einselekcja

W mechanice kwantowej einselekcja , skrót od „ superselekcji indukowanej środowiskiem ”, to nazwa ukuta przez Wojciecha H. Żurka dla procesu, który ma wyjaśniać pojawienie się załamania funkcji falowej i wyłonienie się klasycznych opisów rzeczywistości z opisów kwantowych. W tym podejściu klasyczność jest opisywana jako właściwość emergentna indukowana w otwartych układach kwantowych przez ich otoczenie. Ze względu na interakcję ^{[ potrzebne ujednoznacznienie ]} z otoczeniem, zdecydowana większość stanów w przestrzeni Hilberta otwartego systemu kwantowego staje się wysoce niestabilna z powodu splątanej interakcji z otoczeniem, które w efekcie monitoruje wybrane obserwable systemu. Po dekoherencji , który dla obiektów makroskopowych jest zwykle o wiele rzędów wielkości krótszy niż jakakolwiek inna dynamiczna skala czasu, ogólny stan kwantowy rozpada się w stan niepewny , który można wyrazić jako mieszaninę prostych stanów wskaźników . W ten sposób środowisko indukuje efektywne reguły superselekcji. Zatem einselekcja wyklucza stabilne istnienie czystych superpozycji stanów wskaźników. Te „ stany wskaźników ” są stabilne pomimo interakcji ze środowiskiem. Wybranym stanom brakuje spójności i dlatego nie wykazują kwantowych zachowań splątania i superpozycji .

Zwolennicy tego podejścia argumentują, że ponieważ tylko quasi-lokalne, zasadniczo klasyczne stany przeżywają proces dekoherencji, einselekcja może na wiele sposobów wyjaśnić pojawienie się (pozornie) klasycznej rzeczywistości w zasadniczo kwantowym wszechświecie (przynajmniej lokalnym obserwatorom). Jednak podstawowy program był krytykowany jako opierający się na cyrkularnym argumencie (np. RE Kastner). Tak więc pytanie, czy rachunek „einselection” może naprawdę wyjaśnić zjawisko załamania się funkcji falowej, pozostaje nierozstrzygnięte.

Definicja

Żurek zdefiniował einselekcję w następujący sposób: „ ${\ Displaystyle \ langle \ epsilon _ {i}|\ epsilon _ {j} \ rangle = \ delta _ {ij}}$ prowadzi gdy stany środowiska odpowiadające różnym stanom wskaźnika stają się ortogonalne: | $|\ epsilon _ {i}$ rangle ",

Detale

Wyselekcjonowane stany wskaźników wyróżniają się zdolnością do utrzymywania się pomimo monitorowania środowiska i dlatego są tymi, w których obserwuje się kwantowe układy otwarte. Zrozumienie natury tych stanów i procesu ich dynamicznej selekcji ma fundamentalne znaczenie. Proces ten został najpierw zbadany w sytuacji pomiarowej: gdy system jest aparatem, którego wewnętrzną dynamikę można zaniedbać, stany wskaźników okazują się stanami własnymi interakcji hamiltonianu między aparatem a jego otoczeniem. W bardziej ogólnych sytuacjach, gdy istotna jest dynamika systemu, einselekcja jest bardziej skomplikowana. Stany wskaźników wynikają z wzajemnego oddziaływania samoewolucji i monitorowania środowiska.

Aby zbadać einselekcję, wprowadzono operacyjną definicję stanów wskaźników. Jest to kryterium „sita przewidywalności”, oparte na intuicyjnym założeniu: stany wskaźnikowe można zdefiniować jako te, które w trakcie swojej ewolucji w minimalnym stopniu zaplątują się w otoczenie. Kryterium sita przewidywalności jest sposobem ilościowego określenia tego pomysłu za pomocą następującej procedury algorytmicznej: Dla każdego początkowego stanu czystego ${\ Displaystyle |\ psi \ rangle}$ mierzy się dynamicznie generowane splątanie między systemem a środowiskiem, obliczając entropię: ψ ⟩ {\ Displaystyle | \ psi \ rangle}

{\ Displaystyle {\ mathcal {H}} _ {\ Psi} (t) = - \ operatorname {Tr} \ lewo (\rho _{\Psi}(t)\log \rho _{\Psi}(t)\right)}

$gęstości$ inna miara przewidywalności z ${\ Displaystyle \ rho _ {\ Psi} (0) = | \ Psi \ rangle \ langle \ Psi |}$ systemu ( która ). Entropia jest funkcją czasu i funkcjonałem stanu początkowego ${\ Displaystyle \ lewo | \ Psi \ prawo \ rangle}$ . Stany $|$ ${\ displaystyle \ lewo | \ Psi \ prawo \ rangle}$ uzyskiwane przez nad i wymagając, aby odpowiedź była solidna przy zmianie czasu ${\ displaystyle t \}$ .

Natura stanów wskaźników została zbadana przy użyciu kryterium sita przewidywalności tylko dla ograniczonej liczby przykładów. Oprócz wspomnianego już przypadku sytuacji pomiarowej (gdzie stany wskaźników są po prostu stanami własnymi hamiltonianu interakcji) najbardziej godnym uwagi przykładem jest kwantowa cząstka Browna sprzężona poprzez swoje położenie z kąpielą niezależnych oscylatorów harmonicznych . W takim przypadku stany wskaźników są zlokalizowane w przestrzeni fazowej , mimo że hamiltonian interakcji dotyczy położenia cząstki. Stany wskaźnikowe są wynikiem wzajemnego oddziaływania między samoewolucją a interakcją z otoczeniem i okazują się stanami spójnymi.

Istnieje również kwantowa granica dekoherencji: gdy odstępy między poziomami energii systemu są duże w porównaniu z częstotliwościami obecnymi w środowisku, stany własne energii są dobierane prawie niezależnie od natury sprzężenia system-środowisko.

Dekoherencja kolizyjna

Poczyniono znaczne prace nad prawidłową identyfikacją stanów wskaźnikowych w przypadku masywnej cząstki zdekoherowanej przez zderzenia z płynnym środowiskiem, często znanej jako dekoherencja kolizyjna . W szczególności Busse i Hornberger zidentyfikowali pewne pakiety fal solitonicznych jako niezwykle stabilne w obecności takiej dekoherencji.

Zobacz też

Problem Motta