Гипотеза термализации собственного состояния - Eigenstate thermalization hypothesis

В гипотеза термализации собственного состояния (или же ETH) представляет собой набор идей, которые призваны объяснить, когда и почему изолированное квантово-механический систему можно точно описать с помощью равновесия статистическая механика. В частности, он посвящен пониманию того, как системы, изначально приготовленные в состояниях, далеких от равновесия, могут со временем эволюционировать до состояния, которое, по-видимому, находится в тепловое равновесие. Фраза «собственное состояние термализация "был впервые придуман Марком Средницким в 1994 году,^[1] после того, как подобные идеи были представлены Джошем Дойчем в 1991 году.^[2] Основная философия, лежащая в основе гипотезы термализации собственного состояния, заключается в том, что вместо объяснения эргодичность из термодинамическая система через механизм динамический хаос, как это сделано в классическая механика, вместо этого следует исследовать свойства матрица элементы наблюдаемый количества в отдельных собственные состояния энергии системы.

Мотивация

В статистическая механика, то микроканонический ансамбль особый статистический ансамбль который используется для прогнозирования результатов экспериментов, проводимых на изолированных системах, которые, как считается, находятся в равновесии с точно известной энергией. Микроканонический ансамбль основан на предположении, что, когда такая уравновешенная система исследуется, вероятность ее нахождения в любом из микроскопических состояний с той же полной энергией имеет равную вероятность.^[3] При таком предположении^{[сноска 1]} в средний по ансамблю наблюдаемой величины находится путем усреднения значения этой наблюдаемой ${\displaystyle A_{i}}$ по всем микрогосударствам ${\displaystyle i}$ с правильной полной энергией:^[3]

${\displaystyle {\bar {A}}_{\mathrm {classical} }={\frac {1}{N}}\sum _{i=1}^{N}A_{i}}$

Важно отметить, что эта величина не зависит от всего, что касается начального состояния, кроме его энергии.

Предположения эргодичность хорошо мотивированы в классическая механика в результате динамичного хаос, поскольку хаотическая система, как правило, будет проводить одинаковое время в равных областях своего фазовое пространство.^[3] Если мы подготовим изолированную хаотическую классическую систему в некоторой области ее фазового пространства, тогда, когда системе позволено развиваться во времени, она будет производить выборку всего своего фазового пространства, подчиняясь лишь небольшому количеству законов сохранения (таких как сохранение полной энергии). Если можно обосновать утверждение, что данная физическая система эргодична, то этот механизм даст объяснение, почему статистическая механика успешно делает точные прогнозы. Например, газ твердых сфер было строго доказано, что его эргодичность.^[3]

Этот аргумент не может быть прямо распространен на квантовые системы, даже те, которые аналогичны хаотическим классическим системам, потому что временная эволюция квантовой системы не обеспечивает равномерную выборку всех векторов в гильбертовом пространстве с заданной энергией.^{[сноска 2]} Учитывая состояние в нулевой момент времени в основе энергии собственные состояния

${\displaystyle |\Psi (0)\rangle =\sum _{\alpha }c_{\alpha }|E_{\alpha }\rangle ,}$

математическое ожидание любой наблюдаемой ${\displaystyle {\hat {A}}}$ является

${\displaystyle \langle {\hat {A}}\rangle _{t}\equiv \langle \Psi (t)|{\hat {A}}|\Psi (t)\rangle =\sum _{\alpha ,\beta }c_{\alpha }^{*}c_{\beta }A_{\alpha \beta }e^{-i\left(E_{\beta }-E_{\alpha }\right)t/\hbar }.}$

Даже если ${\displaystyle E_{\alpha }}$ несоизмеримы, так что это математическое ожидание долгое время дается

${\displaystyle \langle {\hat {A}}\rangle _{t}{\overset {t\to \infty }{\approx }}\sum _{\alpha }\vert c_{\alpha }\vert ^{2}A_{\alpha \alpha },}$

математическое ожидание постоянно сохраняет информацию о начальном состоянии в виде коэффициентов ${\displaystyle c_{\alpha }}$.

Таким образом, в принципе, остается открытым вопрос о том, приблизится ли изолированная квантово-механическая система, подготовленная в произвольном начальном состоянии, к состоянию, напоминающему тепловое равновесие, в котором горстка наблюдаемых достаточна для того, чтобы делать успешные прогнозы относительно системы. Однако множество экспериментов в холодные атомные газы действительно наблюдали тепловую релаксацию в системах, которые в очень хорошем приближении полностью изолированы от своего окружения, и для широкого класса начальных состояний.^[4][5] Задача объяснения этой экспериментально наблюдаемой применимости равновесной статистической механики к изолированным квантовым системам является основной целью гипотезы термализации собственного состояния.

Заявление

Предположим, что мы изучаем изолированное, квантово-механический многотельный система. В этом контексте «изолированный» относится к тому факту, что система не имеет (или, по крайней мере, незначительно) взаимодействует с внешней по отношению к ней средой. Если Гамильтониан системы обозначается ${\displaystyle {\hat {H}}}$, затем полный набор базовых состояний для системы задается в терминах собственных состояний гамильтониана,

${\displaystyle {\hat {H}}|E_{\alpha }\rangle =E_{\alpha }|E_{\alpha }\rangle ,}$

куда ${\displaystyle |E_{\alpha }\rangle }$ - собственное состояние гамильтониана с собственное значение ${\displaystyle E_{\alpha }}$. Мы будем называть эти состояния просто «энергетическими состояниями». Для простоты будем считать, что в системе нет вырождение собственных значений энергии, и что она конечна по протяженности, так что собственные значения энергии образуют дискретный невырожденный спектр (это не является необоснованным предположением, поскольку любая «реальная» лабораторная система будет иметь достаточно беспорядок и достаточно сильные взаимодействия, чтобы исключить почти все вырождение системы и, конечно, будет конечным по размеру^[6]). Это позволяет нам маркировать собственные состояния энергии в порядке увеличения собственного значения энергии. Кроме того, рассмотрим некоторые другие квантово-механические наблюдаемые ${\displaystyle {\hat {A}}}$, относительно которого мы хотим сделать тепловые прогнозы. Матричные элементы этого оператора, выраженные в базисе собственных состояний энергии, будут обозначаться как

${\displaystyle A_{\alpha \beta }\equiv \langle E_{\alpha }|{\hat {A}}|E_{\beta }\rangle .}$

Теперь представим, что мы готовим нашу систему в начальном состоянии, для которого ожидаемое значение из ${\displaystyle {\hat {A}}}$ далек от своего значения, предсказанного в микроканонический ансамбль соответствующей рассматриваемой шкале энергий (мы предполагаем, что наше начальное состояние суперпозиция собственных состояний энергии, которые все достаточно "близки" по энергии). Гипотеза термализации собственного состояния гласит, что для произвольного начального состояния математическое ожидание ${\displaystyle {\hat {A}}}$ в конечном итоге будет развиваться со временем до своего значения, предсказанного микроканоническим ансамблем, и после этого будет демонстрировать лишь небольшие колебания вокруг этого значения при соблюдении следующих двух условий:^[4]

1. Диагональные матричные элементы ${\displaystyle A_{\alpha \alpha }}$ плавно изменяются как функция энергии, с разницей между соседними значениями, ${\displaystyle A_{\alpha +1,\alpha +1}-A_{\alpha ,\alpha }}$, становясь экспоненциально маленьким в размере системы.
2. Недиагональные матричные элементы ${\displaystyle A_{\alpha \beta }}$, с ${\displaystyle \alpha \neq \beta }$, намного меньше, чем диагональные матричные элементы, и, в частности, сами по себе экспоненциально малы по размеру системы.

Эти условия можно записать как

${\displaystyle A_{\alpha \beta }\simeq {\overline {A}}\delta _{\alpha \beta }+{\sqrt {\frac {\overline {A^{2}}}{\mathcal {D}}}}R_{\alpha \beta },}$

куда ${\displaystyle {\overline {A}}}$ и ${\displaystyle {\overline {A^{2}}}}$ - гладкие функции энергии, ${\displaystyle {\mathcal {D}}=e^{sV}}$ - многомерное гильбертово пространство, а ${\displaystyle R_{\alpha \beta }}$ - случайная величина с нулевым средним и единичной дисперсией. И наоборот, если квантовая система многих тел удовлетворяет ETH, ожидается, что матричное представление любого локального оператора в базисе собственных энергий будет следовать вышеуказанному анзацу.

Эквивалентность диагонального и микроканонического ансамблей

Мы можем определить долгосрочное среднее значение математического ожидания оператора ${\displaystyle {\hat {A}}}$ согласно выражению

${\displaystyle {\overline {A}}\equiv \lim _{\tau \to \infty }{\frac {1}{\tau }}\int _{0}^{\tau }\langle \Psi (t)|{\hat {A}}|\Psi (t)\rangle ~dt.}$

Если мы используем явное выражение для временной эволюции этого математического ожидания, мы можем написать

${\displaystyle {\overline {A}}=\lim _{\tau \to \infty }{\frac {1}{\tau }}\int _{0}^{\tau }\left[\sum _{\alpha ,\beta =1}^{D}c_{\alpha }^{*}c_{\beta }A_{\alpha \beta }e^{-i\left(E_{\beta }-E_{\alpha }\right)t/\hbar }\right]~dt.}$

В интеграция в этом выражении может быть выполнено явно, и результат

${\displaystyle {\overline {A}}=\sum _{\alpha =1}^{D}|c_{\alpha }|^{2}A_{\alpha \alpha }+i\hbar \lim _{\tau \to \infty }\left[\sum _{\alpha \neq \beta }^{D}{\frac {c_{\alpha }^{*}c_{\beta }A_{\alpha \beta }}{E_{\beta }-E_{\alpha }}}\left({\frac {e^{-i\left(E_{\beta }-E_{\alpha }\right)\tau /\hbar }-1}{\tau }}\right)\right].}$

Каждое из членов второй суммы будет становиться меньше, поскольку предел доведен до бесконечности. Предполагая, что фазовая когерентность между различными экспоненциальными членами во второй сумме никогда не становится достаточно большой, чтобы конкурировать с этим распадом, вторая сумма будет равна нулю, и мы обнаруживаем, что долгосрочное среднее значение математического ожидания определяется выражением^[6]

${\displaystyle {\overline {A}}=\sum _{\alpha =1}^{D}|c_{\alpha }|^{2}A_{\alpha \alpha }.}$

Этот прогноз для среднего времени наблюдаемых ${\displaystyle {\hat {A}}}$ называется его прогнозируемым значением в диагональный ансамбль,^[7] Самым важным аспектом диагонального ансамбля является то, что он явно зависит от начального состояния системы и, следовательно, может сохранять всю информацию, касающуюся подготовки системы. Напротив, прогнозируемое значение в микроканоническом ансамбле дается равновзвешенным средним по всем собственным состояниям энергии в пределах некоторого окна энергии, центрированного вокруг средней энергии системы.^[5]

${\displaystyle \langle A\rangle _{\text{mc}}={\frac {1}{\mathcal {N}}}\sum _{\alpha '=1}^{\mathcal {N}}A_{\alpha '\alpha '},}$

куда ${\displaystyle {\mathcal {N}}}$ - количество состояний в соответствующем энергетическом окне, а штрих у индексов суммы указывает, что суммирование ограничено этим соответствующим микроканоническим окном. Этот прогноз абсолютно не ссылается на начальное состояние системы, в отличие от диагонального ансамбля. Из-за этого неясно, почему микроканонический ансамбль должен обеспечивать такое точное описание долгосрочных средних значений наблюдаемых в таком большом разнообразии физических систем.

Однако предположим, что матричные элементы ${\displaystyle A_{\alpha \alpha }}$ фактически постоянны в соответствующем энергетическом окне с достаточно малыми флуктуациями. Если это так, то это одно постоянное значение A может быть эффективно извлечено из суммы, и прогноз диагонального ансамбля просто равен этому значению,

${\displaystyle {\overline {A}}=\sum _{\alpha =1}^{D}|c_{\alpha }|^{2}A_{\alpha \alpha }\approx A\sum _{\alpha =1}^{D}|c_{\alpha }|^{2}=A,}$

где мы предположили, что начальное состояние нормировано соответствующим образом. Точно так же предсказание микроканонического ансамбля становится

${\displaystyle \langle A\rangle _{\text{mc}}={\frac {1}{\mathcal {N}}}\sum _{\alpha '=1}^{\mathcal {N}}A_{\alpha '\alpha '}\approx {\frac {1}{\mathcal {N}}}\sum _{\alpha '=1}^{\mathcal {N}}A=A.}$

Таким образом, два ансамбля согласны.

Это постоянство ценностей ${\displaystyle A_{\alpha \alpha }}$ над малыми энергетическими окнами - это основная идея, лежащая в основе гипотезы термализации собственного состояния. Обратите внимание, что в нем, в частности, говорится, что математическое ожидание ${\displaystyle {\hat {A}}}$ в единственном собственном состоянии энергии равно значению, предсказанному микроканоническим ансамблем, построенным в этом масштабе энергии. Это составляет основу квантовой статистической механики, которая радикально отличается от той, которая построена на понятиях динамической эргодичности.^[1]

Тесты

Несколько численных исследований небольших решетчатых систем, по-видимому, предварительно подтверждают предсказания гипотезы термализации собственного состояния во взаимодействующих системах, которые, как ожидается, будут термализоваться.^[5] Точно так же интегрируемые системы не подчиняются гипотезе термализации собственного состояния.^[5]

Некоторые аналитические результаты также могут быть получены, если сделать определенные предположения о природе собственных высоковозбужденных энергетических состояний. В оригинальной статье 1994 года о ETH Марка Средницки изучается, в частности, пример квантовой газ твердых сфер в изолированном ящике. Это система, которая, как известно, классически демонстрирует хаос.^[1] Для состояний с достаточно высокой энергией гипотеза Берри утверждает, что собственные энергетические функции в этой многочастичной системе твердых сферических частиц будут вести себя как суперпозиции из плоские волны, причем плоские волны входят в суперпозиция с случайный фазы и Распределенный по Гауссу амплитуды^[1] (точное понятие этой случайной суперпозиции разъясняется в статье). В этом предположении можно показать, что вплоть до пренебрежимо малых поправок в термодинамический предел, то импульс функция распределения для каждой отдельной различимой частицы равна Распределение Максвелла – Больцмана^[1]

${\displaystyle f_{\rm {MB}}\left(\mathbf {p} ,T_{\alpha }\right)=\left(2\pi mkT\right)^{-3/2}e^{-\mathbf {p} ^{2}/2mkT_{\alpha }},}$

куда ${\displaystyle \mathbf {p} }$ - импульс частицы, m - масса частиц, k - Постоянная Больцмана, и "температура " ${\displaystyle T_{\alpha }}$ связана с энергией собственного состояния согласно обычному уравнение состояния для идеальный газ,

${\displaystyle E_{\alpha }={\frac {3}{2}}NkT_{\alpha },}$

где N - количество частиц в газе. Этот результат является конкретным проявлением ETH, поскольку он приводит к предсказанию значения наблюдаемой в одно собственное состояние энергии что согласуется с предсказанием, полученным на основе микроканонического (или канонического) ансамбля. Обратите внимание, что никакого усреднения по начальным состояниям не проводилось, и нет ничего похожего на H-теорема был вызван. Кроме того, можно также получить соответствующие Бозе-Эйнштейн или же Ферми – Дирак распределений, если ввести соответствующие коммутационные соотношения для частиц, составляющих газ.^[1]

В настоящее время не совсем понятно, насколько высокой должна быть энергия собственного состояния газа твердых сфер, чтобы он подчинялся ETH.^[1] Приблизительный критерий - средний длина тепловой волны каждой частицы быть достаточно меньше, чем радиус твердых сферических частиц, так что система может исследовать особенности, которые приводят к классическому хаосу (а именно тот факт, что частицы имеют конечный размер^[1] ). Однако вполне возможно, что это состояние можно будет ослабить, и, возможно, в термодинамический предел, собственные состояния энергии произвольно низких энергий будут удовлетворять ETH (кроме основное состояние сам по себе, который должен обладать некоторыми особыми свойствами, например, отсутствием каких-либо узлы^[1] ).

Альтернативы

Часто предлагаются три альтернативных объяснения термализации изолированных квантовых систем:

1. Для начальных состояний, представляющих физический интерес, коэффициенты ${\displaystyle c_{\alpha }}$ демонстрируют большие флуктуации от собственного состояния к собственному, причем полностью некоррелированный с колебаниями ${\displaystyle A_{\alpha \alpha }}$ от собственного состояния к собственному состоянию. Поскольку коэффициенты и матричные элементы не коррелированы, суммирование в диагональном ансамбле эффективно выполняет несмещенное отбор проб ценностей ${\displaystyle A_{\alpha \alpha }}$ над соответствующим энергетическим окном. Для достаточно большой системы такая несмещенная выборка должна привести к значению, близкому к истинному. иметь в виду ценностей ${\displaystyle A_{\alpha \alpha }}$ над этим окном, и будет эффективно воспроизводить прогноз микроканонический ансамбль. Однако этому механизму может быть отказано по следующей эвристической причине. Обычно интересуются физические ситуации, в которых начальное математическое ожидание ${\displaystyle {\hat {A}}}$ далека от своего равновесного значения. Чтобы это было правдой, начальное состояние должно содержать какую-то конкретную информацию о ${\displaystyle {\hat {A}}}$, и поэтому возникает подозрение, действительно ли исходное состояние представляет собой несмещенную выборку значений ${\displaystyle A_{\alpha \alpha }}$ над соответствующим энергетическим окном. Более того, было ли это правдой или нет, это все еще не дает ответа на вопрос, когда произвольный начальные состояния придут к равновесию, если они когда-нибудь придут.
2. Для начальных состояний, представляющих физический интерес, коэффициенты ${\displaystyle c_{\alpha }}$ эффективно постоянный, и совсем не колеблются. В этом случае диагональный ансамбль в точности совпадает с микроканоническим ансамблем, и нет никакой загадки в том, почему их прогнозы идентичны. Однако это объяснение не одобряется по тем же причинам, что и первое.
3. Доказано, что интегрируемые квантовые системы термализуются при условии простой регулярной зависимости параметров от времени, предполагая, что космологическое расширение Вселенной и интегрируемость наиболее фундаментальных уравнений движения в конечном итоге ответственны за термализацию.^[8]

Временные колебания ожидаемых значений

Условие, которое ETH накладывает на диагональные элементы наблюдаемый отвечает за равенство предсказаний диагонального и микроканонического ансамблей.^[6] Однако равенство этих долгосрочных средних значений не гарантирует, что колебания во времени вокруг этого среднего значения будут небольшими. То есть равенство долгосрочных средних не гарантирует, что математическое ожидание ${\displaystyle {\hat {A}}}$ стабилизируется до этого долгосрочного среднего значения, а затем останется на нем в течение наиболее раз.

Чтобы вывести условия, необходимые для того, чтобы математическое ожидание наблюдаемого проявляло небольшие временные колебания вокруг своего среднего значения по времени, мы изучаем средний квадрат амплитуда временных колебаний, определяемая как^[6]

${\displaystyle {\overline {\left(A_{t}-{\overline {A}}\right)^{2}}}\equiv \lim _{\tau \to \infty }{\frac {1}{\tau }}\int _{0}^{\tau }\left(A_{t}-{\overline {A}}\right)^{2}dt,}$

куда ${\displaystyle A_{t}}$ сокращенное обозначение математического ожидания ${\displaystyle {\hat {A}}}$ в момент t. Это выражение можно вычислить явно, и обнаруживается, что^[6]

${\displaystyle {\overline {\left(A_{t}-{\overline {A}}\right)^{2}}}=\sum _{\alpha \neq \beta }|c_{\alpha }|^{2}|c_{\beta }|^{2}|A_{\alpha \beta }|^{2}.}$

Временные колебания относительно долгосрочного среднего будут небольшими до тех пор, пока недиагональные элементы удовлетворяют условиям, налагаемым на них ETH, а именно, что они становятся экспоненциально малыми в размере системы.^[6][5] Обратите внимание, что это условие допускает возможность изолированного времена возрождения, в котором фазы выстраиваются когерентно, чтобы произвести большие отклонения от долгосрочного среднего.^[4] Время, которое система проводит далеко от долгосрочного среднего, гарантированно невелико, пока вышеупомянутый средний квадрат амплитуды достаточно мал.^[6][4] Если система ставит динамическая симметрия однако он будет периодически колебаться вокруг долгосрочного среднего значения.^[9]

Квантовые флуктуации и тепловые флуктуации

Математическое ожидание квантово-механический наблюдаемый представляет собой среднее значение, которое может быть измерено после выполнения повторных измерений на ансамбле одинаково подготовлен квантовые состояния. Следовательно, хотя мы изучали это математическое ожидание как основной объект интереса, неясно, в какой степени оно представляет собой физически значимые количества. В результате квантовые флуктуации, математическое ожидание наблюдаемый обычно не то, что будет измеряться во время одного эксперимента на изолированная система. Однако было показано, что для наблюдаемый удовлетворение ETH, квантовые флуктуации в его ожидаемом значении обычно будет того же порядка величины, что и тепловые колебания что можно было бы предсказать в традиционном микроканонический ансамбль.^[6][5] Это еще больше подтверждает идею о том, что ETH является основным механизмом, ответственным за термализацию изолированных квантовых систем.

Общая действительность

В настоящее время нет известного аналитического вывода гипотезы термализации собственного состояния для общих взаимодействующих систем.^[5] Однако было подтверждено, что это справедливо для большого количества взаимодействующих систем, использующих числовой точный диагонализация методов, с точностью до неопределенности этих методов.^[4][5] Это также было доказано в некоторых особых случаях в полуклассический предел, где действительность ETH основывается на справедливости теоремы Шнирельмана, которая утверждает, что в системе, которая является классически хаотической, математическое ожидание оператора ${\displaystyle {\hat {A}}}$ в собственном состоянии энергии равно своему классическому микроканоническому среднему значению при соответствующей энергии.^[10] Остается открытым вопрос, можно ли показать это в более общем плане для взаимодействующих квантовых систем. Также известно, что в некоторых интегрируемые системы, в которых наличие большого количества постоянные движения не допустить термализация.^[4]

Также важно отметить, что ETH делает заявления о конкретные наблюдаемые на индивидуальной основе - он не делает никаких заявлений о том, наблюдаемый в системе будет подчиняться ETH. На самом деле это определенно не может быть правдой. Учитывая базис собственных состояний энергии, всегда можно явно построить оператор что нарушает ETH, просто записывая оператор в виде матрицы в этом базисе, элементы которой явно не подчиняются условиям, наложенным ETH. И наоборот, всегда можно тривиально найти операторы, которые делать удовлетворить ETH, записав матрицу, элементы которой специально выбраны так, чтобы соответствовать ETH. В свете этого можно предположить, что ETH несколько тривиален в своей полезности. Однако важно иметь в виду, что эти построенные таким образом операторы могут не иметь физическая значимость. Хотя можно построить эти матрицы, неясно, соответствуют ли они наблюдаемым, которые могут быть реально измерены в эксперименте, или имеют какое-либо сходство с физически интересными величинами. Произвольный эрмитов оператор в гильбертовом пространстве системы не обязательно должен соответствовать чему-то, что является физически измеримой наблюдаемой.^[11]

Как правило, предполагается, что ETH удерживается для "операторов с небольшим числом участников",^[4] наблюдаемые которые включают лишь небольшое количество частиц. Примеры этого могут включать Занятие данного импульс в газе частиц,^[4][5] или Занятие определенного сайта в решетчатая система частиц.^[5] Обратите внимание, что, хотя ETH обычно применяется к таким "простым" операторам, состоящим из нескольких тел,^[4] эти наблюдаемые необходимость нет быть местный в Космос^[5] - в импульс оператор числа в приведенном выше примере не представляет собой местный количество.^[5]

Также значительный интерес вызывает случай, когда изолированные, неинтегрируемые квантовые системы не могут термализоваться, несмотря на предсказания традиционной статистической механики. Неупорядоченные системы, проявляющие многотельная локализация являются кандидатами на этот тип поведения с возможностью возбужденных собственных энергетических состояний, термодинамические свойства которых больше напоминают свойства основных состояний.^[12][13] Остается открытым вопрос о том, может ли полностью изолированная, неинтегрируемая система без статического беспорядка потерпеть неудачу в термализации. Одна интригующая возможность - это реализация «Квантовых распутанных жидкостей».^[14] Это также открытый вопрос, можно ли все собственные состояния должны подчиняться ETH в системе термализации.

Смотрите также

• Равновесная термодинамика
• Теорема флуктуационной диссипации
• Важные публикации в статистической механике
• Неравновесная термодинамика
• Квантовая термодинамика
• Статистическая физика
• Энтропия конфигурации
• Теория хаоса
• Твердые сферы
• Квантовая статистическая механика
• Микроканонический ансамбль
• H-теорема

Сноски

1. В качестве альтернативы канонический ансамбль может использоваться в ситуациях, когда только средний энергия системы известна, и нужно найти конкретное распределение вероятностей для микросостояний системы, которое максимизирует энтропия системы. В любом случае предполагается, что разумные физические предсказания могут быть сделаны о системе на основе знания только небольшого числа физических величин (энергии, числа частиц, объема и т. Д.).
2. В качестве интуитивного объяснения того, почему с квантовым хаосом нужно обращаться иначе, чем с классическим хаосом, некоторые авторы противопоставляют линейность Уравнение Шредингера к нелинейному характеру уравнений движения для классических хаотических систем, подчеркивая, в частности, что внутреннее произведение между векторами в гильбертовом пространстве сохраняется в отличие от экспоненциального разделения между классическими точками в фазовом пространстве. Однако это вводит в заблуждение, поскольку уравнение Шредингера эквивалентно уравнению уравнение фон Неймана специализируется на случае чистого состояния, а уравнение фон Неймана прямо аналогично классическим уравнениям Лиувилля, которые имеют вид также линейный. Другими словами, это очевидное различие между квантовой и классической механикой - всего лишь артефакт сравнения различных представлений динамических уравнений; как только классическая механика и квантовая механика уравновешиваются, их динамические уравнения становятся линейными, так что линейность сама по себе не может быть ответственна за различные инструменты, необходимые для изучения квантового хаоса в сравнении с классическим.

Рекомендации

1. Марк Средницки (1994). «Хаос и квантовая термализация». Физический обзор E. 50 (2): 888–901. arXiv:cond-mat / 9403051v2. Bibcode:1994PhRvE..50..888S. Дои:10.1103 / PhysRevE.50.888. PMID  9962049. S2CID  16065583.
2. Дойч, Дж. М. (февраль 1991 г.). «Квантовая статистическая механика в замкнутой системе». Физический обзор A. 43 (4): 2046–2049. Bibcode:1991ПхРвА..43.2046Д. Дои:10.1103 / PhysRevA.43.2046. PMID  9905246.
3. Райхл, Линда Э. (2009). Современный курс статистической физики (3-е изд.). Wiley-VCH. ISBN  978-3527407828.
4. Маркос Ригол; Средницки, Марк (2012). «Альтернативы термализации собственного состояния». Письма с физическими проверками. 108 (11): 110601. arXiv:1108.0928. Bibcode:2012PhRvL.108k0601R. Дои:10.1103 / PhysRevLett.108.110601. PMID  22540449. S2CID  20474607.
5. Маркос Ригол; Дунько, Ваня; Ольшаний, Максим (2009). «Термализация и ее механизм для типичных изолированных квантовых систем». Природа. 452 (7189): 854–8. arXiv:0708.1324. Bibcode:2008Натура.452..854R. Дои:10.1038 / природа06838. PMID  18421349. S2CID  4384040.
6. Марк Средницки (1999). «Подход к тепловому равновесию в квантованных хаотических системах». Журнал физики A: математические и общие. 32 (7): 1163–1175. arXiv:cond-mat / 9809360. Bibcode:1999JPhA ... 32.1163S. Дои:10.1088/0305-4470/32/7/007. S2CID  15771750.
7. Эми К. Кэссиди; Кларк, Чарльз В .; Ригол, Маркос (2011). «Обобщенная термализация в интегрируемой решетчатой ​​системе». Письма с физическими проверками. 106 (14): 140405. arXiv:1008.4794. Bibcode:2011PhRvL.106n0405C. Дои:10.1103 / PhysRevLett.106.140405. PMID  21561173. S2CID  11926058.
8. Ф. Ли; В. Ю. Черняк; Синицын Н.А. (2018). «Квантовый отжиг и термализация: выводы из интегрируемости». Письма с физическими проверками. 121 (19): 190601. arXiv:1804.00371. Bibcode:2018arXiv180400371L. Дои:10.1103 / PhysRevLett.121.190601. PMID  30468584. S2CID  53594139.
9. Буча, Берислав; Тиндалл, Джозеф; Якш, Дитер (15 апреля 2019 г.). «Нестационарная когерентная квантовая динамика многих тел за счет диссипации». Nature Communications. 10 (1): 1730. Дои:10.1038 / s41467-019-09757-у. ISSN  2041-1723. ЧВК  6465298. PMID  30988312.
10. Санджай Хортикар; Средницки, Марк (1998). «Случайные матричные элементы и собственные функции в хаотических системах». Физический обзор E. 57 (6): 7313. arXiv:chao-dyn / 9711020. Bibcode:1998PhRvE..57.7313H. Дои:10.1103 / PhysRevE.57.7313. S2CID  18466081.
11. Баллентин, Лесли Э. (1998). Квантовая механика: современное развитие. World Scientific Publishing. ISBN  981-02-4105-4.
12. Дэвид А. Хьюз; Нандкишор, Рахул; Оганесян, Вадим; Пал, Ариджит; Сонди, С. Л. (2013). «Локализация защищенного квантового порядка». Физический обзор B. 88 (1): 014206. arXiv:1304.1158. Bibcode:2013PhRvB..88a4206H. Дои:10.1103 / PhysRevB.88.014206. S2CID  106398202.
13. D.M. Баско; Алейнер, И.Л .; Альтшулер Б.Л. (2006). «Переход металл-диэлектрик в слабо взаимодействующей многоэлектронной системе с локализованными одночастичными состояниями». Анналы физики. 321 (5): 1126–1205. arXiv:cond-mat / 0506617. Bibcode:2006АнФи.321.1126Б. Дои:10.1016 / j.aop.2005.11.014. S2CID  18345541.
14. Тарун Гровер; Фишер, Мэтью П. А. (2013). «Квантовые распутанные жидкости». Журнал статистической механики: теория и эксперимент. 2014 (10): P10010. arXiv:1307.2288. Bibcode:2014JSMTE..10..010G. Дои:10.1088 / 1742-5468 / 2014/10 / P10010. S2CID  118646968.

внешняя ссылка

• «Обзор гипотезы термализации собственного состояния» Марк Средницки, UCSB, Программа KITP: Квантовая динамика в далеких от равновесных теплоизолированных системах
• "Гипотеза термализации собственного состояния" Марк Средницки, UCSB, KITP Семинар по быстрому реагированию: Черные дыры: взаимодополняемость, нечеткость или огонь?
• «Квантовые распутанные жидкости» Мэтью П. А. Фишер, UCSB, Конференция KITP: от ренормализационной группы к квантовой гравитации Прославление науки Джо Полчински