रबी चक्र

भौतिकी में, रबी चक्र (या रबी फ्लॉप) दो-स्तरीय क्वांटम प्रणाली का चक्रीय व्यवहार है जो एक दोलनशील परिचालक क्षेत्र की उपस्थिति में होता है। क्वांटम कम्प्यूटिंग, संघनित पदार्थ भौतिकी, परमाणु और आणविक भौतिकी के क्षेत्रों से संबंधित भौतिक प्रक्रियाओं की एक बड़ी विविधता को दो-स्तरीय क्वांटम यांत्रिक प्रणालियों के संदर्भ में आसानी से अध्ययन किया जा सकता है, और एक प्रकाशीय परिचालक क्षेत्र के साथ युग्मित होने पर रबी फ्लॉपिंग प्रदर्शित करता है। प्रभाव क्वांटम प्रकाशिकी, परमाणु चुंबकीय प्रतिध्वनि और क्वांटम कंप्यूटिंग में महत्वपूर्ण है, और इसका नाम इसिडोर इसहाक रब्बी के नाम पर रखा गया है।

एक दो-स्तरीय प्रणाली वह है जिसमें दो संभावित ऊर्जा स्तर होते हैं। ये दो स्तर कम ऊर्जा वाली जमीनी अवस्था और उच्च ऊर्जा वाली "उत्तेजित" अवस्था हैं। यदि ऊर्जा के स्तर पतित नहीं हैं (अर्थात समान ऊर्जा नहीं हैं), तो सिस्टम ऊर्जा की एक मात्रा को अवशोषित कर सकता है और जमीनी अवस्था से उत्तेजित अवस्था में संक्रमण कर सकता है। जब एक परमाणु (या कुछ अन्य दो-स्तरीय प्रणाली) को फोटॉन के सुसंगत बीम द्वारा प्रकाशित किया जाता है, यह फोटॉनों को चक्रीय रूप से अवशोषित करेगा और उत्तेजित उत्सर्जन द्वारा उन्हें फिर से उत्सर्जित करेगा। ऐसे ही एक चक्र को रबी चक्र कहा जाता है, और इसकी अवधि का व्युत्क्रम फोटोन बीम की रबी आवृत्ति है। जेनेस-कमिंग्स मॉडल और बलोच वेक्टर औपचारिकता का उपयोग करके प्रभाव का प्रारूप बनाया जा सकता है।

गणितीय विवरण
प्रभाव का विस्तृत गणितीय विवरण रबी समस्या के पृष्ठ पर पाया जा सकता है। उदाहरण के लिए, दो-राज्य परमाणु (एक परमाणु जिसमें एक इलेक्ट्रॉन या तो उत्तेजित या जमीनी अवस्था में हो सकता है) के लिए एक विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र में उत्तेजना ऊर्जा के लिए आवृत्ति के साथ, उत्तेजित अवस्था में परमाणु को खोजने की संभावना पाई जाती है। बलोच समीकरणों से होने के लिए


 * $$|c_b(t)|^2 \propto \sin^2(\omega t/2),$$

कहाँ $$\omega$$ रबी आवृत्ति है।

अधिक आम तौर पर, कोई ऐसी प्रणाली पर विचार कर सकता है जहां विचाराधीन दो स्तर ऊर्जा स्वदेशी नहीं हैं। इसलिए, यदि सिस्टम को इन स्तरों में से किसी एक में प्रारंभ किया गया है, तो समय विकास प्रत्येक स्तर की जनसंख्या को कुछ विशिष्ट आवृत्ति के साथ दोलन करेगा, जिसकी कोणीय आवृत्ति इसे रबी आवृत्ति के रूप में भी जाना जाता है। दो-राज्य क्वांटम प्रणाली की स्थिति को दो-आयामी हिल्बर्ट स्पेस # परिभाषा के वैक्टर के रूप में दर्शाया जा सकता है, जिसका अर्थ है कि प्रत्येक क्वांटम राज्य $$|\psi\rangle$$ जटिल संख्या निर्देशांक द्वारा दर्शाया गया है:


 * $$|\psi\rangle = \begin{pmatrix} c_1 \\ c_2 \end{pmatrix} = c_1 \begin{pmatrix} 1 \\ 0 \end{pmatrix} + c_2 \begin{pmatrix} 0 \\ 1 \end{pmatrix},$$

कहाँ $$c_1$$ और $$c_2$$ निर्देशांक हैं। यदि वैक्टर सामान्यीकृत हैं, $$c_1$$ और $$c_2$$ से संबंधित हैं $$|c_1|^2 + |c_2|^2 = 1$$. आधार वैक्टर के रूप में प्रतिनिधित्व किया जाएगा $$|0\rangle = \begin{pmatrix} 1 \\ 0 \end{pmatrix}$$ और $$|1\rangle = \begin{pmatrix} 0 \\ 1 \end{pmatrix}$$.

इस सिस्टम से जुड़े सभी नमूदार 2 × 2 हर्मिटियन मेट्रिसेस हैं, जिसका अर्थ है कि सिस्टम का हैमिल्टनियन (क्वांटम यांत्रिकी) भी एक समान मैट्रिक्स है।

प्रक्रिया
निम्नलिखित चरणों के माध्यम से एक दोलन प्रयोग का निर्माण किया जा सकता है: अगर $$|1\rangle$$ H का एक आइजेनस्टेट है, $$P(t)=1$$ और कोई हलचल नहीं होगी। इसके अलावा अगर दोनों राज्यों $$|0\rangle$$ और $$|1\rangle$$ पतित हैं, सहित हर राज्य $$|1\rangle$$ H का आइजेनस्टेट है। इसके परिणामस्वरूप, कोई दोलन नहीं होगा।
 * 1) सिस्टम को एक निश्चित अवस्था में तैयार करें; उदाहरण के लिए, $$|1\rangle$$
 * 2) समय टी के लिए हैमिल्टनियन (क्वांटम यांत्रिकी) एच के तहत राज्य को स्वतंत्र रूप से विकसित होने दें
 * 3) संभावना खोजें $$P(t)$$, कि राज्य में है $$|1\rangle$$

दूसरी ओर, यदि एच में कोई अपभ्रंश ईजेनस्टेट नहीं है, और प्रारंभिक अवस्था एक ईजेनस्टेट नहीं है, तो दोलन होंगे। दो-राज्य प्रणाली के हैमिल्टनियन का सबसे सामान्य रूप दिया गया है


 * $$ \mathbf{H} = \begin{pmatrix} a_0+a_3 & a_1-ia_2\\ a_1+ia_2 & a_0-a_3\end{pmatrix}$$

यहाँ, $$ a_0,a_1, a_2 $$ और $$a_3$$ वास्तविक संख्याएँ हैं। इस मैट्रिक्स को विघटित किया जा सकता है,
 * $$ \mathbf{H} = a_0\cdot\sigma_0 + a_1\cdot\sigma_1 + a_2\cdot\sigma_2 + a_3\cdot\sigma_3 ;$$

गणित का सवाल $$\sigma_0$$ 2 है $$\times$$ 2 पहचान मैट्रिक्स और मैट्रिक्स $$ \sigma_k \; (k = 1,2,3)$$ पॉल मैट्रिसेस हैं। यह अपघटन विशेष रूप से समय-स्वतंत्र मामले में प्रणाली के विश्लेषण को सरल बनाता है जहां के मूल्य $$ a_0,a_1,a_2$$ और $$a_3$$स्थिरांक हैं। एक चुंबकीय क्षेत्र में स्पिन-1/2 कण के मामले पर विचार करें $$\mathbf{B} = B\mathbf{\hat z}$$. इस प्रणाली के लिए इंटरेक्शन हैमिल्टनियन है


 * $$ \mathbf{H}=-\boldsymbol{\mu}\cdot\mathbf{B}=-\gamma\mathbf{S}\cdot\mathbf{B}=-\gamma \ B\ S_z $$, $$ S_z = \frac{\hbar}{2}\, \sigma_3 =

\frac{\hbar}{2} \begin{pmatrix}1&0\\ 0&-1 \end{pmatrix}, $$ कहाँ $$\mu$$ कण के चुंबकीय क्षण का परिमाण है, $$\gamma$$ जाइरोमैग्नेटिक अनुपात है और $$\boldsymbol{\sigma}$$ पाउली मेट्रिसेस का वेक्टर है। यहाँ हेमिल्टनियन के स्वदेशी राज्य किसके स्वदेशी हैं $$\sigma_3$$, वह है $$|0\rangle$$ और $$|1\rangle$$, के संगत eigenvalues ​​​​के साथ $$E_+ = \frac{\hbar}{2} \gamma B \, \ E_-= -\frac{\hbar}{2} \gamma B$$. संभावना है कि राज्य में एक प्रणाली $$|\psi\rang$$ मनमानी अवस्था में पाया जा सकता है $$|\phi\rangle $$ द्वारा दिया गया है $${|\langle\phi|\psi\rangle|}^2$$.

प्रदेश में सिस्टम तैयार किया जाए $$\left| +X \right\rangle$$ समय पर $$t=0 $$. ध्यान दें कि $$\left| +X \right\rangle$$ का एक स्वदेशी है $$\sigma_1 $$:


 * $$|\psi(0)\rang= \frac{1}{\sqrt{2}}\begin{pmatrix} 1 \\ 1 \end{pmatrix}= \frac{1}{\sqrt{2}}\begin{pmatrix} 1 \\ 0\end{pmatrix}+ \frac{1}{\sqrt{2}}\begin{pmatrix}0\\1\end{pmatrix}.$$

यहाँ हैमिल्टनियन समय स्वतंत्र है। इस प्रकार स्थिर श्रोडिंगर समीकरण को हल करके, समय टी के बाद की स्थिति द्वारा दिया जाता है $$\left|\psi(t)\right\rang= \exp\left[{\frac{-i\mathbf{H}t}{\hbar}}\right] \left|\psi(0) \right\rang = \begin{pmatrix} \exp\left[{\tfrac{-i E_+ t}{\hbar}}\right] & 0 \\ 0 & \exp\left[{\tfrac{-i E_- t}{\hbar}}\right] \end{pmatrix} |\psi(0)\rang,$$ सिस्टम की कुल ऊर्जा के साथ $$E$$. अतः समय t के बाद की स्थिति इस प्रकार दी गई है:


 * $$|\psi(t)\rang=e^{\frac{-iE_+t}{\hbar}}\frac{1}{\sqrt{2}}|0\rangle + e^{\frac{-iE_-t}{\hbar}}\frac{1}{\sqrt{2}}|1\rangle $$.

अब मान लीजिए स्पिन को समय t पर x-दिशा में मापा जाता है। स्पिन-अप खोजने की संभावना निम्न द्वारा दी गई है:$${\left|\langle +X|\psi(t)\rangle\right|}^2 = {\left| \frac{\sqrt{2}} \left({       \frac{1}{\sqrt{2}} \exp  \left[\frac{-i E_+ t}{\hbar} \right]            \left|0 \right\rangle        + \frac{1}{\sqrt{2}} \exp \left[\frac{-i E_- t}{\hbar} \right]            \left|1 \right\rangle    }\right) \right|}^2 = \cos^2\left( \frac{\omega t}{2} \right) , $$कहाँ $$\omega$$ द्वारा दी गई एक विशेषता कोणीय आवृत्ति है $$ \omega = \frac{E_+ - E_-}{\hbar}=\gamma B$$, जहां यह माना गया है $$E_- \leq E_+ $$. तो इस मामले में एक्स-दिशा में स्पिन-अप खोजने की संभावना समय में दोलनशील है $$t$$ जब सिस्टम का स्पिन प्रारंभ में होता है $$\left| +X \right\rangle$$ दिशा। इसी तरह, अगर हम स्पिन को मापते हैं $$\left| +Z \right\rangle$$-दिशा, स्पिन को मापने की संभावना $$\tfrac{\hbar}{2}$$ सिस्टम का है $$\tfrac{1}{2}$$. पतित मामले में जहां $$E_+ = E_-$$विशेषता आवृत्ति 0 है और कोई दोलन नहीं है।

ध्यान दें कि यदि कोई सिस्टम किसी दिए गए हैमिल्टनियन (क्वांटम यांत्रिकी) के ईजेनस्टेट में है, तो सिस्टम उस स्थिति में रहता है।

यह समय पर निर्भर हैमिल्टनवासियों के लिए भी सत्य है। उदाहरण के लिए लेना $\hat{H} = -\gamma\ S_z B \sin(\omega t)$ ; यदि सिस्टम की प्रारंभिक स्पिन अवस्था है $$\left| +Y \right\rangle $$, तो संभावना है कि वाई-दिशा में स्पिन का माप परिणाम देता है $$+\tfrac{\hbar}{2}$$ समय पर $$t$$ है ${\left| \left\langle \, +Y|\psi(t) \right\rangle \right|}^2 \, = \cos^2 \left(\frac{\gamma B}{2\omega} \cos \left({\omega t}\right) \right)$.
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!Example of Rabi oscillation between two states in ionized hydrogen molecule.
 * An ionized hydrogen molecule is composed of two protons $$P_1$$ and $$P_2$$, and one electron. Because of their large masses, the two protons can be considered to be fixed. Let R be the distance between them and the $$|1\rangle$$ and $$|2\rangle$$ states where the electron is localised around $$P_1$$ or $$P_2$$. Assume, at a certain time, the electron is localised about proton $$P_1$$. According to the results from the previous section, we know that the electron will oscillate between the two protons with a frequency equal to the Bohr frequency associated with the two stationary states $$|E_+\rangle $$ and $$|E_-\rangle $$ of the molecule.
 * An ionized hydrogen molecule is composed of two protons $$P_1$$ and $$P_2$$, and one electron. Because of their large masses, the two protons can be considered to be fixed. Let R be the distance between them and the $$|1\rangle$$ and $$|2\rangle$$ states where the electron is localised around $$P_1$$ or $$P_2$$. Assume, at a certain time, the electron is localised about proton $$P_1$$. According to the results from the previous section, we know that the electron will oscillate between the two protons with a frequency equal to the Bohr frequency associated with the two stationary states $$|E_+\rangle $$ and $$|E_-\rangle $$ of the molecule.

This oscillation of the electron between the two states corresponds to an oscillation of the mean value of the electric dipole moment of the molecule. Thus when the molecule is not in a stationary state, an oscillating electric dipole moment can appear. Such an oscillating dipole moment can exchange energy with an electromagnetic wave of same frequency. Consequently, this frequency must appear in the absorption and emission spectrum of the ionized hydrogen molecule.
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पाउली मेट्रिसेस
के माध्यम से गैर-प्रचलन प्रक्रिया का उपयोग करके व्युत्पत्ति फॉर्म के हैमिल्टनियन पर विचार करें$$ \hat{H} = E_0\cdot\sigma_0 + W_1\cdot\sigma_1 + W_2\cdot\sigma_2 + \Delta\cdot\sigma_3 = \begin{pmatrix} E_0 + \Delta & W_1 - iW_2 \\ W_1 + iW_2 & E_0 - \Delta \end{pmatrix}.$$इस मैट्रिक्स के eigenvalues ​​द्वारा दिया जाता है$$\begin{align} \lambda_+ &= E_+ = E_0 + \sqrt{{\Delta}^2 + {W_1}^2 + {W_2}^2} = E_0 + \sqrt{{\Delta}^2+ {\left\vert W \right\vert}^2} \\ \lambda_- &= E_- = E_0 - \sqrt{{\Delta}^2 + {W_1}^2 + {W_2}^2} = E_0 - \sqrt{{\Delta}^2 + {\left\vert W \right\vert}^2}, \end{align}$$कहाँ $$\mathbf{W} = W_1 + i W_2$$ और $${\left\vert W \right\vert}^2 = {W_1}^2 + {W_2}^2 = WW^*$$, तो हम ले सकते हैं $$\mathbf{W} = {\left\vert W \right\vert} e^{i \phi}$$.

अब, के लिए eigenvectors $$E_+$$ समीकरण से पाया जा सकता है$$\begin{pmatrix} E_0 + \Delta & W_1 - i W_2 \\ W_1 + i W_2 & E_0 - \Delta \end{pmatrix} \begin{pmatrix} a \\ b \end{pmatrix} = E_+ \begin{pmatrix} a \\ b \end{pmatrix}.$$इसलिए$$ b = -\frac{a \left(E_0 + \Delta - E_+ \right)} {W_1 - i W_2}. $$ईजेनवेक्टरों पर सामान्यीकरण की स्थिति को लागू करना, $${\left\vert a \right\vert}^2 + {\left\vert b \right\vert}^2 = 1$$. इसलिए$${\left\vert a \right\vert}^2 + {\left\vert a \right\vert}^2\left(\frac{\Delta}{\left\vert W \right\vert} - \frac{\sqrt{{\Delta}^2 + {\left\vert W \right\vert}^2}}{\left\vert W \right\vert}\right)^2 = 1. $$होने देना $$\sin\theta=\frac{\left\vert W \right\vert}{\sqrt{{\Delta}^2+ {\left\vert W \right\vert}^2}}$$ और $$\cos\theta = \frac{\Delta}{\sqrt{{\Delta}^2+ {\left\vert W \right\vert}^2}}$$. इसलिए $$\tan\theta = \frac{\left\vert W \right\vert}{\Delta}$$.

तो हम प्राप्त करते हैं ${\left\vert a \right\vert}^2+{\left\vert a \right\vert}^2\frac{({1-\cos\theta})^2}{\sin^2\theta}=1$. वह है $${\left\vert a \right\vert}^2=\cos^2\left(\tfrac{\theta}{2}\right)$$, पहचान का उपयोग करना $\tan(\tfrac{\theta}{2}) = \tfrac{1-\cos(\theta)}{\sin(\theta)}$.

का चरण $a$ के सापेक्ष $b$  होना चाहिए $-\phi$.

का चयन $a$ वास्तविक होने के लिए, आइगेनवैल्यू के लिए आइजनवेक्टर $$E_+$$ द्वारा दिया गया है$$\left|E_+\right\rang = \begin{pmatrix} \cos \left(\tfrac{\theta}{2}\right) \\ e^{i\phi}\sin\left(\tfrac{\theta}{2}\right) \end{pmatrix} = \cos \left(\tfrac{\theta}{2}\right) \left|0\right\rang + e^{i\phi} \sin \left(\tfrac{\theta}{2}\right) \left|1\right\rang.$$इसी तरह, ईजेनर्जी के लिए ईजेनवेक्टर $E_-$ है$$\left|E_-\right\rang = \sin \left(\tfrac{\theta}{2}\right) \left|0\right\rang - e^{i\phi} \cos \left(\tfrac{\theta}{2}\right) \left|1\right\rang.$$इन दो समीकरणों से हम लिख सकते हैं$$\begin{align} \left|0\right\rang &= \cos \left(\tfrac{\theta}{2}\right) \left|E_+\right\rang + \sin \left(\tfrac{\theta}{2}\right) \left|E_-\right\rang \\ \left|1\right\rang &= e^{-\imath\phi} \sin \left(\tfrac{\theta}{2}\right) \left|E_+\right\rang - e^{-\imath\phi} \cos \left(\tfrac{\theta}{2}\right) \left|E_-\right\rang. \end{align}$$मान लीजिए कि सिस्टम राज्य में शुरू होता है $$|0\rang$$ समय पर $t = 0$ ; वह है,$$\left| \psi\left( 0 \right) \right\rang = \left|0\right\rang = \cos \left(\tfrac{\theta}{2}\right) \left|E_+\right\rang + \sin \left(\tfrac{\theta}{2}\right) \left|E_-\right\rang.$$एक समय-स्वतंत्र हैमिल्टनियन के लिए, समय टी के बाद, राज्य के रूप में विकसित होता है$$\left| \psi\left( t \right) \right\rang = e^{\frac{-i \hat{H} t}{\hbar}} \left| \psi\left( 0 \right) \right\rang = \cos \left(\tfrac{\theta}{2}\right) e^{\frac{-i E_+ t}{\hbar}} \left|E_+\right\rang + \sin \left(\tfrac{\theta}{2}\right) e^{\frac{-i E_- t}{\hbar}} \left|E_-\right\rang.$$यदि सिस्टम किसी एक देश में है $$|E_+\rang$$ या $$|E_-\rang$$, यह वही स्थिति रहेगी। हालांकि, ऊपर दिखाए गए समय-निर्भर हैमिल्टनियन और एक सामान्य प्रारंभिक अवस्था के लिए, समय विकास गैर तुच्छ है। रबी दोलन के लिए परिणामी सूत्र मान्य है क्योंकि स्पिन की स्थिति को एक संदर्भ फ्रेम में देखा जा सकता है जो क्षेत्र के साथ घूमता है। राज्य में समय t पर सिस्टम को खोजने की प्रायिकता आयाम $$|1\rang$$ द्वारा दिया गया है $\left \langle\ 1 | \psi(t) \right\rangle = e^{i\phi} \sin \left(\tfrac{\theta}{2}\right) \cos\left(\tfrac{\theta}{2}\right) \left( e^{\frac{-i E_+ t}{\hbar}}-e^{\frac{-i E_- t}{\hbar}} \right) $.

अब संभावना है कि राज्य में एक प्रणाली $$|\psi(t)\rang$$ राज्य में पाया जाएगा $|1\rang$ द्वारा दिया गया है$$ \begin{align} P_{0\to 1}(t) &= {|\langle\ 1|\psi(t)\rangle|}^2 \\ &= e^{-\imath\phi} \sin\left(\frac{\theta}{2}\right) \cos\left(\frac{\theta}{2}\right) \left(e^{\frac{+\imath E_+ t}{\hbar}}-e^{\frac{+\imath E_-t}{\hbar}}\right) e^{+\imath\phi} \sin\left(\frac{\theta}{2}\right)\cos\left(\frac{\theta}{2}\right) \left( e^{\frac{-\imath E_+ t}{\hbar}} - e^{\frac{-\imath E_-t}{\hbar}} \right) \\&= \frac{\sin^2{\theta}}{4} \left(2 - 2\cos\left( \frac{\left (E_+-E_- \right)t}{\hbar} \right) \right) \end{align} $$इसे सरल बनाया जा सकता है

इससे पता चलता है कि स्थिति में सिस्टम को खोजने की एक सीमित संभावना है $$|1\rang$$ जब प्रणाली मूल रूप से राज्य में है $$|0\rang$$. संभाव्यता कोणीय आवृत्ति के साथ दोलनशील है $$\omega =\frac{E_+-E_-}{2\hbar}=\frac{\sqrt{{\Delta}^2+ {\left\vert W \right\vert}^2}}{\hbar}$$, जो सिस्टम की अनूठी बोर आवृत्ति है और इसे रबी आवृत्ति भी कहा जाता है। सूत्र ($$) इसिडोर इसाक रबी सूत्र के रूप में जाना जाता है। अब समय के बाद संभावना है कि राज्य में सिस्टम $$|0\rang$$ द्वारा दिया गया है $${|\langle\ 0|\psi(t)\rangle|}^2=1-\sin^2(\theta)\sin^2\left(\frac{(E_+-E_-)t}{2\hbar}\right)$$, जो दोलनशील भी है।

दो-स्तरीय प्रणालियों के इस प्रकार के दोलन रबी दोलन कहलाते हैं, जो कई समस्याओं जैसे न्यूट्रिनो दोलन, हाइड्रोजन आयन, क्वांटम कंप्यूटिंग, अमोनिया मासर  आदि में उत्पन्न होते हैं।

क्वांटम कंप्यूटिंग में
किसी भी दो-राज्य क्वांटम प्रणाली का उपयोग एक qubit को मॉडल करने के लिए किया जा सकता है। एक स्पिन (भौतिकी) पर विचार करें -$$ \tfrac{1}{2} $$ चुंबकीय क्षण के साथ प्रणाली $$ \boldsymbol{\mu} $$ एक शास्त्रीय चुंबकीय क्षेत्र में रखा गया $$ \boldsymbol{B} = B_0\ \hat{z} + B_1 \left(\cos{(\omega t)}\ \hat{x} - \sin{(\omega t)} \ \hat{y} \right)$$. होने देना $$ \gamma $$ सिस्टम के लिए जाइरोमैग्नेटिक अनुपात हो। चुंबकीय क्षण इस प्रकार है $$ \boldsymbol{\mu} = \frac{\hbar}{2} \gamma \boldsymbol{\sigma} $$. इस प्रणाली का हैमिल्टन तब द्वारा दिया जाता है $$\mathbf{H}=-\boldsymbol{\mu}\cdot\mathbf{B}= -\frac{\hbar}{2}\omega_0\sigma_z-\frac{\hbar}{2}\omega_1(\sigma_x\cos\omega t-\sigma_y\sin\omega t)$$ कहाँ $$\omega_0=\gamma B_0$$ और $$\omega_1=\gamma B_1$$. उपर्युक्त प्रक्रिया द्वारा इस हैमिल्टनियन के eigenvalue और आइजन्वेक्टर का पता लगाया जा सकता है। अब, qubit को स्थिति में रहने दें $$ |0\rang$$ समय पर $$ t = 0 $$. फिर, समय पर $$ t $$, राज्य में इसके पाए जाने की संभावना $$|1\rang$$ द्वारा दिया गया है $$ P_{0\to1}(t)=\left(\frac{\omega_1}{\Omega}\right)^2\sin^2\left(\frac{\Omega t}{2}\right)$$ कहाँ $$\Omega=\sqrt{(\omega-\omega_0)^2+\omega_1^2}$$. इस घटना को रबी दोलन कहा जाता है। इस प्रकार, qubit के बीच दोलन करता है $$|0\rang$$ और $$|1\rang$$ राज्यों। दोलन के लिए अधिकतम आयाम प्राप्त किया जाता है $$\omega=\omega_0$$, जो प्रतिध्वनि की स्थिति है। अनुनाद पर, संक्रमण संभावना द्वारा दिया जाता है $$ P_{0\to1}(t)=\sin^2\left(\frac{\omega_1 t}{2}\right)$$. राज्य से जाना $$|0\rang$$ कहना $$|1\rang$$ यह समय को समायोजित करने के लिए पर्याप्त है $$ t $$ जिसके दौरान घूर्णन क्षेत्र ऐसा कार्य करता है $$\frac{\omega_1 t}{2}=\frac{\pi}{2}$$ या $$ t=\frac{\pi}{\omega_1}$$. इसे ए कहा जाता है $$\pi$$ धड़कन। यदि 0 और $$ \frac{\pi}{\omega_1}$$ चुना जाता है, हम का सुपरपोजिशन प्राप्त करते हैं $$|0\rang$$ और $$|1\rang$$. के लिए विशेष रूप से $$ t=\frac{\pi}{2\omega_1}$$, हमारे पास एक $$\frac{\pi}{2}$$ नाड़ी, जो इस प्रकार कार्य करती है: $$|0\rang \to \frac{|0\rang+i|1\rang}{\sqrt{2}}$$. क्वांटम कंप्यूटिंग में इस ऑपरेशन का महत्वपूर्ण महत्व है। लेजर के क्षेत्र में दो स्तर के परमाणु के मामले में समीकरण अनिवार्य रूप से समान होते हैं जब आम तौर पर अच्छी तरह से संतुष्ट घूर्णन तरंग सन्निकटन किया जाता है। तब $$\hbar\omega_0$$ दो परमाणु स्तरों के बीच ऊर्जा अंतर है, $$\omega$$ लेजर तरंग और रबी आवृत्ति की आवृत्ति है $$\omega_1$$ परमाणु के संक्रमण विद्युत द्विध्रुव आघूर्ण के गुणनफल के समानुपाती होता है $$\vec{d}$$ और विद्युत क्षेत्र $$\vec{E}$$ लेजर तरंग की जो है $$\omega_1 \propto \hbar \ \vec{d} \cdot \vec{E}$$. सारांश में, रबी दोलनों में हेरफेर करने के लिए इस्तेमाल की जाने वाली मूल प्रक्रिया है। ये दोलन उचित रूप से समायोजित समय अंतराल के दौरान आवधिक विद्युत या चुंबकीय क्षेत्र में क्यूबिट्स को उजागर करके प्राप्त किए जाते हैं।

यह भी देखें

 * परमाणु सुसंगतता
 * बलोच क्षेत्र
 * लेजर पंपिंग
 * प्रकाशीय पंपिंग
 * रबी की समस्या
 * वैक्यूम रबी दोलन
 * तटस्थ कण दोलन

संदर्भ

 * Quantum Mechanics Volume 1 by C. Cohen-Tannoudji, Bernard Diu, Frank Laloe, ISBN 9780471164333
 * A Short Introduction to Quantum Information and Quantum Computation by Michel Le Bellac, ISBN 978-0521860567
 * The Feynman Lectures on Physics, Volume III
 * Modern Approach To Quantum Mechanics by John S Townsend, ISBN 9788130913148