Новый ум короля: О компьютерах, мышлении и законах физики - Пенроуз Роджер

|A(s, t)|2 х |A(t, p)|2 = |A(s,t) х A(t,p)|2.

Ответ — результирующая вероятность — получится одним и тем же.

Но если перед частицей открыт более чем один маршрут (например, если открыты обе щели), то необходимо образовывать сумму, и здесь-то и начинают обнаруживаться характерные особенности квантовой механики. Когда мы образуем квадрат модуля суммы ω + z двух комплексных чисел ω и z, мы обычно не получаем только лишь сумму квадратов модулей этих чисел; существует дополнительный «поправочный член»:

|ω + z|2 = |ω|2 + |z|2 + 2|ω||z| cosθ,

где θ — угол, образуемый направлениями на точки z и ω из начала координат на плоскости Аргана (рис. 6.9).

(Напомним, что косинус угла есть отношение «прилежащий к углу катет/гипотенуза» для прямоугольного треугольника. Пытливый читатель, незнакомый с этой формулой, может попытаться самостоятельно вывести ее, используя геометрию, изложенную в главе 3. В сущности эта формула есть не что иное, как слегка «замаскированное» хорошо известное «правило косинуса»!) Именно поправочный член 2|ω||z|cosθ описывает квантовую интерференцию между квантовомеханическими альтернативами. Значение cosθ заключено между -1 и 1. При θ =0° мы имеем cosθ =1, и две альтернативы усиливают друг друга так, что полная вероятность оказывается больше суммы отдельных вероятностей. При θ = 180° мы имеем cosθ = -1, и две альтернативы стремятся погасить друг друга, в результате чего полная вероятность оказывается меньше суммы отдельных вероятностей (деструктивная интерференция). При θ = 90° мы имеем cosθ =0, и получается ситуация, промежуточная между двумя упомянутыми выше: две вероятности просто суммируются. Для больших или сложных систем поправочные члены обычно «усредняются», так как «среднее» значение cosθ равно нулю, и мы получаем обычные правила классической вероятности! Но на квантовом уровне эти члены описывают важные интерференционные эффекты.

Рассмотрим эксперимент с двумя щелями, когда обе щели открыты. Амплитуда того, что фотон достигает точки р, равна сумме ω + z, где

ω = A(s, t) x A(t,p) и z = A(s, b) x A(b, p).

В самых ярких точках экрана имеем: ω = z (так что cosθ = 1), откуда

|ω + z|2 = |2ω|2 = 4 |ω|2,

что в 4 раза больше вероятности |ω|2, когда открыта только верхняя щель, и приводит к увеличению интенсивности потока большого числа фотонов в 4 раза, в полном согласии с экспериментом. В темных точках экрана имеем ω = — z (так что cosθ = -1), откуда

|ω + z|2 = |ω — ω|2 = 0,

т. е. интенсивность равна нулю (деструктивная интерференция!) также в соответствии с наблюдением. Точно посередине между этими точками мы имеем: ω = iz или ω = — iz (так что cosθ =0), откуда

|ω + z|2 — |ω ± iω|2 = |ω|2 + |ω|2 = 2|ω|2,

что дает вдвое бо́льшую интенсивность освещенности по сравнению с освещенностью только при одной щели (как в случае с классическими частицами). В конце следующего раздела мы узнаем, как рассчитывать, где именно расположены яркие, темные точки и точки с промежуточной интенсивностью освещенности.

И в заключение одно замечание. Когда открыты обе щели, амплитуда того, что частица достигнет точки р через щель t, в самом деле равна ω = A(s, t) х A(t, p), но мы не можем интерпретировать квадрат ее модуля |ω|2 как вероятность того, что частица «действительно» прошла через верхнюю щель, чтобы достигнуть точки р. Такая интерпретация привела бы нас к бессмысленным ответам, в особенности, если точка р находится в темном месте на экране. Но если мы захотим «зарегистрировать» присутствие фотона в щели t, то усиливая эффект его присутствия (или отсутствия) там до классического уровня, мы можем использовать величину |A(s, t)|2 в качестве вероятности того, что фотон действительно присутствует в щели t. Но такое наблюдение нарушило бы картину распределения волн. Для того, чтобы произошла интерференция, нам необходимо убедиться в том, что прохождение фотона через щели остается на квантовом уровне, так чтобы оба альтернативных маршрута давали свой вклад и иногда могли гасить друг друга. На квантовом уровне отдельные альтернативные маршруты обладают только амплитудами, но не вероятностями.

Квантовое состояние частицы

Как выглядит «физическая реальность» на квантовом уровне, где различные «альтернативные возможности», открытые перед системой, должны всегда обладать способностью сосуществовать, образуя суммы со странными комплекснозначными весами? Многие физики впадают в отчаяние при виде такой картины. Вместо этого они призывают рассматривать квантовую теорию только в качестве вычислительной процедуры для расчета вероятностей, а не объективной картины физического мира. Некоторые из них вполне серьезно заявляют, что квантовая теория проповедует невозможность получения объективной картины, по крайней мере той, которая согласуется с физическими фактами. Я же считаю такой пессимизм совершенно необоснованным. Во всяком случае было бы преждевременно на основании сказанного выше принять подобную точку зрения. Позднее мы рассмотрим некоторые из наиболее поразительных следствий квантовых эффектов, что возможно позволит нам понять причины такого отчаяния. Но пока давайте смотреть на вещи более оптимистично и мужественно встретим все, что уготовила нам квантовая теория.

Первым предстанет перед нами квантовое состояние. Попытаемся мысленно представить себе одну-единственную квантовую частицу. Классически, частица определяется своим положением в пространстве, и для того, чтобы узнать, что произойдет с частицей дальше, нам также необходимо знать ее скорость (или, что эквивалентно, ее импульс). Квантовомеханически, любое положение, которое может занимать частица, является лишь одной их возможных «альтернатив» для частицы. Мы уже видели, что все альтернативы должны каким-то образом объединяться вместе с комплекснозначными весами. Набор этих комплекснозначных весов описывает квантовое состояние частицы. Обычно в квантовой теории принято использовать греческую букву ψ (произносится: «пси») для обозначения такого набора весов. Этот набор весов, рассматриваемый как комплекснозначная функция положения частицы, называется волновой функцией частицы. Для каждого положения х волновая функция принимает вполне определенное значение ψ(х) — амплитуду вероятности того, что частица находится в положении х. Мы можем использовать одну букву ψ для обозначения квантового состояния как единого целого. Я разделяю ту точку зрения, что квантовое состояние ψ частицы — это и есть ее физически реальное положения в пространстве.