Порядки согласованности

Эта статья - сирота , поскольку никакие другие статьи не ссылаются на нее . Пожалуйста, введите ссылки на эту страницу из связанных статей ; попробуйте инструмент "Найти ссылку", чтобы получить предложения. ( Июль 2016 г. )

Согласованность определяется как способность волн мешать друг другу. Интуитивно понятно, что когерентные волны имеют четко определенное постоянное фазовое соотношение. Однако эксклюзивное и обширное физическое определение когерентности имеет более тонкие нюансы. Функции когерентности, введенные Глаубером и другими в 1960-х годах, улавливают математику, лежащую в основе интуиции, определяя корреляцию между компонентами электрического поля как когерентность. ^[1] Эти корреляции между компонентами электрического поля могут быть измерены до произвольных порядков, что приводит к концепции различных порядков когерентности. ^[2]Когерентность, встречающаяся в большинстве оптических экспериментов, включая классический эксперимент Юнга с двойной щелью и интерферометр Маха-Цендера, является когерентностью первого порядка. Роберт Хэнбери Браун и Ричард К. Твисс провели эксперимент по корреляции в 1956 году и выявили другой вид корреляции между полями, а именно корреляцию интенсивностей, которая соответствует когерентности второго порядка. ^[3] Когерентность более высокого порядка становится актуальной в экспериментах по подсчету совпадений фотонов. ^[4]Порядки когерентности можно измерить с помощью классических корреляционных функций или с помощью квантового аналога тех функций, которые принимают квантово-механическое описание электрического поля (операторов) в качестве входных данных. Хотя функции квантовой когерентности могут давать те же результаты, что и классические функции, лежащий в основе механизм и описание физических процессов принципиально отличаются, потому что квантовая интерференция имеет дело с интерференцией возможных историй, тогда как классическая интерференция имеет дело с интерференцией физических волн. ^[1]

Определение [ править ]

Электрическое поле можно разделить на его положительную и отрицательную частотные составляющие . Любая из двух частотных составляющих содержит всю физическую информацию о волне. ^[1] Классическая корреляционная функция первого, второго и n-го порядков определяется следующим образом.${\ Displaystyle Е (\ mathbf {r}, т)}$${\displaystyle E(\mathbf {r} ,t)=E^{+}(\mathbf {r} ,t)+E^{-}(\mathbf {r} ,t)}$

${\displaystyle G_{c}^{(1)}(x_{1},x_{2})=\langle E^{-}(x_{1})E^{+}(x_{2})\rangle }$,

${\displaystyle G_{c}^{(2)}(x_{1},x_{2},x_{3},x_{4})=\langle E^{-}(x_{1})E^{-}(x_{2})E^{+}(x_{3})E^{+}(x_{4})\rangle }$,

${\displaystyle G_{c}^{(n)}(x_{1},x_{2},...,x_{2n})=\langle E^{-}(x_{1})...E^{-}(x_{n})E^{+}(x_{n+1})...E^{+}(x_{2n})\rangle }$,

где представляет . Хотя порядок и не имеет значения в классическом случае, поскольку они являются просто числами и, следовательно, коммутируют, порядок жизненно важен в квантовом аналоге этих корреляционных функций. ^[2] Первая функция порядка корреляции, измеренный в то же время и позиция дает нам интенсивность т.е. . Классический п-го порядка , нормированная функция корреляции определяется путем деления п-го порядка функции корреляции всех соответствующих интенсивностей: .${\displaystyle x_{i}}$${\displaystyle (\mathbf {r} _{i},t_{i})}$${\displaystyle E^{+}(\mathbf {r} ,t)}$${\displaystyle E^{-}(\mathbf {r} ,t)}$${\displaystyle G_{c}^{(1)}(x_{1},x_{1})=I}$${\displaystyle \gamma ^{(n)}(x_{1},...,x_{n};x_{n},...,x_{1})={\frac {G_{c}^{(n)}(x_{1},...,x_{n};x_{n},...,x_{1})}{G_{c}^{(1)}(x_{1},x_{1})...G^{(1)}(x_{n},x_{n})}}}$

В квантовой механике положительные и отрицательные частотные компоненты электрического поля заменяются операторами и соответственно. На изображении Гейзенберга , где - вектор поляризации, - это единичный вектор, перпендикулярный к , с обозначением одного из двух векторов, перпендикулярных вектору поляризации, - это частота моды и - объем. ^[3] Квантовая корреляционная функция n-го порядка определяется как:${\displaystyle {\hat {E}}^{+}}$${\displaystyle {\hat {E}}^{-}}$${\displaystyle {\hat {E}}^{+}=i\sum \limits _{\mathbf {k} ,\mu }{\sqrt {\frac {\hbar \omega _{k}}{2\epsilon _{0}V}}}{\hat {a}}_{\mathbf {k} ,\mu }e^{i\mathbf {k} .\mathbf {r} }\mathbf {e} _{\mathbf {k} ,\mu }}$${\displaystyle \mathbf {k} }$${\displaystyle \mathbf {e} _{\mathbf {k} ,\mu }}$${\displaystyle \mathbf {k} }$${\displaystyle \mu }$${\displaystyle \omega _{k}}$${\displaystyle V}$

${\displaystyle G^{(n)}(x_{1},...,x_{2n})=Tr[{\hat {\rho }}{\hat {E}}^{-}(x_{1})...{\hat {E}}^{-}(x_{n}){\hat {E}}^{+}(x_{n+1})...{\hat {E}}^{+}(x_{2n})]}$.

Здесь порядки и операторы имеют значения. Это происходит потому , что положительная и отрицательная частота ( а ) компоненты пропорциональны annhiliation и операторы рождения соответственно, и не коммутируют. Когда операторы записываются в порядке, указанном в приведенном выше уравнении, говорят, что они находятся в нормальном порядке. Впоследствии нормализованная корреляционная функция n-го порядка определяется как:${\displaystyle {\hat {E}}^{+}}$${\displaystyle {\hat {E}}^{-}}$${\displaystyle {\hat {E}}^{+}}$${\displaystyle {\hat {E}}^{-}}$${\displaystyle {\hat {a}}}$${\displaystyle {\hat {a}}^{\dagger }}$

${\displaystyle g^{(n)}(x_{1},...,x_{n};x_{n},...,x_{1})={\frac {G^{(n)}(x_{1},...,x_{n};x_{n},...,x_{1})}{G^{(1)}(x_{1},x_{1})...G^{(1)}(x_{n},x_{n})}}}$.

Поле называется m-когерентным, если m-я нормализованная корреляционная функция равна единице. Это определение справедливо как для, так и для .${\displaystyle \gamma ^{(m)}}$${\displaystyle g^{(m)}}$

Young Double Slit Experiment [ править ]

Рис. 1. Принципиальная схема установки эксперимента Юнга с двойной щелью.

В эксперименте Юнга с двойной щелью свет от источника света проходит через два отверстия, разделенных некоторым расстоянием, и экран помещается на некотором расстоянии от отверстий, где наблюдается интерференция между световыми волнами (рис. 1). Эксперимент Юнга с двойной щелью демонстрирует зависимость интерференции от когерентности, в частности от корреляции первого порядка. Этот эксперимент эквивалентен интерферометру Маха-Зендера с оговоркой, что эксперимент Юнга с двойной щелью связан с пространственной когерентностью, в то время как интерферометр Маха-Зендера полагается на временную когерентность. ^[2]

Интенсивность, измеренная в данной позиции во время, равна${\displaystyle \mathbf {r} }$${\displaystyle t}$

${\displaystyle \langle I\rangle =\langle |E^{+}(\mathbf {r} ,t)|^{2}\rangle =\langle I\rangle =I_{1}+I_{2}+2{\sqrt {I_{1}I_{2}}}|\gamma ^{(1)}(x_{1},x_{2})|cos\phi (x_{1},x_{2})}$.

Световое поле имеет наивысшую степень когерентности, когда соответствующий шаблон интерференции имеет максимальный контраст на экране. Контраст бахромы определяется как .${\displaystyle V={\frac {I_{max}-I_{min}}{I_{max}+I_{min}}}}$

Классически, а значит . Поскольку согласованность - это способность мешать видимости, и согласованность связаны:${\displaystyle I_{min}^{max}=I_{1}+I_{2}\pm 2{\sqrt {I_{1}I_{2}}}|\gamma ^{(1)}(x_{1},x_{2})|}$${\displaystyle V={\frac {2{\sqrt {I_{1}I_{2}}}|\gamma ^{(1)}(x_{1},x_{2})|}{I_{1}+I_{2}}}}$

${\displaystyle |\gamma ^{(1)}(x_{1},x_{2})|=1}$ означает высочайший контраст, полную согласованность

${\displaystyle 0<|\gamma ^{(1)}(x_{1},x_{2})|<1}$ означает частичную видимость полосы, частичную согласованность

${\displaystyle |\gamma ^{(1)}(x_{1},x_{2})|=0}$означает отсутствие контраста, полную несогласованность. ^{[2] [3]}

Квантовое описание [ править ]

Классический, электрическое поле в положении , является суммой электрических компонентов поля от на два проколах и более ранних времен солидно т.е. . Соответственно, в квантовом описании операторы электрического поля аналогично связаны между собой , . Из этого следует${\displaystyle \mathbf {r} }$${\displaystyle \mathbf {r} _{1}}$${\displaystyle \mathbf {r} _{2}}$${\displaystyle t_{1},t_{2}}$${\displaystyle E^{+}(\mathbf {r} ,t)=E^{+}(\mathbf {r_{1}} ,t_{1})+E^{+}(\mathbf {r} _{2},t_{2})}$${\displaystyle {\hat {E}}^{+}(\mathbf {r} ,t)={\hat {E}}^{+}(\mathbf {r_{1}} ,t_{1})+{\hat {E}}^{+}(\mathbf {r} _{2},t_{2})}$

${\displaystyle I=Tr[\rho {\hat {E}}^{-}(\mathbf {r} ,t){\hat {E}}^{+}(\mathbf {r} ,t)]=I_{1}+I_{2}+2{\sqrt {I_{1}I_{2}}}|g^{(1)}(x_{1},x_{2})|cos\phi (x_{1},x_{2})}$.

Интенсивность колеблется в зависимости от положения, т.е. квантово-механическая обработка также предсказывает интерференционные полосы. Более того, в соответствии с интуитивным пониманием когерентности, то есть способности создавать помехи, интерференционные картины зависят от корреляционной функции первого порядка . ^[1] Сравнивая это с классической интенсивностью, мы отмечаем, что единственное отличие состоит в том, что классическая нормализованная корреляция теперь заменена квантовой корреляцией . Даже вычисления здесь поразительно похожи на те, которые можно было бы сделать классическим способом. ^[2]${\displaystyle g^{(1)}}$${\displaystyle \gamma ^{(1)}}$${\displaystyle g^{(1)}}$Однако возникающая при этом квантовая интерференция принципиально отличается от классической интерференции электромагнитных волн. Квантовая интерференция возникает, когда две возможные истории, учитывая конкретное начальное и конечное состояние, интерферируют. В этом эксперименте, учитывая начальное состояние фотона перед крошечным отверстием и его конечное состояние на экране, две возможные истории соответствуют двум крошечным отверстиям, через которые фотон мог бы пройти. Следовательно, квантово-механически здесь фотон интерферирует сам с собой. Однако такое взаимовлияние разных историй происходит только тогда, когда у наблюдателя нет конкретного способа определить, какая из разных историй действительно имела место. Если наблюдение за системой определяет путь фотона, то в среднем интерференция амплитуд исчезнет.^[1]

Хэнбери Браун и Твисс Эксперимент [ править ]

Рис. 2. Принципиальная схема установки для оригинального эксперимента Хэнбери Брауна и Твисса.

В эксперименте Хэнбери Брауна и Твисса (рис. 2) световой луч разделяется с помощью светоделителя, а затем обнаруживается детекторами, которые находятся на одинаковом расстоянии от светоделителя. Затем сигнал, измеренный вторым детектором, задерживается по времени, и подсчитывается степень совпадения между исходным и задержанным сигналами. Этот эксперимент коррелирует интенсивности, а не электрические поля и, следовательно, измеряет корреляционную функцию второго порядка${\displaystyle \tau }$${\displaystyle |E^{+}(\mathbf {r} ,t+\tau )E^{+}(\mathbf {r} ,t)|^{2}}$

${\displaystyle G_{c}^{(2)}(t,t+\tau ,t+\tau ,t)=\langle E^{-}(t)E^{-}(t+\tau )E^{+}(t+\tau )E^{+}(t)\rangle }$.

В предположении стационарной статистики в данной позиции нормализованная корреляционная функция имеет вид

${\displaystyle g^{(2)}={\frac {\langle {\hat {E}}^{-}(0){\hat {E}}^{-}(\tau ){\hat {E}}^{+}(\tau ){\hat {E}}^{+}(0)\rangle }{\langle {\hat {E}}^{-}(0){\hat {E}}^{+}(0)\rangle \langle {\hat {E}}^{-}(\tau ){\hat {E}}^{+}(\tau )\rangle }}}$

${\displaystyle g^{(2)}}$здесь измеряет вероятность совпадения двух фотонов, обнаруженных с разницей во времени . ^[2]${\displaystyle \tau }$

Для всех разновидностей хаотического света имеет место следующее соотношение между когерентностями первого и второго порядков:

${\displaystyle g^{(2)}(\tau )=1+|g^{(1)}(\tau )|^{2}}$.

Это соотношение верно как для классических, так и для квантовых корреляционных функций. Более того, как всегда принимает значение от 0 до 1, для хаотического светового луча . Источником света, который использовали Хэнбери Браун и Твисс, был звездный свет, который носит хаотический характер. Хэнбери Браун и Твисс использовали этот результат для вычисления когерентности первого порядка по их измерениям когерентности второго порядка. Наблюдаемая когерентность второго порядка кривая была такой, как показано на рисунке 2. ^[5]${\displaystyle |g^{(1)}(\tau )|}$${\displaystyle 1\leq g^{(2)}\leq 2}$

Для гауссовского источника света . Часто гауссовский источник света хаотичен и, следовательно,${\displaystyle g^{(1)}=e^{-i\omega _{0}\tau -{\frac {\pi }{2}}({\frac {\tau }{\tau _{0}}})^{2}}}$

Рис. 3. Когерентность второго порядка для звездного света, измеренная в эксперименте Хэнбери Брауна и Твисса, как функция временной задержки, вносимой между сигналами , где - длина когерентности.${\displaystyle \tau /\tau _{0}}$${\displaystyle \tau _{0}}$

${\displaystyle g^{(2)}(\tau )=1+e^{-{\frac {\pi }{2}}({\frac {\tau }{\tau _{0}}})^{2}}}$.

Эта модель соответствует наблюдению, которое было выполнено Ханбери Брауном и Твиссом с использованием звездного света, как показано на рисунке 4. Если бы вместо звездного света в той же установке использовался тепловой свет, то мы бы увидели бы другую функцию для когерентности второго порядка. ^[5] Тепловой свет можно смоделировать как лоренцевский спектр мощности с центром вокруг частоты , что означает , где - длина когерентности луча. Соответственно, и . Когерентность второго порядка для звездного (гауссова), теплового (лоренцевского) и когерентного света показана на рисунке 5. Обратите внимание, что когда звездный / тепловой пучок света является когерентным первого порядка, т. Е.${\displaystyle \omega _{0}}$${\displaystyle \langle E^{*}(0)E(\tau )\rangle =E_{0}^{2}e^{-|\tau |/\tau _{0}}}$${\displaystyle \tau _{0}}$${\displaystyle g^{(1)}=e^{-i\omega _{0}\tau -|\tau |/\tau _{0}}}$${\displaystyle g^{(2)}(\tau )=1+e^{-2|\tau |/\tau _{0}}}$${\displaystyle g^{(1)}(0)=1}$, когерентность второго порядка равна 2, что означает, что при нулевой временной задержке хаотический свет справа когерентен первого порядка, но не когерентен второго порядка. ^{[3] [5]}

Квантовое описание [ править ]

Классически мы можем думать о световом луче как о имеющем распределение вероятностей как функцию амплитуд мод и, в этом случае, как о корреляционной функции второго порядка . Если мы предположим, что квантовое состояние установки равно , то квантово-механическая корреляционная функция , которая совпадает с классическим результатом. ^[6]${\displaystyle P(\{\alpha _{k}\})}$${\displaystyle G^{(2)}(\tau ,0)=\langle E^{-}(\tau )E^{+}(\tau )E^{-}(0)E^{+}(0)\rangle \int P(\{\alpha _{k}\})E^{*}(\tau )E(\tau )E^{*}(0)E(0)d\{\alpha _{k}\}}$${\displaystyle \rho =\int d\{\alpha _{k}\}P(\{\alpha _{k}\})|\{\alpha _{k}\}\rangle \langle \{\alpha _{k}\}|}$${\displaystyle G^{(2)}(\tau ,0)=Tr[\rho {\hat {E}}^{-}(\tau ){\hat {E}}^{+}(\tau ){\hat {E}}^{-}(0){\hat {E}}^{+}(0)]=\int P(\{\alpha _{k}\})E^{*}(\tau )E(\tau )E^{*}(0)E(0)d\{\alpha _{k}\}}$

Рис. 4. Когерентность второго порядка для теплового, звездного и когерентного света как функция временной задержки. - длина когерентности светового луча.${\displaystyle \tau _{0}}$

Как и в случае эксперимента Юнга с двойной щелью, классическое и квантовое описание приводят к одному и тому же результату, но это не означает, что два описания эквивалентны. Классически световые лучи прибывают в виде электромагнитной волны и интерферируют из-за принципа суперпозиции. Квантовое описание не так однозначно. Чтобы понять тонкости квантового описания, предположим, что фотоны из источника испускаются независимо друг от друга в источнике и что фотоны не разделяются светоделителем. Когда интенсивность источника установлена ​​на очень низкую, так что в любой момент может быть обнаружен только один фотон, учитывая тот факт, что могут быть случайные совпадения, которые статистически не зависят от времени,счетчик совпадений не должен изменяться в зависимости от разницы во времени. Однако, как показано на рисунке 3., для звездного света${\displaystyle g^{(2)}(\tau )=1+e^{-2|\tau |/\tau _{0}}}$, так что без задержки и с большой задержкой по времени . Следовательно, даже когда не было временной задержки, фотоны от источника приходили парами! Этот эффект называется группировкой фотонов. Более того, если бы у источника использовался лазерный свет вместо хаотического света, то когерентность второго порядка не зависела бы от временной задержки. Эксперимент HBT позволяет провести принципиальное различие в способе излучения фотонов из лазера по сравнению с естественным источником света. Такое различие не улавливается классическим описанием интерференции волн. ^[1]${\displaystyle g^{(2)}(0)=2}$${\displaystyle \lim _{\tau \rightarrow \infty }g^{(2)}(\tau )=1}$

Когерентности высшего порядка и математические свойства функций когерентности [ править ]

Для целей стандартных оптических экспериментов когерентность - это просто когерентность первого порядка, а когерентность более высокого порядка обычно игнорируется. Когерентность более высокого порядка измеряется в экспериментах по подсчету совпадений фотонов. Корреляционная интерферометрия использует когерентность четвертого порядка и выше для выполнения звездных измерений. ^{[4] [7]} Мы можем рассматривать это как среднюю степень совпадения обнаружения фотонов в положениях. ^[3] Физически эти показатели всегда положительны, а значит .${\displaystyle G^{(n)}(x_{1},...,x_{n};x_{n},...,x_{1})}$${\displaystyle n}$${\displaystyle x_{1},...,x_{n}}$${\displaystyle G^{(n)}(x_{1},...,x_{n};x_{n},...,x_{1})\geq 0}$

когерентные поля m-го порядка [ править ]

Поле называется когерентным m-го порядка, если существует такая функция , что все корреляционные функции для факторизации. Условно это означает${\displaystyle E(x)}$${\displaystyle n<m}$

${\displaystyle G^{(n)}(x_{1},...,x_{2n})=\prod \limits _{j=1}^{n}E^{*}(j)E^{*}(j+1)}$

Факторизуемость всех корреляционных функций подразумевает это . Как было определено , из этого следует, что при , если поле m-когерентно. ^[7] Для m-когерентного поля регистрируемые фотоны будут обнаруживаться статистически независимо друг от друга. ^[1]${\displaystyle n<m}$${\displaystyle |G^{(n)}(x_{1},...,x_{2n})|^{2}=\prod \limits _{j=1}^{2n}G^{(1)}(x_{j},x_{j})}$${\displaystyle g^{(n)}(x_{1},...,x_{2n})}$${\displaystyle {\frac {G^{(n)}(x_{1},...,x_{n};x_{n},...,x_{1})}{\prod \limits _{j=1}^{n}G^{(1)}(x_{j},x_{j})}}}$${\displaystyle |g^{(n)}(x_{1},...,x_{2n})|=1}$${\displaystyle n<m}$${\displaystyle m}$

Верхняя граница порядка согласованности [ править ]

Учитывая верхнюю границу количества фотонов, которые могут присутствовать в поле, существует верхняя граница M-й когерентности, которую может иметь поле. Это потому, что оператор уничтожения пропорционален. Чтобы убедиться в этом, начните со смешанного состояния поля . Если эта сумма имеет верхний предел на п, т , т.е. , пропорционально для . Этот результат был бы не интуитивно понятным в классическом описании, но, к счастью, такой случай не имеет классического аналога, потому что мы не можем установить верхнюю границу количества фотонов в классическом случае. ^[1]${\displaystyle {\hat {E}}^{+}}$${\displaystyle \sum \limits _{n,m}c_{n,m}|n\rangle \langle m|}$${\displaystyle M>n,m}$${\displaystyle Tr[\rho {\hat {E}}^{+}(x_{1})...{\hat {E}}^{+}(x_{p})]}$${\displaystyle Tr[\sum \limits _{n,m}c_{n,m}{\hat {a}}...({\text{p times}})...{\hat {a}}|n\rangle \langle m|]=\sum \limits _{n,m}c_{n,m}\langle m|{\hat {a}}...({\text{p times}})...{\hat {a}}|n\rangle =0}$${\displaystyle p>m}$

Стационарность статистики [ править ]

Имея дело с классической оптикой, физики часто предполагают, что статистика системы стационарна. Это означает, что, хотя наблюдения могут колебаться, основная статистика системы остается постоянной с течением времени. Квантовый аналог стационарной статистики требует, чтобы оператор плотности, содержащий информацию о волновой функции, коммутировал с гамильтонианом. Благодаря уравнению Шредингера,, стационарная статистика означает, что оператор плотности не зависит от времени. Следовательно, в , благодаря цикличности следа, мы можем преобразовать временную независимость оператора плотности в картине Шредингера к временной независимости и , в картине Гейзенберга, давая нам${\displaystyle {\frac {d\rho }{dt}}={\frac {-i}{h}}[H,\rho ]}$${\displaystyle G^{(n)}(x_{1},...,x_{2n})}$${\displaystyle {\hat {E}}^{+}}$${\displaystyle {\hat {E}}^{-}}$

${\displaystyle G^{(n)}(x_{1},...,x_{2n})=Tr[{\hat {\rho }}{\hat {E}}^{-}(x_{1},t)....{\hat {E}}^{-}(x_{n},t){\hat {E}}^{+}(x_{n+1},t)...{\hat {E}}^{+}(x_{2n,t})]}$ ${\displaystyle =Tr[{\hat {\rho }}{\hat {E}}^{-}(x_{1},t+\tau )....{\hat {E}}^{-}(x_{n},t+\tau ){\hat {E}}^{+}(x_{n+1},t+\tau )...{\hat {E}}^{+}(x_{2n},t+\tau )]}$.

Это означает, что в предположении, что основная статистика системы является стационарной, корреляционные функции n-го порядка не изменяются, когда каждый раз аргумент переводится на одну и ту же величину. Другими словами, вместо того, чтобы смотреть на фактическое время, корреляционная функция занимается только разницей во времени. ^[1]${\displaystyle 2n-1}$

Когерентные состояния [ править ]

Когерентное состояние - это квантово-механические состояния, которые имеют максимальную когерентность и имеют наиболее «классическое» поведение. Когерентное состояние определяется как квантово-механическое состояние, которое является собственным состоянием оператора электрического поля . Поскольку когерентное состояние прямо пропорционально оператору уничтожения, оно является собственным состоянием оператора уничтожения. Учитывая когерентное состояние , . Следовательно, когерентные состояния имеют все порядки когерентности как ненулевые. ^[8]${\displaystyle {\hat {E}}^{+}}$${\displaystyle {\hat {E}}^{+}}$${\displaystyle |\alpha \rangle }$${\displaystyle G^{(n)}(x_{1},...,x_{2n})=Tr[\sum \limits _{n,m}c_{n,m}{\hat {a}}...{\hat {a}}|\alpha \rangle \langle \alpha |]=\langle \alpha |{\hat {a}}...({\text{p times}})...{\hat {a}}|\alpha \rangle =1}$

См. Также [ править ]

• Степень согласованности
• Эффект Хэнбери Брауна и Твисса
• Двойной щелевой эксперимент
• Интерференционный эксперимент Юнга
• Интерферометр Маха – Цендера

Ссылки [ править ]