A Pártrigger Elv Cseresznye Zsolt, 2012 A dokumentum célja a pártrigger elv bemutatása, az elvből következtethető felmerülő kérdések, problémák, részletesebb eredmények más tanulmányokban kerülnek tárgyalásra. Az elmélet célja, hogy egyszerűbben kezelhető modellt mutasson a tapasztalt fizikai jelenségekre. Az új szemlélet alternatív magyarázatot kíván adni azokra a problémákra, amelyeket jelenleg a határozatlansági elvvel, a hullám-részecske kettősséggel vagy a komplementaritás elvvel oldunk fel. Matematikai szempontból ez a teória nem változtat a jelenlegi gyakorlaton. A pártrigger elvhez többféle logikai gondolatmenettel is el lehet jutni, jelen dokumentumban a párválasztási elv bővítését fogom bemutatni.
1. A fotonátadás, mint párválasztási folyamat A pártalálási elv azon a megfigyelésen alapszik, hogy ha feltételezünk néhány egyszerű alaptételt, akkor azok figyelembe vételével reális magyarázatot adhatunk egyes jelenségekre.
1.1 Posztulátumok 1. Változatlanság: A foton állapota a keletkezése és megsemmisülése közt nem változik, ezt úgy is értelmezhetjük, hogy a foton számára az idő nem telik, az áthidalandó távolság önmagában nem releváns. 2. Visszafordíthatóság: a foton a léte során csakis reverzibilis változásokat hajt végre. Azon térrész számára, amelyben nem lép kölcsönhatásba, a foton nem érzékelhető semmilyen egyéb módon (nem létezik). 3. Kvantumosság: a foton csak a keletkezésekor megadott feltételek szerint léphet kölcsönhatásba, szigorúan meghatározott adagokban. 4. Ok-okozati konklúzió: a foton keletkezése és megszűnése egyenrangú feltétele a folyamatnak. (A két kölcsönhatás együtt alkotja a foton keletkezésének szükséges és elégséges feltételeit, nem az egyik oka a másiknak. Nem keletkezik foton, ha egyben nem semmisül is meg. Ezt úgy is megfogalmazhatjuk, hogy a fotonkibocsátás feltétele a pártalálás.)
1.2 Következmények A fényjelenség egy speciális párválasztási folyamat eredménye. Ennek a folyamatnak a célja bizonyos fizikai erőforrások, mennyiségek közvetítése. Nem szükséges a fényt, mint valamilyen irányba haladó részecskét, vagy hullámot értelmezni. Mivel a fotonátadásnak a tér két független pontján kialakult alkalmas egyezőség a feltétele, ezért
nem szükséges további határozatlansági elv az eloszlások magyarázatához.
1.3 Példák
1.3.1 Fotonátadás két atom közt
Vegyünk példaként egy egyszerű eseményláncot: egy gerjesztett atom fénykibocsátását, amit egy másik fog elnyelni, és ezzel gerjesztett állapotba kerülni.
1. ábra: Teljesen mindegy, hogy"A"-ból a "B"-be, vagy fordítva halad-e a fény.
A példa során a következőket figyelhetjük meg: ha az „A” jelű atom van gerjesztett állapotban, egy foton közvetítésével energiacsomagot juttat a „B” atomhoz. A „B” atomnak meg kell felelnie bizonyos követelményeknek ahhoz, hogy képes legyen a fotont befogadni (és ezzel gerjesztett állapotba kerülni). Ha a „B” atom nem felelne meg, a fény továbbhaladna 1, amíg egy megfelelő párt nem találna. A foton számára tehát az egész folyamat alatt nem telik el idő és nem hidalódik át távolság. A folyamat fordítva is leírható, a „B”-től az „A” felé haladva. A fény számára tehát nem történik „mozgás” vagy „haladás”. A folyamatban az összes esemény egyszerre történik, egyszerre és együtt kell, hogy megfeleljenek a megmaradási tételeknek. Amennyiben ez nem lehetséges, az „A” atom gerjesztett állapotban marad, egészen addig, míg az „A” atom konfigurációja meg nem változik, illetve az aktuális konfigurációhoz nem lel magának valahol egy „B” párt.
1
A „haladás” szó használata nem megfelelő, de egyszerűsíti a megfogalmazást.
1.3.2 A kétréses interferencia
2. ábra: A "C" atomnak sokkal kisebb esélye van párként az energiacsomag átvételére, mert vagy csak az alsó, vagy csak a felső résen keresztül tud fázisban kapcsolatot kialakítani az "A" atommal. A "B" atom viszont ideális helyen van: pozíciója mindkét irányból egész számú többszöröse az ugrástávolságnak, így mindig kétszeres eséllyel veheti át az energiacsomagot. (A körívek csak a távolságok jelzését mutatják, nem a hullámtulajdonságot reprezentálják)
A foton kibocsátásának a feltétele a pártalálás. A fényforrás belsejében az egyik atom („A”) magasabb energiaállapotba kerül és ezt foton formájában kényszerül leadni. Csak meghatározott irányban lévő, megadott kvantumállapotú párt találhat magának: a paramétereknek megfelelő legvalószínűbb helyen fog a párkeresés sikerrel járni. A párja része az ernyőnek, ahová a fényt megérkezni látjuk; az ernyő atomjai nagyon sokan vannak, sok közül lehet (és kell) a megfelelőt kiválasztani, és az kerül kiválasztásra, amelyiknek a legnagyobb esélye van erre. A kiválasztott pár („B”) szemszögéből, fordított sorrend mellett is magyarázhatónak kell lennie a folyamatnak: mintha a „B” atomtól terjedne a fény a lézer felé, mintha az ernyő fénylene és próbálna a két résen keresztül a lézerberendezésben egy pontosan megfelelő atomot találni, hogy az energiacsomagot átadhassa. Az ernyő lehetséges pontjain végighaladva találhatunk olyan helyeket, amelyeken az atomok kétszer nagyobb eséllyel tudnak megfelelni a követelményeknek: ezeken a helyeken ugyanis két irányban elindulva is célt érhetünk, ezek a maximumhelyek. Vannak olyan helyek azonban, ahol nincs lehetőség két irányban is elérni úgy a párunkat, hogy a megfelelő fázisban érkezzünk meg. Ezek a helyeken (a minimumhelyeken) elhelyezkedő atomok – kisebb esélyük révén – nem fognak részt venni a párválasztásban. Az így kialakuló maximum és minimumhelyek pont ugyanannak a matematikai feltételnek az eredményei, mintha azt feltételeznénk, hogy hullámok erősítő- és megsemmisítő hatása lenne a jelenség mögött.
1.3.3 A kvantum-összefonódás
Az összefonódás jelensége legalább négy résztvevő szereplésével képződik, tekintsünk egy egyszerű modellt.
A „C” gerjesztett atom foton formájában energiát ad le. A „B” atom2, mely a fotont fogadja, speciális állapota miatt nem egy, hanem két (feleakkora impulzusú) fotont bocsát ki. Ennek a két fotonnak egymással szigorúan megfelelő állapotúnak kell lennie, kettejük állapota együtt képviseli a rendszer kvantumállapotát, melyet a „B”-be érkező foton indukált. A két foton együttes kibocsátása csak akkor történhet meg, ha mindkettő számára megtalálható a megfelelő „A” atom, amelyek „B”-hez viszonyítva adott szöget zárnak be és képesek befogadni az energiacsomagot.
3. ábra: Az A1 és A2 atomok felé tartó fotonok kvantum-összefonódásban vannak, vagy fordított idővonal mellett egy speciális gerjesztést hoznak létre.
Ebben az irányban úgy tűnhet, hogy a „B-A” közötti fotonok összefonódott állapotban vannak, hiszen ha bármely „B-A” ág közé egy befolyásoló szűrőt teszünk, akkor a másik ágon is a másik „A”-ra érkező fotont megvizsgálva a szűrőnek megfelelő állapotokat tapasztaljuk.
Az ok-okozati konklúzió figyelembe vételével azonban a jelenség egyértelműen kiadódik: csak akkor jöhet létre a hármas pártalálás, ha az adott folyamatban résztvevők mindegyike teljesíti a követelményeket. Ha az egyik ágba szűrőt helyezünk, akkor a másik ágban is más követelménynek kell megfelelni. A folyamat magyarázatát visszafelé olvasva is értelmezhető a jelenség: olyan speciális és ritkán előforduló konfigurációt alkottunk, melyben az „A1” és „A2” gerjesztett atomok együttesen találnak párt a „B” atom személyében, mely ezúton gerjesztett állapotba kerülve a felvett energiaadagját a „C” atomnak, mint párnak adja tovább. Amennyiben például az „A1” és a „B” közé befolyásoló szűrőt teszünk, a pártalálás csak akkor jöhet létre, ha az „A2” atom olyan, ami ennek megfelelő fotont bocsát ki. Az egyik ágra elhelyezett szűrő így egyértelműen a másik ág feltételrendszerét is befolyásolja. 1.3.4 A késleltetett választásos kvantumradír kísérlet
A kvantumradír kísérleteket annak a demonstrálására, vizsgálatára állították össze, hogy láthassuk: valóban csakis a megfigyelés ténye, az információszerzés lehetősége befolyásolja-e egy fizikai folyamat eredményét. A kísérletek konklúziója, hogy ez még akkor is igaz, ha bizonyos információt utólag elérhetetlenné teszünk, vagy időben azután teszünk elérhetővé, mint ahogy a kísérlet másik ágában annak következményeit detektáljuk, rögzítjük. Az alábbiakban egy ilyen kísérletet vizsgálunk meg és keresünk magyarázatokat az új szemlélettel. Leegyszerűsített formában vizsgálva azt mondhatjuk, hogy a kísérlet a fentebb vázolt kétréses interferencia és a kvantum-összefonódás együttes megvalósításával végezhető el.
2
A kölcsönhatás résztvevői (A, B, C) nem feltétlenül önálló atomok; lehet molekula, vagy egyéb olyan összefüggésben lévő anyagszerkezet, amely együttesen, egy állapotot képviselve lép kölcsönhatásba a fotonnal
4. ábra: A lézerberendezésből kikerülő fény két résen haladhat át, ezért megfelelő körülmények közt interferenciamintázatot hozhat létre. Bármelyik résen is halad át, a BBO kristály segítségével két, összefonódott párra osztjuk szét. A pár felső tagja egyszerűen a D0 detektorra kerül, és itt vagy interferencia mintázat kialakításában vesz részt, vagy pedig csak véletlenszerű eloszlási képet próbál létrehozni. Hogy melyiket, az attól függ, hogy a párja, ami a képen lefelé halad, melyik detektorra (D1-D4) érkezik. A BSA-BSB-BSC félig áteresztő tükrök véletlenszerűen terelik a fotonokat a detektorokra. A D1-D2 detektorokra érkező fotonokról nem tudjuk megállapítani, hogy melyik résen keresztül érkezett, ezért az összefonódásban lévő párjuk fenn interferenciamintázatot fog kialakítani. A D3-D4 detektorokra érkező fotonokról viszont biztosan ismert a „melyik rés” információ, ezért a párjuk a D0 képernyőn teljesen véletlenszerű eloszlás szerint csapódik be.
Ha a fényjelenséget párválasztási folyamatnak tekintjük, láthatjuk, hogy a kísérletben tapasztalt jelenségek teljesen kézenfekvőnek adódnak. A kvantum-összefonódás tárgyalásánál láthattuk, hogy a keletkezett, összefonódott párok szigorú összefüggésben vannak a gerjesztőfotonnal: a lézer atomja csak úgy találhat párt, ha a kettéosztás utáni fotonok mindegyike a megfelelő szöget bezárt irányban talál magának egy-egy megfelelő atomot az impulzusának átadásához. A pár azon tagja, amely az ábrán felfelé indul el, a D0 detektoron talál párt magának, amely lefelé, az a D1-D4 detektorok valamelyikén. Az, hogy a D0 detektor felé milyen szögben (és ezáltal a D0 detektorra pontosan hova) érkezik a foton, az attól is függ, hogy a vele összefonódásban lévő tag az alsó detektorokra milyen szögben érkezik. Tehát ha az alsó (D1-D4) detektorokon valamilyen kép kialakulása (interferencia csíkok vagy véletlen eloszlás) következik be, akkor az a D0 detektoron is hasonló eredményt hoz. A kétrés-kísérletnél tárgyalt módon a jelenséget fordított irányban is vizsgálhatjuk, mintha a detektorokról indulnának a fotonok a lézer felé. Látható, hogy azok a fotonok, amelyek a D1 vagy a D2 detektorokról indulva alkottak párt a lézer atomjával, nagyobb eséllyel olyan pozíción lévő atomokból erednek, mely helyek a fény hullámhosszának megfelelő távolság egész számú többszörösére vannak mindkét réstől, tehát „interferencia szerű” maximumpontokban vannak. Ezeken a pontokon a fotonok csak úgy érvényesülhetnek, ha a BBO kristályban a kettéválasztáskor a társuk is ennek megfelelő szögben érkezett meg, vagyis a D0 detektorból is az interferencia-szerű mintázat rajzolódik ki. A gondolatmenetet hasonlóképp folytatva a D3-D4 detektorokról teljesen esélytelen mindkét rést elérni, ezért az itteni pártalálásnál nem voltak ilyen jellegű valószínűségi maximumhelyek, így az „összefonódott” párjuk a D0 detektoron nem alakított ki sávos mintázatot.
Párválasztási folyamatként értelmezve a kísérletet nincs szükség semmilyen más hatás figyelembe vételére, nem kell a jelenséget a „melyik rés” információ ismeretétől függően magyaráznunk, vagy azt feltételeznünk, hogy a foton bizonyos esetekben hullámjelenségként értelmezhető és interferál. Az időeltérések azonban pusztán a párválasztási elvvel nem magyarázhatók, mert a jelenség kialakulásában fény szempontjából a távolság nem meghatározó szempont, nem vizsgálhatunk időbeni eltéréseket sem. Az ilyen jellegű problémák leírásához szükséges arra is egy modellt mutatni, hogy a párválasztás hogyan épül fel, míg a köztes térrészen a foton áthalad.
2. A párválasztás felépülése A párválasztás folyamatának felvázolásához további két jelenséget kell figyelembe vennünk.
1.2 Hatásterjedés Egy önálló struktúrának a tőle elkülönülő, távol lévő elemeknek csak a múltbeli állapotáról van információja. A részecskék, – hacsak nem alkotnak egy közvetlen kapcsolatú rendszert, vagyis közös állapotban vannak – amivel kölcsönhatásba lépnek, az a partnerük valamilyen múltbéli állapotával lehet csak kapcsolatos. Az ilyen állapotinformáció is – akárcsak bármi más – a fénysebességnél gyorsabban nem terjedhet két struktúra között.
1.2 A hatások különállósága A különálló fizikai struktúrák hatása nem átlagolódik, nem hanyagolódhat el és nem azért tapasztalható együttes hatásuk, mert eleve integráltan hatnak. A hatások együttes kalkulálásakor a matematikai formulákban alkalmazott ilyen műveletek ahhoz szükségesek, hogy értelmezhető modellt tudjunk felépíteni. Valójában azonban minden egyes részecske minden pillanatban önállóan fejti ki a hatását az univerzumban.
1.3 A párválasztás és az idő kapcsolata A pártalálási elv lehetőséget ad a jelenségek alternatív magyarázatára, melynek az a feltétele, hogy a gerjesztett, instabil állapotban lévő atom úgy szabadul meg az energiafeleslegtől, hogy azt mindenképp egy megfelelő párnak átadja. Ezt elfogadva reális magyarázatokat találhatunk egyes jelenségekre. Az elnyelődést biztosító pár kiválasztását egy információcsomaghoz köthetjük. A pártalálási elvet tehát kézenfekvő úgy bővíteni, hogy figyelembe vesszük az információterjedés sebességét és az információ állapotának terjedése közbeni változatlanságát (mint ahogy ezt a fény esetében már megszokhattuk). Mivel az információ állapota nem változik, célszerű azt feltételeznünk, hogy ugyanazt a hatást váltja ki távolságtól függetlenül. Kimondhatjuk ezek alapján, hogy az instabil állapot feloldása egy speciális információcsomag beérkezésétől függ.
1.3 A kiváltóesemény A gerjesztett atom fotonleadása tehát akkor történhet meg, amikor egy megfelelő párról információt kap. Tulajdonképp arról nem is kap információt, hogy a pár milyen távol van, elmozdult-e azóta, mennyi ideig utazott az információ az időben, vagy hogy egyáltalán a pár létezik-e még. A közeli és távoli párok egymásra találásában csak az a különbség, hogy az utóbbinak kisebb a valószínűsége. A pártalálási elvet tehát úgy egészítjük ki egy folyamattá, hogy a pár felől feltételezünk egy kiváltóeseményt – egy triggert –, ami egy távolságtól független, folytonosan kibocsátott, állapotot leíró diszkrét információcsomag, ami a foton fogadására alkalmas elemet írja le, és amely információ a tér minden irányába egységesen terjed és így jut el a foton leadására váró részecskéhez. Az így megérkezett trigger hatására felszabaduló foton a haladása során az ilyen triggerfrontokon haladva, a pár egyre frissebb információit folyamatosan megkapva jut el a célpontjához. Az így kiegészített pártalálási elv, amit Pártrigger Elvnek nevezhetünk, már alkalmas az időeltérési problémák modellezésére is.
