一种新型的两态叠加多模Schr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模时目平态的相反态|｛｛－Zj｝〉q及多模虚相干态|｛｛－Zj｝〉q这两者的线性叠加所组成的一种新型的多模Schrodinger猫态光场利用新近建立的多模压缩态理论，研究了态的N次方Y压缩效应,结果发现：①当压缩阶数N＝Zp且p＝2m（m＝1，2，3，…，…）时，态。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，态间的初始相位差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满足一定的量子条件，则当两态叠加几率幅满足时，态就恒处于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；而当时，态始终不呈现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．

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 .

第V类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

本文构造了由多模真空态 |{ 0 j}〉q和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 V类两态叠加多模叠加态光场 |ψ( 2 )5〉q.利用多模压缩态理论 ,研究了态 |ψ( 2 )5〉q的广义非线性等阶 N次方 Y压缩特性 .结果发现 :1 )态 |ψ( 2 )5〉q 是一种典型的多模非经典光场 ;无论压缩阶数 N取奇还是取偶 ,只要各模的初始相位φj( j=1 ,2 ,3 ,… ,… ,q)和态间的初始相位差 (θ( I)nq-θ( o)oq )等满足一定的取值条件 ,态 |ψ( 2 )5〉q 总可呈现出周期性变化的、任意奇数阶和任意偶数阶的广义非线性等阶 N次方 Y压缩效应 .2 )态 |ψ( 2 )5〉q所分别呈现的任意奇数阶和任意偶数阶的等阶 N次方 Y压缩效应 ,其压缩条件、压缩特征以及压缩程度和压缩深度等各不相同 .3 )无论压缩阶数 N取奇还是取偶 ,态 |ψ( 2 )5〉q的第一和第二这两个正交分量的等阶N次方

受量子相位调制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 ,构造了由受量子相位调制的多模 (即 q模 )虚相干态 |{im1 Zj}〉q及其相反态 |{- im2 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 )m1 ,m2 〉q.利用新近建立的多模压缩态理论 ,详细研究了态 |ψ( 2 )m1 ,m2 〉q的广义非线性等阶 N次方 Y压缩特性 .结果发现 :1 )无论态间的初始相位差 (θm2 - θm1 )、各模的初始相位 φj、腔模总数 q、压缩参量 Rj以及两态叠加的几率幅 rm1 和 rm2 等取何值 ,无论压缩阶数N取奇还是取偶 ,只要相位调制因子 m1和 m2 与压缩阶数 N的关系满足一定的量子化条件 ,态 |ψ( 2 )m1 m2 〉q就恒处于等阶 N- Y最小测不准态 .2 )当态间的初始相位差 (θm2 - θm1 )在态间压缩区 [2 kθπ-π/ 2 + qj =1{R2jsin[(m2 - m1)π/ 2 ]},2 kθπ+π/ 2 + qj =1{R2jsin[(m2 - m1)π/ 2 ]}]内取值时 ,无论压缩阶数 N取奇还是取偶 ,只要相位调制因子 m1和 m2 与 N的关系式以及各模的初始相位φj等满足一定的量子化条件 ,态 |ψ( 2 )m1 ,m2 〉q就可呈现出周期性变化的 ,任意阶的等阶 N次方 Y压缩效应 .3)利用相位调制因子 m1、m2 与压缩阶数 N之间的解析关系式 ,可直接确定出 |ψ( 2 )m1 m2 〉q呈现等阶 N次方 Y压缩效应时的压?

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.

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 .

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

第Ⅵ类两态叠加多模叠加态光场的等阶N次方Y压缩特性研究

本文构造了由多模相干态｜｛Ｚj｝〉q与多模虚相干态｜｛iZj｝〉q这两者的线性叠加所组成的第Ⅵ类两态叠加多模叠加态光场｜Ψ（２）６〉q。利用多模压缩态理论，研究了态｜Ψ（２）６〉q的广义非线性等阶N次方Y压缩特性。结果发现：1)在压缩阶数N＝2p且p＝2l(l＝1，2，3，…，…)的条件下，无论各模的初始相位φj(j＝1，2，3，…，q)、态间的初始相位差(θ（Ｒ）pq－θ（Ｉ）pq)以及各单相干态光场的平均光子数之和qj＝1Rj等如何变化，态｜ψ（２）６〉q总是恒处于偶数阶等阶NY最小测不准态。2)在压缩阶数N＝2p且p＝2l＋１（l＝0，1，2，3，…，…)的条件下，当各模的初始相位φj、态间的初始相位差(θ（Ｒ）pq－θ（Ｉ）pq)以及各单模相干态光场的平均光子数之和qj＝1R２j等分别满足一定的量子化条件(或者在特定的区间内连续取值)时，态｜ψ（２）６）q的第一及第二这两个正交分量总可分别呈现出周期性变化的偶数阶的等阶N次方Y压缩效应.

第Ⅰ种非对称两态叠加多模叠加态光场的偶数阶等阶N次方Y压缩

本文利用多模压缩态理论 ,研究了第 种非对称两态叠加多模叠加态光场 |Ψ(ab) 〉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取偶数情况下 ,只要构成态 |Ψ(ab) 〉q的两个量子光场态的强度 (即平均光子数 )不相等 ,则当各模的初始相位φ(a)j 、φ(b)j ( j=1 ,2 ,3 ,… ,q)、态间的初始相位差 ( θ(b I)pq -θ(a R)nq )以及与上述的两个量子光场态相对应的各单模相干态光场的光子干涉项之和 qj =1[R(a)j R(b)j cos( φ(a)j -φ(b)j ) ]等满足一定条件时 ,态 |Ψ(ab) 〉q 可呈现出周期性变化的、任意偶数阶的等阶 N次方 Y压缩效应 .

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 | {- 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 。

添加Y对炮钢表面电弧离子镀(Ti,Al)N薄膜氧化性能的影响

利用电弧离子镀技术,在炮钢表面沉积TiAlN和TiAlYN两种薄膜,研究添加1%(原子分数)Y对(Ti,Al)N薄膜氧化性能的影响。两种沉积薄膜的样品在空气中850℃下氧化10h,用SEM、EDAX和XRD分别分析两种薄膜的形貌、成分及相组成。结果表明,在空气中850℃下氧化10h后,两种薄膜的氧化产物均为Al2O3和TiO2的混合氧化物;TiAlN薄膜的动力学曲线呈近似直线规律,而TiAlYN薄膜动力学曲线符合抛物线规律;前者表面氧化物晶粒粗大,而后者表面氧化物晶粒细小,且氧化膜厚度不足前者的一半;添加Y可以减少膜层表面液滴的数量,提高膜层的抗氧化性能。

态|ψ_3^((3))>q中广义电场分量的等幂次N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、多模复共轭虚相干态 | {iZ j }>q和多模真空态 | {0 j}>q这三者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中广义电场分量的等幂次N次方Y压缩特性。发现在一定条件下 ,| ψ( 3)3>q的广义电场分量总是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))〉_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 φj( 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 )

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 ｜ { -iz j} >q 与多模真空态 ｜ {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 ｜Ψ(2 )n >q。利用多模压缩态理论 ,详细研究了态 ｜Ψ(2 )n >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 .

第Ⅱ种强度不等的非对称两态叠加多模叠加态光场的偶数阶等阶N次方Y压缩

本文构造了由多模复共轭相干态的相反态 |{ -Z(a) *j }〉q 与多模虚共轭相干态的相反态|{ -i Z(b) *j }〉q这两者的线性叠加所组成的第 种强度不等的非对称两态叠加多模叠加态光场|Ψ(ab) 〉q,利用多模压缩态理论研究了态 |Ψ(ab) 〉q的任意偶数阶等阶 N次方 Y压缩特性 .结果发现 :1 )在压缩阶数 N取偶数 ,即 N =2 p的条件下 ,无论 p=2 m( m=1 ,2 ,3 ,… ,… ) ,还是 p=2 m+1 ( m=0 ,1 ,2 ,3 ,… ,… ) ,只要构成态 |Ψ(ab) 〉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 )和初始相位都不相等 ,亦即 R(a)j ≠ R(b)j 和φ(a)j ≠φ(b)j ( j=1 ,2 ,3 ,… ,q) ,并且 qj =1R(a) 2 pj ≠ qj =1R(b) 2 pj ,则当满足一定的量子化条件 (或者在一些闭区间内连续取值 )时 ,态|Ψ(ab) 〉q总可呈现出周期性变化的、任意偶数阶的等阶 N次方 Y压缩效应 .2 )在 N =2 p且 p=2 m+1 ( m=0 ,1 ,2 ,3 ,… ,… )的条件下 ,若 R(a)j =R(b)j 和 φ(a)j =φ(b)j ( j=1 ,2 ,3 ,… ,q) ,态 |Ψ(ab) 〉q则可呈现出等阶 N次方

第Ⅱ种强度不等的非对称两态叠加多模叠加态光场的任意奇数阶等阶N次方Y压缩

本文利用多模压缩态理论 ,研究了第 种强度不等的非对称两态叠加多模叠加态光场|Ψ(ab) 〉q 的任意奇数阶等阶 N次方 Y压缩特性 .结果发现 :在压缩阶数 N=2 p+1的条件下 ,无论 p=2 m还是 p =2 m+1 (m =0 ,1 ,2 ,3 ,… ,… ) ,只要构成态 |Ψ(ab) 〉q的两个不同的量子态|{ - Zj(a) * }〉q与 |{ - i Zj(b) * }〉q 的各对应模的强度 (即平均光子数 )和初始相位都不相等 ,亦即Rj(a) ≠ Rj(b) 和φj(a) ≠φj(b) (j=1 ,2 ,3 ,… ,q) ,并且 qj =1R(a) (2 p+ 1)j = qj =1R(b) (2 p+ 1)j ,则当各对应模的初始相位φj(a) 与φj(b) 、各对应模的初始相位差 (φj(a) -φj(b) ) ,态间的初始相位差 (θ(a R)nq -θ(b I)nq )以及光子干涉项的幅度 qj =1R(a)j R(b)j 等分别满足一定的量子化条件时 ,态 |Ψ(ab) 〉q 的第一及第二这两个正交分量总可分别呈现出周期性变化的、任意奇数阶等阶 N次方 Y压缩效应 .这一结果 ,与现有报道的结果截然不同 .

多模虚奇、偶相干态的叠加态光场等幂N次方Y压缩

目的 利用多模压缩态理论,研究态 |Ψ(4)oe V〉q的广义非线性等幂次N次方Y压缩特性。方法 根据量子力学中的态叠加原理,构造了由多模虚奇相干态和多模偶相干态组成的四态叠加多模叠加态光场 |Ψ(4)oeV〉q。结果 ①当压缩次数N为偶数时,态 |Ψ(4)oe V〉q始终不呈现广义非线性等幂N次方Y压缩效应: (a)当压缩次数N=4m(m=1, 2, 3,… )时,态 |Ψ(4)oe V〉q处于等幂N Y最小测不准态; (b)当N=4m-2(m=1, 2, 3,…)时,态 |Ψ(4)oe-V〉q呈现半相干态效应。②当压缩幂次N为奇数时,在一定条件下态 |Ψ(4)oeV〉q的第一正交分量和第二正交分量可分别呈现出奇数次和偶数次的广义非线性等幂N次方Y压缩效应。结论 发现了态 |Ψ(4)oe V〉q的广义非线性等幂N次方Y压缩具有某些新的物理性质。

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。