgozat javítókulcs, Informatika I. 2005.márc.11. A csoport 1. Egy egyenesre esnek-e az A (2, 5, 1), B (5, 17, 7) és C (3, 9, 3) pontok? 5 pont Megoldás: Nem, mert AB (3, 12,
RészletesebbenSzilárdtestek elektronszerkezete feladatok
Szilárdtestek elektronszerkezete feladatok Csősz Gábor 8. január.. feladat A feladatban az alábbi mátriot kell diagonizálni. ε B,F,G (k) V V H = V ε B,F,G (k) V V V ε B,F,G (k) Kihasználva a rács szimmetriáját
Részletesebben1. feladatsor: Vektorterek, lineáris kombináció, mátrixok, determináns (megoldás)
Matematika A2c gyakorlat Vegyészmérnöki, Biomérnöki, Környezetmérnöki szakok, 2017/18 ősz 1. feladatsor: Vektorterek, lineáris kombináció, mátrixok, determináns (megoldás) 1. Valós vektorterek-e a következő
RészletesebbenOptika gyakorlat 2. Geometriai optika: planparalel lemez, prizma, hullámvezető
Optika gyakorlat. Geometriai optika: planparalel lemez, prizma, hullámvezető. példa: Fényterjedés planparalel lemezen keresztül A plánparalel lemezen történő fényterjedés hatására a fénysugár újta távolsággal
Részletesebben-2σ. 1. A végtelen kiterjedésű +σ és 2σ felületi töltéssűrűségű síklapok terében az ábrának megfelelően egy dipól helyezkedik el.
1. 2. 3. Mondat E1 E2 Össz Energetikai mérnöki alapszak Mérnöki fizika 2. ZH NÉV:.. 2018. május 15. Neptun kód:... g=10 m/s 2 ; ε 0 = 8.85 10 12 F/m; μ 0 = 4π 10 7 Vs/Am; c = 3 10 8 m/s Előadó: Márkus
RészletesebbenAz elméleti mechanika alapjai
Az elméleti mechanika alapjai Tömegpont, a továbbiakban részecske. A jelenségeket a háromdimenziós térben és időben játszódnak le: r helyzetvektor v dr dt ṙ, a dr dt r a részecske sebessége illetve gyorsulása.
Részletesebbenu u IR n n = 2 3 t 0 <t T
IR n n =2 3 u() u u u u IR n n = 2 3 ξ A 0 A 0 0 0 < T F IR n F A 0 A 0 A 0 A 0 F :IR n IR n A = F A 0 A 0 A 0 0 0 A F A 0 A F (, y) =0 a = T>0 b A 0 T 1 2 A IR n A A A F A 0 A 0 ξ A 0 = F (ξ) ε>0 δ ε
Részletesebben"Flat" rendszerek. definíciók, példák, alkalmazások
"Flat" rendszerek definíciók, példák, alkalmazások Hangos Katalin, Szederkényi Gábor szeder@scl.sztaki.hu, hangos@scl.sztaki.hu 2006. október 18. flatness - p. 1/26 FLAT RENDSZEREK: Elméleti alapok 2006.
RészletesebbenLineáris algebra mérnököknek
B U D A P E S T I M Ű S Z A K I M A T E M A T I K A É S G A Z D A S Á G T U D O M Á N Y I I N T É Z E T E G Y E T E M Lineáris algebra mérnököknek BMETE93BG20 Vektorok 2019-09-10 MGFEA Wettl Ferenc ALGEBRA
RészletesebbenMiért fontos számunkra az előző gyakorlaton tárgyalt lineáris algebrai ismeretek
Az november 23-i szeminárium témája Rövid összefoglaló Miért fontos számunkra az előző gyakorlaton tárgyalt lineáris algebrai ismeretek felfrissítése? Tekintsünk ξ 1,..., ξ k valószínűségi változókat,
RészletesebbenKvantum kontrol frekvencia csörpölt lézer indukált kónikus keresztez désekkel
Kvantum kontrol frekvencia csörpölt lézer indukált kónikus keresztez désekkel Vibók Ágnes ELI-ALPS, ELI-HU Non-Prot Ltd. University of Debrecen Department of Theoretical Physics, Áttekintés 1 Kónikus keresztez
RészletesebbenSEMMELWEIS EGYETEM. Biofizikai és Sugárbiológiai Intézet, Nanokémiai Kutatócsoport. Zrínyi Miklós
SEMMELWEIS EGYETEM Biofizikai és Sugárbiológiai Intézet, Nanokémiai Kutatósoport Transzportjelenségek az élő szervezetben I. Zrínyi Miklós egyetemi tanár, az MTA levelező tagja mikloszrinyi@gmail.om RENDSZER
RészletesebbenEgyesített funkcionális renormálási csoport egyenlet
Egyesített funkcionális renormálási csoport egyenlet Nándori István MTA-DE Részecskefizikai Kutatócsoport, MTA-Atomki, Debrecen Magyar Fizikus Vándorgyűles, Debrecen, 2013 Kvantumtérelmélet Részecskefizika
RészletesebbenRöntgensugárzás az orvostudományban. Röntgen kép és Komputer tomográf (CT)
Röntgensugárzás az orvostudományban Röntgen kép és Komputer tomográf (CT) Orbán József, Biofizikai Intézet, 2008 Hand mit Ringen: print of Wilhelm Röntgen's first "medical" x-ray, of his wife's hand, taken
Részletesebben7. Térelméleti S-mátrix, funkcionálintegrálok, Feynman-gráfok
7. Térelméleti S-mátrix, funkcionálintegrálok, Feynman-gráfok Lukács Árpád 2004. június 4.. Szórásjelenségek leírása. In és out-állapotok A részecskezikában leggyakrabban vizsgált kísérlettípus: a végtelenb
RészletesebbenMarkov-láncok stacionárius eloszlása
Markov-láncok stacionárius eloszlása Adatbányászat és Keresés Csoport, MTA SZTAKI dms.sztaki.hu Kiss Tamás 2013. április 11. Tartalom Markov láncok definíciója, jellemzése Visszatérési idők Stacionárius
RészletesebbenIdegen atomok hatása a grafén vezet képességére
hatása a grafén vezet képességére Eötvös Loránd Tudományegyetem, Komplex Rendszerek Fizikája Tanszék Mahe Tisk'11 Vázlat 1 Kisérleti eredmények Kémiai szennyez k hatása a Fermi-energiára A vezet képesség
RészletesebbenTypotex Kiadó. Jelölések
Jelölések a = dolgozók fogyasztása (12. fejezet és A. függelék) a i = egyéni tőkeállomány i éves korban A = társadalmi (aggregált) tőkeállomány b j = egyéni nyugdíj j éves korban b k = k-adik nyugdíjosztály
RészletesebbenExplicit hibabecslés Maxwell-egyenletek numerikus megoldásához
Explicit hibabecslés Maxwell-egyenletek numerikus megoldásához Izsák Ferenc 2007. szeptember 17. Explicit hibabecslés Maxwell-egyenletek numerikus megoldásához 1 Vázlat Bevezetés: a vizsgált egyenlet,
RészletesebbenAbszorpció, emlékeztetõ
Hogyan készültek ezek a képek? PÉCI TUDMÁNYEGYETEM ÁLTALÁN RVTUDMÁNYI KAR Fluoreszcencia spektroszkópia (Nyitrai Miklós; február.) Lumineszcencia - elemi lépések Abszorpció, emlékeztetõ Energia elnyelése
RészletesebbenInfobionika ROBOTIKA. X. Előadás. Robot manipulátorok II. Direkt és inverz kinematika. Készült a HEFOP P /1.0 projekt keretében
Infobionika ROBOTIKA X. Előadás Robot manipulátorok II. Direkt és inverz kinematika Készült a HEFOP-3.3.1-P.-2004-06-0018/1.0 projekt keretében Tartalom Direkt kinematikai probléma Denavit-Hartenberg konvenció
RészletesebbenAz impulzusnyomatékok általános elmélete
Az impulzusnyomatékok általános elmélete November 27, 2006 Az elemi kvantummechanika keretében tárgyaltuk már az impulzusnyomatékot. A továbbiakban általánosítjuk az impulzusnyomaték fogalmát a kvantummechanikában
RészletesebbenVektorok, mátrixok, tenzorok, T (emlékeztető)
Vektorok, mátrixok, tenzorok, T (emlékeztető) A = T*B Tenzor: lineáris vektorfüggvény, amely két vektormennyiség közötti összefüggést ír le, egy négyzetmátrix, M reprezentálja. M M M M = M M M M M M 11
RészletesebbenA mikroskálájú modellek turbulencia peremfeltételeiről
A mikroskálájú modellek turbulencia peremfeltételeiről Adjunktus Budapesti Műszaki és Gazdaságtudományi Egyetem Gépészmérnöki Kar Áramlástan Tanszék 27..23. 27..23. / 7 Általános célú CFD megoldók alkalmazása
RészletesebbenTartalomjegyzék. Emlékeztetõ. Emlékeztetõ. Spektroszkópia. Fényelnyelés híg oldatokban 4/11/2016. A fény; Abszorpciós spektroszkópia
Tartalomjegyzék PÉCS TUDOMÁNYEGYETEM ÁLTALÁNOS ORVOSTUDOMÁNY KAR A fény; Abszorpciós spektroszkópia Elektromágneses hullám kölcsönhatása anyaggal; (Nyitrai Miklós; 2016 március 1.) Az abszorpció mérése;
RészletesebbenOptika gyakorlat 7. Fresnel együtthatók, Interferencia: vékonyréteg, Fabry-Perot rezonátor
Optika gyakorlat 7. Fresnel együtthatók, Interferencia: vékonyréteg, Fabry-Perot rezonátor Fresnel együtthatók A síkhullámfüggvény komplex alakja: ahol a komplex amplitudó: E E 0 exp i(ωt k r+φ) E 0 exp
RészletesebbenHaladó lineáris algebra
B U D A P E S T I M Ű S Z A K I M A T E M A T I K A É S G A Z D A S Á G T U D O M Á N Y I I N T É Z E T E G Y E T E M Haladó lineáris algebra BMETE90MX54 Lineáris leképezések 2017-02-21 IB026 Wettl Ferenc
RészletesebbenFizikai mennyiségek, állapotok
Fizikai mennyiségek, állapotok Atomok és molekulák zikai mennyiségeihez rendelt operátorok A kvantummechanika mint matematikai modell alapvet épít elemei a rendszer leírására szolgáló zikai mennyiségekhez
RészletesebbenKoherens fény (miért is különleges a lézernyaláb?)
Koherens fény (miért is különleges a lézernyaláb?) Inkoherens fény Atomok egymástól függetlenül sugároznak ki különböző hullámhosszon sugároznak ki elektromágneses hullámokat Pl: Termikus sugárzó Koherens
RészletesebbenX Physique MP 2013 Énoncé 2/7
X Physique MP 2013 Énoncé 1/7 P P P P P ré r s t s t s tr s st s t r sé r tt é r s t t r r q r s t 1 rés t ts s t s ér q s q s s ts t r t t r t rô rt t s r 1 s2stè s 2s q s t q s t s q s s s s 3 é tr s
RészletesebbenA Dirac egyenlet pozitivitás-tartása
A Dirac egyenlet pozitivitás-tartása Barankai Norbert MTA-ELTE Theoretical Physics Research Group 1 Barankai Norbert A Dirac egyenlet pozitivitás-tartása Outline 1 Bevezetés Pályaintegrálok és szimuláció
Részletesebbeny = y 0 exp (ax) Y (x) = exp (Ax)Y 0 A n x n 1 (n 1)! = A I + d exp (Ax) = A exp (Ax) exp (Ax)
III Az exp (Ax mátrixfüggvény módszere Ha y = ay, y( = y, a = állandó y = y exp (ax d dx [exp (Ax] = Y = AY, Y ( = Y, Y (x = exp (AxY exp (Ax = I + n= A n x n (n! = A A n x n, n! ] A n x n I + = A exp
RészletesebbenTartalomjegyzék. Emlékeztetõ. Emlékeztetõ. Spektroszkópia. Fényelnyelés híg oldatokban A fény; Abszorpciós spektroszkópia
Tartalomjegyzék PÉCS TUDOMÁNYEGYETEM ÁLTALÁNOS ORVOSTUDOMÁNY KAR A fény; Abszorpciós spektroszkópia Elektromágneses hullám kölcsönhatása anyaggal; (Nyitrai Miklós; 2015 január 27.) Az abszorpció mérése;
RészletesebbenÁltalánosan, bármilyen mérés annyit jelent, mint meghatározni, hányszor van meg
LMeasurement.tex, March, 00 Mérés Általánosan, bármilyen mérés annyit jelent, mint meghatározni, hányszor van meg a mérendő mennyiségben egy másik, a mérendővel egynemű, önkényesen egységnek választott
RészletesebbenVIK A2 Matematika - BOSCH, Hatvan, 3. Gyakorlati anyag. Mátrix rangja
VIK A2 Matematika - BOSCH, Hatvan, 3. Gyakorlati anyag 2019. március 21. Mátrix rangja 1. Számítsuk ki az alábbi mátrixok rangját! (d) 1 1 2 2 4 5 1 1 1 1 1 1 1 1 2 1 2 1 1 0 1 1 2 1 0 1 1 1 1 2 3 1 3
RészletesebbenGyakorló feladatok I.
Gyakorló feladatok I. a Matematika Aa Vektorüggvények tárgyhoz (D D5 kurzusok) Összeállította: Szili László Ajánlott irodalmak:. G.B. Thomas, M.D. Weir, J. Hass, F.R. Giordano: Thomas-féle KALKULUS I.,
RészletesebbenModern Fizika Labor. Értékelés: A mérés dátuma: A mérés száma és címe: Az optikai pumpálás. A beadás dátuma: A mérést végezte:
Modern Fizika Labor A mérés dátuma: 2005.10.19. A mérés száma és címe: 7. Az optikai pumpálás Értékelés: A beadás dátuma: 2005.10.28. A mérést végezte: Orosz Katalin Tóth Bence Optikai pumpálás segítségével
Részletesebben