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Borrador cuántico de elección retardada

Un experimento de borrador cuántico de elección retardada , realizado por primera vez por Yoon-Ho Kim, R. Yu, SP Kulik, YH Shih y Marlan O. Scully , [1] y publicado a principios de 1998, es una elaboración del experimento de borrador cuántico que incorpora conceptos considerados en el experimento de elección retardada de John Archibald Wheeler . El experimento fue diseñado para investigar las consecuencias peculiares del conocido experimento de doble rendija en mecánica cuántica, así como las consecuencias del entrelazamiento cuántico .

El experimento del borrador cuántico de elección retardada investiga una paradoja. Si un fotón se manifiesta como si hubiera llegado por un solo camino al detector, entonces el "sentido común" (que Wheeler y otros desafían) dice que debe haber entrado en el dispositivo de doble rendija como una partícula . Si un fotón se manifiesta como si hubiera llegado por dos caminos indistinguibles, entonces debe haber entrado en el dispositivo de doble rendija como una onda . En consecuencia, si se cambia el aparato experimental mientras el fotón está en pleno vuelo, el fotón puede tener que revisar su "compromiso" previo sobre si ser una onda o una partícula. Wheeler señaló que cuando estas suposiciones se aplican a un dispositivo de dimensiones interestelares, una decisión de último minuto tomada en la Tierra sobre cómo observar un fotón podría alterar una situación establecida millones o incluso miles de millones de años antes.

Aunque los experimentos de elección retardada parecen permitir que las mediciones realizadas en el presente alteren los acontecimientos que ocurrieron en el pasado, esta conclusión requiere asumir una visión no estándar de la mecánica cuántica. Si un fotón en vuelo se interpreta en cambio como si estuviera en una llamada " superposición de estados " (es decir, si se le permite la posibilidad de manifestarse como una partícula o una onda, pero durante su tiempo de vuelo no es ni lo uno ni lo otro), entonces no hay una paradoja de causalidad. Esta noción de superposición refleja la interpretación estándar de la mecánica cuántica. [2] [3]

Introducción

En el experimento básico de doble rendija , un haz de luz (generalmente de un láser ) se dirige perpendicularmente hacia una pared perforada por dos aberturas de rendija paralelas. Si se coloca una pantalla de detección (cualquier cosa, desde una hoja de papel blanco hasta un CCD ) en el otro lado de la pared de doble rendija (lo suficientemente lejos para que la luz de ambas rendijas se superponga), se observará un patrón de franjas claras y oscuras, un patrón que se llama patrón de interferencia . Se ha descubierto que otras entidades a escala atómica, como los electrones, exhiben el mismo comportamiento cuando se disparan hacia una doble rendija. [4] Al disminuir el brillo de la fuente lo suficiente, las partículas individuales que forman el patrón de interferencia son detectables. [5] La aparición de un patrón de interferencia sugiere que cada partícula que pasa a través de las rendijas interfiere consigo misma y que, por lo tanto, en cierto sentido, las partículas pasan por ambas rendijas a la vez. [6] : 110  Esta es una idea que contradice nuestra experiencia cotidiana de objetos discretos.

Un conocido experimento mental , que jugó un papel vital en la historia de la mecánica cuántica (por ejemplo, ver la discusión sobre la versión de Einstein de este experimento ), demostró que si los detectores de partículas se colocan en las rendijas, mostrando a través de qué rendija pasa un fotón, el patrón de interferencia desaparecerá. [4] Este experimento de en qué dirección ilustra el principio de complementariedad de que los fotones pueden comportarse como partículas o como ondas, pero no pueden observarse simultáneamente como una partícula y una onda. [7] [8] [9] Sin embargo, las realizaciones técnicamente factibles de este experimento no se propusieron hasta la década de 1970. [10] [ aclaración necesaria ]

La información sobre la trayectoria de un fotón y la visibilidad de las franjas de interferencia son magnitudes complementarias, lo que significa que se puede observar información sobre la trayectoria de un fotón o se pueden observar franjas de interferencia, pero no se pueden observar ambas en el mismo ensayo. En el experimento de la doble rendija, la sabiduría convencional sostenía que observar la trayectoria de las partículas inevitablemente las perturbaba lo suficiente como para destruir el patrón de interferencia como resultado del principio de incertidumbre de Heisenberg .

En 1982, Scully y Drühl señalaron una alternativa a esta interpretación. [11] Propusieron guardar la información sobre la ranura por la que pasó el fotón (o, en su configuración, desde qué átomo se volvió a emitir el fotón) en el estado excitado de ese átomo. En este punto, se conoce la información sobre la ruta por la que pasó el fotón y no se observa ninguna interferencia. Sin embargo, se puede "borrar" esta información haciendo que el átomo emita otro fotón y caiga al estado fundamental. Eso por sí solo no recuperará el patrón de interferencia; la información sobre la ruta por la que pasó el fotón todavía se puede extraer de una medición adecuada del segundo fotón. Sin embargo, si el segundo fotón se mide en un lugar donde podría llegar con la misma probabilidad desde cualquiera de los átomos, eso "borra" con éxito la información sobre la ruta por la que pasó el fotón. El fotón original mostraría ahora el patrón de interferencia (la posición de sus franjas depende de dónde exactamente se observó el segundo fotón, de modo que en las estadísticas totales se promedian y no se ven franjas). Desde 1982, numerosos experimentos han demostrado la validez de este llamado "borrador" cuántico. [12] [13] [14]

Un sencillo experimento con borrador cuántico

Una versión simple del borrador cuántico puede describirse de la siguiente manera: en lugar de dividir un fotón o su onda de probabilidad entre dos rendijas, el fotón se somete a un divisor de haz . Si pensamos en términos de una corriente de fotones dirigida aleatoriamente por un divisor de haz de este tipo para que recorra dos caminos que no interactúan, parecería que ningún fotón puede interferir con ningún otro ni consigo mismo.

Si se reduce la tasa de producción de fotones de modo que solo entre un fotón en el aparato en cada momento, resulta imposible entender que el fotón se mueve solo por un camino, porque cuando las salidas de los caminos se redirigen de modo que coincidan en un detector o detectores comunes, aparecen fenómenos de interferencia. Esto es similar a imaginar un fotón en un aparato de dos rendijas: aunque sea un solo fotón, de alguna manera sigue interactuando con ambas rendijas.

Figura 1. Experimento que muestra la determinación retardada de la trayectoria del fotón.

En los dos diagramas de la Fig. 1, los fotones se emiten de uno en uno desde un láser simbolizado por una estrella amarilla. Pasan a través de un divisor de haz del 50% (bloque verde) que refleja o transmite la mitad de los fotones. Los fotones reflejados o transmitidos viajan a lo largo de dos posibles caminos representados por las líneas rojas o azules.

En el diagrama superior, parece que se conocen las trayectorias de los fotones: si un fotón emerge de la parte superior del aparato, parece que tuvo que haber venido por el camino azul, y si emerge del costado del aparato, parece que tuvo que haber venido por el camino rojo. Sin embargo, es importante tener en cuenta que el fotón se encuentra en una superposición de los caminos hasta que se lo detecta. La suposición anterior (que "tuvo que haber venido por" cualquiera de los dos caminos) es una forma de la "falacia de la separación".

En el diagrama inferior, se introduce un segundo divisor de haz en la parte superior derecha. Recombina los haces correspondientes a las trayectorias roja y azul. Al introducir el segundo divisor de haz, la forma habitual de pensar es que se ha "borrado" la información de la trayectoria. Sin embargo, debemos ser cuidadosos, porque no se puede suponer que el fotón haya seguido "realmente" una u otra trayectoria. La recombinación de los haces da como resultado fenómenos de interferencia en las pantallas de detección ubicadas justo detrás de cada puerto de salida. Lo que sale hacia el lado derecho muestra refuerzo y lo que sale hacia la parte superior muestra cancelación. Sin embargo, es importante tener en cuenta que los efectos del interferómetro ilustrados se aplican solo a un único fotón en estado puro. Cuando se trata de un par de fotones entrelazados, el fotón que se encuentra con el interferómetro estará en un estado mixto y no habrá un patrón de interferencia visible sin un recuento de coincidencias para seleccionar subconjuntos apropiados de los datos. [15]

Elección retrasada

Los precursores elementales de los experimentos actuales de borrador cuántico, como el "borrador cuántico simple" descrito anteriormente, tienen explicaciones sencillas de onda clásica. De hecho, se podría argumentar que no hay nada particularmente cuántico en este experimento. [16] Sin embargo, Jordan ha argumentado sobre la base del principio de correspondencia que, a pesar de la existencia de explicaciones clásicas, los experimentos de interferencia de primer orden como el anterior pueden interpretarse como verdaderos borradores cuánticos. [17]

Estos precursores utilizan interferencias de fotones individuales. Sin embargo, las versiones del borrador cuántico que utilizan fotones entrelazados son intrínsecamente no clásicas. Por ello, para evitar cualquier posible ambigüedad en cuanto a la interpretación cuántica frente a la clásica, la mayoría de los experimentadores han optado por utilizar fuentes de luz de fotones entrelazados no clásicas para demostrar los borradores cuánticos sin análogo clásico.

Además, el uso de fotones entrelazados permite el diseño e implementación de versiones del borrador cuántico que son imposibles de lograr con la interferencia de un solo fotón, como el borrador cuántico de elección retardada , que es el tema de este artículo.

El experimento de Kimy otros.(1999)

Figura 2. Configuración del experimento de borrador cuántico de elección retardada de Kim et al. El detector D 0 es móvil

La configuración experimental, descrita en detalle en Kim et al. [1] , se ilustra en la figura 2. Un láser de argón genera fotones individuales de 351,1 nm que pasan a través de un aparato de doble rendija (línea negra vertical en la esquina superior izquierda del diagrama).

Un fotón individual pasa por una (o ambas) de las dos rendijas. En la ilustración, las trayectorias de los fotones están codificadas por colores como líneas rojas o celestes para indicar por cuál rendija pasó el fotón (el rojo indica la rendija A, el celeste indica la rendija B).

Hasta ahora, el experimento es como un experimento convencional de dos rendijas. Sin embargo, después de las rendijas, se utiliza la conversión descendente paramétrica espontánea (SPDC) para preparar un estado de dos fotones entrelazados. Esto se realiza mediante un cristal óptico no lineal BBO ( borato de bario beta ) que convierte el fotón (de cualquiera de las rendijas) en dos fotones entrelazados idénticos y polarizados ortogonalmente con la mitad de la frecuencia del fotón original. Los caminos seguidos por estos fotones polarizados ortogonalmente se hacen divergir mediante el prisma de Glan-Thompson .

Uno de estos fotones de 702,2 nm, conocido como fotón "señal" (observe las líneas roja y azul claro que van hacia arriba desde el prisma de Glan-Thompson) continúa hasta el detector de destino llamado D 0 . Durante un experimento, el detector D 0 se escanea a lo largo de su eje x , y sus movimientos son controlados por un motor paso a paso. Se puede examinar un gráfico de los recuentos de fotones "señal" detectados por D 0 en función de x para descubrir si la señal acumulada forma un patrón de interferencia.

El otro fotón entrelazado, llamado fotón "ocioso" (observe las líneas roja y azul claro que descienden desde el prisma de Glan-Thompson), es desviado por el prisma PS que lo envía por caminos divergentes dependiendo de si proviene de la rendija A o de la rendija B.

Un poco más allá de la división del camino, los fotones inactivos encuentran divisores de haz BS a , BS b y BS c que tienen cada uno una probabilidad del 50% de permitir que el fotón inactivo pase a través de ellos y una probabilidad del 50% de hacer que se refleje. M a y M b son espejos.

Figura 3. Eje x : posición de D 0 . Eje y : tasas de detección conjunta entre D 0 y D 1 , D 2 , D 3 , D 4 ( R 01 , R 02 , R 03 , R 04 ). R 04 no se proporciona en el artículo de Kim y se proporciona de acuerdo con su descripción verbal.
Figura 4. Grabaciones simuladas de fotones detectados conjuntamente entre D 0 y D 1 , D 2 , D 3 , D 4 ( R 01 , R 02 , R 03 , R 04 )

Los divisores de haz y los espejos dirigen los fotones inactivos hacia los detectores etiquetados como D 1 , D 2 , D 3 y D 4 . Tenga en cuenta que:

La detección del fotón inactivo por D 3 o D 4 proporciona una "información sobre el camino" retardada que indica si el fotón señal con el que está entrelazado ha pasado por la rendija A o B. Por otra parte, la detección del fotón inactivo por D 1 o D 2 proporciona una indicación retardada de que dicha información no está disponible para su fotón señal entrelazado. En la medida en que la información sobre el camino había estado potencialmente disponible anteriormente a partir del fotón inactivo, se dice que la información ha sido sometida a un "borrado retardado".

Mediante el uso de un contador de coincidencias , los experimentadores pudieron aislar la señal entrelazada del fotorruido, registrando únicamente los eventos en los que se detectaron tanto la señal como los fotones inactivos (después de compensar el retraso de 8 ns). Consulte las figuras 3 y 4.

Significado

Este resultado es similar al del experimento de doble rendija, ya que se observa interferencia cuando se extrae según el valor de fase (R 01 o R 02 ). Nótese que la fase no se puede medir si se conoce la trayectoria del fotón (la rendija por la que pasa).

Figura 5. La distribución de los fotones de señal en D 0 se puede comparar con la distribución de las bombillas en una cartelera digital . Cuando todas las bombillas están encendidas, la cartelera no revela ningún patrón de imagen, que puede "recuperarse" solo apagando algunas bombillas. Del mismo modo, el patrón de interferencia o el patrón de no interferencia entre los fotones de señal en D 0 se puede recuperar solo después de "apagar" (o ignorar) algunos fotones de señal y qué fotones de señal deben ignorarse para recuperar el patrón; esta información se puede obtener solo observando los fotones inactivos entrelazados correspondientes en los detectores D 1 a D 4 .

Sin embargo, lo que hace que este experimento sea posiblemente sorprendente es que, a diferencia del clásico experimento de doble rendija, la elección de si preservar o borrar la información de la trayectoria del inactivo no se hizo hasta 8 ns después de que la posición del fotón de señal ya había sido medida por D 0 .

La detección de fotones de señal en D 0 no proporciona directamente información sobre la trayectoria a seguir. La detección de fotones inactivos en D 3 o D 4 , que proporcionan información sobre la trayectoria a seguir, significa que no se puede observar ningún patrón de interferencia en el subconjunto de fotones de señal detectados conjuntamente en D 0 . Del mismo modo, la detección de fotones inactivos en D 1 o D 2 , que no proporcionan información sobre la trayectoria a seguir, significa que se pueden observar patrones de interferencia en el subconjunto de fotones de señal detectados conjuntamente en D 0 .

En otras palabras, aunque un fotón inactivo no se observa hasta mucho después de que su fotón señal entrelazado llega a D 0 debido al camino óptico más corto para este último, la interferencia en D 0 está determinada por si el fotón inactivo entrelazado de un fotón señal se detecta en un detector que preserva su información de camino ( D 3 o D 4 ), o en un detector que borra su información de camino ( D 1 o D 2 ).

Algunos han interpretado este resultado como que la elección retrasada de observar o no la trayectoria del fotón inactivo cambia el resultado de un evento en el pasado. [18] [ se necesita una mejor fuente ] [19] Nótese en particular que un patrón de interferencia solo puede extraerse para su observación después de que se hayan detectado los inactivos (es decir, en D 1 o D 2 ). [ se necesita aclaración ]

El patrón total de todos los fotones de señal en D 0 , cuyos fotones inactivos entrelazados fueron a múltiples detectores diferentes, nunca mostrará interferencia independientemente de lo que suceda con los fotones inactivos. [20] Uno puede tener una idea de cómo funciona esto mirando los gráficos de R 01 , R 02 , R 03 y R 04 , y observando que los picos de R 01 se alinean con los valles de R 02 (es decir, existe un cambio de fase π entre las dos franjas de interferencia). R 03 muestra un único máximo, y R 04 , que es experimentalmente idéntico a R 03 mostrará resultados equivalentes. Los fotones entrelazados, filtrados con la ayuda del contador de coincidencias, se simulan en la Fig. 5 para dar una impresión visual de la evidencia disponible del experimento. En D 0 , la suma de todos los conteos correlacionados no mostrará interferencia. Si se representaran en un gráfico todos los fotones que llegan a D0 , sólo se vería una banda central brillante.

Trascendencia

Retrocausalidad

Los experimentos de elección retrasada plantean preguntas sobre las conexiones causales entre los eventos. [nota 1] Si los eventos en D 1 , D 2 , D 3 , D 4 determinan los resultados en D 0 , entonces los efectos podrían parecer que preceden a sus causas en el tiempo.

Consenso: no hay retrocausalidad

Sin embargo, el patrón de interferencia solo se puede ver retroactivamente una vez que se han detectado los fotones inactivos y se ha utilizado la información de detección para seleccionar subconjuntos de fotones de señal. [21] : 197 

Además, se observa que la aparente acción retroactiva desaparece si los efectos de las observaciones sobre el estado de la señal entrelazada y los fotones inactivos se consideran en su orden histórico. Específicamente, en el caso en que la detección/eliminación de la información de en qué dirección ocurre antes de la detección en D 0 , la explicación simplista estándar dice "El detector Di , en el que se detecta el fotón inactivo, determina la distribución de probabilidad en D 0 para el fotón señal". De manera similar, en el caso en que D 0 precede a la detección del fotón inactivo, la siguiente descripción es igualmente precisa: "La posición en D 0 del fotón señal detectado determina las probabilidades de que el fotón inactivo golpee cualquiera de D 1 , D 2 , D 3 o D 4 ". Estas son simplemente formas equivalentes de formular las correlaciones de los observables de los fotones entrelazados de una manera causal intuitiva, por lo que uno puede elegir cualquiera de ellas (en particular, aquella en la que la causa precede a la consecuencia y no aparece ninguna acción retrógrada en la explicación).

El patrón total de fotones de señal en el detector primario nunca muestra interferencias (ver Figura 5), ​​por lo que no es posible deducir qué sucederá con los fotones inactivos observando únicamente los fotones de señal . En un artículo de Johannes Fankhauser, se muestra que el experimento del borrador cuántico de elección retardada se asemeja a un escenario de tipo Bell en el que la resolución de la paradoja es bastante trivial, por lo que realmente no hay ningún misterio. Además, da una explicación detallada del experimento en la imagen de De Broglie-Bohm con trayectorias definidas que llegan a la conclusión de que no hay presente "influencia hacia atrás en el tiempo". [22] El borrador cuántico de elección retardada no comunica información de manera retrocausal porque necesita otra señal, una que debe llegar mediante un proceso que no puede ir más rápido que la velocidad de la luz, para clasificar los datos superpuestos en los fotones de señal en cuatro corrientes que reflejan los estados de los fotones inactivos en sus cuatro pantallas de detección distintas. [nota 2] [nota 3]

De hecho, un teorema demostrado por Phillippe Eberhard muestra que si las ecuaciones aceptadas de la teoría cuántica de campos relativista son correctas, nunca debería ser posible violar experimentalmente la causalidad utilizando efectos cuánticos. [23] (Véase la referencia [24] para un tratamiento que enfatiza el papel de las probabilidades condicionales).

Contra el consenso

A pesar de la prueba de Eberhard, algunos físicos han especulado que estos experimentos podrían modificarse de manera que fueran consistentes con experimentos anteriores, pero que podrían permitir violaciones de la causalidad experimental. [25] [26] [27]

Otros experimentos de borrador cuántico de elección retardada

Se han realizado o propuesto numerosos refinamientos y ampliaciones del borrador cuántico de elección retardada de Kim et al. Aquí se presenta solo una pequeña muestra de informes y propuestas:

Scarcelli et al. (2007) informaron sobre un experimento de borrador cuántico de elección retardada basado en un esquema de imágenes de dos fotones. Después de detectar un fotón que pasaba por una rendija doble, se realizó una elección retardada aleatoria para borrar o no la información de la trayectoria mediante la medición de su gemelo entrelazado distante; luego, el comportamiento similar a una partícula y similar a una onda del fotón se registraron de manera simultánea y respectivamente mediante un solo conjunto de detectores conjuntos. [28]

Peruzzo et al. (2012) han publicado un experimento de elección retardada cuántica basado en un divisor de haz controlado cuánticamente, en el que se investigaron simultáneamente los comportamientos de las partículas y las ondas. La naturaleza cuántica del comportamiento del fotón se puso a prueba con una desigualdad de Bell, que sustituyó la elección retardada del observador. [29]

Rezai et al. (2018) combinaron la interferencia de Hong-Ou-Mandel con un borrador cuántico de elección retardada. Impusieron dos fotones incompatibles en un divisor de haz, de modo que no se pudo observar ningún patrón de interferencia. Cuando los puertos de salida se monitorean de manera integrada (es decir, contando todos los clics), no se produce ninguna interferencia. Solo cuando se analiza la polarización de los fotones salientes y se selecciona el subconjunto correcto, se produce una interferencia cuántica en forma de una inclinación de Hong-Ou-Mandel . [30]

La construcción de interferómetros electrónicos de Mach-Zehnder (MZI) de estado sólido ha dado lugar a propuestas para utilizarlos en versiones electrónicas de experimentos de borrador cuántico. Esto se lograría mediante el acoplamiento de Coulomb a un segundo MZI electrónico que actúe como detector. [31]

También se han examinado pares entrelazados de kaones neutros y se ha comprobado que son adecuados para investigaciones que utilizan técnicas de marcado y borrado cuántico. [32]

Se ha propuesto un borrador cuántico que utiliza una configuración de Stern-Gerlach modificada . En esta propuesta, no se requiere un conteo coincidente y el borrado cuántico se logra aplicando un campo magnético de Stern-Gerlach adicional. [33]

Notas

  1. ^ Stanford Encyclopedia of Philosophy, "Más recientemente, algunos han interpretado los experimentos de tipo Bell como si los eventos cuánticos pudieran estar conectados de tal manera que el cono de luz pasado pudiera ser accesible bajo interacción no local; no sólo en el sentido de acción a distancia sino como causalidad regresiva. Uno de los experimentos más atractivos de este tipo es el Borrador Cuántico de Elección Retrasada diseñado por Yoon-Ho Kim et al. (2000). Es una construcción bastante complicada. Está configurado para medir pares correlacionados de fotones, que están en un estado entrelazado de modo que uno de los dos fotones se detecta 8 nanosegundos antes que su compañero. Los resultados del experimento son bastante sorprendentes. Parecen indicar que el comportamiento de los fotones detectados estos 8 nanosegundos antes que sus compañeros está determinado por cómo se detectarán los compañeros. De hecho, podría ser tentador interpretar estos resultados como un ejemplo de que el futuro causa el pasado. El resultado, sin embargo, está de acuerdo con las predicciones de la mecánica cuántica". http://plato.stanford.edu/entries/causation-backwards/.
  2. ^ "... las mediciones futuras no cambian de ninguna manera los datos que recopiló hoy. Pero las mediciones futuras sí influyen en los tipos de detalles que puede invocar cuando posteriormente describa lo que sucedió hoy. Antes de tener los resultados de las mediciones de fotones inactivos, realmente no puede decir nada en absoluto sobre la historia de la trayectoria de cualquier fotón de señal dado. Sin embargo, una vez que tiene los resultados, concluye que los fotones de señal cuyos compañeros inactivos se usaron con éxito para determinar la información de la trayectoria pueden describirse como si hubieran... viajado hacia la izquierda o hacia la derecha. También concluye que los fotones de señal cuyos compañeros inactivos tuvieron su información de la trayectoria borrada no pueden describirse como si hubieran... ido definitivamente en un sentido o en el otro (una conclusión que puede confirmar de manera convincente utilizando los datos de fotones inactivos recientemente adquiridos para exponer el patrón de interferencia previamente oculto entre esta última clase de fotones de señal). Por lo tanto, vemos que el futuro ayuda a dar forma a la historia que cuenta del pasado". — Brian Greene, The Fabric of the Cosmos , pp 198-199
  3. ^ El artículo de Kim dice: P. 1f: El experimento está diseñado de tal manera que L0, la distancia óptica entre los átomos A, B y el detector D 0 , es mucho más corta que Li, que es la distancia óptica entre los átomos A, B y los detectores D 1 , D 2 , D 3 y D 4 , respectivamente. De modo que D 0 será disparado mucho antes por el fotón 1. Después del registro del fotón 1, observamos estos eventos de detección "retardados" de D 1 , D 2 , D 3 y D 4 que tienen retrasos de tiempo constantes, i ≃ (Li − L0)/c, en relación con el tiempo de disparo de D 0 . P.2: En este experimento, el retardo óptico (Li − L0) se elige como ≃ 2,5 m, donde L0 es la distancia óptica entre la superficie de salida del BBO y el detector D 0 , y Li es la distancia óptica entre la superficie de salida del BBO y los detectores D 1 , D 2 , D 3 y D 4 , respectivamente. Esto significa que cualquier información que uno pueda aprender del fotón 2 debe ser al menos 8 ns posterior a la que uno ha aprendido del registro del fotón 1. En comparación con el tiempo de respuesta de 1 ns de los detectores, un retraso de 2,5 m es lo suficientemente bueno para un "borrado retardado". P.3: La información de cuál de los caminos o de ambos caminos de un cuanto puede ser borrada o marcada por su gemelo entrelazado incluso después del registro del cuanto. P. 2: Después del registro del fotón 1, observamos estos eventos de detección "retardados" de D 1 , D 2 , D 3 y D 4 que tienen retrasos de tiempo constantes, i ≃ (Li − L0)/c, en relación con el tiempo de activación de D 0 . Es fácil ver que estos eventos de "detección conjunta" deben haber sido el resultado del mismo par de fotones. (Énfasis añadido. Este es el punto en el que se puede averiguar lo que está sucediendo en D 0 ).

Referencias

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