КВАНТОВЫЕ КОРРЕЛЯЦИИ И ИНФОРМАЦИЯ

КВАНТОВЫЕ КОРРЕЛЯЦИИ И ИНФОРМАЦИЯ [c.241]

Гл. V. Квантовые корреляции и информация [c.242]

В п. 7.3.6 мы упоминали о важной модификации звездного интерферометра Майкельсона, предложенной Брауном и Твиссом. В разработанной ими системе свет от звезды фокусируют иа два фотоэлектрических детектора Р1 и Р , и информация о звезде получается путем изучения корреляции флуктуаций их выходных токов. Полный анализ характеристик такой системы должен учитывать квантовую природу фотоэффекта ) он требует также определенных знаний по электронике и поэтому выходит за рамки настоящей книги. Однако нетрудно понять принцип метода. При идеальных условиях эксперимента (отсутствие шума) ток на выходе каждого фотоэлектрического детектора пропорционален мгновенной интенсивнос-1-и 1 (/) падающего света, а флуктуация этого тока пропорциональна А/(/) = I ()—. Следовательно, в интерферометре Брауна и Твисса измеряется величина, пропорциональная 01. = <Д/1Д/а>. Простой статистический расчет показывает 1591 (см. также [60]), что Q,2 пропорционально квадрату степени когерентности и, значит, величина Q,2, так же как и дает иифор.мацию о размере звезды. [c.470]

Элегантное доказательство Бусси кажется вполне строгим и не оставляющим никакой возможности для передачи информации посредством квантовых корреляций. В конечном счете этот вывод делается на основе основных положений квантовой механики эволюция до измерения подчиняется уравнению Шрёдингера, а при измерениях вероятность того или иного результата пропорциональна ф для соответствующих компонент волновой функции. [c.272]

Впрочем, в рассуждениях Бусси содержится одна неточность, которая была устранена в статье Шимони [95], построенной в духе логики Гирарди, Римини и Вебера [93]. Дело в том, что в доказательстве Бусси никак не учтен измерительный прибор, что, вообще говоря, неверно. Но если согласно [95] заменить рдв в (291) на /)двм и Яв на Яв + Ям, где индекс М обозначает измерительный прибор, и провести затем усреднение по переменным систем В и М, то окончательный вывод будет тем же самым передача информации посредством квантовых корреляций запрещена основными принципами квантовой механики. [c.272]

При коллапсе коррелированных систем происходит обмен информацией, связанный со случайным выбором одного из коррелированных состояний. Вопрос состоит в том, является ли этот обмен чисто случайным или он скрывает в себе возможности для управляемой передачи информации, накапливаемой многими микрообъектами. Поскольку коллапсы скоррелированных систем могут происходить в течение достаточно коротких интервалов времени, то возможность передачи информации посредством квантовых корреляций перекликается с возможностью сверхсветовых коммуникаций. Ясно, что сверхсветовая передача сигналов на большие расстояния вступает в противоречие с принципом относительности. Поэтому мгновенная передача сигналов на очень большие расстояния запрещена. Согласно работам [92-95] этот запрет следует из общего принципа квантовой механики, что вероятности событий пропорциональны ф . Можно сказать и наоборот из принципа относительности следует случайность квантовых событий и закон р ф (см. по этому поводу [137]). Однако в сложных необратимых системах внутренний обмен информацией за счет квантовых корреляций, в том числе сверхсветовой обмен информацией, кажется не запрещенным. [c.383]

Теория р-распада отдельного нуклона строится на основе математического аппарата квантовой теории поля, поскольку с помощью этого аппарата можно описывать процессы рождения и поглощения частиц. В квантовой теории поля, как и в нерелятивистской квантовой теории, конкретный вид взаимодействия полностью определяется заданием оператора Гамильтона. Этот оператор Гамильтона действует на векторы состояния, которые имеют довольно сложную математическую природу (являются функционалами). Соответствующий математический аппарат очень сложен. Поэтому мы ограничимся описанием результатов. Из условий релятивистской инвариантности для полного, определяющего Р-рас-падные явления оператора Гамильтона получается выражение, состоящее из довольно большого, но конечного числа слагаемых определенного вида с неизвестным численным коэффициентом при каждом слагаемом. Эти численные коэффициенты могут быть определены только из сравнения предсказаний теории с экспериментальными данными. Для этого следует использовать разрешенные переходы, в которых слабо сказывается влияние структуры ядра. Так, если требовать, чтобы разрешенные Р-спектры имели форму (6.62) с не зависящим от энергии коэффициентом В, то в р-распадном гамильтониане отбрасываются все слагаемые сравнительно сложного вида и остаются только восемь относительно простых слагаемых (их осталось бы всего четыре, если бы в слабых взаимодействиях сохранялась четность). Нахождение коэффициентов при этих восьми слагаемых оказалось громоздкой задачей, решенной лишь к концу пятидесятых годов на основе большого числа различных экспериментов. Укажем, какого рода эксперименты нужны для решений этой задачи. Отличия, как их называют, различных вариантов Р-распада проявляются прежде всего в том, что каждый вариант характеризуется своим отношением числа электронно-антинейтринных (или позитронно-нейтрин-ных) пар, вылетающих с параллельными и антипараллельными спинами. Поэтому существенную информацию о вариантах Р-распада дает изучение относительной роли фермиевских и гамов-теллеровских переходов. Информация о вариантах распада может быть получена также из исследования угловой корреляции между вылетом электрона и нейтрино, т. е. углового распределения нейтрино относительно импульса вылетающего электрона. За счет релятивистских поправок это угловое распределение оказывается неизотропным, причем коэффициент анизотропии мал, но различен для разных вариантов распада. Измерения корреляций очень трудны, так как приходится регистрировать по схеме совпадений (см. гл. IX, 6, п. 3) импульс электрона и очень малый импульс ядра отдачи. Наконец, для однозначного установления варианта Р-распада нужны эксперименты типа опыта By. После длительных исследований было установлено, что в реальном гамильтониане Р-распада остаются только два из всех теоретически возможных слагаемых (эти оставшиеся варианты называются векторным и аксиальным). Тем самым вся теория Р-распада определяется всего лишь двумя опытными константами — коэффициентами при этих двух слагаемых. При этом существенно, что эти две константы определяют не только Р-распадные процессы, но и все другие процессы слабых взаимодействий (см. гл. VH, 8). Сейчас построение теории р-распада нуклонов можно считать в основном завершенным. В гл. Vn, 8 мы увидим, что эта теория является частным случаем общей теории [c.252]

Влияние квантовых шумов томограммы (32) на чувствительность контроля методом ПРВТ зависит не только от интегральной оценки СКО (36), но и от деталей пространственной структуры самого поля ошибок. От того, какова корреляция этих ошибок в различных точках томограммы, в какие пространственные узоры они группируются — зависит способность оператора выделить полезную информацию [c.414]

Квантовая теория рассеяния. В квантовой теории упругое рассеяние и неупругие процессы описываются иатричныыи элементами 5-матрицы, или матрицы рассеяния (амплитудами процессов),— комплексными величинами, квадраты модуля к-рых пропорц. сечениям соответствующих процессов. Через матричные элементы 5-матрицы выражаются фпз. величины, непосредственно иэмеряе.иые на опыте сечение, поляризация частиц, симметрия, компоненты тензора корреляции поляризаций и т. д. С др. стороны, эти матричные элементы могут быть вычислены при определ, предположениях о виде взаимодействия. Сравнение результатов опыта с тео-ретпч. предсказаниями позволяет получить информацию о взаимодействии. [c.271]

Под бифотоном, или бифотонным полем, понимается поле с парной корреляцией фотонов, т. е. с высокой величиной нормированной корреляционной функции интенсивности. Это один из немногих видов неклассических световых полей, получаемых в настоящее время экспериментально. Один из эффективных способов получения бифотонов — спонтанная параметрическая люминесценция света (см., например, работу [229]). В работах [230, 231] экспериментально были получены бифотоны как типа I (т. е. пары одинаково поляризованных фотонов), так и типа II (т. е. пары ортогонально поляризованных фотонов) и продемонстрировано, что из таких состояний можно составить базис, который позволяет осуществить троичное кодирование квантовой информации. [c.191]

Парадокс ЭПР и связанные с ним неравенства Белла выглядят как своего рода нелокальные взаимодействия, т.е. бессиловые переносы информации на большое расстояние, возможно, даже со сверхсветовой скоростью. Поэтому в научной литературе не раз обсуждался вопрос о возможности создания "сверхсветового телеграфа". Нетрудно видеть, что в прямом варианте одиночной ЭПР-пары парадокс ЭПР для этой цели не подходит. В самом деле, измерение, проводимое над первой частицей, является чисто случайным и его невозможно заранее предсказать и контролировать. Ситуация здесь, хотя и отличается от классической, но в некотором смысле сходна с тем, как если бы черный и белый шары были спрятаны порознь в разные ящики, а ящики разнесены далеко друг от друга. Вскрытие первого из ящиков сразу показывает, какого цвета шар находится как в нем, так и во втором ящике. Никакой передачи информации здесь нет это просто заранее известная корреляция вероятностей. Квантовый случай отличается лишь тем, что до открытия ящика шары не имеют цвета. Но как только мы открыли первый ящик и "засветили шар" (как это происходит с фотопластинкой), то сразу же у него появляется цвет. [c.123]

Однако ЭПР-корреляции оказались интересными с точки зрения их возможного использования для засекречивания (кодировки) передаваемых сообшений. Основная идея здесь базируется на том, что любое вмешательство в квантовую систему, скажем, типа "подслушивания", разрушает чистое состояние и поэтому не может остаться незамеченным при правильном использовании чистых состояний. Это направление получило название "квантовой криптографии" [33-36]. Мы познакомимся здесь только с двумя простейшими примерами квантовой криптографии. По-видимому, наиболее простой вариант квантовой криптографии предложен А. Экертом [33]. Он основан на неравенствах Белла. Два участника процесса передачи и приема информации должны приготовить много ЭПР-пар атомов со спином 1/2, имеюших суммарный спин, равный нулю. Эти пары делятся попалам между действующими лицами, которые затем производят измерения спинов по согласованной программе так, чтобы нарушались неравенства Белла. Оказывается, что при соответствующем выборе программы измерений эти нарушения могут быть максимальными [37]. В данной схеме корреляционных экспериментов информация появляется в процессе измерений и ее нельзя "подслушать". А умышленное вмешательство третьего лица, не знающего программы измерений, легко обнаруживается. [c.124]

Итак, явление КР позволяет, в принципе, изготовлять состояния поля с коррелированными разночастотными модами, причем в отличие от ПР или ГПР характер корреляции можно непрерывно изменять от чисто квантовой до чисто классической. Абсолютная скорость совпадений увеличивается при уменьшении сдвига частоты со (см. (2)), когда в пределе КР переходит в молекулярное рассеяние на флуктуациях ориентации и концентрации молекул. Очень сильное рассеяние происходит в мутных средах, содержащих взвесь макрочастиц, а также в однородных средах при фазовых переходах критическая опалесценция). При этом, однако, рассеяние квазиупруго (а),- 0) и спектральное разделение а- й -компонент невозможно. Для пространственного разделения коррелирующих полей при квазиупругом рассеянии можно использовать двухлучевую накачку и, в частности, стоячую волну. В последнем случае свет, упруго рассеиваемый в противоположные стороны (под произвольным углом к накачке), должен флуктуировать синхронно. Такой экспериментальный метод может дать дополнительную информацию о кратности рассеяния, функции распределения частиц и др. [c.246]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...