Untitled

Ter-Mikaelyan, M.L.

doi:10.1023/a:1011308406618

Cited by 5 publications

(6 citation statements)

References 12 publications

Supporting

Mentioning

Contrasting

Unclassified

Order By: Relevance

“…We also show the following results which are new to our knowledge: (i) we can transfer the population to state |3 with intuitive (as with counterintuitive) specific quasi-resonant pulses without invoking the approximation of adiabatic elimination, (ii) with specific quasi-resonant pulses, we can selectively transfer the population to state |2 for an intuitive sequence or to state |3 for a counterintuitive sequence, and (iii) with an intuitive or counterintuitive sequence, we can selectively transfer the population to state |2 or to state |3 playing on the detunings and on the peak pulse amplitudes ratio. We remark that the selectivity (ii) has been demonstrated in the case of exact two-photon resonant pulses [19]. This last result is however not robust since it depends on using precisely determined total pulse areas.…”

Section: Topology Of Stimulated Raman Adiabatic Passagementioning

confidence: 78%

Topology of adiabatic passage

2002

View full text Add to dashboard Cite

We examine the topology of eigenenergy surfaces characterizing the population transfer processes based on adiabatic passage. We show that this topology is the essential feature for the analysis of the population transfers and the prediction of its final result. We reinterpret diverse known processes, such as stimulated Raman adiabatic passage (STIRAP), frequency-chirped adiabatic passage and Stark-chirped rapid adiabatic passage (SCRAP). Moreover, using this picture, we display new related possibilities of transfer. In particular, we show that we can selectively control the level which will be populated in STIRAP process in Λ or V systems by the choice of the peak amplitudes or the pulse sequence. 42.50.Hz, 32.80.Wr, 32.80.Bx

show abstract

Section: Topology Of Stimulated Raman Adiabatic Passagementioning

confidence: 78%

Topology of adiabatic passage

2002

View full text Add to dashboard Cite

show abstract

“…Например, можно упоминать излучение заряда, движущегося с постоянной скоростью через отверстие в экране (дифракционное излучение, см. например [10,11]). Движущийся заряд, находясь в полупространстве перед экраном, проходит в полупространство за экраном через отверстие в экране.…”

Section: Introductionunclassified

Поля Зарядов И Дифракционные Поля В Электродинамике

Балян¹

2022

Proceedings of NAS RA. Physics

View full text Add to dashboard Cite

Электрические и магнитные поля в некотором выбранном объеме представлены в векторной форме с помощью поверхностных и объемных интегралов. Поверхностные интегралы описывают дифракционные поля, обусловленные полями внешними к объему зарядов, а объемные интегралы описывают поля, создаваемые зарядами, движущимися внутри объема. В гармоническом (монохроматическом) случае для определенной частоты полученные формулы, описывающие дифракцию, совпадают с известными векторными формулами дифракции Кирхгофа. В стандартных случаях дифракции некоторые заряды помещают в по- лупространство перед экраном и рассматривают дифракцию полей этих зарядов во втором полупространстве за экраном. Полученные в этой работе формулы можно применять не только для таких стандартных случаев дифракции, но и тогда, когда нельзя строго разделить дифракцию и излучение. Например, когда одни заряды входят в объем, а другие выходят из выбранного объема. Էլեկտրական և մագնիսական դաշտերը ծավալում ներկայացված են վեկտորական տեսքով՝ օգտագործելով մակերևույթային և ծավալային ինտեգրալներ: Մակերևույթային ինտեգրալները նկարագրում են դաշտի դիֆրակցիան, որը ստեղծվել է ծավալից դուրս գտնվող լիցքերով, իսկ ծավալային ինտեգրալները նկարագրում են ծավալի ներսում շարժվող լիցքերի կողմից ստեղծված դաշտերը։ Հարմոնիկ (մոնոքրոմատիկ) դեպքում, որոշակի հաճախականության համար, դիֆրակցիան նկարագրող ստացված բանաձևերը համընկնում են դիֆրակցիայի հայտնի Կիրխհոֆի վեկտորական բանաձևերի հետ։ Դիֆրակցիայի ստանդարտ դեպքերում որոշ լիցքեր տեղադրվում են էկրանի դիմացի կիսատարածության մեջ և դիտարկվում է այդ լիցքերի դաշտերի դիֆրակցիան էկրանի ետևում գտնվող երկրորդ կիսատարածությունում։ Այս աշխատանքում ստացված բանաձևերը կարող են օգտագործվել ոչ միայն դիֆրակցիայի ստանդարտ դեպքերի համար, այլև այն դեպքում, երբ անհնար է խստորեն առանձնացնել դիֆրակցիան և ճառագայթումը։ Օրինակ, երբ որոշ լիցքեր մտնում են ծավալը, իսկ մյուսները թողնում են ընտրված ծավալը: Electric and magnetic fields in a volume are presented in vector form using surface and volume integrals. Surface integrals describe the diffraction of the field created by charges external to the volume, and volume integrals describe the fields created by charges moving inside the volume. In the harmonic (monochromatic) case, for a certain frequency, the obtained formulas, describing the diffraction, coincide with the well-known Kirchhoff vector formulas for diffraction. In standard cases of diffraction some charges are placed in the half-space in front of a screen and the diffraction of the fields of these charges in the second half-space behind the screen is considered. The obtained in this work formulas can be used not only for standard cases of diffraction, but also when it is impossible to strictly separate diffraction and radiation. For example, when some charges enter the volume, while others leave the selected volume.

show abstract

“…The Landau-Pomeranchuk-Migdal (LPM) effect (Ter-Mikaelyan 1953;Landau & Pomeranchuk 1953;Migdal 1956;Feinberg & Pomeranchuk 1956), also a review by Baier & Katkov (1998); Uggerhøj (2011), is a somewhat surprising effect (at the time of the discovery): highly relativistic particles, though producing short wavelength photons, do so on a very long spacial scale, l c ∼ γ 2 c/ω. Qualitatively, in the rest frame of a particle a photon forms on scales ∼ c/ω (prime denotes frequency in the rest frame).…”

Section: Introductionmentioning

confidence: 99%

Radiation formation length in astrophysical high brightness sources

Lyutikov¹

2021

Preprint

View full text Add to dashboard Cite

The radiation formation length for relativistic particles, l c ∼ γ 2 λ (γ is the Lorentz factor, λ is the emitted wavelength), is much lager than the inter-particle distances in many astrophysical applications. This leads to the importance of plasma effects even for the high energy emission. The consequences are nontrivial: (i) averaging of the phases of the emitting particles reduces the power (a.k.a., a circle current does not emit); (ii) density fluctuations may lead to the sporadic production of coherent emission; (iii) plasma effects during assembly of a photon may lead to the suppression of the emission (Razin-Tsytovich effect for the superluminal modes), or, in the opposite limit of subluminous normal modes, to the newly discussed synchrotron super-radiance. For synchrotron emission the radiation formation length is the same for all emitted waves, ∼ c/ω B (non-relativistic Larmor length); for curvature emission it is R/γ -macroscopically long in pulsar magnetospheres (e.g. kilometers for radio). The popular model of "coherent curvature emission by bunches", with kilometers-long radiation formation length, particles swinging-out in a rotating magnetosphere before they finish emitting a wave, extreme requirements on the momentum spreads, and demands on the electric energy needed to keep the electrostatically repulsing charges together, all make that model internally inconsistent. Long radiation formation lengths affect how emission from PIC simulations should be interpreted: phases of the emitted wave should be added over the radiation formation length, not just the powers from the instantaneous acceleration of each particle.

show abstract

Untitled

Cited by 5 publications

References 12 publications

Topology of adiabatic passage

Topology of adiabatic passage

Поля Зарядов И Дифракционные Поля В Электродинамике

Radiation formation length in astrophysical high brightness sources

Contact Info

Product

Resources

About