第Ⅶ类两态叠加多模叠加态光场的偶数阶等阶N次方Y压缩

本文构造了由多模相干态 |{Zj}〉q与多模虚相干态的相反态 |{-i Zj}〉q这两者的线性叠加所组成的第 类两态叠加多模叠加态光场 |ψ(2 )7〉q.利用多模压缩态理论 ,研究了态|ψ(2 )7〉q 的偶数阶等阶 N次方 Y压缩特性 .结果发现 :在压缩阶数 N =2 p、并且 P=2 m+1( m=0 ,1 ,2 ,3 ,… ,… )的条件下 ,如果各模的初始相位 φj( j=1 ,2 ,3 ,… ,q)、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 [( θ(R)pq -θ(I)nq) + qj =1R2j]等分别满足一定的取值条件 ,则在这种情况下态 |ψ(2 )7〉q可呈现出周期性变化的偶数阶等阶 N次方 Y压缩效应 .

一种新型的多模虚奇相干态光场的两种等阶最小测不准态——等阶N-Y与等阶N-H最小测不准态

本文利用新近建立的多模压缩态理论 ,详细研究了一种新型的多模虚奇相干态光场|Ψ( 2 )i,o〉q的广义非线性等阶高阶压缩特性 .结果发现 :1 )当压缩阶数 N为偶数时 ,多模虚奇相干态 |Ψ( 2 )i,o〉q总是恒处于等阶 N-Y最小测不准态 ;而当 N为奇数时 ,态 |Ψ( 2 )i,o〉q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 .2 )当腔模总数 q与压缩阶数 N这两者之积 q·N为偶数时 ,多模虚奇相干态 | Ψ( 2 )i,o〉q 始终恒处于等阶 N-H最小测不准态 ;而当q·N为奇数时 ,态 | Ψ( 2 )i,o〉q 既不处于等阶 N-H最小测不准态 ,也不呈现等阶 N次方 H压缩效应 .3 )上述的等阶 N -Y最小测不准态与等阶 N-H最小测不准态属于两种截然不同的等阶最小测不准态 ,两者无论在定义上、性质上、条件上还是在产生机制上都存在着严格的本质区别 .4)多模虚奇相干态光场 | Ψ( 2 )i,o〉q与已报道的多模奇相干态光场 | Ψ,o〉q 和多模复共轭奇相干态光场 | Ψ( 2 )* ,o〉q等虽是三种不同的量子光场态 ,但却具有完全相同的量子统计性质 ;即在相同条件下它们都恒处于上述的两种等阶最小测不准态 ,但始终不呈现等阶 N次方 Y压缩与等阶 N次方 H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(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.

一种新型的多模虚偶相干态光场的等阶N次方Y压缩与等阶N次方H压缩

本文利用新近建立的多模压缩态理论 ,详细研究了一种新型的多模虚偶相干态光场 | Ψ( 2 )i,e〉q的广义非线性等阶 N次方 Y压缩与等阶 N次方 H压缩特性 .结果发现 :1 )态 | Ψ( 2 )i,e〉q是一种典型的多模非经典光场 ,当压缩阶数 N为奇数时 ,态 | Ψ( 2 )i,e〉q在一定条件下总可呈现出周期性变化的、任意阶的等阶 N次方 Y压缩效应 ;当腔模总数 q与压缩阶数 N这两者的乘积 q· N为奇数时 ,则在一定条件下态 |Ψ( 2 )i,e〉q 又可呈现出周期性变化的、任意阶的等阶 N次方 H压缩效应 .2 )态 |Ψ( 2 )i,e〉q的等阶 N次方 Y压缩与等阶 N次方 H压缩效应这两者的压缩程度和压缩深度分别与几率幅 γ( e)q 、压缩参数 Rj、各模的初始相位 φj(或者各模的初始相位和 qj =1φj)、压缩阶数 N以及腔模 (指纵模 )总数 q等呈较强的非线性关联 ,等阶 N次方 H压缩效应与上述诸参量之间的非线性关联程度要比等阶 N次方 Y压缩效应的更强 .3 )多模虚偶相干态光场 |Ψ( 2 )i,e〉q 与多模偶相干态光场 |Ψ,e〉q 及多模复共轭偶相干态光场 | Ψ( 2 )* ,e〉q这后两者的等阶 N次方 Y压缩效应和等阶 N次方 H压缩效应的压缩条件和压缩特性正好相反 ,这种现象就称为相反压缩 .

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

由多模奇偶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

本文根据量子力学中的线性叠加原理 ,构造了由多模复共轭奇相干态与多模复共轭偶相干态所组成的第 种四态叠加多模叠加态光场 | Ψ( 4)o,e 〉q.利用多模压缩态理论 ,研究了态 |Ψ( 4)o,e 〉q 的等阶 N次方 Y压缩特性 .结果发现 :1 )多模叠加态光场 |Ψ( 4)o,e 〉q中 ,压缩阶数 N为偶数时 ,只存在等阶 N-Y最小测不准态 ;2 )多模叠加态光场 |Ψ( 4)o,e 〉q,在压缩阶数为奇数时 ,随着腔模总数 q、态间相位差 (θe-θo)、各模初相位φj以及态的几率幅值 re和 ro及平均光子数 R2j 等取不同的组合定值时 ,可呈现以下几种状态 :1等阶 N-Y最小测不准态、2“半相干态”、3“半压缩态”;3 )本文构造的多模叠加态 | Ψ( 4)o,e 〉q与文献 1 7、1 8研究的多模叠加态 |Ψ( 4)o,e 〉q在相同的条件下呈现出完全相同的压缩特性 ,故态 |Ψ( 4)o,e 〉q与态 |Ψ( 4)o,e 〉q 之间存在着“压缩简并”现象 .

四态叠加多模光场的等幂次N次方H压缩

根据量子力学中的线性叠加原理 ,构造了由奇、偶相干态光场所组成的一种新型的四态叠加多模叠加态光场 |Ψ( 4 )o ,eⅢ〉q.它是由多模虚奇相干态和多模虚偶相干态这两者的线性叠加所组成的 利用多模压缩态理论详细研究了态 |Ψ( 4 )o ,eⅢ〉q 的等幂次N次方H压缩特性 结果发现 :当腔模总数 q与压缩次数N的乘积为奇数时 ,若各模初始相位和 qj=1φj、态间叠加几率幅γo、γe 以及态间相位差θe-θo 等相关参量满足一定的不同条件时 ,态 |Ψ( 4 )o,eⅢ〉q 可分别呈现以下非经典效应 :i)等幂次N次方H压缩 ;ii)“半相干态”

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(4 )o , 〉q.利用新近建立的多模压缩态理论 ,详细研究了态 |ψ(4 )o , 〉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(2 )i ,o〉q这两者线性叠加所组成的新量子光场态、|ψ(4 )o , 〉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 q N=4m( m=1 ,2 ,3 ,… ,… )时 ,态 |ψ(4 )o , 〉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 q N为偶数、且 q N=4m-2 ( m=1 ,2 ,3 ,… ,… )时 ,( i)态 |ψ(4 )o , 〉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(4 )o , 〉q可呈现“半相干态”效应 .3 )当 q N为奇数时 ,态 |ψ(4 )o , 〉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 .

多模复共轭虚偶相干态光场的等阶N次方Y压缩与等阶N次方H压缩

本文利用新近建立的多模压缩态理论 ,详细研究了一种新型的多模复共轭虚偶相干态光场 | Ψ*( 2 )i,e 〉q的广义非线性等阶 N次方 Y压缩与等阶 N次方 H压缩特性 .结果发现 :1 )当压缩阶数 N为奇数时 ,态 Ψ*( 2 )i,e 〉q在一定条件下总可呈现出周期性变化的、任意阶的等阶N次方 Y压缩效应 ;当腔模总数 q与压缩阶数 N两者之乘积 q·N为奇数时 ,则在一定条件下态 |Ψ*( 2 )i,e 〉q又可呈现出周期性变化的、任意阶的等阶 N次方 H压缩效应 .2 )态 |Ψ*( 2 )i,e 〉q与多模偶相干态光场 | Ψ,e〉q及多模复共轭偶相干态光场 | Ψ( 2 )*,e〉q这两者的等阶 N次方 Y压缩效应和等阶 N次方 H压缩效应的压缩幅度相等但压缩条件和压缩特征正好相反 ;态|Ψ*( 2 )i,e 〉q与多模虚偶相干态光场 |Ψ( 2 )i,e〉q 的压缩幅度、压缩条件和压缩特征等完全相同 .这一结果再次从理论上证实了多模压缩光中的确存在着“相反压缩”和“压缩简并”这两类新的物理现象 .

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H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 | {-Zj}〉q及多模虚相干态的相反态 | {-iZj}〉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(2 )msc〉q 利用新近建立的多模压缩态理论 ,详细研究了态 | ψ(2 )msc〉q 的广义非线性等阶N次方H压缩特性 结果发现 :1 )当压缩阶数N与腔模总数q这两者之积为偶数 ,亦即当q·N =2 p且p =2m (m =1 ,2 ,3,… ,… )时 ,态 | ψ(2 )msc〉q恒处于等阶N H最小测不准态 ;2 )当q·N =2 p且 p =2m′+ 1 (m′ =0 ,1 ,2 ,3,… ,… )时 ,如果各模的初始相位之和 qj=1φj、态间的初始相位差 (θ(I)nq-θ(R)nq)、各多模相干态光场的总的平均光子数 qj=1R2 j以及 [(θ(I)nq -θ(R)nq) + qj=1R2 j]等满足一定的量子化条件时 ,态 | ψ(2 )msc〉q 总可呈现出周期性变化的、任意阶的等阶N次方H压缩效应 ;3)当压缩阶数N与腔模总数 q这两者之积为奇数时 ,亦即当 q·N =2 p + 1时 ,无论 p =2m(m =0 ,1 ,2 ,3,… ,… )还是 p =2m′ + 1 (m′ =0 ,1 ,2 ,3,… ,… ) ,只要各模初始相位之和 qj =1φj满足一定的量子化条件 ,则当两态叠加几率幅满足r(R)nq =r(I)nq 时 ,态 | ψ(2 )msc〉q 就恒处于N

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 | {- Zj}〉q及多模虚相干态的相反态 | {- i Zj}〉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( 2 )msc〉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( 2 )msc〉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=2 P且 P=2 m( m=1 ,2 ,3,… ,… )时 ,态 |ψ( 2 )msc〉q恒处于 N - Y最小测不准态 ;2 )当 N =2 P且 P=2 m′+ 1 ( m′=0 ,1 ,2 ,… ,… )时 ,如果各模的初始相位φj、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 qj =1R2j即 [( θ( R)nq - θ( I)nq) - qj =1R2j]满足一定的量子化条件 ,态 | ψ( 2 )msc〉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( 2 )msc〉q在一定条件下恒处于 N-Y测不准态 ;4)态 |ψ( 2 )msc〉q与文献 2 1中的态 |ψ( 2 ) 〉q出现部分压缩简并现象 。

第Ⅱ类两态叠加多模叠加态光场的非线性高阶压缩特性研究

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）虚相干态｜｛ｉＺｊ｝＞ｑ及其相反态｜｛－ｉＺｊ｝＞ｑ的线性叠加所组成的第Ⅱ类两态叠加多模叠加态光场｜ψ（２）２＞ｑ．利用新近建立的有关双模及多模辐射场的非线性高阶压缩理论，首次对态｜ψ（２）２＞ｑ的两种非线性高阶压缩（即Ｎ次方Ｙ压缩和Ｎ次方Ｈ压缩）效应进行了详细研究．结果表明：１）当Ｎ为奇数时，如果各模的初始相位满足一定的量子化条件，而态间的初始相位差在其态间压缩区内连续变化；或者态间的初始相位差取某一特定值，而各模的初始相位在其腔模压缩区内连续变化时，态｜ψ（２）２＞ｑ就会呈现出周期性变化的、任意阶的Ｎ次方Ｙ压缩效应．２）当ｑ·Ｎ为奇数时，如果各模的初始相位和满足一定的量子化条件，而态间的初始相位差在上述的态间压缩区内连续变化；或者态间的初始相位差取上述的某一固定值，而各模的初始相位和在其腔模和压缩区内连续变化时，态｜ψ（２）２＞ｑ就呈现出周期性变化的、任意阶的Ｎ次方Ｈ压缩效应．３）与文献１０相比，态｜ψ（２）２＞ｑ与态｜ψ（２）１＞ｑ这两者之间的压缩情况正好相反．

非对称多模泛函叠加态光场的等幂高次Y压缩——广义电场分量的等幂高次Y压缩效应

目的 研究非对称三态叠加多模复共轭泛函叠加态光场的广义电场分量(即第二正交相位分量)的等幂次高次Y压缩特性,为量子光通信等的实验研究提供理论依据。方法 利用量子力学中的态叠加原理构造了非对称三态叠加多模复共轭泛函叠加态光场;利用多模压缩态理论研究其广义电场分量的等幂次Y压缩特性。结果 按照多模辐射光场的广义非线性等幂次N次方Y压缩的定义,经过计算得到了在3种情况下非对称三态叠加多模复共轭泛函叠加态光场的广义电场分量存在任意奇数次和任意偶数次的广义非线性等幂次高次Y压缩效应的压缩条件和压缩结果。结论 ①在一定的条件下,所构造的非对称三态叠加多模复共轭泛函叠加态光场的广义电场分量可呈现出周期性变化的等幂次高次Y压缩效应;②光场经典强度和经典振幅的任意非对称空间分布特征和光场经典初始相位的任意空间分布特征等对上述光场的等幂次高次Y压缩效应的压缩程度和压缩深度将产生直接的影响。

多模泛函叠加态光场的广义电场分量等幂次H压缩特性

构造了由多模复共轭泛函相干态|{f(a) j(x,y,z)}〉q,|{f(b) j(x,y,z)}〉q和多模真空态|{0j}〉q线性叠加组成的三态叠加多模叠加态光场|ψ(3)f〉q.利用多模压缩态理论,研究了态|ψ(3)f〉q中广电场分量(即第二正交相位分量)的等幂次高次H压缩特性.结果表明,在一定条件下,态|ψ(3)f〉q的广义电场分量可呈现出周期性变化的等幂次高次H压缩效应;光场经典强度和经典振幅的任意非对称空间分布特征和光场经典初始相位的任意空间分布特征等对上述等幂次高次H压缩效应的压缩程度和压缩深度将产生直接影响.

三态叠加多模泛函叠加态光场的高次压缩——广义磁场分量等幂次振幅压缩效应研究

构造了由多模真空态｜ { 0 j}〉q 与两个空间强度分布特征不同的多模复共轭泛函相干态｜ {f(a) f (x ,y ,z) }〉q和｜ {f(b) f (x ,y ,z) }〉q的线性叠加组成的三态叠加多模泛函叠加态光场｜ψ( 3 )f 〉q,利用多模压缩态理论 ,研究了态 ｜ψ( 3 )f 〉q 中广义磁场分量的等幂次高次振幅 (Y)压缩特性。结果表明 :在一定的条件下 ,态｜ψ( 3 )f 〉q 的广义磁场分量可呈现出周期性变化的等幂次高次Y压缩效应 ;

非对称三态叠加多模泛函叠加态光场的高次压缩——广义电场分量的不等幂次和压缩效应研究

多模真空态|{0j}〉q与两个空间强度分布特征不同的多模复共轭泛函相干态|{f(j a)*(x,y,z)}〉q和|{f(j b)*(x,y,z)}〉q的线性叠加组成的三态叠加多模泛函叠加态光场|ψ(f3)〉q,利用多模压缩态理论,研究了态|ψ(f3)〉q中广义电场分量的不等幂次高次和(H)压缩特性.结果表明:在一定的条件下,态|ψ(f3)〉q的广义电场分量可呈现出周期性变化的任意奇数次和任意偶数次的不等幂次高次H压缩效应;光场的经典振幅和经典初始相位的任意非对称空间分布特征对其压缩程度和压缩深度等压缩特性将产生直接的影响.

真空场注入非对称五态叠加多模泛函叠加态的高次振幅压缩(英文)

构造了由多模真空态、多模泛函相干态、多模泛函相干态的相反态、多模复共轭泛函相干态和多模复共轭泛函相干态的相反态这五个宏观上完全可分辩的量子态线性叠加所构成的强度不等的非对称五态叠加多模泛函叠加态光场|Ψ(v5a)s〉q.利用多模压缩态理论,首次研究了态|Ψ(v5a)s〉q的广义非线性等幂奇数次高次振幅压缩特性.结果发现:在一定的条件下,态|Ψ(v5a)s〉q可呈现任意次的广义非线性等幂次高次振幅压缩效应,其压缩程度、压缩深度和压缩幅度与压缩次数、腔模总数、态间叠加几率幅、各模光场的经典强度以及经典初始相位的空间分布函数等强烈地非线性相关联;特别是,在特定条件下,真空场的注入可以提高压缩程度.

两不同奇相干态组成的第Ⅱ种四态叠加多模叠加态光场的等阶N次方H压缩

利用新近建立的多模压缩态理论，详细研究了由不呈现等阶高阶压缩效应的多模虚奇相干态光场及多模复共轭虚奇相干态这两者线性叠加所组成的第Ⅱ种四态叠加多模Ｓｃｈｒｏｄｉｎｇｅｒ猫态光场的广义非线性等阶Ｎ次方Ｈ压缩特性，结果发现：１）当 ｑ· Ｎ为偶数时，且 ｑ· Ｎ＝４ｍ－２（ｍ＝１，２，３，… ）时，在一定的限定条件下，态的第一正交分量可呈现等阶Ｎ次方Ｈ压缩效应，其压缩情况与两不同奇相干态组成的第Ⅰ种四态叠加多模叠加态光场的情形完全相同，存在“部分压缩简并”现象，在另外一些限定条件下，态的第一正交分量处于等阶Ｎ－Ｈ最小测不准态的同时，其第二正交分量则既不呈现等阶Ｎ次方Ｈ压缩效应，也不处于等阶 Ｎ－Ｈ最小测不准态而使态。呈现“半相干态”效应．２）当ｑ·Ｎ为奇数时，在一定的不同限定条件下，态的两正交分量可分别呈现出等阶Ｎ次方Ｈ压缩效应，其两正交分量的压缩特性呈现周期性的互补关系．

一类特殊多模泛函叠加光场不等幂次振幅压缩

构造了一类特殊的多模泛函叠加态光场｜ψ(4) (fj)〉q,它是由多模泛函相干态、多模复共轭泛函相干态以及它们的相反态这四个量子态等几率线性叠加组成的.通过研究发现,在相同条件下,态｜ψ(4) (fj)〉q中的各不同模呈现的不等幂次振幅压缩现象的压缩程度、压缩深度,取决于光场经典强度的空间分布函数.特别是随着各模经典初始相位和经典强度的空间分布函数的变化,态｜ψ(4) (fj)〉q中各不同模所呈现的不等幂次振幅压缩现象在空间上的分布是非均匀、非线性和各向异性的.

四个等强度多模泛函相干态的叠加态的不等幂次和压缩

根据量子力学中态的线性叠加原理 ,构造了由多模泛函相干态及其相反态、多模复共轭泛函相干态及其相反态这四个态等强度线性叠加组成的多模泛函叠加态光场 |Ψ( 4) (fj) >q。利用多模压缩态理论 ,研究了态 |Ψ( 4) (fj) >q 的不等幂次和压缩特性 ,结果发现 ,当各模的压缩次数之和、各模经典初始相位和经典强度的空间分布函数等满足一定的条件时 ,态 |Ψ( 4) (fj) >q 可呈现一定次数的不等幂次和压缩效应 ,其压缩程度。