Rola Dekoherencji W Mechanice Kwantowej

Spisu treści:

Rola Dekoherencji W Mechanice Kwantowej
Rola Dekoherencji W Mechanice Kwantowej

Wideo: Rola Dekoherencji W Mechanice Kwantowej

Wideo: Rola Dekoherencji W Mechanice Kwantowej
Wideo: Bliżej Nauki: Kwantowe stany splątane - prof. dr hab. Karol Życzkowski 2024, Marzec
Anonim

To jest plik w archiwum Stanford Encyclopedia of Philosophy.

Rola dekoherencji w mechanice kwantowej

Po raz pierwszy opublikowano 3 listopada 2003; rewizja merytoryczna czw 23.08.2007

Zjawiska interferencji są dobrze znaną i kluczową cechą mechaniki kwantowej, czego standardowym przykładem jest eksperyment na dwóch szczelinach. Są jednak sytuacje, w których efekty interferencyjne są (sztucznie lub spontanicznie) tłumione. Musimy sprecyzować, co to oznacza, ale teoria dekoherencji jest badaniem (spontanicznych) interakcji między systemem a jego otoczeniem, które prowadzą do takiego tłumienia zakłóceń. Badanie to obejmuje szczegółowe modelowanie interakcji system-środowisko, wyprowadzenie równań („równań głównych”) dla (zredukowanego) stanu systemu, omówienie skal czasowych itp. Omówienie koncepcji tłumienia zakłóceń i uproszczony przegląd teorii podano w rozdziale 2,podkreślając cechy, które będą istotne dla poniższej dyskusji (i ograniczone do standardowej nierelatywistycznej mechaniki kwantowej cząstek[1] Dziedziną częściowo nakładającą się jest dziedzina dekoherentnych historii, która wywodzi się z abstrakcyjnej definicji utraty interferencji, ale której nie będziemy rozważać szczegółowo.

Dekoherencja jest istotna (lub uważa się, że jest istotna) dla wielu pytań, od problemu pomiaru po strzałkę czasu, aw szczególności do pytania, czy i jak „świat klasyczny” może wyłonić się z mechaniki kwantowej. Ten wpis dotyczy głównie roli dekoherencji w odniesieniu do głównych problemów i podejść w podstawach mechaniki kwantowej. Rozdział 3 analizuje twierdzenie, że dekoherencja rozwiązuje problem pomiarowy, a także poszerzenie problemu poprzez uwzględnienie oddziaływań środowiskowych, ideę pojawienia się klasyczności oraz motywację do dyskusji na temat dekoherencji wraz z podejściami do podstaw mechaniki kwantowej. Rozdział 4 zawiera następnie przegląd relacji dekoherencji z niektórymi z głównych podejść fundamentalnych. Wreszcie,w rozdziale 5 wspominamy o sugerowanych zastosowaniach, które jeszcze bardziej wzmocniłyby rolę dekoherencji.

Tłumienie interferencji pojawia się oczywiście w wielu artykułach od początku mechaniki kwantowej, takich jak analiza ścieżek cząstek alfa Motta (1929). Współczesne początki dekoherencji jako odrębnego przedmiotu to zapewne prace HD Zeh z wczesnych lat siedemdziesiątych (Zeh 1970; 1973). Znane są także prace W. Żurka z początku lat 80. (Żurek 1981; 1982). Niektóre z tych wcześniejszych przykładów dekoherencji (np. Tłumienie interferencji między lewoskrętnymi i praworęcznymi stanami cząsteczki) są matematycznie bardziej dostępne niż nowsze. Zwięzłe i czytelne wprowadzenie do teorii zawiera Żurek w Physics Today (1991). Po tym artykule ukazało się kilka listów z odpowiedziami Żurka (1993), w których zwrócono uwagę na kontrowersyjne kwestie. Nowsze badania to Zeh 1995,wiele miejsca poświęca interpretacji dekoherencji, oraz Żurek 2003. Podręcznik o dekoherencji Giuliniego i in. (1996) i najnowsza książka Schlosshauera (2007) są również wysoce zalecane.[2]

2. Podstawy dekoherencji

2.1 Zakłócenia i tłumienie zakłóceń

Eksperyment z dwoma szczelinami jest paradygmatem eksperymentu interferencyjnego. Jeden z nich wielokrotnie wysyła elektrony lub inne cząstki przez ekran z dwoma wąskimi szczelinami, elektrony zderzają się z drugim ekranem i pytamy o rozkład prawdopodobieństwa detekcji na powierzchni ekranu. Aby to obliczyć, nie można po prostu wziąć prawdopodobieństwa przejścia przez szczeliny, pomnożyć przez prawdopodobieństwo wykrycia na ekranie w zależności od przejścia przez którąkolwiek szczelinę i zsumować wkłady dwóch szczelin. [3] W poprawnym wyrażeniu prawdopodobieństwa występuje dodatkowy tzw. Składnik interferencyjny, który zależy od obu składowych fali przechodzących przez szczeliny.

Tak więc eksperyment pokazuje, że prawidłowy opis elektronu w kategoriach funkcji fal kwantowych to rzeczywiście taki, w którym fala przechodzi przez obie szczeliny. Stan kwantowy elektronu nie jest określany przez falę przechodzącą przez górną szczelinę lub falę przechodzącą przez dolną szczelinę, nawet w przypadku probabilistycznej miary ignorancji.

Istnieją jednak sytuacje, w których ten warunek interferencji nie jest przestrzegany, tj. W których ma zastosowanie klasyczny wzór na prawdopodobieństwo. Dzieje się tak na przykład, gdy wykonujemy wykrywanie w szczelinach, niezależnie od tego, czy uważamy, że pomiary są związane z `` prawdziwym '' załamaniem funkcji falowej (tj. Że tylko jeden ze składników przeżywa pomiar i przechodzi do ekranu). Zniknięcie terminu interferencji może jednak nastąpić również spontanicznie, nawet jeśli nie zakłada się żadnego `` prawdziwego załamania '', a mianowicie, jeśli niektóre inne układy (powiedzmy, wystarczająco wiele zabłąkanych cząstek kosmicznych rozpraszających się z elektronu) odpowiednio oddziałują z falą pomiędzy szczeliny i ekran. W takim przypadku termin interferencji nie jest przestrzegany,ponieważ elektron został splątany z zabłąkanymi cząstkami (patrz artykuł o splątaniu kwantowym i informacje).[4] Relacja fazowa między dwoma składnikami odpowiedzialnymi za interferencję jest dobrze określona tylko na poziomie większego układu złożonego z elektronów i cząstek rozproszonych i może powodować interferencję tylko w odpowiednim eksperymencie obejmującym większy układ. Prawdopodobieństwa wyników pomiarów są obliczane tak, jakby funkcja falowa opadła na jedną lub drugą z jej dwóch składowych, ale relacje fazowe zostały po prostu rozłożone na większy system.

Jest to zjawisko tłumienia interferencji poprzez odpowiednią interakcję ze środowiskiem, które nazywamy „tłumieniem interferencji” i jest badane w teorii dekoherencji. [5]Dla kompletności wspomnimy o nakładającej się, ale odrębnej koncepcji dekoherentnych (lub spójnych) historii. Dekoherencja w sensie tego abstrakcyjnego formalizmu jest definiowana po prostu przez warunek, że (kwantowe) prawdopodobieństwa dla składowych falowych w późniejszym czasie można obliczyć z prawdopodobieństw dla składowych falowych we wcześniejszym czasie i (kwantowe) prawdopodobieństwa warunkowe, zgodnie z normą formuła klasyczna, czyli jakby załamała się fala. Istnieją pewne kontrowersje, które pomijamy, co do twierdzeń dotyczących statusu tego formalizmu jako samodzielnego podejścia fundamentalnego. Bez tych twierdzeń formalizm jest interpretacyjnie neutralny i może być przydatny w opisywaniu sytuacji tłumienia zakłóceń. W rzeczy samej,abstrakcyjna definicja ma tę zaletę, że uwypukla dwa konceptualne punkty, które są kluczowe dla idei dekoherencji i które zostaną podkreślone w dalszej części: że komponenty fal można ponownie zidentyfikować w czasie, a jeśli to zrobimy, możemy formalnie zidentyfikować '' trajektorie”dla systemu.[6]

2.2 Cechy dekoherencji

Teoria dekoherencji (czasami nazywana również dekoherencją „dynamiczną”) bada konkretne spontaniczne interakcje prowadzące do tłumienia interferencji.

W modelach takich interakcji pojawia się kilka interesujących cech (chociaż w żadnym wypadku nie wszystkie te cechy są wspólne dla wszystkich modeli):

  • Tłumienie zakłóceń może być niezwykle szybkim procesem, w zależności od rozważanego systemu i środowiska. [7]
  • Środowisko będzie miało tendencję do łączenia się i tłumienia interferencji między preferowanym zbiorem stanów, czy to zbiorem dyskretnym (stany lewostronne i prawoskrętne w modelach cząsteczek chiralnych), czy też pewnym zbiorem ciągłym („koherentne” stany oscylatora harmonicznego).
  • Te preferowane stany można scharakteryzować pod względem ich „odporności” lub „stabilności” w odniesieniu do interakcji ze środowiskiem. Z grubsza mówiąc, podczas gdy system zostaje wplątany w otoczenie, stany, pomiędzy którymi zakłócenia są tłumione, są tymi, które same w sobie najmniej zaplątują się w otoczenie w dalszej interakcji. Ten punkt prowadzi nas do różnych dalszych (wzajemnie powiązanych) aspektów dekoherencji.
  • Przede wszystkim intuicyjny obraz interakcji między systemem a środowiskiem może dać analogia z interakcją pomiarową (patrz wpisy dotyczące mechaniki kwantowej i pomiarów w teorii kwantowej): środowisko `` monitoruje '' system, spontanicznie „wykonanie pomiaru” (a dokładniej pozwolenie systemowi na interakcję jak przy pomiarze) preferowanych stanów. Analogia do standardowych, wyidealizowanych pomiarów kwantowych będzie bardzo bliska, powiedzmy, w przypadku cząsteczki chiralnej. W przypadku, powiedzmy, koherentnych stanów oscylatora harmonicznego, należy pomyśleć zamiast przybliżonych pomiarów położenia (a właściwie przybliżonych łącznych pomiarów położenia i pędu, gdyż w otoczeniu zapisywane są również informacje o czasie lotu).).
  • Po drugie, odporność preferowanych stanów jest związana z faktem, że informacje o nich są gromadzone w środowisku w sposób nadmiarowy (powiedzmy, ponieważ kot Schrödingera oddziałuje z tak wieloma zabłąkanymi cząstkami - fotonami, cząsteczkami powietrza, pyłem). Obserwator może później uzyskać do niego dostęp bez dalszego zakłócania systemu (mierzymy - jednak można to zinterpretować - czy kot żyje, czy jest martwy, przechwytując na naszej siatkówce niewielki ułamek światła, które oddziałuje z kotem).
  • Po trzecie, często mówi się w tym kontekście, że dekoherencja wywołuje „skuteczne zasady superselekcji”. Pojęcie (ścisłej) reguły superselekcji jest czymś, co wymaga uogólnienia formalizmu mechaniki kwantowej i oznacza, że istnieją pewne obserwowalne - zwane `` klasycznymi '' w terminologii technicznej - które dojeżdżają do wszystkich obserwabli (przegląd, patrz Wightman 1995). Intuicyjnie, te obserwowalne są nieskończenie solidne, ponieważ żadna możliwa interakcja nie może ich zakłócić (przynajmniej tak długo, jak długo uznaje się, że hamiltonian interakcji jest obserwowalny). Skuteczna reguła superselekcji oznacza, że w przybliżeniu analogicznie, pewne obserwowalne (np. Chiralność) nie zostaną zakłócone przez faktycznie zachodzące interakcje. (Zobacz także komentarze dotyczące zasady superselekcji opłat w sekcji 5 poniżej).
  • Po czwarte i być może najważniejsze, solidność ma związek z możliwością lub ponownym identyfikowaniem składnika fali w czasie, a tym samym mówieniem o trajektoriach przestrzennych lub nie (składnik fali elektronu przechodzącej przez górną szczelinę uderza w ekran w określonym miejscu z pewnym prawdopodobieństwem; lewoskrętny składnik stanu chiralnej cząsteczki w pewnym momencie t ewoluuje w lewoskrętny składnik być może nieco zmienionego stanu cząsteczki w późniejszym czasie t '). Zauważ, że w wielu wczesnych pracach na temat dekoherencji nacisk kładziony jest na same preferowane stany lub na to, jak ewoluuje (zredukowany) stan systemu: w szczególności na to, jak stan systemu staje się w przybliżeniu diagonalny w podstawie określonej przez preferowane państwa. Ten nacisk na (by tak rzec) aspekty kinematyczne nie może wprowadzać w błąd: dynamiczne aspekty ponownej identyfikacji w czasie i tworzenia trajektorii są równie ważne, jeśli nie najważniejsze, dla koncepcji dekoherencji i jej zrozumienia.
  • W przypadku oddziaływań dekoherencyjnych w postaci przybliżonych pomiarów położenia stawów i pędu preferowanymi stanami są oczywiście fale Schrödingera zlokalizowane (wąskie) zarówno w położeniu, jak i pędzie (zasadniczo „stany koherentne” układu). Rzeczywiście, mogą być bardzo wąskie. Pyłka pyłu o promieniu a = 10-5 cm unosząca się w powietrzu będzie miała tłumione interferencje pomiędzy (pozycjonowaniem) elementami o szerokości („koherencji długości”) 10-13 cm. [8]
  • W tym przypadku trajektorie na poziomie składowych (trajektorie stanów preferowanych) będą zaskakująco dobrze przybliżać odpowiadające im trajektorie klasyczne (newtonowskie). Intuicyjnie można to wyjaśnić, zauważając, że jeśli preferowane stany, które są `` pakietami fal '', które są zarówno wąskie w pozycji, jak i pozostają wąskie (z powodu wąskiego pędu), mają tendencję do najmniejszego zaplątania się w otoczenie, będą miały tendencję do podążania za mniej więcej niezakłócone równanie Schrödingera. Ale w rzeczywistości pakiety o wąskich falach będą podążać w przybliżeniu za trajektoriami Newtona (jeśli potencjały zewnętrzne, po których się poruszają, są wystarczająco jednolite wzdłuż szerokości pakietów: wyniki tego rodzaju są znane jako `` twierdzenia Ehrenfesta ''). Zatem wynikające z nich historie 'będzie zbliżony do Newtona (w odpowiednich skalach). [9]Najbardziej intuicyjnym fizycznym przykładem tego są obserwowane trajektorie cząstek alfa w komorze pęcherzykowej, które są rzeczywiście bardzo zbliżone do newtonowskich, z wyjątkiem dodatkowych małych „załamań”. [10]

Żadna z tych cech nie jest wymagana we wszystkich przypadkach interakcji z jakimś środowiskiem. To kwestia szczegółowych badań fizycznych, aby ocenić, które systemy wykazują jakie cechy i na ile ogólne są wnioski, których możemy się nauczyć, studiując określone modele. W szczególności należy wystrzegać się powszechnych nadmiernych uogólnień. Na przykład dekoherencja nie dotyczy tylko i wszystkich „układów makroskopowych”. Rzeczywiście, obiekty średniej wielkości, powiedzmy, na powierzchni Ziemi będą bardzo skutecznie odbarwiane przez powietrze w atmosferze, co jest doskonałym przykładem działania dekoherencji. Z drugiej strony, istnieją również bardzo dobre przykłady oddziaływań typu dekoherencji wpływających na układy mikroskopowe, na przykład w interakcji cząstek alfa z gazem w komorze pęcherzykowej. I dalej,istnieją prawdopodobnie makroskopowe systemy, w których efekty interferencji nie są tłumione. Na przykład wykazano, że możliwe jest wystarczające zabezpieczenie SQUIDS (rodzaj urządzeń nadprzewodzących) przed dekoherencją w celu obserwacji superpozycji różnych prądów makroskopowych - w przeciwieństwie do tego, czego się spodziewano (patrz np. Leggett 1984; i zwł. 2002, sekcja 5.4). Anglin, Paz i Zurek (1997) badają niektóre mniej grzeczne modele dekoherencji i dostarczają użytecznej korekty granic dekoherencji. Sekcja 5.4). Anglin, Paz i Zurek (1997) badają niektóre mniej grzeczne modele dekoherencji i dostarczają użytecznej korekty granic dekoherencji. Sekcja 5.4). Anglin, Paz i Zurek (1997) badają niektóre mniej grzeczne modele dekoherencji i dostarczają użytecznej korekty granic dekoherencji.

3. Ocena koncepcyjna

3.1 Rozwiązanie problemu pomiarowego?

Fakt, że interferencja jest zazwyczaj bardzo dobrze tłumiona między zlokalizowanymi stanami obiektów makroskopowych, sugeruje, że ma znaczenie dla tego, dlaczego obiekty makroskopowe w rzeczywistości wydają się nam znajdować się w stanach zlokalizowanych. Silniejszym twierdzeniem jest to, że dekoherencja jest nie tylko istotna dla tego pytania, ale sama w sobie zapewnia już pełną odpowiedź. W szczególnym przypadku aparatury pomiarowej wyjaśniałoby to, dlaczego nigdy nie obserwujemy aparatu wskazującego, powiedzmy, dwa różne wyniki, tj. Dekoherencja zapewniłaby rozwiązanie problemu pomiarowego. Jak jednak podkreśla wielu autorów (ostatnio np. Adler 2003; Zeh 1995, s. 14-15), tego twierdzenia nie da się obronić.

Krótko mówiąc, problem pomiaru wygląda następująco. Systemy kwantowo-mechaniczne są opisywane przez podobne do fal obiekty matematyczne (wektory), których sumy (superpozycje) mogą być formowane (patrz wpis o mechanice kwantowej). Ewolucja czasu (równanie Schrödingera) zachowuje takie sumy. Tak więc, jeśli układ kwantowo-mechaniczny (powiedzmy, elektron) jest opisany przez superpozycję dwóch danych stanów, powiedzmy, spin w kierunku x równy +1/2 i spin w kierunku x równy -1/2, i pozwolimy oddziałuje z aparatem pomiarowym, który sprzęga się z tymi stanami, ostateczny stan kwantowy kompozytu będzie sumą dwóch składowych, z których aparat połączył się (zarejestrował) x -spin = +1/2 i jeden w którym urządzenie połączyło się z (zarejestrowało) x -spin = -1/2. Problem polega na tym, że chociaż możemy zaakceptować ideę opisywania mikroskopijnych układów za pomocą takich sum, nie możemy nawet zacząć wyobrażać sobie, co oznaczałoby to dla takiego opisu (złożonego z elektronu i) aparatu.

A co się stanie, jeśli w opisie uwzględnimy dekoherencję? Decoherence mówi nam między innymi, że istnieje wiele interakcji, w których różnie zlokalizowane stany układów makroskopowych łączą się z różnymi stanami ich środowiska. W szczególności odmiennie zlokalizowane stany układu makroskopowego mogą być stanami wskaźnika aparatu rejestrującego różne wartości rotacji x elektronu. Z tego samego argumentu, co powyżej, połączenie elektronu, aparatu i środowiska będzie sumą stanu odpowiadającego środowisku sprzężenia sprzężenia z aparatem z kolei do wartości +1/2 dla spinu i stanu odpowiadającego sprzężenie środowiska ze sprzężeniem aparatu z kolei do wartości -1/2 dla spinu. Nie możemy więc sobie wyobrazić, co oznaczałoby opisanie układu złożonego taką sumą.

Pozostaje nam następujący wybór, czy uwzględnimy dekoherencję, czy nie: albo układ złożony nie jest opisany przez taką sumę, ponieważ równanie Schrödingera faktycznie się załamuje i wymaga modyfikacji, albo jest, ale wtedy musimy zrozumieć, co to znaczy, a to wymaga podania odpowiedniej interpretacji mechaniki kwantowej. Tak więc dekoherencja jako taka nie rozwiązuje problemu pomiarowego, przynajmniej jeśli nie jest połączona z odpowiednią interpretacją funkcji falowej. I rzeczywiście, jak zobaczymy, niektórzy z głównych pracowników tej dziedziny, tacy jak Zeh (2000) i Zurek (1998), sugerują, że dekoherencja jest najbardziej naturalnie rozumiana w kategoriach interpretacji podobnych do Everetta (patrz poniżej sekcja 4.3, a wpisy o interpretacji stanów względnych Everetta i o interpretacji wielu światów).

Niestety, naiwne twierdzenia tego rodzaju są nadal w pewnym stopniu częścią „folkloru” dekoherencji i zasłużenie przyciągają zarówno fizyków (np. Pearle 1997), jak i filozofów (np. Bub 1999, rozdz. 8). (Aby być uczciwym, to `` ludowe '' stanowisko ma tę zaletę, że próbuje poddać interakcje pomiarów dalszej analizie fizycznej, bez zakładania, że pomiary są podstawowym budulcem teorii).

3.2 Złożenie problemu pomiaru

Dekoherencja nie jest w oczywisty sposób ani dynamiczną ewolucją sprzeczną z równaniem Schrödingera, ani nową interpretacją funkcji falowej. Jak jednak omówimy, oba ujawniają ważne efekty dynamiczne w ewolucji Schrödingera i mogą sugerować możliwe interpretacje funkcji falowej.

Jako taka ma do zaoferowania filozofii mechaniki kwantowej jeszcze inne rzeczy. Na początku wydaje się jednak, że dyskusja na temat interakcji środowiskowych nawet zaostrza problemy. Intuicyjnie, jeśli środowisko przeprowadza bez naszej interwencji wiele przybliżonych pomiarów pozycji, to problem pomiarowy powinien odnosić się szerzej, także do tych spontanicznie występujących pomiarów.

Rzeczywiście, chociaż dobrze wiadomo, że zlokalizowane stany obiektów makroskopowych rozprzestrzeniają się bardzo powoli w ramach swobodnej ewolucji Schrödingera (tj. Jeśli nie ma interakcji), sytuacja okazuje się inna, jeśli są one w interakcji ze środowiskiem. Chociaż różne komponenty, które łączą się ze środowiskiem, będą indywidualnie niewiarygodnie zlokalizowane, łącznie mogą mieć rozrzut, który jest o wiele rzędów wielkości większy. Oznacza to, że stan obiektu i otoczenia mógłby być superpozycją wielu bardzo dobrze zlokalizowanych terminów, z których każdy ma nieco inne położenie i które są łącznie rozrzucone na makroskopijną odległość, nawet w przypadku przedmiotów codziennego użytku. [11]

Biorąc pod uwagę, że codzienne obiekty makroskopowe są szczególnie narażone na interakcje dekoherencyjne, rodzi się pytanie, czy mechanika kwantowa może wyjaśnić pojawienie się codziennego świata nawet poza problemem pomiaru w ścisłym tego słowa znaczeniu. Mówiąc prymitywnie: jeśli wszystko współdziała ze wszystkim innym, wszystko jest splątane ze wszystkim innym, a to jest gorszy problem niż splątanie przyrządów pomiarowych z mierzonymi sondami. I rzeczywiście, omówienie problemu pomiarowego bez (pełnego) uwzględnienia dekoherencji może nie wystarczyć, co zilustrujemy na przykładzie niektórych wersji interpretacji modalnej w rozdziale 4.4.

3.3 Pojawienie się klasyczności

To, co sugeruje, że dekoherencja może mieć znaczenie dla kwestii klasycznego wyglądu codziennego świata, to fakt, że na poziomie komponentów kwantowy opis zjawisk dekoherencji może wykazywać kusząco klasyczne aspekty. Powstaje zatem pytanie, czy rozpatrywane w kontekście któregokolwiek z głównych fundamentalnych podejść do mechaniki kwantowej, te klasyczne aspekty można przyjąć do wyjaśnienia odpowiadających im klasycznych aspektów zjawisk. Odpowiedź, być może nie jest zaskakująca, okazuje się zależeć od wybranego podejścia, aw następnej sekcji omówimy kolejno związek między dekoherencją a kilkoma głównymi podejściami do podstaw mechaniki kwantowej.

Jeszcze bardziej ogólnie można by zapytać, czy wyniki dekoherencji można zatem wykorzystać do wyjaśnienia powstania całej klasyczności świata codziennego, tj. Do wyjaśnienia zarówno cech kinematycznych, takich jak lokalizacja makroskopowa, jak i cech dynamicznych, takich jak w przybliżeniu trajektorie Newtona lub Browna., ilekroć są one fenomenologicznie adekwatnymi opisami. Jak wspomnieliśmy, są przypadki, w których klasyczny opis nie jest dobrym opisem zjawiska, nawet jeśli zjawisko to dotyczy układów makroskopowych. Istnieją również przypadki, zwłaszcza pomiary kwantowe, w których klasyczne aspekty codziennego świata są tylko kinematyczne (określoność odczytów wskaźnika), podczas gdy dynamika jest wysoce nieklasyczna (nieokreślona odpowiedź aparatu). W sensie,świat codzienny jest światem klasycznych pojęć, jakie założył Bohr (patrz wpis o interpretacji kopenhaskiej), aby opisać w pierwszej kolejności `` zjawiska kwantowe '', które same stałyby się konsekwencją dekoherencji (Zeh 1995, s. 33; patrz także Bacciagaluppi 2002, sekcja 6.2). Kwestia wyjaśnienia klasyczności świata codziennego staje się pytaniem, czy można wyprowadzić z mechaniki kwantowej warunki niezbędne do odkrycia i praktykowania samej mechaniki kwantowej, a tym samym, słowami Shimony'ego (1989), zamknięcia koła. Rozdział 6.2). Kwestia wyjaśnienia klasyczności świata codziennego staje się pytaniem, czy można wyprowadzić z mechaniki kwantowej warunki niezbędne do odkrycia i praktykowania samej mechaniki kwantowej, a tym samym, słowami Shimony'ego (1989), zamknięcia koła. Rozdział 6.2). Kwestia wyjaśnienia klasyczności świata codziennego staje się pytaniem, czy można wyprowadzić z mechaniki kwantowej warunki niezbędne do odkrycia i praktykowania samej mechaniki kwantowej, a tym samym, słowami Shimony'ego (1989), zamknięcia koła.

W tej ogólności odpowiedź na to pytanie jest zdecydowanie zbyt trudna, podobnie jak w zależności od tego, jak daleko można z powodzeniem rozwinąć fizyczny program dekoherencji (Zeh 1995, s. 9). W związku z tym odłożymy dyskusję (częściowo spekulatywną) na temat tego, jak daleko może zajść program dekoherencji, do sekcji 5.

4. Dekoherencja i podejścia do mechaniki kwantowej

Istnieje wiele różnych podejść do podstaw mechaniki kwantowej. Termin „podejście” jest tutaj bardziej odpowiedni niż termin „interpretacja”, ponieważ kilka z tych podejść jest w rzeczywistości modyfikacjami teorii lub przynajmniej wprowadza pewne nowe, znaczące aspekty teoretyczne. Wygodnym sposobem klasyfikowania tych podejść jest ich strategia radzenia sobie z problemem pomiaru.

Niektóre podejścia, tak zwane podejścia upadku, dążą do zmodyfikowania równania Schrödingera, tak aby superpozycje różnych stanów „codziennych” nie powstawały lub były bardzo niestabilne. Takie podejścia mogą intuicyjnie mieć niewiele wspólnego z dekoherencją, ponieważ starają się dokładnie stłumić te superpozycje, które są tworzone przez dekoherencję. Niemniej jednak ich związek z dekoherencją jest interesujący. Wśród podejść do załamania omówimy (w podrozdziale 4.1) postulat upadku von Neumanna i teorie spontanicznej lokalizacji (patrz wpis dotyczący teorii zawalenia).

Inne podejścia, znane jako podejścia `` zmiennych ukrytych '', dążą do wyjaśnienia zjawisk kwantowych jako efektów statystycznych równowagi wynikających z teorii na głębszym poziomie, raczej silnie analogicznie do prób zrozumienia termodynamiki w kategoriach mechaniki statystycznej (zob. mechanika statystyczna). Spośród nich najbardziej rozwinięte są tak zwane teorie fal pilotowych, w szczególności teoria de Brogliego i Bohma (patrz wpis o mechanice Bohmiana), których związek z dekoherencją omówimy w rozdziale 4.2.

Wreszcie, istnieją podejścia, które starają się rozwiązać problem pomiaru ściśle poprzez zapewnienie odpowiedniej interpretacji teorii. Nieco z przymrużeniem oka można zgrupować pod tym nagłówkiem podejścia tak różnorodne, jak interpretacje Everetta (patrz wpisy dotyczące interpretacji stanów względnych Everetta i interpretacji wielu światów), interpretacje modalne i interpretacja kopenhaska Bohra (rozdziały 4.3, 4.4 i 4.5 odpowiednio).

Będziemy analizować te podejścia w szczególności w odniesieniu do dekoherencji. W celu uzyskania dalszych szczegółów i bardziej ogólnej oceny lub krytyki kierujemy czytelnika do odpowiednich wpisów.

4.1 Podejścia do załamania

4.1.1 Von Neumann

Znane jest to, że von Neumann (1932) zaproponował, że świadomość obserwatora jest w jakiś sposób powiązana z tym, co nazwał Procesem I, zwanym inaczej postulatem upadku lub postulatem projekcji, który w jego książce jest traktowany na równi z równaniem Schrödingera (jego Proces II). Istnieje pewna dwuznaczność w interpretacji von Neumanna. Być może opowiadał się za jakimś szczególnym dostępem do naszej własnej świadomości, który sprawia, że wydaje się nam, że funkcja falowa załamała się, uzasadniając w ten sposób fenomenologiczną interpretację Procesu I. Alternatywnie, mógł zaproponować, że świadomość odgrywa pewną rolę przyczynową w upadek, w którym to przypadku Proces I jest procesem fizycznym na równi z Procesem II. [12]

W obu przypadkach interpretacja von Neumanna opiera się na niewrażliwości ostatecznych przewidywań (na to, co świadomie rejestrujemy) na dokładnie to, gdzie i kiedy Proces I jest używany w modelowaniu ewolucji układu kwantowego. Nazywa się to często ruchomością cięcia von Neumanna między podmiotem a przedmiotem lub podobną frazą. Zapaść może wystąpić, gdy cząstka uderza w ekran, gdy ekran czernieje, lub gdy wykonywany jest automatyczny wydruk wyniku, w naszej siatkówce lub wzdłuż nerwu wzrokowego, lub gdy ostatecznie dotyczy to świadomości. Równanie Schrödingera przed i po upadku opisywało ewolucję systemu.

Von Neumann pokazuje, że wszystkie te modele są równoważne, jeśli chodzi o ostateczne przewidywania, więc może rzeczywiście utrzymywać, że załamanie jest związane ze świadomością, podczas gdy w praktyce postulat projekcji stosuje się na znacznie wcześniejszym (i bardziej praktycznym) etapie w opisie. Jednak to, co pozwala von Neumannowi na uzyskanie tego wyniku, to założenie o braku interferencji między różnymi składowymi funkcji falowej. Rzeczywiście, gdyby interferencja była obecna w inny sposób, czas załamania miałby wpływ na ostateczne statystyki, tak jak miałoby to miejsce w przypadku eksperymentu z dwoma szczelinami (zapadnięcie się za szczelinami lub na ekranie). Tak więc, chociaż podejście von Neumanna jest (przynajmniej w niektórych odczytach) podejściem prawdziwego upadku, jego poleganie na dekoherencji jest w rzeczywistości kluczowe.

4.1.2 Teorie spontanicznego załamania

Najbardziej znaną teorią spontanicznego zapaści jest tak zwana teoria GRW (Ghirardi Rimini i Weber 1986), w której cząstka materiału samoistnie ulega lokalizacji w tym sensie, że w przypadkowych momentach dochodzi do załamania formy używanej do opisu przybliżonych pomiarów położenia.. [13] W oryginalnym modelu zapadanie się zachodzi niezależnie dla każdej cząstki (duża liczba cząstek „wyzwala” zapadanie się znacznie częściej); w późniejszych modelach częstotliwość każdej cząstki jest ważona jej masą, a zatem ogólna częstotliwość zapadania się jest związana z gęstością masy. [14]

Zatem formalnie efekt spontanicznego zapaści jest taki sam, jak w niektórych modelach dekoherencji, przynajmniej dla jednej cząstki. [15] Z drugiej strony dwie zasadnicze różnice polegają na tym, że mamy „prawdziwy” upadek zamiast tłumienia zakłóceń (patrz powyżej sekcja 2), oraz że spontaniczne załamanie następuje bez jakiejkolwiek interakcji między systemem a czymkolwiek innym, podczas gdy w przypadek dekoherencji tłumienie zakłóceń wynika oczywiście z interakcji ze środowiskiem.

Czy w GRW można zastosować dekoherencję? Sytuacja może być nieco złożona, gdy interakcja dekoherencji nie jest w przybliżeniu uprzywilejowana (np. Zamiast tego prądy w SQUID), ponieważ zapadanie się i dekoherencja mogą w rzeczywistości „ciągnąć” w różnych kierunkach. [16]Ale w tych przypadkach, w których główna interakcja dekoherencji również przyjmuje postać przybliżonych pomiarów położenia, odpowiedź sprowadza się do porównania ilościowego. Jeśli załamanie nastąpi szybciej niż dekoherencja, wówczas superpozycja składników istotnych dla dekoherencji nie będzie miała czasu na powstanie, a o ile teoria zawalenia jest skuteczna w przywracaniu klasycznych zjawisk, dekoherencja nie odgrywa żadnej roli w tym odzyskiwaniu. Zamiast tego, jeśli dekoherencja zachodzi szybciej niż zapadanie się, wówczas (jak w przypadku von Neumanna) mechanizm zapadania się może znaleźć „gotowe” struktury, na których prawdziwie zapadnie się funkcja falowa. Fakt ten potwierdza szczegółowe porównanie (Tegmark 1993, szczególnie tabela 2). Wydaje się więc, że dekoherencja odgrywa rolę również w teoriach spontanicznego załamania.

Podobną kwestią jest to, czy dekoherencja ma implikacje dla eksperymentalnej testowalności teorii spontanicznego załamania. Rzeczywiście, pod warunkiem, że dekoherencja może być zastosowana również w podejściach bez zawalenia, takich jak fala pilotująca lub Everett (możliwości, które omówimy w następnych podrozdziałach), to we wszystkich przypadkach, w których dekoherencja jest szybsza niż zapadnięcie, co może być zinterpretowane jako dowód załamania można by zinterpretować jako „zwykłe” tłumienie interferencji (pomyśl o określonych wynikach pomiaru!) i tylko w przypadkach, w których teoria zapaści przewiduje załamanie, ale system jest chroniony przed dekoherencją (lub być może w których te dwie w różnych kierunkach) można by wykorzystać do eksperymentalnego testowania teorii załamania.

Jeden szczególnie zły scenariusz testowalności eksperymentalnej wiąże się ze spekulacjami (w kontekście wersji „gęstości masy”), że przyczyna samoistnego zapaści może być związana z grawitacją. Tegmark 1993 (Tabela 2) cytuje niektóre, co prawda, niepewne szacunki dotyczące tłumienia interferencji z powodu domniemanej grawitacji kwantowej, ale są one ilościowo bardzo bliskie szybkości niszczenia interferencji spowodowanej zapadnięciem się GRW (przynajmniej poza domeną mikroskopową). Do podobnych wniosków dochodzi Kay (1998). Jeśli rzeczywiście istnieje takie ilościowe podobieństwo między tymi możliwymi efektami, wówczas rozróżnienie między nimi stałoby się niezwykle trudne (z powyższym zastrzeżeniem). W obecności grawitacji każdy pozytywny efekt można zinterpretować jako wsparcie dla zapaści lub dekoherencji. A w tych przypadkach, w których system jest skutecznie chroniony przed dekoherencją (powiedzmy, jeśli eksperyment jest wykonywany przy swobodnym spadaniu), jeśli mechanika zapadania się jest rzeczywiście wywoływana przez efekty grawitacyjne, nie można się również spodziewać zawalenia. Związek między dekoherencją a teoriami spontanicznego załamania jest zatem w istocie daleki od prostego.

4.2 Teorie fali pilotowej

Teorie fal pilotażowych są sformułowaniami mechaniki kwantowej bez załamania, które przypisują funkcji falowej rolę określania ewolucji (`` pilotowania '', `` kierowania '') zmiennych charakteryzujących system, powiedzmy, konfiguracji cząstek, jak u de Broglie'go (1928).) i teorię Bohma (1952), czy też gęstość liczb fermionów, jak w teorii pola kwantowego Bella (1987, rozdz. 19), czy też konfuguracje pola, jak w propozycjach Valentiniego dotyczących kwantowych teorii pola fal pilotowych (Valentini, in. przygotowanie; patrz także Valentini 1996).

Pomysł De Brogliego polegał na zmodyfikowaniu klasycznej mechaniki Hamiltona w taki sposób, aby uczynić ją analogiczną do klasycznej optyki falowej, poprzez zastąpienie funkcji akcji Hamiltona i Jacobiego fazą S fali fizycznej. Taka „mechanika falowa” prowadzi oczywiście do nieklasycznych ruchów, ale aby zrozumieć, w jaki sposób dynamika de Broglie odnosi się do typowych zjawisk kwantowych, musimy uwzględnić analizę pojawiania się kolapsu przeprowadzoną przez Bohma (1952, część II). W przypadku pomiarów Bohm argumentował, że funkcja falowa ewoluuje w superpozycję składników, które są i pozostają oddzielone w całkowitej przestrzeni konfiguracyjnej mierzonego układu i aparatury, tak że cała konfiguracja jest `` uwięziona '' w pojedynczym składniku fali funkcję, która będzie kierować jego dalszą ewolucją,jakby fala się załamała („efektywna” funkcja falowa). Analiza ta pozwala jakościowo odtworzyć załamanie pomiaru, a co za tym idzie typowe cechy kwantowe, takie jak zasada nieoznaczoności i doskonałe korelacje w eksperymencie EPR (pomijamy tutaj dobrze rozwinięte ilościowe aspekty teorii).

Naturalną ideą jest teraz to, że analizę tę należy rozszerzyć z przypadku pomiarów indukowanych przez aparat do `` pomiarów spontanicznych '' wykonywanych przez środowisko w teorii dekoherencji, stosując w ten sposób tę samą strategię odtwarzania zarówno zjawisk kwantowych, jak i klasycznych.. Powstały obraz to taki, w którym teoria de Broglie-Bohma opisałaby w przypadkach dekoherencji ruch cząstek uwięzionych w jednym z niezwykle dobrze zlokalizowanych komponentów wybranych przez interakcję dekoherencji. W ten sposób trajektorie de Broglie-Bohma będą uczestniczyć w ruchach klasycznych na poziomie określonym przez dekoherencję (szerokość składowych). Takie użycie dekoherencji prawdopodobnie rozwiązałoby zagadkę omawianą np. Przez Hollanda (1996) w odniesieniu do możliwości „klasycznej granicy” teorii de Brogliego. Jednym z zaskakujących problemów jest na przykład to, że możliwe trajektorie w teorii de Broglie-Bohma różniące się warunkami początkowymi nie mogą się przecinać, ponieważ fala kieruje cząstkami za pomocą równania pierwszego rzędu, podczas gdy równania Newtona są drugiego rzędu, co jest dobrze znane. i możliwe trajektorie przecinają się. Jednak niezakłócające komponenty wytwarzane przez dekoherencję mogą rzeczywiście przecinać się, podobnie jak trajektorie cząstek uwięzionych w nich.podobnie jak trajektorie cząstek uwięzionych w nich.podobnie jak trajektorie cząstek uwięzionych w nich.

Powyższe zdjęcie jest naturalne, ale nie jest oczywiste. Teoria De Broglie-Bohm i dekoherencja rozważają dwa a priori odrębne mechanizmy związane z pozornym załamaniem: odpowiednio oddzielenie składników w przestrzeni konfiguracji i tłumienie interferencji. Podczas gdy pierwsza z nich oczywiście implikuje drugą, równie oczywiste jest, że dekoherencja nie musi oznaczać separacji w przestrzeni konfiguracyjnej. Można się jednak spodziewać, że oddziaływania dekoherencyjne w postaci przybliżonych pomiarów położenia będą.

Jeśli główne przykłady dekoherencji rzeczywiście pokrywają się z przypadkami separacji w konfiguracji, teoria de Broglie-Bohma może zatem wykorzystać wyniki dekoherencji odnoszące się do tworzenia klasycznych struktur, jednocześnie dostarczając interpretacji mechaniki kwantowej, która wyjaśnia, dlaczego te struktury są rzeczywiście istotne z obserwacji. Pytanie, które pojawia się w przypadku teorii de Broglie-Bohma, jest zatem rozszerzeniem dobrze znanego pytania, czy wszystkie pozorne załamania pomiarów można powiązać z separacją w konfiguracji (argumentując, że na pewnym etapie wszystkie wyniki pomiarów są rejestrowane w makroskopowo różnych konfiguracjach) na pytanie, czy wszelki przejaw klasyczności można powiązać z separacją w przestrzeni konfiguracyjnej. [17]

Dyskusja na temat roli dekoherencji w teorii fal pilotowych w formie zaproponowanej powyżej jest nadal w dużej mierze wybitna. Nieformalną dyskusję podają Bohm i Hiley (1993, rozdz. 8), częściowe wyniki podaje Appleby (1999), a inne podejście sugeruje Allori (2001; patrz także Allori i Zanghì 2001). Appleby omawia trajektorie w modelu dekoherencji i uzyskuje w przybliżeniu trajektorie klasyczne, ale przy specjalnym założeniu. [18]Allori bada przede wszystkim granicę „krótkiej długości fali” teorii de Broglie-Bohma (sugerowaną przez analogię do granicy geometrycznej w optyce falowej). Rola dekoherencji w jej analizie jest kluczowa, ale ogranicza się do utrzymania klasycznego zachowania uzyskanego w odpowiednich warunkach krótkich fal, ponieważ w przeciwnym razie zachowanie to po pewnym czasie by się załamało.

4.3 Interpretacje Everetta

Interpretacje Everetta są bardzo zróżnicowane i prawdopodobnie tylko podzielają podstawową intuicję, że pojedyncza funkcja falowa wszechświata powinna być interpretowana w kategoriach wielu „rzeczywistości” na jakimś lub innym poziomie. Ta wielość, jakkolwiek rozumiana, jest formalnie związana ze składowymi funkcji falowej w pewnym rozkładzie. [19]

Różne interpretacje Everetta, z grubsza mówiąc, różnią się co do tego, jak zidentyfikować odpowiednie składowe uniwersalnej funkcji falowej i jak uzasadnić taką identyfikację (tak zwany problem `` preferowanej podstawy '' - choć może to być błędne określenie), i różnią się co do tego, jak interpretować wynikającą z tego wielość (różne interpretacje `` wielu światów '' lub różnych interpretacji `` wielu umysłów ''), w szczególności w odniesieniu do interpretacji (pojawiających się?) prawdopodobieństw na poziomie składowych (problem „znaczenie prawdopodobieństw”).

Ostatni problem jest prawdopodobnie najbardziej dyskutowanym aspektem Everetta. Oczywiście dekoherencja umożliwia ponowną identyfikację w czasie zarówno obserwatorów, jak i wyników powtarzanych pomiarów, a tym samym określenie częstotliwości empirycznych. W ostatnich latach poczyniono postępy zwłaszcza w zakresie interpretacji prawdopodobieństw w kategoriach decyzyjnych dla „rozszczepiającego” agenta (patrz w szczególności Wallace 2003b i jego dłuższy wstęp, Wallace 2002). [20]

Najbardziej użyteczne zastosowanie dekoherencji do Everetta wydaje się jednak znajdować w kontekście problemu preferowanej podstawy. Wydaje się, że dekoherencja daje (być może częściowe) rozwiązanie problemu, ponieważ w naturalny sposób identyfikuje klasę stanów „preferowanych” (niekoniecznie podstawę ortonormalną!), A nawet pozwala na ich ponowne zidentyfikowanie w czasie, tak aby można było zidentyfikować” światów”z trajektoriami zdefiniowanymi przez dekoherencję (lub bardziej abstrakcyjnie z dekoherencją historią). [21]Jeśli jednym z celów Everetta jest interpretacja mechaniki kwantowej bez wprowadzania dodatkowej struktury, w szczególności bez postulowania istnienia jakiejś preferowanej podstawy, to spróbujemy zidentyfikować strukturę, która jest już obecna w funkcji falowej na poziomie składowych (zob. np. Wallace, 2003a). W tym sensie dekoherencja jest idealnym kandydatem do identyfikacji odpowiednich komponentów.

Można następnie w różny sposób uzasadnić tę identyfikację, sugerując, że `` świat '' powinien być strukturą rozciągniętą w czasie, a zatem ponowna identyfikacja w czasie będzie niezbędnym warunkiem identyfikacji światów lub podobnie, sugerując, że aby obserwatorzy mogli ewoluować, muszą być stabilnymi zapisami przeszłych wydarzeń (Saunders 1993 i niepublikowane Gell-Mann & Hartle 1994 (patrz sekcja Inne zasoby internetowe poniżej) lub że obserwatorzy muszą mieć dostęp do stabilnych stanów, najlepiej poprzez istnienie nadmiarowych informacji w środowisku („Egzystencjalna interpretacja” Żurka, 1998).

Alternatywnie do jakiegoś globalnego pojęcia `` świata '', można spojrzeć na składniki (mieszanego) stanu (lokalnego) systemu, albo z punktu widzenia, że różne komponenty zdefiniowane przez dekoherencję będą oddzielnie oddziaływać (różne składniki stan) innego systemu, lub z punktu widzenia, że będą one oddzielnie leżeć u podstaw świadomego doświadczenia (jeśli w ogóle) systemu. Pierwsza z nich dobrze pasuje do pierwotnego pojęcia stanu względnego Everetta (1957) oraz z relacyjną interpretacją Everetta preferowaną przez Saundersa (np. 1993) i, jak się wydaje, Żurka (1998). To ostatnie prowadzi bezpośrednio do idei interpretacji wielu umysłów (patrz wpis dotyczący interpretacji stanów względnych Everetta i strona internetowa „A Many-Minds Interpretation of Quantum Theory”, do której odwołuje się Other Internet Resources). Jeśli przyjmie się, że mentalność można powiązać tylko z pewnymi strukturami dekoheringu o dużej złożoności, może to mieć tę zaletę, że jeszcze bardziej zmniejszy pozostałą niejednoznaczność dotyczącą preferowanej „podstawy”.

Idea wielu umysłów została wcześnie zasugerowana przez Zeh (2000; także 1995, s. 24). Jak to ujął Zeh, motywacją von Neumanna do wprowadzenia upadku było uratowanie tego, co nazwał paralelizmem psychofizycznym (prawdopodobnie superweniencją psychofizycznego na fizyczny: doświadczany jest tylko jeden stan psychiczny, więc w stanie fizycznym powinien istnieć tylko jeden odpowiadający składnik). W dekoherującym wszechświecie bez zapaści można zamiast tego wprowadzić nowy paralelizm psychofizyczny, w którym indywidualne umysły nadzorują każdy nieingerujący składnik w stanie fizycznym. Zeh rzeczywiście sugeruje, że biorąc pod uwagę dekoherencję, jest to najbardziej naturalna interpretacja mechaniki kwantowej. [22]

4.4 Interpretacje modalne

Interpretacje modalne wywodzą się z Van Fraassena (1973, 1991) jako czyste reinterpretacje mechaniki kwantowej (inne późniejsze wersje przypominają bardziej teorie ukrytych zmiennych). Podstawową intuicją Van Fraassena było to, że stan kwantowy układu należy rozumieć jako opisujący zbiór możliwości, reprezentowanych przez komponenty w (mieszanym) stanie kwantowym. Jego propozycja dotyczy tylko rozkładów w pojedynczych momentach i jest agnostyczna co do ponownej identyfikacji w czasie. W ten sposób może bezpośrednio wykorzystać jedynie fakt, że dekoherencja wytwarza opisy w kategoriach stanów klasycznych, które będą się liczyć jako możliwości w interpretacji Van Fraassena. Zapewnia to „empiryczną adekwatność” opisu kwantowego (kluczowa koncepcja w filozofii nauki Van Fraassena). Dynamiczne aspekty dekoherencji mogą być wykorzystywane pośrednio, ponieważ jednorazowe komponenty będą wykazywać zapisy z przeszłości, które zapewniają adekwatność w odniesieniu do obserwacji, ale co do ich prawdziwości Van Fraassen pozostaje agnostykiem.

Odmienny nurt interpretacji modalnych jest luźno powiązany z (odmiennymi) poglądami Kochena (1985), Healeya (1989) oraz Dieksa i Vermaasa (np. 1998). Skupiamy się na ostatnim z nich, aby naprawić pomysły. Możliwe dekompozycje Van Fraassena są ograniczone do jednego wyodrębnionego przez kryterium matematyczne (związane z tak zwanym twierdzeniem o rozkładzie biortogonalnym), a dynamiczny obraz jest wyraźnie poszukiwany (i został później rozwinięty). W przypadku idealnego (nie przybliżonego) pomiaru kwantowego, ten szczególny rozkład pokrywa się z rozkładem zdefiniowanym przez stany własne mierzonych obserwowalnych i odpowiadających im stanów wskaźnika, a zatem wydaje się, że interpretacja rozwiązuje problem pomiaru (w ścisłym sensie).

Przynajmniej w pierwotnych intencjach Dieksa podejście to miało jednak zapewnić atrakcyjną interpretację mechaniki kwantowej także w przypadku oddziaływań dekoherencji, gdyż przynajmniej w prostych modelach dekoherencji ten sam rodzaj rozkładu wyróżnia mniej więcej te stany. pomiędzy którymi tłumiona jest interferencja (z zastrzeżeniem stanów bardzo zdegenerowanych).

Jednak podejście to zawodzi źle, gdy zastosuje się je do innych modeli dekoherencji, np. Tego u Joosa i Zeh (1985, sekcja III.2). Rzeczywiście wydaje się, że generalnie składowe wyodrębnione w tej wersji interpretacji modalnej są określone przez stany zdelokalizowane, w przeciwieństwie do składowych powstających naturalnie w teorii dekoherencji (Bacciagaluppi 2000; Donald 1998). Zwróć uwagę, że oryginalna interpretacja van Fraassena jest nietknięta przez ten problem, podobnie jak niektóre nowsze interpretacje modalne lub podobne do modalnych autorstwa Spekkensa i Sipe (2001), Bene i Dieks (2002) oraz Berkovitz i Hemmo (w przygotowaniu).

Wreszcie, niektóre z poglądów głoszonych w literaturze poświęconej dekoherentnym historiom można uznać za pokrewne poglądom Van Fraassena, identyfikując jednak możliwości na poziomie możliwych przebiegów historii świata. Takie „możliwe światy” byłyby tymi czasowymi sekwencjami zdań (kwantowych), które spełniają warunek dekoherencji iw tym sensie wspierają opis w kategoriach ewolucji probabilistycznej. Pogląd ten polegałby na wykorzystaniu dekoherencji jako istotnego składnika i faktycznie może okazać się najbardziej owocnym dotychczas sposobem wdrażania pomysłów modalnych; dyskusja w tych kategoriach nadal wymaga szczegółowego przeprowadzenia, ale patrz Hemmo (1996).

4.5 Kopenhaska interpretacja Bohra

Wydaje się, że Bohr miał mniej więcej następujący pogląd. Pojęcia codzienne, a właściwie pojęcia fizyki klasycznej, są niezbędne do opisu wszelkich zjawisk fizycznych (w sposób - i terminologia - bardzo przypominająca transcendentalne argumenty Kanta). Jednak dowody eksperymentalne ze zjawisk atomowych pokazują, że klasyczne koncepcje mają fundamentalne ograniczenia w ich stosowalności: mogą dawać tylko częściowe (komplementarne) obrazy obiektów fizycznych. Chociaż ograniczenia te są ilościowo nieistotne dla większości celów w pracy z obiektami makroskopowymi, mają one zastosowanie również na tym poziomie (jak pokazuje gotowość Bohra do zastosowania relacji niepewności do części aparatu eksperymentalnego w debatach Einsteina-Bohra) i są one ogromne znaczenie w przypadku mikroskopijnych obiektów. W rzeczy samej,kształtują charakterystyczne cechy zjawisk kwantowych, np. indeterminizm. Stan kwantowy nie jest „intuicyjną” (anschaulich, tłumaczoną również jako „wizualizowalna”) reprezentacją obiektu kwantowego, ale jedynie reprezentacją „symboliczną”, skrótem dla zjawisk kwantowych utworzonych przez zastosowanie różnych uzupełniających się klasycznych obrazów.

Chociaż trudno jest dokładnie określić, jakie były poglądy Bohra (pojęcie, a nawet termin `` interpretacja kopenhaska '' wydają się być późniejszym konstruktem; zob. Howard 2003), jasne jest, że według Bohra klasyczne koncepcje są niezależne od, a nawet koncepcyjnie wcześniej niż teoria kwantowa. Jeśli rozumiemy teorię dekoherencji jako wskazującą na to, jak klasyczne koncepcje mogą w rzeczywistości wyłonić się z mechaniki kwantowej, wydaje się to podważać podstawowe stanowisko Bohra. Oczywiście błędem byłoby stwierdzenie, że dekoherencja (część teorii kwantów) jest sprzeczna z podejściem kopenhaskim (interpretacja teorii kwantów). Jednak dekoherencja sugeruje, że można chcieć przyjąć alternatywne interpretacje, w których to pojęcia kwantowe są wcześniejsze od klasycznych, a ściślej mówiąc,klasyczne koncepcje na codziennym poziomie wyłaniają się z mechaniki kwantowej (niezależnie od tego, czy istnieją jeszcze bardziej podstawowe pojęcia, jak w teoriach fal pilotowych). W tym sensie, jeśli program dekoherencji zakończy się sukcesem, jak naszkicowano w sekcji 3.3, będzie to rzeczywiście cios dla interpretacji Bohra pochodzącej z samej fizyki kwantowej.

Z drugiej strony intuicja Bohra, że praktykowana mechanika kwantowa wymaga domeny klasycznej, zostałaby w rzeczywistości potwierdzona przez dekoherencję, gdyby się okazało, że dekoherencja jest rzeczywiście podstawą fenomenologii mechaniki kwantowej, jak sugeruje analiza Everettian i być może analiza Bohmowska.. Właściwie Żurek (2003) lokuje swoją egzystencjalną interpretację w połowie drogi między Bohrem i Everettem. To być może delikatna ironia losu, że w następstwie dekoherencji podstawy mechaniki kwantowej mogą doprowadzić do ponownej oceny tej części myślenia Bohra.

5. Zakres dekoherencji

Wspomnieliśmy już w sekcji 2.2, że należy uważać, aby nie przesadzić z wnioskami opartymi na badaniu tylko dobrze zachowanych modeli dekoherencji. Z drugiej strony, aby ocenić program wyjaśniania pojawienia się klasyczności za pomocą dekoherencji (wraz z odpowiednimi podejściami fundamentalnymi), należy zbadać, jak daleko można posunąć zastosowania dekoherencji. W tej ostatniej sekcji przyjrzymy się niektórym dalszym zastosowaniom, które zostały zaproponowane dla dekoherencji, poza łatwiejszymi przykładami, które widzieliśmy, takimi jak chiralność lub ścieżki cząstek alfa. To, czy dekoherencja rzeczywiście da się skutecznie zastosować do wszystkich tych dziedzin, będzie częściowo przedmiotem dalszej oceny, ponieważ zaproponowano bardziej szczegółowe modele.

Proste zastosowanie technik pozwalających na wyprowadzenie trajektorii Newtona na poziomie składowych zostało zastosowane przez Żurka i Paza (1994) do wyprowadzenia trajektorii chaotycznych w mechanice kwantowej. Problem z kwantowym opisem chaotycznego zachowania polega na tym, że prima facie nie powinno ich być. Chaos jest z grubsza scharakteryzowany jako ekstremalna wrażliwość w zachowaniu systemu w jego warunkach początkowych, gdzie odległość między trajektoriami wynikającymi z różnych warunków początkowych rośnie wykładniczo w czasie. Ponieważ ewolucja Schrödingera jest jednostkowa, zachowuje wszystkie produkty skalarne i wszystkie odległości między wektorami stanu kwantowego. Zatem wydaje się, że bliskie warunki początkowe prowadzą do trajektorii, które są jednolicie bliskie przez cały czas i żadne zachowanie chaotyczne nie jest możliwe („problem chaosu kwantowego”). Kluczową kwestią, która umożliwia analizę Żurek i Paz, jest to, że odpowiednie trajektorie w teorii dekoherencji znajdują się na poziomie składowych stanu układu. Jedność jest zachowana, ponieważ wektory w środowisku, z którymi te różne składniki są sprzężone, są i pozostają ortogonalne: sposób ewolucji samych składników jest nieistotny. Jawne modelowanie daje obraz chaosu kwantowego, w którym różne trajektorie rozgałęziają się (cecha nieobecna w klasycznym chaosie, która jest deterministyczna), a następnie faktycznie rozchodzą się wykładniczo. Podobnie jak w przypadku przecinania się trajektorii w teorii de Broglie-Bohma (podrozdział 4.2), mamy zachowanie na poziomie składowych, które jakościowo różni się od zachowania wyprowadzonego z funkcji falowych układu izolowanego. Analiza jest taka, że odpowiednie trajektorie w teorii dekoherencji znajdują się na poziomie składników stanu systemu. Jedność jest zachowana, ponieważ wektory w środowisku, z którymi te różne składniki są sprzężone, są i pozostają ortogonalne: sposób ewolucji samych składników jest nieistotny. Jawne modelowanie daje obraz chaosu kwantowego, w którym różne trajektorie rozgałęziają się (cecha nieobecna w klasycznym chaosie, która jest deterministyczna), a następnie faktycznie rozchodzą się wykładniczo. Podobnie jak w przypadku przecinania się trajektorii w teorii de Broglie-Bohma (podrozdział 4.2), mamy zachowanie na poziomie składowych, które jakościowo różni się od zachowania wyprowadzonego z funkcji falowych układu izolowanego. Analiza jest taka, że odpowiednie trajektorie w teorii dekoherencji znajdują się na poziomie składników stanu systemu. Jedność jest zachowana, ponieważ wektory w środowisku, z którymi te różne składniki są sprzężone, są i pozostają ortogonalne: sposób ewolucji samych składników jest nieistotny. Jawne modelowanie daje obraz chaosu kwantowego, w którym różne trajektorie rozgałęziają się (cecha nieobecna w klasycznym chaosie, która jest deterministyczna), a następnie faktycznie rozchodzą się wykładniczo. Podobnie jak w przypadku przecinania się trajektorii w teorii de Broglie-Bohma (podrozdział 4.2), mamy zachowanie na poziomie składowych, które jakościowo różni się od zachowania wyprowadzonego z funkcji falowych układu izolowanego. Jedność jest zachowana, ponieważ wektory w środowisku, z którymi te różne składniki są sprzężone, są i pozostają ortogonalne: sposób ewolucji samych składników jest nieistotny. Jawne modelowanie daje obraz chaosu kwantowego, w którym różne trajektorie rozgałęziają się (cecha nieobecna w klasycznym chaosie, która jest deterministyczna), a następnie faktycznie rozchodzą się wykładniczo. Podobnie jak w przypadku przecinania się trajektorii w teorii de Broglie-Bohma (podrozdział 4.2), mamy zachowanie na poziomie składowych, które jakościowo różni się od zachowania wyprowadzonego z funkcji falowych układu izolowanego. Jedność jest zachowana, ponieważ wektory w środowisku, z którymi te różne składniki są sprzężone, są i pozostają ortogonalne: sposób ewolucji samych składników jest nieistotny. Jawne modelowanie daje obraz chaosu kwantowego, w którym różne trajektorie rozgałęziają się (cecha nieobecna w klasycznym chaosie, która jest deterministyczna), a następnie faktycznie rozchodzą się wykładniczo. Podobnie jak w przypadku przecinania się trajektorii w teorii de Broglie-Bohma (podrozdział 4.2), mamy zachowanie na poziomie składowych, które jakościowo różni się od zachowania wyprowadzonego z funkcji falowych układu izolowanego. Jawne modelowanie daje obraz chaosu kwantowego, w którym różne trajektorie rozgałęziają się (cecha nieobecna w klasycznym chaosie, która jest deterministyczna), a następnie faktycznie rozchodzą się wykładniczo. Podobnie jak w przypadku przecinania się trajektorii w teorii de Broglie-Bohma (podrozdział 4.2), mamy zachowanie na poziomie składowych, które jakościowo różni się od zachowania wyprowadzonego z funkcji falowych układu izolowanego. Jawne modelowanie daje obraz chaosu kwantowego, w którym różne trajektorie rozgałęziają się (cecha nieobecna w klasycznym chaosie, która jest deterministyczna), a następnie faktycznie rozchodzą się wykładniczo. Podobnie jak w przypadku przecinania się trajektorii w teorii de Broglie-Bohma (podrozdział 4.2), mamy zachowanie na poziomie składowych, które jakościowo różni się od zachowania wyprowadzonego z funkcji falowych układu izolowanego.

O idei skutecznych reguł superselekcji wspomniano w rozdziale 2.2. Jak wskazali Giulini, Kiefer i Zeh (1995, zob. Także Giulini i in. 1996, Rozdział 6.4), uzasadnienie (ścisłej) reguły superselekcji ładunku w kwantowej teorii pola można również sformułować w kategoriach dekoherencji. Pomysł jest prosty: ładunek elektryczny jest otoczony polem Coulomba (które elektrostatycznie jest nieskończenie rozciągane; argument można jednak przeprowadzić również za pomocą opóźnionego pola). Stany o różnym ładunku elektrycznym cząstki są zatem sprzężone z różnymi, przypuszczalnie ortogonalnymi, stanami jej pola elektrycznego. Można uważać dalekie pole za skutecznie niekontrolowane środowisko, które dekoheruje cząstkę (i pole bliskie), tak że w rzeczywistości nigdy nie obserwuje się superpozycji różnych ładunków.

Inne twierdzenie o znaczeniu dekoherencji odnosi się do asymetrii czasu (patrz np. Wpisy dotyczące asymetrii czasu w termodynamice i filozofii mechaniki statystycznej), w szczególności tego, czy dekoherencja może wyjaśnić pozorną kierunkowość czasową w naszym (klasycznym) świecie. Ponownie chodzi o ukierunkowanie czasowe na poziomie składowych wyłaniających się z symetrycznej w czasie ewolucji na poziomie uniwersalnej funkcji falowej (przypuszczalnie przy specjalnych warunkach początkowych). O ile (pozorne) załamanie jest rzeczywiście procesem sterowanym w czasie, dekoherencja będzie miała bezpośrednie znaczenie dla pojawienia się tej `` kwantowo-mechanicznej strzały czasu '' (spektrum dyskusji, patrz Zeh 2001, rozdz. 4; Hartle 1998 i zawarte tam odniesienia; Bacciagaluppi 2002, sekcja 6.1). To, czy dekoherencja jest powiązana z innymi znanymi strzałami czasu, jest bardziej szczegółowym pytaniem, o którym różne dyskusje podają np. Żurek i Paz (1994), Hemmo i Shenker (2001) oraz niepublikowany Wallace (2001) (zob. Sekcja Inne zasoby internetowe poniżej).

W niedawnym artykule Zeh (2003) argumentuje, że na podstawie poglądu, że dekoherencja może wyjaśnić „zjawiska kwantowe”, takie jak detekcja cząstek, sama koncepcja cząstki w kwantowej teorii pola jest konsekwencją dekoherencji. Oznacza to, że tylko pola muszą być zawarte w podstawowych pojęciach, a „cząstki” są pojęciem pochodnym, w przeciwieństwie do tego, co sugeruje zwyczajowe wprowadzanie pól w procesie „drugiej kwantyzacji”. Zatem dekoherencja wydaje się dostarczać kolejnego mocnego argumentu na rzecz konceptualnego prymatu pól nad cząstkami w kwestii interpretacji kwantowej teorii pola.

Wreszcie zasugerowano, że dekoherencja może być użytecznym składnikiem teorii grawitacji kwantowej z dwóch powodów. Po pierwsze dlatego, że odpowiednie uogólnienie teorii dekoherencji na pełną teorię kwantowej grawitacji powinno doprowadzić do stłumienia interferencji między różnymi klasycznymi czasoprzestrzeniami (Giulini i in. 1996, sekcja 4.2). Po drugie, spekuluje się, że dekoherencja może rozwiązać tak zwany problem czasu, który pojawia się jako istotna zagadka w („kanonicznym” podejściu do) kwantowej grawitacji. Jest to problem polegający na tym, że kandydujące równanie podstawowe (w tym podejściu) - równanie Wheelera-DeWitta - jest analogiem niezależnego od czasu równania Schrödingera iw ogóle nie zawiera czasu. Problem jest więc prosty: skąd się bierze czas? W kontekście teorii dekoherencjimożna konstruować zabawkowe modele, w których analog funkcji falowej Wheelera-DeWitta rozkłada się na niekłócące składowe (dla odpowiedniego podsystemu), z których każdy spełnia zależne od czasu równanie Schrödingera, tak że dekoherencja pojawia się w rzeczywistości jako źródło czasu.[23] Przystępne wprowadzenie i dyskusja filozoficzna na temat tych modeli podaje Ridderbos (1999), z odniesieniami do prac oryginalnych.

Bibliografia

  • Adler, SL (2003), „Why Decoherence is not Solved the Measurement Problem: A Response to PW Anderson”, Studies in History and Philosophy of Modern Physics 34B, 135-142. [Preprint dostępny online]
  • Albert, D., and Loewer, B. (1988), „Interpreting the Many Worlds Interpretation”, Synthese 77, 195–213.
  • Allori, V. (2001), Decoherence and the Classical Limit of Quantum Mechanics, Ph. D. Thesis, Università di Genova, Dipartimento di Fisica.
  • Allori, V., and Zanghì, N. (2001), „On the Classical Limit of Quantum Mechanics”, International Journal of Theoretical Physics, w przygotowaniu. [Preprint dostępny online]
  • Anglin, JR, Paz, JP i Zurek, WH (1997), „Deconstructing Decoherence”, Physical Review A 55, 4041-4053. [Preprint dostępny online]
  • Appleby, DM (1999), „Bohmian Trajectories Post-Decoherence”, Foundations of Physics 29, 1885-1916. [Preprint dostępny online]
  • Bacciagaluppi, G. (2000), „Delocalized Properties in the Modal Interpretation of a Continuous Model of Decoherence”, Foundations of Physics 30, 1431–1444.
  • Bacciagaluppi, G. (2002), „Remarks on Space-Time and Locality in Everett's Interpretation”, w: T. Placek i J. Butterfield (red.), Non-Locality and Modality, NATO Science Series, II. Matematyka, fizyka i chemia, tom. 64 (Dordrecht: Kluwer), s. 105–122. [Preprint dostępny online]
  • Barbour, J. (1999), The End of Time (Londyn: Weidenfeld and Nicolson).
  • Bell, JS (1987), Speakable and Unspeakable in Quantum Mechanics (Cambridge: Cambridge University Press).
  • Bene, G., and Dieks, D. (2002), „A Perspectival Version of the Modal Interpretation of Quantum Mechanics and the Origin of Macroscopic Behavior”, Foundations of Physics 32, 645–672. [Preprint dostępny online]
  • Berkovitz, J. i Hemmo, M. (w przygotowaniu), „Modal Interpretations and Relativity: A Reconsideration”.
  • Broglie, L. de (1928), „La nouvelle dynamique des quanta”, w: H. Lorentz (red.), Électrons et Photons: Rapports et Discussions du Cinquième Conseil de Physique […] Solvay (Paryż: Gauthiers-Villars).
  • Bohm, D. (1952), „A Suggested Interpretation of the Quantum Theory in Termin of„ Hidden”Variables. „I” i „II”, Physical Review 85, 166-179 i 180-193.
  • Bohm, D., and Hiley, B. (1993), The Undivided Universe (London: Routledge).
  • Bub, J. (1999), Interpreting the Quantum World (Cambridge: Cambridge University Press, drugie wydanie).
  • Cushing, JT, Fine, A., and Goldstein, S. (1996), Bohmian Mechanics and Quantum Theory: An Appraisal (Dordrecht: Kluwer).
  • DeWitt, BS (1971), 'The Many-Universes Interpretation of Quantum Mechanics', w B. d'Espagnat (red.), Foundations of Quantum Mechanics, Proceedings of the International School of Physics 'Enrico Fermi', Vol. 49 (Nowy Jork: Academic Press). Przedrukowano w BS DeWitt i N. Graham (red.), The Many-Worlds Interpretation of Quantum Mechanics (Princeton: Princeton University Press, 1973), str. 167–218.
  • Dieks, D., and Vermaas, PE (red.) (1998), The Modal Interpretation of Quantum Mechanics (Dordrecht: Kluwer).
  • Donald, M. (1998) „Discontinuity and Continuity of Definite Properties in the Modal Interpretation”, w: Dieks and Vermaas (1998), str. 213–222. [Wstępny wydruk dostępny online w formacie PDF]
  • Dowker, F., and Kent, A. (1995), „Properties of Consistent Histories”, Physical Review Letters 75, 3038-3041. [Preprint dostępny online]
  • Epstein, ST (1953), „The Causal Interpretation of Quantum Mechanics”, Physical Review 89, 319.
  • Everett, H. III (1957), „Relative-State” Formulation of Quantum Mechanics”, Reviews of Modern Physics 29, 454-462. Przedrukowano w Wheeler i Zurek (1983), s. 315-323.
  • Fraassen, B. van (1973), „Semantic Analysis of Quantum Logic”, w CA Hooker (red.), Contemporary Research in the Foundations and Philosophy of Quantum Theory (Dordrecht: Reidel), s. 180–213.
  • Fraassen, B. van (1991), Quantum Mechanics: An Empiricist View (Oxford: Clarendon Press).
  • Ghirardi, G., Rimini, A., and Weber, T. (1986), „Unified Dynamics for Microscopic and Macroscopic Systems”, Physical Review D 34, 470–479.
  • Giulini, D., Joos, E., Kiefer, C., Kupsch, J., Stamatescu, I.-O. and Zeh, HD (1996), Decoherence and the Appearance of a Classical World in Quantum Theory (Berlin: Springer; drugie poprawione wydanie, 2003).
  • Halliwell, JJ (1995), „A Review of the Decoherent Histories Approach to Quantum Mechanics”, Annals of the New York Academy of Sciences 755, 726-740. [Preprint dostępny online]
  • Halliwell, JJ i Thorwart, J. (2002), „Life in an Energy Eigenstate: Decoherent Histories Analysis of a Model Timeless Universe”, Physical Review D 65, 104009-104027. [Preprint dostępny online]
  • Hartle, JB (1998), „Quantum Pasts and the Utility of History”, Physica Scripta T 76, 67–77. [Preprint dostępny online]
  • Healey, R. (1989), The Philosophy of Quantum Mechanics: An Interactive Interpretation (Cambridge: Cambridge University Press).
  • Hemmo, M. (1996), Mechanika kwantowa bez upadku: interpretacje modalne, historie i wiele światów, Ph. D. Praca magisterska, Uniwersytet Cambridge, Wydział Historii i Filozofii Nauki.
  • Hemmo, M. and Shenker, O. (2001) „Can we Explain Thermodynamics by Quantum Decoherence?”, Studies in History and Philosophy of Modern Physics 32 B, 555-568.
  • Holland, PR (1996), „Is Quantum Mechanics Universal?”, W: Cushing, Fine i Goldstein (1996), str. 99–110.
  • Howard, D. (2003), „Who Invented the Copenhagen Interpretation? A Study in Mythology”, referat wygłoszony na jednodniowej konferencji poświęconej pamięci Jima Cushinga, Wydział Filozofii, Oxford, 26 czerwca 2003 r.
  • Joos, E. and Zeh, HD (1985), „The Emergence of Classical Properties through Interaction with the Environment”, Zeitschrift für Physik B 59, 223-243.
  • Kay, BS (1998), „Decoherence of Macroscopic Closed Systems within Newtonian Quantum Gravity”, Classical and Quantum Gravity 15, L89-L98. [Preprint dostępny online]
  • Kochen, S. (1985), „A new Interpretation of Quantum Mechanics”, w: P. Mittelstaedt i P. Lahti (red.), Symposium on the Foundations of Modern Physics 1985 (Singapore: World Scientific), str. 151–169.
  • Leggett, AJ (1984), „Schrödinger's Cat and her Laboratory Cousins”, Contemporary Physics 25, 583-594.
  • Leggett, AJ (2002), „Testing the Limits of Quantum Mechanics: Motivation, State of Play, Prospects”, Journal of Physics C 14, R415-R451.
  • Mott, NF (1929), „The Wave Mechanics of α-ray Tracks”, Proceedings of the Royal Society of London A 126 (1930, nr 800 z 2 grudnia 1929), 79-84.
  • Neumann, J. von (1932), Mathematische Grundlagen der Quantenmechanik (Berlin: Springer). Przetłumaczone jako Mathematyczne podstawy mechaniki kwantowej (Princeton: Princeton University Press, 1955).
  • Pearle, P. (1997), 'True Collapse and False Collapse', w Da Hsuan Feng and Bei Lok Hu (red.), Quantum Classical Correspondence: Proceedings of the 4th Drexel Symposium on Quantum Nonintegrability, Philadelphia, PA, USA, 8 września -11, 1994 (Cambridge, MA: International Press), str. 51-68. [Preprint dostępny online]
  • Pearle, P. (1989), „Combining Stochastic Dynamical State-vector Reduction with Spontaneous Localization”, Physical Review A 39, 2277–2289.
  • Pearle, P., and Squires, E. (1994), „Bound-State Excitation, Nucleon Decay Experiments, and Models of Wave-Function Collapse”, Physical Review Letters, 73, 1-5.
  • Ridderbos, K. (1999), „The Loss of Coherence in Quantum Cosmology”, Studies in History and Philosophy of Modern Physics 30 B, 41–60.
  • Saunders, S. (1993), „Decoherence, Relative States, and Evolutionary Adaptation”, Foundations of Physics 23, 1553-1585.
  • Saunders, S. (1999), „The„ Beables”of Relativistic Pilot-Wave Theory”, w: J. Butterfield i C. Pagonis (red.), From Physics to Philosophy (Cambridge: Cambridge University Press), str. 71–89.
  • Saunders, S. (2004), „Operational Derivation of the Born Rule”, Proceedings of the Royal Society of London 460, 1-18. [Preprint dostępny online]
  • Schlosshauer, M. (2007), Decoherence and the Quantum-to-Classical Transition (Springer: Heidelberg / Berlin, 1st ed.).
  • Shimony, A. (1989), „Search for a Worldview that can Acquisate our Knowledge of Microphysics”, w: JT Cushing i E. McMullin (red.), Philosophical Consequences of Quantum Theory (Notre Dame, Indiana: University of Notre Dame Press). Przedrukowano w A. Shimony, Search for a Naturalistic Worldview, Vol. 1 (Cambridge: Cambridge University Press, 1993), str. 62–76.
  • Spekkens, RW, and Sipe, JE (2001), „A Modal Interpretation of Quantum Mechanics based on a Principle of Entropy Minimization”, Foundations of Physics 31, 1431–1464.
  • Tegmark, M. (1993), „Apparent Wave Function Collapse Caused by Scattering”, Foundations of Physics Letters 6, 571–590. [Preprint dostępny online]
  • Valentini, A. (1996), „Pilot-Wave Theory of Fields, Gravitation and Cosmology”, w: Cushing, Fine and Goldstein (1996), str. 45–66.
  • Valentini, A. (w przygotowaniu), Pilot-Wave Theory (Cambridge: Cambridge University Press).
  • Van Fraassen, B., patrz Fraassen, B. van.
  • Von Neumann, J., patrz Neumann, J. von.
  • Wallace, D. (2003a), „Everett and Structure”, Studies in History and Philosophy of Modern Physics 34 B, 87-105. [Preprint dostępny online]
  • Wallace, D. (2003b), „Everettian Rationality: Defending Deutsch's Approach to Probability in the Everett Interpretation”, Studies in History and Philosophy of Modern Physics 34 B, 415-439. [Preprint dostępny online] [Zobacz także dłuższą, niepublikowaną wersję zatytułowaną „Quantum Probability and Decision Theory, Revisited”, do której odwołuje się Other Internet Resources.]
  • Wheeler, JA i Zurek, WH (1983) (red.), Quantum Theory and Measurement (Princeton: Princeton University Press).
  • Wightman, AS (1995), „Superselection Rules; Old and New”, Il Nuovo Cimento 110 B, 751-769.
  • Zeh, HD (1970), „On the Interpretation of Measurement in Quantum Theory”, Foundations of Physics 1, 69–76. Przedrukowano również w Wheeler i Zurek (1983), s. 342-349.
  • Zeh, HD (1973), „Toward a Quantum Theory of Observation”, Foundations of Physics 3, 109–116.
  • Zeh, HD (1995), „Podstawowe pojęcia i ich interpretacja”. Zmienione wydanie rozdziału 2 Giulini et al. (1996). [Numery stron odnoszą się do wstępnego druku dostępnego online, zatytułowanego „Dekoherencja: podstawowe pojęcia i ich interpretacja”.]
  • Zeh, HD (2000), „The Problem of Conscious Observation in Quantum Mechanical Description”, Foundations of Physics Letters 13, 221-233. [Preprint dostępny online]
  • Zeh, HD (2001), Fizyczne podstawy kierunku czasu (Berlin: Springer, wyd. 4).
  • Zeh, HD (2003), „Nie ma„ pierwszej”kwantyzacji”, Physics Letters A 309, 329-334. [Preprint dostępny online]
  • Żurek, WH (1981), „Pointer Basis of Quantum Apparatus: Into what Mixture does the Wave Packet Collapse?”, Physical Review D 24, 1516-1525.
  • Żurek, WH (1982), „Environment-Induced Superselection Rules”, Physical Review D 26, 1862-1880.
  • Żurek, WH (1991), „Decoherence and the Transition from Quantum to Classical”, Physics Today 44 (październik), 36-44. [Streszczenie i zaktualizowana wersja (2003) dostępna online, pod tytułem „Decoherence and the Transition from Quantum to Classical - Revisited”.]
  • Żurek, WH (1993), „Negotiating the Tricky Border Between Quantum and Classical”, Physics Today 46 (kwiecień), 84-90.
  • Żurek, WH (1998), „Decoherence, Einselection, and the Existential Interpretation (The Rough Guide)”, Philosophical Transactions of the Royal Society of London A 356, 1793-1820. [Preprint dostępny online]
  • Żurek, WH (2003), „Decoherence, Einselection, and the Quantum Origins of the Classical”, Reviews of Modern Physics 75, 715-775. [Numery stron odnoszą się do wstępnego druku dostępnego online.]
  • Żurek, WH i Paz, J.-P. (1994), „Decoherence, Chaos, and the Second Law”, Physical Review Letters 72, 2508-2511.

Inne zasoby internetowe

  • Gell-Mann, M. (Santa Fe Institute) i Hartle, JB (UC / Santa Barbara), 1994, „Equivalent Sets of Histories and Multiple Quasiclassical Realms”, dostępne online w archiwum arXiv.org e-Print.
  • Wallace, D. (Oxford University), 2000, „Implications of Quantum Theory in the Foundations of Statistical Mechanics”, dostępne w Internecie w Pittsburgh Phil-Sci Archive.
  • Wallace, D. (Oxford University), 2002, „Quantum Probability and Decision Theory, Revisited”, dostępne online w archiwum arXiv.org e-Print. To jest dłuższa wersja Wallace (2003b).
  • Archiwum e-Print arXiv.org, dawniej archiwum Los Alamos. To jest główne archiwum przedruku fizycznego; większość powyższych linków prowadzi do tego archiwum.
  • Archiwum Phil-Sci w Pittsburghu. To jest główna filozofia archiwum przedruków naukowych; niektóre z powyższych linków prowadzą do tego archiwum.
  • A Many-Minds Interpretation Of Quantum Theory, prowadzony przez Matthew Donalda (Cavendish Lab, Physics, University of Cambridge). Ta strona zawiera szczegóły jego wielostronnej interpretacji, a także dyskusje na temat niektórych cytowanych powyżej książek i artykułów (i innych interesujących). Skorzystaj również z linku do „Często zadawanych pytań”, z których niektóre (i wynikający z nich dialog) zawierają przydatne omówienie dekoherencji.
  • Mechanika kwantowa na dużą skalę, prowadzona przez Philipa Stampa (Fizyka, Uniwersytet Kolumbii Brytyjskiej). Ta strona zawiera linki do dostępnych referatów z warsztatów w Vancouver, o których mowa w przypisie 2; zobacz zwłaszcza artykuły Tony'ego Leggetta i Philipa Stampa.
  • Witryna Decoherence, prowadzona przez Ericha Joosa. Jest to strona zawierająca informacje, referencje i dalsze linki do osób i instytutów zajmujących się dekoherencją, zwłaszcza w Niemczech i pozostałych krajach Europy.

Powiązane wpisy

Einstein, Albert: debaty Einsteina-Bohra | mechanika kwantowa | mechanika kwantowa: mechanika Bohmiana | mechanika kwantowa: teorie upadku | mechanika kwantowa: kopenhaska interpretacja | mechanika kwantowa: sformułowanie stanu względnego Everetta | mechanika kwantowa: wieloświatowa interpretacja | teoria kwantowa: pomiar w | teoria kwantowa: splątanie kwantowe i informacja | teoria kwantowa: kwantowa teoria pola | teoria kwantowa: grawitacja kwantowa | teoria kwantowa: argument Einsteina-Podolskiego-Rosena w | fizyka statystyczna: filozofia mechaniki statystycznej | czas: asymetria termodynamiczna w | Zasada nieoznaczoności

Podziękowanie

Chciałbym pomyśleć o wielu dyskutujących ludziach, z którymi przez lata kształtowałem swoje rozumienie dekoherencji, w szczególności Marcusa Appleby'ego, Matthew Donalda, Beatrice Filkin, Meira Hemmo, Simona Saundersa, Davida Wallace'a i Wojtka Żurka. Za bardziej aktualne dyskusje i korespondencję dotyczącą tego artykułu pragnę podziękować Valii Allori, Peterowi Hollandowi, Martinowi Jonesowi, Tony'emu Leggettowi, Hansowi Primasowi, Alberto Rimini, Philipowi Stampowi i Billowi Unruhowi. Dziękuję również Steve'owi Savittowi i Philipowi Stampowi za zaproszenie na wykład na Uniwersytecie Kolumbii Brytyjskiej, a Claudiusowi Grosowi za zaproszenie na Uniwersytet Saary oraz za możliwości dyskusji wynikające z tych rozmów. Na koniec chciałbym podziękować sędziemu tego wpisu, ponownie Davidowi Wallace, za jego jasny i konstruktywny komentarz,mój kolega redaktor tematyczny John Norton, który obszernie korespondował ze mną w sprawie poprzedniej wersji części materiału i którego sugestie wziąłem sobie do serca, mój redaktor naczelny Edward N. Zalta za jego świętą cierpliwość oraz mój przyjaciel i poprzednik jako redaktor tematyczny, nieżyjący już Rob Clifton, który w pierwszej kolejności zaprosił mnie do pisania na ten temat.

Zalecane: