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     

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.     

态|ψ(3)5〉q中广义电场的2(2m+1)次方Y压缩特性

利用多模压缩态理论,研究了由多模复共轭相干态|{Z*j}〉q(j=1,2,3,…,…,q)、多模复共轭相干态的相反态|{-Z*j}〉q和多模虚相干态|{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中广义电场分量的等幂次N次方Y压缩特性.结果发现:当压缩次数N=2p且p=2m+1(m=0,1,2,…,…)时,在一定的条件下,态|ψ(3)5〉q的广义电场分量(即第二正交相位分量)可呈现出周期性变化的、偶数次的等幂次2(2m+1)次方Y压缩效应.     

多模叠加态光场|ψ5(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|{iZ_j^*}〉_q的线性叠加所组成的第Ⅴ类三态叠加多模叠加态光场|ψ₅⁽³⁾〉_q.利用多模压缩态理论研究了态|ψ₅⁽³⁾〉_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φ_j(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φ_j调制的各单模相干态光场的平均光子数之和 等分别满足一定的取值条件,则态|ψ₅⁽³⁾〉_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.     

态|ψ_5~((3))〉_q中广义电场的2(2m+1)次方Y压缩特性

利用多模压缩态理论 ,研究了由多模复共轭相干态 | {Z j}〉q(j =1,2 ,3,… ,… ,q)、多模复共轭相干态的相反态 | { -Z j}〉q 和多模虚相干态 | {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 中广义电场分量的等幂次N次方Y压缩特性 .结果发现 :当压缩次数N =2 p且 p =2m + 1(m =0 ,1,2 ,… ,… )时 ,在一定的条件下 ,态 | ψ( 3)5〉q 的广义电场分量 (即第二正交相位分量 )可呈现出周期性变化的、偶数次的等幂次 2 (2m + 1)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     

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.     

五态叠加MSCS光场中广义磁场的等幂4m次和压缩

利用多模压缩态理论,研究了由多模真空态、多模复共轭相干态、多模复共轭虚相干态以及后两者的相反态的线性叠加所组成的一种五态叠加多模薛定谔猫态光场|Ψ(5)＞q中广义磁场分量的等幂次高次和压缩特性.结果发现:态|Ψ(5)＞q是一种典型的五态叠加多模非经典光场;在一定条件下,态|Ψ(5)＞q的广义磁场分量可呈现出周期性变化的广义非线性等幂4m次和压缩效应.     

态|Ψ(3)>q中广义电场分量的偶数次N次方Y压缩

构造了由多模复共轭虚相干态、多模复共轭虚相干态的相反态和多模复共轭相干态的线性叠加所组成的一种新型的三态叠加多模叠加态光场|Ψ⁽³⁾>_q.利用多模压缩态理论,研究了态|Ψ⁽³⁾>_q中广义电场分量的偶数次等幂次N次方Y压缩特性.结果发现:态|Ψ⁽³⁾>_q是一种典型的三态叠加多模非经典光场;当压缩次数N等于2P且P为2m’+1(m’=0,1,2,…,…)时,如果各模的初始相位φ_j(j=1,2,3,…,…,q)、态间的初始相位差(θ₁-θ₂)、(θ₁-θ₃)和(θ₂-θ₃),以及各单模相干态光场的总的平均光子数等分别满足各自的取值条件,则在这种情况下态|Ψ⁽³⁾>_q的广义电场分量可呈现出偶数次的广义非线性等幂次2(2m’+1)次方Y压缩效应.     

量子叠加态光场中广义电场的N次方H压缩效应

利用多模压缩态理论,研究了一种新型的三态叠加多模量子叠加态光场|Ψ(3)〉q中广义电场分量的等幂次N次方H压缩特性.结果发现,在一定条件下,态|Ψ(3)〉q的广义电场分量总可呈现出周期性变化的广义非线性等幂次N次方H压缩效应.     

态|ψ3(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|{Q_j} 〉_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|ψ₃⁽³⁾〉_q.利用多模压缩态理论研究了态|ψ₃⁽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φ_j(j=1,2,3,…,…,q),态间的初始相位差(θ_i-θ₂)(i=1,3)和各单模相干态光场平均光子数R_j²之和 分别满足各自的取值条件,态|ψ₃⁽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.     

态|ψ3(3)〉q中广义磁场分量的等幂次高次和压缩

根据量子力学中态的线性叠加原理,构造了由多模复共轭相干态|{Z_j^*〉_q(j=1,2,……q)、多模复共轭虚相干态|{iZ_j^*〉_q和多模真空态|{0_j}〉_q的线性叠加组成的第Ⅲ类三态叠加多模叠加态光场|ψ₃⁽³⁾〉_q.利用多模压缩态理论,研究了态|ψ₃⁽³⁾〉_q广义磁场分量(即第一正交相位分量)的广义非线性等幂次高次和压缩特性结果发现:当腔模总数q与压缩次数N之积qN取偶数时,态|ψ₃⁽³⁾〉_q广义磁场分量在一定条件下可分别呈现出周期性变化的、广义非线性等幂次奇数模—偶数次、偶数模—奇数次或偶数模—偶数次的高次和压缩效应.     

态|ψ3(3)〉q广义电场分量的等幂次N次方H压缩

构造了由多模复共轭相干态|{iZ_j^*}〉_q、多模复共轭虚相干态|{iZ_j^*}〉_q(j=1,2,…q)和多模真空态|{0_j}〉_q线性叠加所组成的第Ⅲ类三态叠加多模叠加态光场|ψ₃⁽³⁾〉_q.利用多模压缩态理论,研究了态|ψ₃⁽³⁾〉_q中广义电场分量(即第二正交相位分量)的广义非线性等幂次N次方H压缩特性.发现:态|ψ₃⁽³⁾〉_q是一种典型的三态叠加多模非经典光场;当腔模总数q与压缩次数N之积q·N为偶数时,在一定条件下,态|ψ₃⁽³⁾〉_q的广义电场分量可分别呈现出周期性变化的广义非线性等幂次奇数模-偶数次、偶数模-奇数次、偶数模-偶数次N次方H压缩效应.     

第Ⅰ类多模叠加态|ψ1(3)〉q中广义磁场的高次和压缩

构造了由多模相干态|{Z_j} > _q、多模真空态|{O_j} >_q和多模相干态的相反态|{-Z_j} > _q三者的线性叠加所组成的第Ⅰ类三态叠加多模叠加态光场|ψ₁⁽³⁾ > _q,利用多模压缩态理论,研究了态|ψ₁⁽³⁾ > _q中广义磁场分量的等幂次高次和压缩效应.结果发现:态|ψ₁⁽³⁾ > _q是一种典型的三态叠加多模非经典光场;当各模的初始相位和 满足一定的取值条件、并且态|ψ₁⁽³⁾〉_q中任意两态的态间初始相位差(θ_pq^(R)-θ_0q⁽⁰⁾)、(θ_nq^(R)-θ_0q⁽⁰⁾)和(θ_pq^(R)-θ_nq^(R))等分别在各自的闭区间内连续变化时,则态|ψ₁⁽³⁾ > _q的广义磁场分量(即第一正交相位分量)总可分别呈现出周期性变化的、等幂次的奇数模-偶数次、偶数模-奇数次、偶数模-偶数次或者奇数模-奇数次的高次和压缩效应.     

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.     

第Ⅲ类三态叠加多模叠加态光场的广义非线性Nj次方H压缩

根据量子力学中态的线性叠加原理,构造了由多模复共轭相干态|{zj{iZj*}>q及多模真空态|{0j}>q线性叠加所组成的第Ⅲ类三态叠加多模叠加态光场|ψ3(3)>q.利用多模压缩态理论,研究了态的广义非线性不等幂次Nj次方H压缩效应.结果表明,仅当各模的压缩次数之和为偶数时,各模初始位相ψj(j=1,2,…,q)与各模压缩次数Nj的乘积Njψj之和及态|ψ3(3)>q中任意两态间初始位相差(θi-θj)(i,j=1,2,3)满足一定的条件下,态|ψ3(3)>q的第一和第二正交相位分量分别可呈现周期性变化的、任意次的广义非线性不等幂次Nj次方H压缩效应.     

任意两态叠加多模泛函叠加态光场的等幂次差压缩

构造了任意两态叠加多模泛函叠加态光场|ψ(2)f>q,利用多模辐射场广义非线性等幂次高次差压缩的一般理论,研究了态|ψ(2)f>q的广义磁场分量的非线性等幂次N次方差压缩特性.得到了一般理论结果,讨论了两种特殊两态叠加多模泛函叠加态光场的差压缩特性.结果表明:1)当qN为偶数时,第一类两态叠加多模泛函叠加态光场和虚相干两态叠加多模泛函叠加态光场都不出现广义磁场分量的非线性差压缩效应,也不处于N-j最小测不准态;2)当qN为奇数时,在一定条件下,任意两态叠加多模泛函叠加态光场中,广义磁场分量呈现出周期性变化的广义非线性N次方差压缩效应.     

四态叠加多模叠加态光场|Ψ_e~((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 种四态叠加多模叠加态光场态 |Ψ(4)e , 〉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 , 〉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 , 〉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 , 〉q 可呈现出等阶 N次方 Y压缩效应