非简谐振子广义Klauder-Perelomov相干态及其性质

利用Kinani-Daoud方法构造了非简谐振子势的广义Klauder-Perelomov相干态。讨论了该相干态的完备性和Hilbert空间的性质。对KP相干态的Mandel Q参数的研究表明,其服从超泊松分布。在某种条件下量子态呈现反聚束和正交压缩效应。

奇偶相干态信号场下的量子关联和纠缠

为了实现两原子之间的非经典关联,借助于电磁诱导光透明(electromagnetically induced optical transparency,EIT)机制,利用量子态的映射技术,研究原子系综内两原子的量子关联和纠缠。结果表明:分别通过测量扰动刻画的量子关联和并发度刻画的量子纠缠,发现它们都能够被绝热地生成,但是,随着平均光子数的增加,二者的演变完全不同。随着平均光子数的增加,无论信号场是奇数相干态还是偶数相干态,它们都有利于量子关联的生成。对于奇相干态信号场,量子纠缠随着光子数的增加而逐渐减小;对于偶相干态信号场,量子纠缠却经历了一个先增加后减小的过程。系综内原子个数的增加,使得原子间的退相干加剧,从而导致量子关联和纠缠都被削弱。

基于相对熵与斜信息部分相干度量的量子态序

相干度量是描述量子相干性的重要数学工具,从不同的角度去研究不同的相干度量对研究量子相干性有很大的帮助。因此,以两量子比特纯态以及2种特殊的Bell对角态(Werner态和MNMS态)为研究对象,对其在相对熵部分相干和斜信息部分相干上相干值的大小进行比较,可以发现相对熵部分相干和斜信息部分相干度量对于以上所提出的3类特殊的两比特量子态都有相同的量子态序。

非简谐振子Klauder-Perelomov相干态的维格纳函数

利用相干态表象下的维格纳算符和有序算符内的积分技术(IWOP技术),重构了非简谐振子Klauder-Perelomov(K-P)相干态的维格纳函数,并研究了维格纳函数随参数k和z的变化.结果表明,非简谐振子K-P相干态具有很好的量子特性.

法向磁场作用下槽道流内的精确相干态

层流-湍流转捩过程一直以来都是流体力学的研究热点,精确相干态对于预测转捩路径和理解湍流自维持动力循环过程具有重要的意义.为了研究法向磁场对槽道流转捩过程的影响,文章利用直接数值模拟方法结合二分法,在槽道泊肃叶流中寻找不同雷诺数和哈特曼数组合下的精确相干态-周期轨道解,并对施加磁场前后精确相干态的结构与形态进行了对比分析.结果发现,在本文考虑的参数组合下,精确相干结构在施加磁场前后并无明显变化,均由位于通道中心的流向条带及其两侧的流向漩涡构成.随雷诺数的增大,精确相干态的轨道周期变长,而扰动能振幅则减小.当磁场强度增大时,流场内各方向上的扰动能呈周期性振荡变化,且流场内的相干结构向两侧的壁面迁移,扰动速度振幅增大.无磁场作用时,精确相干态的扰动能正比于Re^(-2.36),且不同Re数下的均方根扰动速度分布具有相似性.施加法向磁场后,上述标度律不变,均方根速度分布不再具有相似性,精确相干态的扰动能随磁场强度增加而增大,表明磁场对扰动具有一定的抑制作用,从而使流场保持相对的稳定.

非谐振子Gazeau-Klauder与Klauder-Perelomov相干态

利用Kinani Daoud方法构造了非谐振子势的Gazeau Klauder(GK)相干态和Klauder Perelomov(KP)相干态 ,表明两种相干态在非线性谐振子势下具有完全不同的形式 ,并对两种相干态的完备性以及各自构成的Hilbert空间进行了讨论 .对相干态的MandelQ参数的研究表明 :GK相干态服从亚Poisson统计分布 。

双模压缩态量子相干性演化的实验研究

量子相干性作为量子力学一个最显著的特征,被认为是量子信息过程中很重要的一种量子资源.单模压缩态和双模压缩态(Einstein-Podolsky-Rosen纠缠态)均具有量子相干性,在制备和传输过程中的量子相干性对于实际应用具有重要意义.利用平衡零拍探测重构量子态的协方差矩阵,本文定量分析了量子态制备过程中的不完美以及信道传输损耗对单模和双模压缩态量子相干性的影响.实验证明量子态的压缩和纠缠特性及量子相干性对损耗均是鲁棒的.特别地,压缩和纠缠特性会随着量子态制备过程中热光子数的增大而减小,直至消失,而当压缩和纠缠均已消失时,量子相干性依然存在.实验结果为压缩态、纠缠态光场的量子相干性作为量子资源在量子信息过程中的应用提供了参考.

单量子系统中基于相干度量的态排序

在单量子系统中,利用相干度量的定义及其性质,基于不同相干度量分别研究纯态和混合态的态排序,并给出C_(max),C_(v-max)与C_(r),C_(I),Cl_(1)的态排序结果.结果表明:C_(r),C_(Ι),C_(H)对纯态提供相同的态排序,该态排序结果对混合态不成立;不同于纠缠度量,2个相干度量在纯态中的序关系对任意态未必有相同结果.

基于标记配对相干态光源的实用化诱骗态量子随机数发生器

基于维度目击的量子随机数发生协议中需要使用完美的单光子源,现实中难以低成本、较方便地实现.本文给出了一种基于标记配对相干态光源的实用化诱骗态量子随机数生成协议,利用三强度诱骗态的方法可以准确估计出随机数生成协议的最小熵,随机数提取率比基于弱相干态光源的诱骗态量子随机数生成协议更高.分析探测器的探测效率、后脉冲和探测效率不匹配对该协议安全性造成的影响,探测器的探测效率与最小熵呈正相关;后脉冲增加会降低输出的最小熵,影响随机数的安全性;在非对称基矢探测器效率的情况下,若其中一个测量基的探测效率较高,则该协议可以在另一个测量基的探测效率任意接近于0的情况下输出量子随机数.

一维线性谐振子相干态随时间的演化

线性谐振子在量子力学中是非常重要的一个理论模型.通过引入湮灭算符和产生算符,把线性谐振子的哈密顿量转化成粒子数表象下的形式,避免了复杂的运算,容易导出一维线性谐振子的能量本征值和本征函数.把相干态展开为谐振子本征态的线性叠加,最后得到一维线性谐振子相干态在坐标表象下随时间的演化关系.发现其相干态是以不同频率随时间振动的一系列波包.

相干布居囚禁振荡与拉曼失谐的关系

相干布居囚禁(CPT)振荡是一种基于CPT态而产生的瞬态振荡现象,与相干双色光频差和Λ型三能级结构原子基态能级间隔之间的拉曼失谐有关.本文采用锯齿波对微波信号进行频率调制,实现拉曼失谐均匀变化和阶跃变化.并通过建立频率调制速率和拉曼失谐变化速率之间的关系,分析拉曼失谐变化速率和变化方式对CPT振荡的影响.结果表明,当拉曼失谐均匀变化时,激发CPT态原子产生振荡现象需要满足变化速率较快的条件,且激发产生的振荡呈现非谐波振荡行为.当拉曼失谐发生阶跃变化时,激发产生的CPT振荡为阻尼振荡且振荡频率与失谐量相等.利用锯齿波进行微波频率调制,进而实现对拉曼失谐的调制,实现CPT态的完全建立和CPT振荡的完全衰减过程,在弱磁场测量和原子钟领域具有较大的应用潜力.

基于相干反馈的相敏放大器强度差压缩增强研究

基于原子四波混频的光参量放大器是实现强度差压缩态光场的最有效手段之一.然而,受限于原子蒸气对光场的吸收损耗,其输出的压缩度仍有待提升.光参量放大器输出的非经典光场部分反馈回输入端口,可实现其输出光场量子特性的增强.本文对相干反馈的相敏放大器开展理论分析,研究了其输出光场的强度差压缩与反馈强度、强度增益和损耗的依赖关系.研究结果表明,在无损耗的理想情况下,通过调控反馈强度和位相可实现无穷大的压缩输出.在考虑实际的实验参数条件下,此方案也可在一定的反馈强度范围内和特定的位相条件下,实现显著的压缩增强.本研究结果可为实验实现高质量非经典光场提供有益的参考.

多模复共轭奇、偶相干态光场的N次方Y压缩与N次方H压缩

利用新近提出的多模辐射场的广义非线性等阶高阶压缩理论，对多模复共轭奇、偶相干态光场的Ｎ次方Ｙ压缩与Ｎ次方Ｈ压缩特性进行了详细研究．结果发现：①多模复共轭奇相干态光场，压缩阶数Ｎ为偶数时，只存在Ｎ－Ｙ最小测不准态；而当腔模总数ｑ与压缩阶数的乘积ｑ·Ｎ为偶数时，只存在Ｎ－Ｈ最小测不准态；此外，无论Ｎ及ｑ·Ｎ为何值，不呈现Ｎ次方Ｙ压缩与Ｎ次方Ｈ压缩效应．②多模复共轭偶相干态光场在一定条件下可呈现出周期性变化的任意阶的Ｎ次方Ｙ压缩与Ｎ次方Ｈ压缩效应．③多模偶相干态光场与多模复共轭偶相干态光场两者的压缩效果和压缩特性完全相同，这种现象称为“压缩简并”

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.

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

多模奇相干态光场中的N-Y最小测不准态与N-H最小测不准态

本文根据新近建立的多模辐射场的广义非线性等阶高阶压缩理论，对多模奇相干态光场｜Ψ，ｏ〉ｑ中的Ｎ次方Ｙ压缩、Ｎ次方Ｈ压缩、Ｎ－Ｙ最小测不准态以及Ｎ－Ｈ最小测不准态等进行了详细研究．结果表明：１）当压缩阶数Ｎ为偶数时，多模奇相干态｜Ψ，ｏ〉ｑ总是恒处于Ｎ－Ｙ最小测不准态；当Ｎ为奇数时，态｜Ψ，ｏ〉ｑ既不处于Ｎ－Ｙ最小测不准态，也不呈现Ｎ次方Ｙ压缩效应．２）当ｑ·Ｎ为偶数时，多模奇相干态｜Ψ，ｏ〉ｑ总是恒处于Ｎ－Ｈ最小测不准态；当ｑ·Ｎ为奇数时，态｜Ψ，ｏ〉ｑ既不处于Ｎ－Ｈ最小测不准态，也不呈现Ｎ次方Ｈ压缩效应．３）多模奇相干态｜Ψ，ｏ〉ｑ恒处于Ｎ－Ｙ最小测不准态与恒处于Ｎ－Ｈ最小测不准态的条件明显不同。

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 .

多模偶相干态光场中的N次方Y压缩与N次方H压缩特性研究

本文根据新近建立的多模辐射场的广义非线性等阶高阶压缩理论，对多模偶相干态光场冲｜ψ,e〉q中的N次方Y压缩、N次方H压缩、N－Y最小测不准态以及N－H最小测不准态等进行了详细研究．结果表明：1）当N为偶数时，态｜ψ，e〉q恒处于N－Y最小测不准态；当N为奇数时，态｜ψ，e〉q在一定条件下存在着周期性变化的、任意阶的N次方Y压缩效应,2）当q·N为偶数时，态｜ψ，e〉q恒处于N－H最小测不准态．当q·N为奇数时，在另外的条件下，态｜ψ，e〉q存在着周期性变化的、任意阶的N次方H压缩效应.3）N次方Y压缩效应与N次方H压缩效应两者的压缩程度和深度均与几率幅、压缩参数Rj、各模的初始相位（或者初始相位和）、压缩阶数N及腔模总数q等非线性相关，后者与上述诸参量的非线性关联程度要比前者的更强．

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 .

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 .