b'\n_START_ARTICLE_\nStan mieszany\n_START_SECTION_\nNierozr\xc3\xb3\xc5\xbcnialno\xc5\x9b\xc4\x87 mieszanin\n_START_PARAGRAPH_\nStany mieszane maj\xc4\x85 pewn\xc4\x85 w\xc5\x82a\xc5\x9bciwo\xc5\x9b\xc4\x87 o nies\xc5\x82ychanie fundamentalnym znaczeniu. Jest to \xe2\x80\x9enierozr\xc3\xb3\xc5\xbcnialno\xc5\x9b\xc4\x87 mieszanin\xe2\x80\x9d. Przyk\xc5\x82ad: je\xc5\xbceli dolatuje do nas foton, o kt\xc3\xb3rym wiemy, \xc5\xbce by\xc4\x87 mo\xc5\xbce z prawdopodobie\xc5\x84stwem 1/2 jest spolaryzowany liniowo w kierunku pionowym, lub z prawdopodobie\xc5\x84stwem 1/2 jest spolaryzowany liniowo w kierunku poziomym, to w \xc5\xbcaden spos\xc3\xb3b go nie odr\xc3\xb3\xc5\xbcnimy od fotonu o kt\xc3\xb3rym wiemy \xc5\xbce z prawdopodobie\xc5\x84stwem 1/2 jest spolaryzowany ko\xc5\x82owo prawoskr\xc4\x99tnie, lub z prawdopodobie\xc5\x84stwem 1/2 jest spolaryzowany ko\xc5\x82owo lewoskr\xc4\x99tnie._NEWLINE_Dzi\xc4\x99ki tej w\xc5\x82asno\xc5\x9bci korelacje kwantowe nie mog\xc4\x85 by\xc4\x87 wykorzystane do przekazu informacji z pr\xc4\x99dko\xc5\x9bciami nad\xc5\x9bwietlnymi, oraz niemo\xc5\xbcliwe jest doskona\xc5\x82e klonowanie stan\xc3\xb3w kwantowych.\n_START_SECTION_\nDekoherencja \xc5\x9brodowiskowa ze stan\xc3\xb3w mieszanych\n_START_PARAGRAPH_\nPotwierdzono eksperymentalnie dekoherencj\xc4\x99 \xc5\x9brodowiskow\xc4\x85 ze stan\xc3\xb3w mieszanych. Dekoherencja \xc5\x9brodowiskowa to proces dekoherencji kwantowej, kt\xc3\xb3ry zachodzi, gdy kwant otoczenia skutecznie dokonuje pomiaru innego spl\xc4\x85tanego kwantu w stanie superpozycji, co zamienia stan kwantowy kwant\xc3\xb3w w stan mieszany. Proces ten jest nieodwracalny, wytwarzaj\xc4\x85c entropi\xc4\x99. W 1991 roku X.Y. Zou, Lei Wang i Leonard Mandel z Uniwersytetu Roacher w Nowym Jorku przeprowadzili eksperyment z dwiema szczelinami w kt\xc3\xb3rym wykorzystano par\xc4\x99 spl\xc4\x85tanych foton\xc3\xb3w. Pierwszy foton by\xc5\x82 przechodz\xc4\x85cy do ekranu a drugi s\xc5\x82u\xc5\xbcy\xc5\x82 za odleg\xc5\x82y detektor wskazania toru pierwszego fotonu a\xc5\xbc do kolapsu (pomiaru) na ekranie. Dodatkowo wstawiano zapor\xc4\x99 na jednej z trajektorii drugiego fotonu (blokuj\xc4\x85c detekcj\xc4\x99 toru) tak, \xc5\xbce odleg\xc5\x82y pierwszy foton uderza\xc5\x82 bezpo\xc5\x9brednio ekran ze stanu superpozycji obu szczelin (wyniki powtarzalne dawa\xc5\x82y ca\xc5\x82y obraz interferencji falowej z dw\xc3\xb3ch szczelin naraz na ekran). Natomiast podczas pr\xc3\xb3b w kt\xc3\xb3rych tej zapory nie umieszczano, odleg\xc5\x82y pierwszy foton uderza\xc5\x82 w ekran b\xc4\x99d\xc4\x85c w stanie mieszanym przez jedn\xc4\x85 albo drug\xc4\x85 szczelin\xc4\x99 (w trajektorii liniowej). Prze\xc5\x82\xc4\x85czanie tak zapor\xc4\x85 potwierdzi\xc5\x82o kolaps superpozycji do stanu mieszanego kwant\xc3\xb3w (dw\xc3\xb3ch spl\xc4\x85tanych foton\xc3\xb3w), determinuj\xc4\x85cego okre\xc5\x9blony wynik przez jedn\xc4\x85 tylko szczelin\xc4\x99 (z dw\xc3\xb3ch mo\xc5\xbcliwych) w zgodzie z mechanik\xc4\x85 klasyczn\xc4\x85, a nie do superpozycji tych kwant\xc3\xb3w przez dwie szczeliny naraz (jak w paradoksie kota Schr\xc3\xb6dingera, kiedy kot jest jednocze\xc5\x9bnie w dw\xc3\xb3ch stanach naraz: \xc5\xbcywym i martwym). Kwant otoczenia (dokonywuj\xc4\x85cy pomiaru innego spl\xc4\x85tanego kwantu) zamienia wi\xc4\x99c stan kwantowy (niezdeterminowanej superpozycji) w stan mieszany (zdeterminowany)._NEWLINE_Dekoherencja \xc5\x9brodowiskowa zak\xc5\x82ada wi\xc4\x99c oddzia\xc5\x82ywanie ka\xc5\xbcdego obiektu ze \xc5\x9brodowiskiem, nawet makroskopowego typu np. kamie\xc5\x84. Przy czym, stan kwantowy jest stanem niezdeterminowanej superpozycji i zgodnie z wynikami bada\xc5\x84 nie ma \xc5\xbcadnych cz\xc4\x85stek elementarnych, a wi\xc4\x99c i innych obiekt\xc3\xb3w sk\xc5\x82adaj\xc4\x85cych si\xc4\x99 z nich, p\xc3\xb3ki nie nast\xc4\x85pi jego kolaps (pomiar) eliminuj\xc4\x85cy superpozycj\xc4\x99. Aczkolwiek w skali makroskopowej obiekty dekoheruj\xc4\x85 poprzez liczne nast\xc4\x99puj\xc4\x85ce po sobie niemal natychmiastowe kolapsy superpozycji do stan\xc3\xb3w tylko mieszanych, determinuj\xc4\x85cych okre\xc5\x9blone wyniki w zgodzie z mechanik\xc4\x85 klasyczn\xc4\x85. Im obiekt jest wi\xc4\x99kszy makroskopowo, tym wi\xc4\x99cej ma spl\xc4\x85tanych kwant\xc3\xb3w w stanach mieszanych determinuj\xc4\x85cych klasyczne zachowania, trudniej te stany wykrywa\xc4\x87 i co raz szybciej ulegaj\xc4\x85 kolapsowi. Dlatego w makroskopowym \xc5\x9bwiecie zwyk\xc5\x82ych obiekt\xc3\xb3w nie zauwa\xc5\xbca si\xc4\x99 efekt\xc3\xb3w kwantowych, typu nielokalno\xc5\x9b\xc4\x87, a jedynie klasyczne. Teoria tak opisuj\xc4\x85ca \xc5\x9bwiat, obecnie poparta eksperymentalnie p\xc3\xb3ki co tylko w skali mikroskopowej, pozwala omin\xc4\x85\xc4\x87 paradoks makroskopowego kota Schr\xc3\xb6dingera.'