Perte d'information sur l'état quantique de spin vertical précédant une mesure de spin horizontal

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Non, ces états sont appelés quasi-classiques car ils correspondent à des états d'oscillateurs classiques (par exemple, ils décrivent assez bien l'état d'un champ émis par un laser, ou par un dipôle oscillant).

Ma foi, les définitions doivent un peu varier selon les auteurs. D'une façon plus générale, sont appelés quasi-classiques (dans les documents que j'ai lus) les états quantiques qui ne s'intriquent pas avec leur environnement. Les états cohérents, correspondant à des états d'oscillateurs classiques, en sont un cas particulier.

Je cite Alexia Auffèves Garnier dans Introduction, Le contexte de l’Electrodynamique Quantique en Cavité, Présentation générale http://tel.archives-ouvertes.fr/tel-00006406/fr/ : "l’environnement est constitué d’une infinité de modes extérieurs qui constituent un bain d’oscillateurs auquel le mode est couplé. Les états qui ne s’intriquent pas avec cet environnement sont les états cohérents [39] : ils constituent donc les « états classiques » de la cavité."

|alpha> est état propre de l'opérateur de création a* et de n = a*a donc de H = hbarr oméga (n+1/2)

Non

Oups ! Désolé. (1)

|alpha> + |-alpha> ne contient pas d'états de Fock à nombre de photons impairs.

Ce n'est vrai que pour certaines phases, ce n'est pas une propriété générale.

Si, ça marche (2).

(1) La distribution du nombre de photons dans l'état |alpha> étant poissonnienne, |alpha> ne risque pas d'être état propre de a* sinon il serait état propre de l'opérateur nombre de photons n = a*a. Ca se voit aussi directement par application de l'opérateur a* aux états de Fock |n> : a*|n> = sqrt(n+1)|n+1> à l'expression (2) d'un état cohérent |alpha> dans la base des états de Fock.
(2) |alpha> = exp(-|alpha|²/2) somme des alpha^n/sqrt(n!) |n>
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Ma foi, les définitions doivent un peu varier selon les auteurs. D'une façon plus générale, sont appelés quasi-classiques (dans les documents que j'ai lus) les états quantiques qui ne s'intriquent pas avec leur environnement. Les états cohérents, correspondant à des états d'oscillateurs classiques, en sont un cas particulier.

Personnellement je n'ai pas l'impression que la signification de "quasi-classique", dans son usage habituel (et ancien), est aussi profonde que ça. Mais invoquer l'absence d'intrication avec l'environnement est intéressant.

Si, ça marche (2).

Désolé, j'ai lu trop vite. J'avais en tête l'expérience du LKB, où sont générés des superpositions avec des phases opposées |alpha> et |alpha*>, alors que ton égalité comporte des |alpha> et |-alpha>. À ma connaissance la manip du LKB ne produit en général pas des états |alpha> +/- |-alpha> mais des états |alpha> +/- |alpha*> (sauf dans le cas particulier d'une phase +/- pi/2, où on a |-alpha> = |alpha*>). Pour le dire autrement, je pense que dans le cas général, l'expérience du LKB ne génère pas de chats avec seulement un nombre pair ou impair de photons (|alpha> +/- |-alpha>), sauf dans le cas particulier où la phase vaut +/- pi/2.

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À ma connaissance la manip du LKB ne produit en général pas des états |alpha> +/- |-alpha> mais des états |alpha> +/- |alpha*> (sauf dans le cas particulier d'une phase +/- pi/2, où on a |-alpha> = |alpha*>). Pour le dire autrement, je pense que dans le cas général, l'expérience du LKB ne génère pas de chats avec seulement un nombre pair ou impair de photons (|alpha> +/- |-alpha>), sauf dans le cas particulier où la phase vaut +/- pi/2.

Un exemple de manips qui produisent des états |alpha> +/- |-alpha> sont les manips de mesure de parité d'un champ dans un état initial cohérent par exemple. Au LKB ils réalisent cette opération selon une méthode initiée par L.G. Lutterbach et L. Davidovich (1)

• préparation de la cavité dans un état cohérent |alpha>
• génération d'un atome de Rydberg à deux niveaux d'énergie dans un état |e>
• impulsion de Ramsey (impulsion pi/2) amenant l'atome de Rydberg de son état initial |e> vers l'équateur de sa sphère de Bloch
• interaction non résonnante, pendant une durée appropriée, entre l'atome de Rydberg et le champ cohérent régnant dans la cavité (avec un detuning approprié entre fréquence de la cavité et différence de niveaux d'énergie entre les deux états de l'atome de Rydberg) provoquant une rotation d'un 1/2 tour par photon de l'état de l'atome de Rydberg sur l'équateur (ça marche aussi, bien sûr, avec n'importe quel nombre impair de photons)
• nouvelle impulsion pi/2 amenant l'état de l'atome
  • dans son état |e> (le pôle nord) si le nombre de photons est impair (ou si l'état du champ est une superposition d'états de Fock à nombres impairs de photons)
  • dans son état |g> (le pôle sud) si le nombre de photons est pair (ou si l'état du champ est une superposition d'états de Fock à nombres pairs de photons)
• mesure d'énergie de l'atome de Rydberg (par ionisation) projetant l'état du champ
  • dans un état chat impair si la mesure d'énergie d'ionisation de l'atome de Rydberg donne l'énergie de l'état |e>
  • dans un état chat pair si la mesure d'énergie d'ionisation de l'atome de Rydberg donne l'énergie de l'état |g>

(1) et dont une modification appropriée permet le comptage non destructif des photons. C'est aussi cette méthode qui est utilisée, moyennant des déplacements préalables du champ régnant dans la cavité, pour mesurer leur distribution de Wigner : Direct Measurement of the Wigner Function of a One-Photon Fock State in a Cavity, P. Bertet, A. Auffeves, P. Maioli, S. Osnaghi, T. Meunier, M. Brune, J. M. Raimond and S. Haroche http://www.imperial.ac.uk/physics/qg...s/ENS_QG03.pdf