Через некоторое точно определенное время мы обнаружим частицу именно в некоторой точке В, расположенной на этой линии. В фейнмановской модели квантовая частица «пробует» каждую траекторию, соединяющую точки А и В, собирая для каждой траектории числа, называемые фазой. Фаза отображает местоположение в цикле волны, то есть находится ли волна в положении гребня или впадины либо в каком-то промежуточном состоянии между ними. Математическое выражение, предложенное Фейнманом для расчета этой фазы, показало: если сложить вместе волны по всем траекториям, получится правильная вероятность того, что частица, начав свой путь в точке А, достигнет точки В.
Фазу, которую каждая отдельная траектория вносит в фейнмановскую сумму (а следовательно, в вероятность движения из точки А в точку В), можно изобразить в виде стрелки, имеющей фиксированную длину, а указывать стрелка может в любом направлении. Чтобы сложить две фазы, вы приставляете стрелку, соответствующую одной фазе, к концу стрелки, соответствующей другой фазе, и получаете новую стрелку, представляющую собой сумму. Чтобы прибавить дополнительные фазы, нужно просто продолжить этот процесс. Заметьте: когда фазы совпадают по направлению, суммарная стрелка может оказаться довольно длинной. Если они указывают в разные стороны, то имеют тенденцию при сложении гасить друг друга, и от стрелки может не остаться почти ничего. Эта идея проиллюстрирована ниже.
Сложение фейнмановских траекторий. Эффекты из-за различных фейнмановских траекторий могут усиливать или ослаблять друг друга точно так же, как это делают волны. Желтые стрелки — складываемые фазы. Голубые — сумма траекторий (от хвоста первой стрелки до острия последней). Ниже стрелки направлены по-разному, поэтому сумма траекторий очень короткая.
Чтобы выполнить требование Фейнмана для расчета вероятности, с которой частица, вылетевшая из точки А, прилетит в точку В, нужно сложить все фазы, или стрелки, относящиеся к каждой траектории, соединяющей точки А и В. Таких траекторий бесконечное множество, что несколько усложняет математические вычисления, тем не менее результат достижим. Некоторые из путей показаны на рисунке ниже.
Теория Фейнмана дает особенно ясное понимание того, каким образом Ньютонова картина мира проистекает из квантовой физики, которая кажется весьма отличающейся от нее. Согласно теории Фейнмана, фазы, связанные с каждой траекторией, зависят от постоянной Планка. Поскольку постоянная Планка очень мала, то, когда вы суммируете вклады от близких друг к другу траекторий, фазы обычно очень сильно различаются, и поэтому их сумма стремится к нулю (см. ил., с. 88).
Траектории от точки А до точки В. «Классическая» траектория между двумя точками — прямая линия. Фазы траекторий, близких к классической, имеют тенденцию усиливать друг друга, тогда как для фаз удаленных траекторий характерно взаимное ослабление.
Но теория также показывает, что существуют определенные траектории, для которых фазы имеют тенденцию выстраиваться в линию, и потому эти траектории предпочтительны, то есть они дают больший вклад в наблюдаемое поведение частицы. Получается, что для больших объектов траектории, очень близкие к траекториям, предсказанным теорией Ньютона, имеют схожие фазы и суммируются друг с другом, давая гораздо больший вклад в итоговую величину. Поэтому единственным назначением, имеющим вероятность гораздо больше нуля, является направление, предсказываемое теорией Ньютона, а это направление имеет вероятность, очень близкую к единице. Следовательно, большие объекты движутся именно так, как им предписывает теория Ньютона.
До сих пор мы обсуждали идеи Фейнмана в контексте эксперимента с двухщелевой преградой. В том эксперименте частицами обстреливалась преграда в виде стенки со щелями, а на расположенном за преградой экране мы могли определять, в какие места они попадают. Говоря в целом, теория Фейнмана позволяет нам предсказать вероятное поведение не только одной частицы, но и системы, которая может состоять из частицы, множества частиц или даже из целой Вселенной. За время, прошедшее от начального состояния системы до некого более позднего момента, когда мы проводим определения свойств данной системы, происходит какое-то изменение этих свойств, называемое физиками историей системы. Например, в эксперименте с двухщелевой преградой историей частицы является просто ее траектория. В таком эксперименте шанс наблюдать попадание частицы в какую-либо точку зависит от всех путей, которые могут привести туда частицу. Фейнман показал, что точно так же и для любой системы вероятность какого-либо наблюдения составляется из всех возможных историй, которые могли бы привести к данному наблюдению. Поэтому его метод называется в квантовой физике «сумма по историям» или «альтернативные истории».
Теперь, когда мы разобрались с фейнмановским подходом к квантовой физике, наступило время рассмотреть еще один ключевой квантовый принцип, который нам понадобится позже, а именно: наблюдение за системой должно изменять ее ход. Разве нельзя (как мы это делаем, увидев каплю горчицы на подбородке у начальницы) просто наблюдать, но не вмешиваться? Нельзя! Согласно квантовой физике, вы не можете «просто» наблюдать что-либо. То есть квантовая физика считает, что, наблюдая, вы должны взаимодействовать с наблюдаемым объектом. Например, чтобы рассмотреть объект в обычном смысле, мы направляем на него свет. Если свет упадет на тыкву, он, конечно же, окажет на нее слабое влияние. Но попадание даже тусклого света на крошечную квантовую частицу — то есть попадание в нее фотонов — имеет значительный эффект, и эксперименты показывают, что это влияет на результаты опыта именно так, как описывает квантовая физика.
Предположим, что, как и раньше, мы посылаем поток частиц через двухщелевую преграду и собираем данные о первом миллионе частиц, прошедших сквозь щели. Когда мы графически изобразим множество частиц, попавших в разные точки экрана, то получим интерференционный узор (см. ил., с. 73), а когда мы сложим фазы, соответствующие всем возможным путям от точки А — места старта частицы — до точки В — места ее регистрации на экране, — то обнаружим, что рассчитанная вероятность попадания в разные точки совпадает с этими данными.
Теперь предположим, что мы повторяем эксперимент, на этот раз направляя свет на щели так, чтобы мы знали промежуточный пункт — точку С, — через который прошла частица. (Точка С — это положение либо одной, либо другой щели.) Это называется «информация „который путь“», потому что она говорит нам о том, каким путем каждая частица перемещается из точки А в точку В — через щель 1 или через щель 2. Поскольку мы знаем, через какую щель прошла каждая частица, то в нашей сумме траектории для этой частицы будут теперь включать только те пути, которые проходят через щель 1, или только те, что проходят через щель 2. Сумма не будет учитывать траектории, проходящие через обе щели. Поскольку Фейнман объяснил интерференционную картину тем, что траектории, проходящие через одну щель, накладываются на траектории, проходящие через другую, то если вы включите свет, чтобы определить, через какую щель проходят частицы, тем самым лишая их другой возможности, вы получите исчезновение интерференционной картины. И действительно, когда проводился эксперимент, включение света изменяло результаты: вместо интерференционного узора, представленного на с. 73, возникала картина, приведенная на с. 72! Более того, мы можем изменять условия эксперимента, используя свет настолько слабый, что не все частицы взаимодействуют с ним. В этом случае мы можем получить информацию «который путь» только для некоторой группы частиц. Если мы затем разделим данные по частицам в соответствии с тем, получена или нет для них информация «который путь», то обнаружим, что данные, относящиеся к группе, для которой нет такой информации, создадут интерференционный узор, а данные, относящиеся к частицам другой группы — для которых есть информация «который путь», — интерференционной картины не дадут.
