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Scientific Reports volumen 12, Número de artículo: 19859 (2022) Citar este artículo
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El artículo analiza un modelo de transmitancia óptica de gas ultradiluido, considerando la no localidad de las partículas de gas y el efecto cuántico de la dispersión de su función de onda derivada de resolver la ecuación de Schrödinger para una partícula libre. El análisis no depende de una forma particular de la función de onda, sino que asume la realidad de la función de onda. Entre otros, mostramos que las nubes de gas de masa conservada pueden volverse significativamente más transparentes de lo previsto por las leyes clásicas de transmitancia. Este inesperado fenómeno es posible porque la conservación de la masa se rige por la suma de probabilidades, mientras que el producto de probabilidades de la cadena de Markov controla la transmitancia. Además, derivamos analíticamente el límite superior en el que la transmitancia del sistema cerrado puede crecer y demostramos que la transmitancia de una nube de gas abierta y sin límites puede crecer hasta el 100 %. Finalmente, mostramos el impacto en las interpretaciones de la mecánica cuántica. El modelo es naturalmente aplicable en condiciones de espacio profundo, donde el entorno es escaso. Además, el modelo responde a los requisitos de la materia oscura.
La ley de transmisión exponencial de Beer-Lambert1,2 que describe la atenuación de la luz monocromática por el medio homogéneo, no muy denso, es bien conocida desde hace casi tres siglos. A pesar de desarrollar modelos de transmitancia más nuevos y avanzados, todavía se aplica a la espectroscopia cuantitativa3, los gases enrarecidos y las mediciones astrofísicas. Todos estos modelos se basan en una suposición de atenuación de la localidad de partículas. Sin embargo, un número creciente de experimentos4,5 nos convencen de que la teoría subyacente de la mecánica cuántica no es una teoría realista local6,7. Hay una suposición más en la mayoría de los modelos de transmitancia "clásicos": un detector de luz es un aparato macroscópico. La mecánica cuántica es una de las teorías más fundamentales, por lo que es necesario comprobar si estos dos supuestos limitan el ámbito de aplicación de los modelos clásicos de transmitancia.
La dispersión cuántica es un efecto que involucra la dispersión espacial espontánea de la función de onda \(\Psi\) a lo largo del tiempo. Conduce a la dispersión de la densidad de probabilidad \(|\Psi |^2\) de cualquier reacción de un objeto físico descrito por tal función. Viene directamente de la solución de la ecuación de Schrödinger de partículas libres8. Asumiendo la realidad de la función de onda9,10, aplicamos esta solución a cada partícula de gas de forma independiente durante su tiempo libre entre colisiones sucesivas. Propusimos una especie de modelo de "gas manchado". Conduce, junto con la suposición de no localidad, a un nuevo modelo de transmitancia electromagnética de gases ligeros. Una de las predicciones de este modelo es que la transmitancia óptica medida depende, entre otros, i) del tamaño del detector utilizado y ii) de la duración del tiempo libre medio de la partícula. El enfoque "local" clásico de la transmitancia, por ejemplo, la ley de Beer-Lambert, no predice tales dependencias.
Este artículo presenta un análisis más profundo del modelo de transmitancia del gas extendido11. Analizamos sistemas abiertos y cerrados. Mostramos que la transmitancia puede aumentar, gracias a la propagación espontánea de partículas, incluso en el sistema cerrado, pero solo hasta cierto límite. Deducimos analíticamente este límite. Mostramos que el desplazamiento del eje de medición en relación con el centro de masa de la nube puede afectar la medición de la transmitancia. El parámetro G11 del modelo de transmitancia de gas extendido se analiza más a fondo. Al final, abordamos brevemente la posibilidad de distinguir las interpretaciones de la mecánica cuántica utilizando el resultado del modelo.
Solo hay algunas suposiciones para el modelo. Las partículas de gas son independientes entre sí y son funciones de onda no locales (no necesariamente) del mismo tipo. El gas no es relativista, por lo que se aplica la ecuación de Schrödinger. La distribución de partículas es homogénea y las funciones de onda difieren solo por la posición. El detector de luz tiene un tamaño finito. El documento11 describe esos supuestos en detalle.
En este artículo, primero examinamos una nube de gas hecha de partículas bidimensionales, vea la Fig. 1. Más adelante mostramos cómo el caso bidimensional se actualiza a tres dimensiones, sin afectar las conclusiones extraídas.
La mayor parte del análisis considera un detector de algún diámetro constante igual a 2r. El radio del detector r se usa como una unidad de longitud \(r=1\) a lo largo del papel. En casos del mundo real, r puede ser de micras a metros. Suponemos una eficiencia del detector del 100 % sin pérdida de generalidad.
Asumimos una configuración de medición simple. La luz monocromática se propaga perpendicularmente al detector desde una fuente de forma y tamaño exactamente idénticos a los del detector. El volumen entre ellos se llama "túnel de visibilidad". Este túnel es la única área donde la absorción de fotones puede afectar la cantidad de fotones (no) contados por el detector. Suponemos que el detector es lo suficientemente grande (macroscópico), por lo que el túnel de visibilidad no se ensancha debido a trayectorias de fotones no clásicas. Tanto la fuente como el detector están lejos de la nube. Ver las consideraciones de "configuración astronómica" en Ref.11.
Interpretamos cada función de onda de "partícula" de gas individual de manera realista: "\(\Psi (x)\) es un campo extendido espacialmente que representa la amplitud de probabilidad de interactuar en x en lugar de una amplitud para encontrar, tras la medición, una partícula"9. No restringimos la forma exacta de la función de onda. La distribución normal se usa más adelante en el texto. Cumple con el requisito anterior y es la solución de la ecuación de Schrödinger de partículas libres. Además, proporciona una medida de dispersión conveniente, a saber, la desviación estándar (stdev).
Para una distribución de partículas libres derivada de la ecuación de Schrödinger, la desviación estándar depende del tiempo libre de partículas (por ejemplo, (4) en Ref.11). Asumimos una densidad de nubes baja, por lo tanto, un entorno que no se descohesiona para permitir que las partículas evolucionen libremente durante algún tiempo, de modo que las funciones de onda se propaguen sustancialmente de forma espontánea. Para simplificar, se considera la misma dispersión para todas las partículas en la nube: la misma desviación estándar para todas las distribuciones de probabilidad. Sin embargo, la combinación de múltiples ecuaciones de transmitancia puede relajar el requisito de distribuciones uniformes si es necesario.
Además, el modelo presentado no depende de la idea del colapso de la función de onda ni se aplica directamente al problema de la medición cuántica. No estamos analizando lo que sucede con una función de onda después de la absorción.
Para simplificar el texto, describimos como "absorción" todos los tipos de eventos que pueden ocurrirle a un fotón en su camino hacia un detector, ya sea dispersión o absorción.
La sección transversal de una sola partícula (\(\sigma\)) debe ser más pequeña que el área del detector \(\sigma \ll r^2\), que es el caso de cualquier gas atómico o molecular y detectores macroscópicos comunes.
Un diagrama de muestra muestra una nube de gas formada por unas pocas partículas 2D. Sus funciones de onda tienen la distribución gaussiana con desviación estándar uniforme stdev. Cada partícula está desplazada del eje \(x=0\) por \(o_n\). La dirección de la luz, la posición del detector de luz y el túnel de visibilidad (volumen de integración) están marcados en rojo. El detector está centrado y colocado paralelo al eje X. Las unidades se seleccionan para tener el diámetro del detector \(r=1\).
Este artículo analiza un modelo de transmitancia óptica de nube de gas que depende del tamaño de un detector y la función de onda de las partículas de gas. Sin embargo, para relacionar sus predicciones con los entornos físicos reales, también debemos incluir propiedades como la densidad de una nube de gas, el grosor de la nube y la sección transversal de atenuación (una sola partícula). Una inclusión adecuada ajustará la ecuación de transmitancia a una configuración determinada, lo que permitirá predicciones experimentales cuantitativas.
En el modelo propuesto, el coeficiente G juega el papel de un factor de normalización11. Su valor depende de las propiedades físicas del medio de dispersión: sección transversal de partículas dependiente de la longitud de onda, espesor de la nube y densidad de la nube. Para aplicar el factor G al modelo probabilístico discutido en el documento, debe codificar esas propiedades de la siguiente manera. G indica cuánto (\(0 Recordemos2 \(TR_{cl}=e^{-nl\sigma }\), donde n es la densidad numérica de partículas, l es el espesor de la nube en la dirección de medición (longitud de la luz) y \(\sigma\) es la densidad de partículas sección transversal de atenuación. Hay otras formas populares de cuantificar la opacidad, a saber, la profundidad óptica (\(\tau =nl\sigma\)) o la absorbancia (ABS). Están relacionados entre sí: \(TR_{cl}=e^{-\tau }=10^{-ABS}\) por lo que podemos expresar G en términos de ellos: Está claro que el coeficiente G está limitado: \(0 Mostramos lo que es G para una nube homogénea y luz monocromática. Es una simplificación pero sigue siendo útil para muchas aplicaciones, por ejemplo, espectroscopia y astrofísica. Si es necesario, se puede extender el modelo presentado aquí a nubes heterogéneas y muchas longitudes de onda de la misma manera que la absorbancia monocromática y homogénea clásica se extiende a casos más complicados. En los siguientes ejemplos y figuras, ponemos \(G=0.7\). Se trata de una nube con un 30% de transmitancia \(TR_{cl}=1{-}0.7\) o profundidad óptica \(\tau =-ln(TR_{cl})\approx 1.20\) o absorbancia \( ABS=-log_{10}(TR_{cl})\aprox. 0,52\). Elegimos este valor particular porque corresponde a la transmitancia típica en el experimento realizado12. Esta sección muestra cómo la propagación de una sola partícula afecta la tasa de detección de absorción según el tamaño y la posición del detector. Es una especie de nube de gas de una sola partícula, la más simple. Introducimos distribución de probabilidad, tasa de detección e ilustramos. Estaremos interesados en encontrar una partícula en un volumen dado de túnel de detectabilidad perpendicular al plano del detector. Para simplificar los cálculos, podemos proyectar una partícula 2D en el plano del detector gracias a la simetría de distribución. De esta forma, obtenemos la distribución normal 1D P: donde stdev es la desviación estándar de partículas. La probabilidad \(P_v(o)\) de encontrar una partícula en un volumen dado de detectabilidad túnel \((or) donde erf() denota la función de error de Gauss y o es la distancia (desplazamiento) desde el eje del túnel de visibilidad hasta la partícula. Sin embargo, esta probabilidad no es equivalente a la probabilidad de que esta partícula absorba un fotón en este volumen. La probabilidad de absorción depende además de las propiedades físicas de una nube, como se discutió en la sección anterior: sección transversal, densidad y espesor de las partículas. De esto es responsable el coeficiente G. Codifica la probabilidad de pasar un fotón de la fuente al detector, en presencia de una nube clásica. Ambos eventos (es decir, la partícula en el volumen y la absorción de un fotón) deben coincidir para evitar que un fotón llegue al detector. Por lo tanto, necesitamos multiplicar ambas probabilidades y tomar el complemento para obtener la probabilidad de paso del fotón. Esta probabilidad es, por definición, la transmitancia óptica (TR) de la nube: Aplicando la Ec. (4) encontramos la transmitancia: medido por el detector de radio r, y la partícula desplazada del eje del túnel de visibilidad por o. Gráficos de muestra para (i) una distribución de probabilidad de una sola partícula, (ii) probabilidad de encontrar una partícula dentro de un túnel de detectabilidad y (iii) transmitancia medida por un detector finito. El radio del detector \(r=1\). Cada columna representa un gráfico de un valor de desviación estándar diferente. (i) La primera fila muestra la distribución de partículas P(x) después de la ecuación. (3). La línea roja sólida es una posición del detector de muestras en \(o=0\). Las líneas rojas discontinuas muestran los límites del túnel (volumen) de detectabilidad. (ii) La fila central muestra la probabilidad \(P_v(o)\) de encontrar una partícula dentro de un túnel de detectabilidad que es un volumen restringido por la posición del detector o de acuerdo con la ecuación. (4). (iii) La última fila traza la transmitancia \(TR(o)=(1-G\,P_v(o))\) que sería medida por el detector 100% eficiente establecido en o, ver Eq. (6) con \(G=0.7\). La línea discontinua verde muestra la transmitancia clásica \(TR_{cl}\). La Figura 2 ilustra la transmisión y la distribución de una sola partícula para un par de desviaciones estándar diferentes. Las siguientes columnas presentan las relaciones para desviaciones estándar cada vez más amplias de la distribución de partículas. La primera columna corresponde a una partícula bien ubicada (\(stdev \ll r\)), es decir, la situación clásica de un gas ideal. Con la dispersión creciente, podemos ver que (i) la transmitancia para el detector en línea con la partícula es siempre la más baja, (ii) la transmitancia para el detector desplazado más lejos del centro aumenta. Para un sistema infinito abierto, el detector se puede mover lo más lejos posible. También habrá alguna probabilidad de ser oscurecido por la partícula no local. Estudiemos un sistema de muchas partículas: un número impar de partículas 2D, alineadas paralelas al detector, espaciadas cada 2r. El detector se coloca simétricamente en el medio. Publicaremos esas condiciones más adelante. Una distribución de probabilidad idéntica da la probabilidad de localizar cada partícula. Aunque usamos las distribuciones gaussianas, cualquier distribución de probabilidad funciona, porque \(\int _{-\infty }^{\infty }P(x)dx=1\). De esta forma, no nos apegamos a ninguna forma particular de un paquete de ondas. Nuevamente, para simplificar los cálculos, proyectamos partículas 2D en el plano del detector para trabajar con distribuciones 1D. La figura 3 muestra una configuración de este tipo para partículas \(N=9\). La línea roja continua marca el detector y las líneas rojas discontinuas son los límites del túnel de visibilidad. Definimos la transmitancia TR de la nube de gas diluido como se propone en la Ref.11. La transmitancia es la probabilidad de que un fotón que el detector habría detectado en ausencia de una nube pase sin absorber toda la nube de N elementos y sea detectado por el detector. Las colisiones con partículas individuales son independientes, por lo que podemos considerar este proceso como una cadena de Markov: donde \(G\,P(o_n)\) es la probabilidad de que el fotón sea absorbido por la n-ésima molécula de gas, que se compensa con \(o_n\) del detector, véase la ecuación. (5) en Ref.11. Una configuración de muestra de 9 partículas idénticas distribuidas uniformemente cada 2r. La línea roja continua marca el detector y las líneas rojas discontinuas son los bordes del túnel de visibilidad. Ahora aprovechamos la periodicidad. Trozos idénticos (de la misma forma y número) de la distribución de probabilidad se filtran y fluyen hacia el túnel de visibilidad. Por lo tanto, podemos "desplegar" una sola distribución periódicamente en lugar de considerar todas las distribuciones en un solo lugar. A continuación, virtualmente "cambiamos" el detector N veces (por un período de 2r) y tomamos el producto de todas sus posiciones. De esta forma podemos sustituir \(o_n=r(2n-N-1)/2\), y la Ec. (7) se convierte en: La idea de dividir una distribución de probabilidad en muchos fragmentos, periódicamente cada 2r, como requiere la ecuación. (8). Los valores de n, o, \(P_v(o)\), \(G\,P_v(o)\) y \(1-G\,P_v(o)\) se superponen en rojo para cada parte por conveniencia. La Figura 4 muestra esta idea. Una distribución se divide en muchos fragmentos, periódicamente cada 2r. Los valores de n, o, \(P_v(o)\), \(G\,P_v(o)\) y \(1-G\,P_v(o)\) se superponen para cada parte por conveniencia. Como era de esperar, todas las probabilidades \(P_v(o)\) suman 1, lo que significa que el intervalo analizado contiene la partícula completa. La probabilidad no se "fuga" hacia los lados. Interpretamos esto como una masa conservada en el sistema. Lo siguiente es válido para \(G=const\): La transmitancia es el producto de \(1-G\,P_v(o_n)\), ver Eq. (7). La suma de sus componentes siempre es constante \(\sum (1-G\,P_v(o_n))=const\) como se muestra arriba. Sin embargo, la suma constante no garantiza que el producto sea constante: Muestra que incluso para sistemas cerrados con masa conservada, la transmitancia puede cambiar porque la conservación de la masa depende de una suma (de algunos elementos), pero la transmitancia depende de un producto (de los mismos elementos). En general, la transmitancia depende de cómo se dividan las distribuciones. Esta división depende de (i) las formas de las distribuciones de probabilidad y (ii) el ancho del detector. La forma de la distribución normal depende únicamente de su desviación estándar. El tamaño del detector r influye significativamente en los valores de los componentes individuales del producto para \(r\,\sim \,stdev\) o \(r En el caso clásico, para partículas bien ubicadas (gas ideal) y detector macroscópico, tenemos \(stdev\,\ll \,r\). De esta manera, toda probabilidad distinta de cero de una partícula siempre llega a un fragmento, lo que hace que todos los elementos del producto de la ecuación. (7) igual a 1, excepto un elemento. El único elemento menor que 1 determina el valor de todo el producto. El producto no cambia al cambiar r porque siempre habrá un solo elemento. Entonces, en este caso, el tamaño del detector no puede afectar la medición de la transmitancia. Explica por qué no observamos la dependencia de la transmitancia del tamaño del detector en los sistemas clásicos. Este análisis se aplica a cualquier número de partículas (N). Incluso para N, la sustitución \(o_n\) que conduce a la ecuación. (8) debería ser ligeramente diferente. La Figura 5 muestra la dependencia de la transmitancia en la desviación estándar de partículas para la medición con un detector de tamaño fijo. La siguiente sección describe los detalles del gráfico. Los gráficos muestran la dependencia de la transmitancia de la muestra con la desviación estándar para la medición con un detector de tamaño fijo. La línea continua es la medida en el eje de la nube y la línea discontinua indica alguna medida fuera del eje. La unidad de longitud es igual al radio del detector r. El ancho del detector es 2 (\(r=1\)). Una nube 1D es \(N=61\) partículas en total, y están espaciadas uniformemente cada 2r. El coeficiente G se establece en 0,7 (después de \(TR_{cl}=30\%\)). Las partículas tienen una distribución normal 1D donde la desviación estándar se denomina en unidades de radio del detector (r). El desplazamiento del detector para la detección fuera del eje es de 20r desde el eje de la nube. El gráfico superior muestra la ampliación de la parte izquierda del diagrama inferior. Si hay muchas más de una partícula por área de detector (como en cualquier configuración del mundo real), repetimos el razonamiento anterior muchas veces de la siguiente manera. Dividimos la nube de gas en suficientes partes para que cada una de ellas contenga estadísticamente solo una partícula por "área del detector". Calculamos la transmitancia (parcial) para cada una de estas partes de forma independiente. A partir de la propiedad de independencia de la probabilidad de absorción por partículas de gas individuales, calculamos el producto de las transmitancias parciales, obteniendo la transmitancia total de toda la nube. El mismo enfoque funciona para analizar nubes de gas no homogéneas. Se debe dividir una nube de este tipo en partes homogéneas, calcular las transmitancias (parciales) por separado y tomar su producto para obtener la transmitancia total. Alternativamente, podemos hacer el truco de ajustar la constante G. Podemos igualarla a \(1-TR_{cl}\), donde \(TR_{cl}\) es la transmitancia clásica de la nube. Luego tomamos un conjunto de partículas "artificiales" distribuidas exactamente cada 2r como se solicitó anteriormente. Tal partícula artificial representa todas las partículas reales presentes en el túnel de visibilidad de un trozo dado. Recuerde, sin embargo, que la dispersión (p. ej., la desviación estándar) de esta partícula artificial es la misma que la de cualquier partícula de una sola nube. Es decir, no sumamos las masas de partículas individuales para calcular la velocidad de propagación. El último método es muy eficiente para cálculos numéricos. Para una nube de gas tridimensional, primero debe proyectarse sobre el plano del detector. Para un modelo 2D de este tipo, exigimos distribuir las partículas de manera uniforme: una partícula por área del detector. La forma sencilla de analizar 2D es considerar la distribución normal y un detector cuadrado con un lado igual a 2r. Para un sistema de este tipo: (i) se dispone de una solución analítica, consulte (11) y (18) en la Ref. 11 y (ii) la forma cuadrada del detector permite cubrir todo el plano con detectores adyacentes. Luego, podemos realizar el mismo razonamiento periódico dado anteriormente para el modelo 1D. Una forma arbitraria del detector hace que el razonamiento sea más desafiante y cambia las ecuaciones cuantitativas. Sin embargo, todavía es posible ya que solo requiere un área finita del detector. Sin embargo, cualitativamente se mantiene el principio presentado de la dependencia de la transmitancia en el área del detector. El gas ideal es el límite clásico del modelo. Las partículas de dicho gas tienen una dispersión insignificante y un detector tiene un tamaño macroscópico (\(r \gg stdev\))2. El gráfico superior de la Fig. 5 muestra este límite a la izquierda, cerca de \(stdev = 0\). En el gráfico inferior de esta figura, el área de aplicabilidad del sistema clásico es prácticamente invisible. Un sistema abierto es una configuración en la que la dispersión de partículas puede alcanzar un valor muy alto, lo que provoca que la probabilidad de fuga se escape lejos de la nube. Sabemos, sin embargo, que en los sistemas físicos reales, la dispersión máxima es limitada. Al menos dos factores limitan el crecimiento de la desviación estándar: (i) la edad del Universo y (ii) el entorno de nubes que provoca la decoherencia de las partículas (colapso de las funciones de onda). Sin embargo, parece que puede haber condiciones en el espacio exterior donde la decoherencia sea insignificante (oscuridad y alto vacío), por lo que la edad del Universo es el único límite superior. Las partículas de tamaño atómico pueden experimentar allí una dispersión muy importante. La dispersión (por ejemplo, medida con stdev) puede ser muchos órdenes de magnitud mayor que el tamaño de un detector. Como resultado, allí puede ocurrir un aumento considerable de la transmitancia. El límite superior de crecimiento de la transmitancia en el sistema abierto es del 100 % simplemente porque la probabilidad (masa) se escapa del sistema. Cuando la nube de gas es enorme y la dispersión de partículas es baja, la probabilidad no se filtra más allá del contorno de la nube. Llamémoslo un sistema cerrado porque es, de hecho, similar a los sistemas cerrados con masa conservada. En tal configuración, la probabilidad de partículas distantes fluye hacia la región de medición. Por ejemplo, el gas puede estar encerrado en una cámara suficientemente grande, es decir, su diámetro \(D_{chmb} \gg stdev\). Nuestra configuración experimental12, donde \(D_{chmb} \sim {25}~\textrm{cm}\), \(stdev \sim {14}\,\upmu \textrm{m}\) y \(r \sim {25}\,\upmu \textrm{m}\) (\(stdev \approx 0.56r\)) es tal caso. Un sistema cerrado también puede significar un sistema abierto (p. ej., en el espacio exterior) pero con un diámetro de nube mucho mayor que la dispersión: \(D_{cloud} \gg stdev\). El diámetro de la nube es el diámetro del volumen que ocupa la nube no dispersa en una situación clásica cuando \(stdev \rightarrow 0\). Un sistema infinito imaginario, es decir, partículas colocadas infinitamente lejos en todas las direcciones (perpendiculares al eje de medición), también debe considerarse un sistema cerrado. El gas ideal clásico es un caso especial de un sistema cerrado. La línea discontinua verde marcada como "Sistema cerrado/Sistema abierto" en la Fig. 5 indica el límite aproximado entre los sistemas cerrado y abierto. Encontramos que hay un límite de crecimiento de transmitancia en un sistema cerrado. Generalmente, el incremento es posible gracias a la Ec. (8) la factorización de los componentes del producto se vuelve más uniforme a medida que aumenta la dispersión. Todos los componentes tienden a 1: \((1-G/K) \rightarrow 1^{(-)}\) porque la dispersión de la distribución de probabilidad no cambia el área bajo la curva. K es un número de fragmentos que contienen \(P>0\). K crece con el diferencial de crecimiento (stdev) así que \(G/K \rightarrow 0^{(+)}\), porque \(G=const\). Para K grande podemos reescribir la Ec. (8) considerando solo trozos con \(P>0\) de la siguiente manera: Encontramos que hay un límite superior de la última ecuación: porque la distribución de probabilidad se divide en más y más (K) intervalos. Alcanzar este límite es visible en la Fig. 5 como una curva que se aplana en el medio del gráfico. La línea verde discontinua etiquetada como \(TR_{limit}\) marca este límite. Concluimos con un ejemplo. Una nube casi totalmente opaca (clásicamente) con \(TR_{cl}\,=\,0\), (es decir, \(G\,=\,1\)) aumenta su transmitancia (como resultado de la propagación espontánea pero sin que la masa se escape más allá del contorno original de la nube) hasta un máximo de \(TR_{limit}=e^{-1} \approx 36.8\%\). El límite entre el sistema cerrado y el abierto no está claramente especificado, especialmente cuando la nube está en un espacio ilimitado (profundo). Llevar a cabo la medición de la transmitancia en un sistema tan cerrado más cerca de uno de los bordes de la nube (en lugar del coaxial central) afecta los resultados. Menos probabilidad fluye hacia el túnel de visibilidad desde cualquier dirección porque hay menos partículas. Por lo tanto, la transmitancia medida puede ser mayor (para una dispersión de partículas específica) que cuando se mide centralmente a través de la nube. La curva discontinua de la Fig. 5 muestra una muestra de medición fuera del eje de este tipo. Coincide con la línea continua del caso clásico (lado izquierdo). Es bueno. No esperamos desviaciones de este tipo para el gas ideal. Además, ambas líneas se superponen en el lado derecho porque el sistema abierto no tiene ningún eje específico. Solo en la parte media del gráfico, la línea discontinua siempre está por encima de la línea continua. Significa que la transmitancia medida más cerca del borde de la nube aumenta antes (a medida que crece la desviación estándar). Este fenómeno puede afectar las mediciones de transmitancia de las grandes nubes de gas del espacio profundo. El análisis anterior permite, entre otros, distinguir experimentalmente algunas interpretaciones de la mecánica cuántica. En particular, la interpretación de la onda piloto13 asume la existencia de algunos objetos localizados que solo están "controlados" por funciones no locales. Si fuera así, si hubiera algún tipo de "bolas" en el sistema con una cierta probabilidad (también conocida como sección transversal) de absorber o no fotones, entonces la dependencia de la transmisión en la propagación sería diferente. En particular, la factorización de distribuciones de probabilidades no afectaría la transmitancia de un sistema cerrado. No conduciría a un aumento en la transmitancia y alcanzaría el límite \(TR_{limit}=e^{-G}\). En cambio, en un sistema cerrado, la transmitancia se aplicaría de acuerdo con la ley clásica de transmitancia (ley de Beer-Lambert). Una fuga de probabilidad podría ser la causa del único cambio posible en la transmitancia. Sin embargo, ocurre sólo en un sistema abierto. Diferentes interpretaciones de QM conducen a diferentes predicciones del modelo de transmitancia de gas extendido. La línea sólida indica la transmitancia predicha con el supuesto de "realidad no local". La línea punteada marca la transmitancia asumiendo que hay algunos objetos pequeños con forma de bola que absorben o no fotones, es decir, de acuerdo con la interpretación de la onda piloto. La interpretación de la onda piloto no revela ninguna diferencia con la transmitancia clásica para sistemas con masa conservada (ver rango "Sistema cerrado"). La figura 6 muestra esta diferencia. La línea sólida indica la transmitancia predicha con el supuesto de "realidad no local". No espera que exista ningún objeto con forma de bola de tamaño finito. La línea punteada marca la transmitancia asumiendo que algunos objetos pequeños con forma de bola absorben o no fotones y que las funciones de onda no locales simplemente los guían. La línea discontinua muestra la transmitancia según la interpretación de la onda piloto. Se puede ver la distancia entre los dos gráficos, lo que indica la posibilidad de realizar experimentos comparando las transmitancias (como Ref.12) y así diferenciar las interpretaciones. Este análisis amplía el análisis de transmitancia de gases ultradiluidos presentado en la Ref.11. Muestra la influencia no obvia de la dispersión cuántica de las partículas y el área del detector para la medición de la transmitancia óptica. Predice que la transmitancia óptica de la nube de gas manchada puede cambiar (aumentar) incluso cuando se conserva la masa del sistema, como en algunos experimentos de laboratorio. Encontramos el límite de tal crecimiento. El análisis matemático presentado no depende de ninguna forma específica de la función de onda de partículas de gas. El artículo también presenta un breve análisis de las posibilidades de distinguir entre algunas interpretaciones de la mecánica cuántica. El modelo es falsable. Proponemos posibles experimentos en Ref.11 e informamos resultados prometedores de uno de ellos en Ref.12. Este modelo puede ayudar a comprender mejor los fenómenos que ocurren en el espacio profundo. Un vacío oscuro tiene condiciones naturales para la formación espontánea de gas manchado a partir del gas ideal. El gas diluido es una de las formas de materia más abundantes en el Universo. La observación de su transmitancia, como la espectroscopia, es una de las herramientas esenciales para el estudio de sus propiedades: composición, densidad, cambios, etc. Esta teoría puede tener cierta importancia para la correcta interpretación de las observaciones astronómicas y los modelos astrofísicos. Además, la tendencia demostrada a un aumento espontáneo de la transmitancia puede ser parte de la respuesta al problema de la masa visible faltante en el Universo, la llamada materia oscura. Todos los datos generados o analizados durante este estudio se incluyen en este artículo publicado. 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Springer Nature se mantiene neutral con respecto a los reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales. Acceso abierto Este artículo tiene una licencia internacional Creative Commons Attribution 4.0, que permite el uso, el intercambio, la adaptación, la distribución y la reproducción en cualquier medio o formato, siempre que se otorgue el crédito correspondiente al autor o autores originales y a la fuente. proporcionar un enlace a la licencia Creative Commons e indicar si se realizaron cambios. Las imágenes u otro material de terceros en este artículo están incluidos en la licencia Creative Commons del artículo, a menos que se indique lo contrario en una línea de crédito al material. Si el material no está incluido en la licencia Creative Commons del artículo y su uso previsto no está permitido por la regulación legal o excede el uso permitido, deberá obtener el permiso directamente del titular de los derechos de autor. Para ver una copia de esta licencia, visite http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/. Reimpresiones y permisos Ratajczak, JM Revisión de la transmitancia de gas ultradiluido. Informe científico 12, 19859 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-23657-0 Descargar cita Recibido: 01 julio 2022 Aceptado: 03 noviembre 2022 Publicado: 18 noviembre 2022 DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-23657-0 Cualquier persona con la que compartas el siguiente enlace podrá leer este contenido: Lo sentimos, un enlace para compartir no está disponible actualmente para este artículo. Proporcionado por la iniciativa de intercambio de contenido Springer Nature SharedIt Al enviar un comentario, acepta cumplir con nuestros Términos y Pautas de la comunidad. Si encuentra algo abusivo o que no cumple con nuestros términos o pautas, márquelo como inapropiado.