四态叠加多模叠加态光场|Ψ(4)e,Ⅲ〉q的等阶N次方Y压缩

根据量子力学的线性叠加原理,构造了由多模偶相干态与多模虚偶相干态组成的第Ⅲ种四态叠加多模叠加态光场态|Ψ(4)e,Ⅲ〉q的等阶N次方Y压缩特性.结果发现:1) 当压缩阶数N=4m,(m=1,2,3,…)时,态|Ψ(4)e,Ⅲ〉q恒处于等阶数N-Y最小测不准态;2) 当压缩阶数N=4m′+2,(m′=0,1,2,…)时,在(θ1-θ2),q,Rj,r1,r2等取不同的组合定值下,态|Ψ(4)e,Ⅲ〉q可分别呈现出等阶N次方Y压缩效应与"半相干态"效应;3) 当压缩阶数N为奇数时,在(θ1-θ2),q,Rj,r1,r2等取不同的组合定值下,态|Ψ(4)e,Ⅲ〉q可呈现出等阶N次方Y压缩效应.     

由奇偶相干态组成的第Ⅳ种四态叠加多模叠加态光场的等阶N次方Y压缩

根据量子力学中的线性叠加原理 ,构造了由多模奇相干态和多模虚偶相干态组成的第 种四态叠加多模叠加态光场 |Ψ(4)oe , 〉q.利用多模压缩态理论 ,研究了态 |Ψ(4)oe , 〉q的等阶N次方 Y压缩特性 .结果发现 :1 )当压缩阶数为偶数时 ,态 |Ψ(4)oe , 〉q始终不呈现等阶 N次方Y压缩效应 .a)当压缩阶数 N=4m(m=1 ,2 ,3 ,…… )时 ,态 |Ψ(4)oe , 〉q恒处于等阶 N- Y最小测不准态 ;b)当 N=4m′+2 (m′=0 ,1 ,2 ,…… )时 ,态 |Ψ(4)oe , 〉q可呈现“半相干态”效应 ;2 )当压缩阶数为奇数时 ,在不同的条件下 ,态 |Ψ(4)oe , 〉q可分别呈现以下几种状态 :a)第一正交分量可呈现等阶 N次方 Y压缩效应 ;b)第二正交分量可呈现等阶 N次方 Y压缩效应 ;c)态 |Ψ(4)oe , 〉q可呈现“半相干态”效应 .     

两不同奇相干态组成的第种四态叠加多模叠加态光场的等阶N次方Y压缩

根据量子力学中的线性叠加原理 ,构造了由多模奇相干态与多模复共轭奇相干态这两种不同的奇相干态的线性叠加所组成的第 种四态叠加多模叠加态光场 |Ψ( 4 )o ,I〉q,利用多模压缩态理论 ,研究了态 | Ψ( 4 )o ,I〉q的等阶 N次方 Y压缩特性 .结果发现 :1 )当压缩阶数 N为偶数时 ,在不同的条件下 ,态 | Ψ( 4 )o ,I〉q 可分别呈现三种状态 :a)态 | Ψ( 4 )o ,I〉q可处于等阶 N- Y最小测不准态 ;b)态 | Ψ( 4 )o ,I〉q的第一正交分量可呈现等阶 N次方 Y压缩效应 ;c)态 | Ψ( 4 )o ,I〉q可呈现“半相干态”效应 .2 )当压缩阶数为奇数时 ,若果 r1=r2 =r,则在不同的条件下 ,态 |Ψ( 4 )o ,I〉q可分别呈现三种状态 :a)态 |Ψ( 4 )o ,I〉q可处于等阶 N - Y最小测不准态 ;b)态 |Ψ( 4 )o ,I〉q的第一正交分量可呈现等阶 N次方 Y压缩效应 ;c)态 | Ψ( 4 )o ,I〉q的第二正交分量可呈现等阶 N次方 Y压缩效应 .3)“半相干态”是指在一定条件下 ,态 | Ψ( 4 )o ,I〉q的两个正交分量其中一个正交分量处于等阶N- Y最小测不准态 ,另一个正交分量既不处于等阶 N- Y最小测不准态也不呈现等阶 N次方 Y压缩效应     

由奇偶相干态组成的第ⅣV种四态叠加多模叠加态光场的等阶N次方Y压缩

根据量子力学中的线性叠加原理,构造了由多模奇相干态和多模虚偶相干态组成的第Ⅳ种四态叠加多模叠加态光场|ψ(4)oe,Ⅳ〉q.利用多模压缩态理论,研究了态|ψ(4)oe,Ⅳ>q的等阶N次方Y压缩特性.结果发现1)当压缩阶数为偶数时,态|(4)oe,Ⅳ〉q始终不呈现等阶N次方Y压缩效应.a)当压缩阶数N=4m(m=1,2,3,……)时,态|ψ(4)oe,Ⅳ〉q恒处于等阶N-Y最小测不准态;b)当N=4m'+2(m'=0,1,2,……)时,态| ψ(4)oe,Ⅳ〉q可呈现"半相干态"效应;2)当压缩阶数为奇数时,在不同的条件下,态|ψ(4)oe,Ⅳ〉q可分别呈现以下几种状态a)第一正交分量可呈现等阶N次方Y压缩效应;b)第二正交分量可呈现等阶N次方Y压缩效应;c)态|ψ(4)oe,Ⅳ>q可呈现"半相干态"效应.     

一种新型的两态叠加多模Schr(o¨)dinger猫态光场的等阶N次方Y压缩

本文根据量子力学的线性叠加原理,构造了由多模(即q模)相干态的相反态|{-Zj}〉q及多模虚相干态|{iZj}〉q这两者的线性叠加所组成的一种新型的多模Schrdinger猫态光场|Ψ(2)〉q,利用新近建立的多模压缩态理论,研究了态|Ψ(2)〉q的N次方Y压缩效应.结果发现:①当压缩阶数N＝2p且p＝2m(m＝1,2,3,…,…)时,态|Ψ(2)〉q总是恒处于N-Y最小测不准态;②当压缩阶数N＝2p且p＝2m+1(m＝0,1,2,3,…,…)时,如果各模的初始相位φj,态间的初始相位差θ(I)pq-θ(R)nq以及各单模相干态光场的平均光子数之总和等满足一定的量子化条件,则态|Ψ(2)〉q可呈现出周期性变化的、任意阶的N次方Y压缩效应;③当压缩阶数N＝2p'+1时,无论p'＝2m(m＝0,1,2,…,…)还是p'＝2m+1(m＝0,1,2,3,…,…),只要各模的初始相位φj满足一定的量子条件,则当两态叠加几率幅满足r(I)pq＝r(R)nq时,态|Ψ(2)〉q就恒处于N-Y测不准态,始终不呈现N-Y最小测不准态和N次方Y压缩;而当r(I)pq≠r(R)nq时,态|Ψ(2)〉q始终不呈现N-Y测不准态、N-Y最小测不准态和N次方Y压缩效应.     

多模叠加态|Ψ(4)e,Ⅲ〉q中广义电场分量的N次方H压缩

利用多模压缩态理论,详细研究了由多模偶相干态和多模虚偶相干态的线性叠加所组成的一种新型的四态叠加多模叠加态光场|Ψ(4)e,Ⅲ〉q中广义电场分量的等幂次N次方H压缩特性.结果表明:1) 在腔模总数q与压缩次数N的乘积q*N=4m(m=1,2,3,…)的条件下,态|Ψ(4)e,Ⅲ〉q的广义电场分量可恒处于等幂次N-H最小测不准态.2) 在q*N=4m′+2(m′=0,1,2,…)的条件下,当态间的初始相位差(θ1-θ2)、各模的初始相位和∑qj=1φj,以及各模平均光子数之总和∑qj=1R2j等分别满足一定的取值条件时,态|Ψ(4)e,Ⅲ〉q的广义电场分量总可呈现出周期性变化的偶数次的等幂次N次方H压缩效应.     

多模叠加态|Ψ_e~(4),Ⅲ〉_q中广义电场分量的N次方H压缩

利用多模压缩态理论 ,详细研究了由多模偶相干态和多模虚偶相干态的线性叠加所组成的一种新型的四态叠加多模叠加态光场 |Ψ(4)e ,Ⅲ〉q 中广义电场分量的等幂次N次方H压缩特性 结果表明 :1 )在腔模总数 q与压缩次数N的乘积 q·N =4m(m =1 ,2 ,3,… )的条件下 ,态 |Ψ(4)e ,Ⅲ〉q 的广义电场分量可恒处于等幂次N H最小测不准态 2 )在 q·N =4m′ + 2 (m′=0 ,1 ,2 ,… )的条件下 ,当态间的初始相位差 (θ1 -θ2 )、各模的初始相位和∑qj=1φj,以及各模平均光子数之总和∑qj =1R2 j 等分别满足一定的取值条件时 ,态 |Ψ(4)e ,Ⅲ〉q 的广义电场分量总可呈现出周期性变化的偶数次的等幂次N次方H压缩效应     

多模虚共轭相干态的相反态与多模真空态的叠加态的等阶N次方Y压缩

构造了由多模虚共轭相干态的相反态|{- j*}〈q与多模真空态l{OJ}〈q这两者的线性叠加所组成的一种新型的两态叠加多模叠加态光场|Ψn(2)(ab)>q.利用多模压缩态理论,详细研究了态|Ψn(2)(ab)>q的等阶N次方Y压缩特性,并由此揭示出一系列具有重要意义的新的压缩现象.     

第Ⅱ种强度不等的两态叠加多模叠加态光场的等阶N次方H压缩——1腔模总数与压缩阶数两者之积取偶数的情形

利用多模压缩态理论研究了第Ⅱ种强度不等的非对称两态叠加多模叠加态光场|Ψ(ab)Ⅱ〉q的等阶N次方H压缩特性.结果发现:1) 当腔模总数q与压缩阶数N的乘积取偶数,亦即qN=2p时,无论p=2m(m=1,2,3,…,…),还是p=2m+1(m=0,1,2,3,…,…),只要各模的初始相位差(φ(a)j-φ(b)j)、态间的初始相位差(θ(aR)nq-θ(bI)nq)及光子干涉项的幅度∑qj=1R(a)jR(b)j等分别满足一定的条件,则态|Ψ(ab)Ⅱ〉q的第一和第二正交分量总可分别呈现出周期性变化的等阶N次方H压缩效应.2) 当qN=2p且p=2m+1(m=0,1,2,3,…,…)时,若构成态|Ψ(ab)Ⅱ〉q的两个不同的量子光场态中各对应模的强度(即平均光子数)和初始相位相等,亦即R(a)j=R(b)j和φ(a)j=φ(b)j(j=1,2,3,…,q),则态|Ψ(ab)Ⅱ〉q可呈现出"等阶N次方H压缩简并"现象     

第Ⅰ种偶数模四态叠加多模叠加态光场的等幂次N次方X压缩特性

构造了同一偶数模的多模偶相干态与多模奇相干态这两者的线性叠加组成的第Ⅰ种偶数模四态叠加多模叠加态光场|Ψ(4),I>2q利用多模压缩态理论,详细研究了态|Ψ(4),I>2q的等幂次N次方X压缩特性。结果表明态|Ψ(4),I>2q是一种典型的非经典多模叠加态光场。(1)当场模数q与压缩幂次N的乘积q·N为偶数且各模光子数nj小于N时,态|Ψ(4),I>2q的两个正交分量可同时呈现程度相同的等幂次N次方X压缩效应;(2)当q·N为奇数且nj小于N,而且偶相干态几率幅r(e)2q大于奇相干态几率幅r(0)2q时,则在N与各模初始相位φj的乘积N(∑qjc=1φjc-∑2qjL=q+1φjL)取不同的特定值的条件下,态|Ψ(4),I>2q的两个正交分量可分别呈现等幂次N次方X压缩效应。     

四态叠加多模叠加态光场|Ψe(4),Ⅲ〉q的等阶N次方Y压缩

根据量子力学的线性叠加原理,构造了由多模偶相干态与多模虚偶相干态组成的第Ⅲ种四态叠加多模叠加态光场态|Ψ_e⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q的等阶N次方Y压缩特性.结果发现:1) 当压缩阶数N=4m,(m=1,2,3,…)时,态|Ψ_e⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q恒处于等阶数N-Y最小测不准态;2) 当压缩阶数N=4m′+2,(m′=0,1,2,…)时,在(θ₁-θ₂),q,R_j,r₁,r₂等取不同的组合定值下,态|Ψ_e⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q可分别呈现出等阶N次方Y压缩效应与"半相干态"效应;3) 当压缩阶数N为奇数时,在(θ₁-θ₂),q,R_j,r₁,r₂等取不同的组合定值下,态|Ψ_e⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q可呈现出等阶N次方Y压缩效应.     

多模叠加态光场|ψ_5~((3))〉_q中广义磁场4m次方Y压缩

构造了由多模复共轭相干态 | {Z j}〉q、多模复共轭相干态的相反态 | {-Z j}〉q 以及多模虚相干态 | {iZj}〉q 的线性叠加所组成的第Ⅴ类三态叠加多模叠加态光场 | ψ(3)5 〉q 利用多模压缩态理论研究了态 | ψ(3)5 〉q 中广义磁场分量的等幂次N次方Y压缩特性 结果发现 :当压缩次数N =2 p且 p =2m (m =1 ,2 ,3,… ,… )时 ,只要各模的初始相位 φj( j=1 ,2 ,… ,… ,q)、态间的初始相位差 (θ1 -θ2 )、(θ1 -θ3)和 (θ2 -θ3)以及受各模的初始相位 φj 调制的各单模相干态光场的平均光子数之和∑qj=1(R2 jcos2 φj)等分别满足一定的取值条件 ,则态 | ψ(3)5 〉q 的广义磁场分量就可呈现出周期性变化的广义非线性等幂次 4m次方Y压缩效应     

第Ⅷ类多模叠加态光场的偶阶N次方Y压缩

文章构造了第Ⅷ类两态叠加多模叠加态光场| Ψ(2)8>q,利用多模压缩态理论,详细研究了态|Ψ(2)8>q的广义非线性等幂次N次方Y压缩特性.结果发现态|Ψ(2)8>q是一种典型的非经典光场,它可呈出周期性变化的偶数阶等幂次N次方Y压缩效应;并且在一定的条件下, 本文的态|Ψ(2)8>q与文献3的态|Ψ(2)msc>q这两者之间可呈现出"等幂次N次方Y压缩简并"现象.     

一种强度不对称的两态叠加多模叠加态光场的等价N次方H压缩特性研究

利用多模压缩态理论,研究了一种强度不对称的两态叠加多模叠加态光场|Ψ1(ab)>q的等阶N次方H压缩特性.结果发现当腔模总数q与压缩阶数N这两者之积qN为偶数时,态|Ψ1(ab)>q的第一或第二正交分量在一定条件下可分别呈现出等阶N次方H压缩效应.     

多模叠加态光场|ψ(3)5〉q中广义磁场4m次方Y压缩

构造了由多模复共轭相干态|{Z*j}〉q、多模复共轭相干态的相反态|{-Z*j}〉q以及多模虚相干态|{iZj}〉q的线性叠加所组成的第Ⅴ类三态叠加多模叠加态光场|ψ(3)5〉q.利用多模压缩态理论研究了态|ψ(3)5〉q中广义磁场分量的等幂次N次方Y压缩特性.结果发现:当压缩次数N=2p且p=2m(m=1,2,3,…,…)时,只要各模的初始相位φj(j=1,2,…,…,q)、态间的初始相位差(θ1-θ2)、(θ1-θ3)和(θ2-θ3)以及受各模的初始相位φj调制的各单模相干态光场的平均光子数之和∑qj=1(R2jcos2φj)等分别满足一定的取值条件,则态|ψ(3)5〉q的广义磁场分量就可呈现出周期性变化的广义非线性等幂次4m次方Y压缩效应.     

两不同奇相干态组成的第种四态叠加多模叠加态光场的等阶N次方Y压缩

根据量子力学中的线性叠加原理,构造了由多模奇相干态与多模复共轭奇相干态这两种不同的奇相干态的线性叠加所组成的第Ⅰ种四态叠加多模叠加态光场|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q,利用多模压缩态理论,研究了态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q的等阶N次方Y压缩特性.结果发现:1)当压缩阶数N为偶数时,在不同的条件下,态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q可分别呈现三种状态:a)态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q可处于等阶N-Y最小测不准态;b)态|Ψ(4)o,I〉q的第一正交分量可呈现等阶N次方Y压缩效应;c)态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q可呈现“半相干态”效应.2)当压缩阶数为奇数时,若果r₁=r₂=r,则在不同的条件下,态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q可分别呈现三种状态:a)态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q可处于等阶N-Y最小测不准态;b)态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q的第一正交分量可呈现等阶N次方Y压缩效应;c)态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q的第二正交分量可呈现等阶N次方Y压缩效应.3)“半相干态”是指在一定条件下,态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q的两个正交分量其中一个正交分量处于等阶N-Y最小测不准态,另一个正交分量既不处于等阶N-Y最小测不准态也不呈现等阶N次方Y压缩效应.     

两不同奇相干态组成的第Ⅲ种四态叠加多模叠加态光场的等阶N次方H压缩

本文构造了由两不同奇相干态组成的第种四态叠加多模叠加态光场|ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q.利用新近建立的多模压缩态理论,详细研究了态|ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q的广义非线性等阶N次方H压缩特性,结果发现由多模奇相干态|ψ,_o〉_q和多模虚奇相干态|ψ_i⁽²⁾,_o〉_q这两者线性叠加所组成的新量子光场态、|ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q是一种典型的非经典光场.1)当腔模总数q与压缩阶数N的乘积q·N为偶数、且qN=4m(m=1,2,3,…,…)时,态|ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q恒处于等阶N-H最小测不准态,与其它参量的取值无关;2)当qN为偶数、且qN=4m-2(m=1,2,3,…,…)时,(i)态|ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q可呈现等阶N次方H压缩效应,其两正交分量的压缩特性呈现周期性变化的、互补对称关系;(ii)态|ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q可呈现“半相干态”效应.3)当qN为奇数时,态|ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q始终不呈现等阶N次方H压缩效应,也不处于等阶N-H最小测不准态,但在一定条件下可呈现“半相干态”效应.     

两不同奇相干态组成的第种四态叠加多模叠加态光场的等阶N次方Y压缩

本文构造了由两不同奇相干态组成的第Ⅲ种四态叠加多模叠加态光场|Ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ>_q.利用新近建立的多模压缩态理论,详细研究了态|Ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ>_q的广义非线性等阶N次方Y压缩特性,结果发现由不呈现等阶高阶压缩效应的两奇相干态线性叠加组成的新量子光场态|Ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ>_q呈现出许多奇异物理现象:1)当压缩阶数N=4m(m=1,2,3,…,…)时,态|Ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ>_q始终恒处于等阶N-Y最小测不准态;2)当压缩阶数N=4m-2(m=1,2,3,…,…)时,在一定条件下,态|Ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ>_q的某一正交分量处于等阶N-Y最小测不准态时,另一正交分量则始终既不处于等阶N-Y最小测不准态,也不呈现等阶N次方Y压缩效应,这种现象称为“半相干态”效应;在另外一些条件下,态|Ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ>_q的两正交分量可分别呈现出等阶N次方Y压缩效应,其压缩特性具有周期性变化的、互补对称的关系.3)当压缩阶数N为奇数时,态|Ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ>_q始终不会呈现等阶N次方Y压缩效应,也不处于等阶N-Y最小测不准态,但在一定条件下可呈现“半相干态”效应.     

一种新型的两态叠加多模叠加态光场的广义非线性等阶N次方Y压缩

本文根据量子力学中的线性叠加原理,构造了由多模(即q模)相干态的相反态|{-Z_j}〉_q及多模虚相干态的相反态|{-iZ_j}〉_q这两者的线性叠加所组成的一种新型的两态叠加多模叠加态光场|ψ_msc⁽²⁾〉_q.利用新近建立的多模辐射场的广义非线性等阶高阶压缩理论,研究了态|ψ_msc⁽²⁾〉_q的广义非线性等阶N次方Y压缩特性.结果发现,1)当压缩阶数N=2P且P=2m(m=1,2,3,…,…)时,态|ψ_msc⁽²⁾〉_q恒处于N-Y最小测不准态;2)当N=2P且P=2m’+1(m’=0,1,2,…,…)时,如果各模的初始相位φ_j、态间的初始相位差与各单模相干态光场的平均光子数之和∑_j=1^qR_j²即[(θ_pq^(R)-θ_nq^(I))-∑_j=1^qR_j²]满足一定的量子化条件,态|ψ_msc⁽²⁾〉_q可呈现周期性变化的、任意阶的等阶N次方Y压缩效应;3)当N为奇数时,态|ψ_msc⁽²⁾〉_q在一定条件下恒处于N-Y测不准态;4)态|ψ_msc⁽²⁾〉_q与文献21中的态|ψ⁽²⁾〉_q出现部分压缩简并现象,从而更进一步表明压缩简并现象的存在是有某种客观内在联系的.     

态|ψ(3)3〉q中广义磁场分量的N次方Y压缩效应

构造了由多模复共轭相干态|{Z*j}〉q、多模复共轭虚相干态|{iZ*j}〉q和多模真空态|{0j}〉q这三态的线性叠加所组成的第Ⅲ类三态叠加多模叠加态光场|ψ(3)3〉q.利用多模压缩态理论研究了态|ψ(3)3〉q中广义磁场分量的任意偶数次广义非线性等幂次N次方Y压缩特性.结果发现:在压缩次数N取偶数,只要各模的初始相位φj(j=1,2,3,…,…,q),态间的初始相位差(θi-θ2)(i=1,3)和各单模相干态光场平均光子数R2j之和qj=1R2j分别满足各自的取值条件,态|ψ(3)3〉q的广义磁场分量(即第一正交相位分量)就可呈现出周期性变化的、任意偶数次的广义非线性等幂次N次方Y压缩效应.