Таким образом, как и в квантовой механике, мы можем разложить вероятность r (x) по биортонормированному семейству функций:
.
Распространяя скалярное произведение на обобщённые функции, необходимо сделать некоторые существенные замечания. Основное свойствоd - функции состоит в том, что при интегрировании с обычной непрерывной функции она "вырезает" её значение в точке x=x0 . Для корректности скалярного произведения <f|g> , где f – обобщённая функция, необходимо, чтобы g была подходящей функцией, обеспечивающей сходимость скалярного произведения. Она, очевидно, не должна принимать бесконечных значений – во всяком случае, в точке x=x0 . Назовём такие функции пробными .
Мы можем определить действие оператора A на обобщённую функцию f с помощью соотношения <Af|g >=<f|A+ g > – но такое соотношение вполне определено только при том условии, что A+ g остаётся пробной функцией. Задача на собственные значения A|f> = l |f > также имеет смысл только в том случае, если пользоваться пробными функциями g такими, что <g|Af> = l <g |f >.
Возвращаясь к спектральному представлению эволюции при сдвиге Бернулли, делаем вывод: так как B(n) – обобщённые функции, r (x) должна быть пробной функцией, так как в противном случае ей бы соответствовала d - функция, для которой скалярное произведение с B(n) расходится.
Спектральные теории Пригожина применимы только для ансамблей траекторий – это фундаментальный результат. Для хаотических систем, а сдвиг Бернулли – простейший из примеров таких систем, вероятностное описание следует строить не в гильбертовом, а в обобщённом пространстве, и оно несводимо . В этом – принципиальное отличие брюссельского подхода от подхода на основе теории ансамблей Гиббса–Эйнштейна: их описание было сводимо, поскольку могло быть разложено на описания отдельных траекторий.
Мы подходим к важному вопросу: что означает действие оператора эволюции U(t) на обобщённую функцию? Это соотношение имеет вполне определённый смысл, если U+ (t)g остаётся пробной функцией. Для хаотических систем это условие, как правило, не выполняется и при t>0 , и при t<0 . Пробные функции для прошлого отличаются от пробных функций для будущего. Этот факт приводит к нарушению симметрии во времени и лежит в основе решения парадокса времени, предлагаемого брюссельской школой.
Рассмотренное выше отображение пекаря также допускает спектральное представление в гильбертовом пространстве, однако собственные значения его оператора Перрона–Фробениуса не имеют при этом отношения к времени Ляпунова – таким образом, хаотические свойства остаются "за кадром". Оказывается всё-таки, что некоторые хаотические системы – и преобразование пекаря в частности – допускают дополнительные спектральные представления. Помимо спектрального представления оператора эволюции в гильбертовом пространстве можно построить новое представление в обобщённом гильбертовом пространстве, которое связывает эволюцию во времени с временем Ляпунова.
Может возникнуть вопрос – так какое же представление правильное? С математической точки зрения они оба вполне корректны. Однако комплексные представления в обобщённом пространстве позволяют продвинуться значительно дальше, так как включают в спектр оператора эволюции время Ляпунова, которое характеризует временной горизонт хаотических систем. Новые представления позволяют описывать приближение к равновесию, явно описывают нарушение симметрии во времени и включают необратимость на фундаментальном уровне описания.
Весьма важно, что новые представления несводимы. Неоднократно утверждалось, что хаос, связанный с чувствительностью к начальным условиям, приводит к "невычислимым" траекториям. Казалось, что это чисто техническая трудность. Как теперь понятно, причина гораздо более глубокая. Существует своего рода соотношение дополнительности в боровском смысле между необратимостью на уровне статистических ансамблей, с одной стороны, и траекторий – с другой.
На простейших хаотических примерах мы проиллюстрировали, как в концепции Пригожина возникает необходимость несводимого описания и как в этом несводимом описании проявляется стрела времени. Обратимся теперь к выводам, которые аналогичный подход даёт в квантовой теории (объём настоящей работы не позволяет подробно описать математические особенности применения этого подхода). Приведём только один пример.
В операторе эволюции U(t)=e–iHt будущее и прошлое играют одну и ту же роль, так как независимо от того, какие знаки имеют t1 и t2 выполняется свойство U(t1 +t2 ) = U(t1 ) + U(t2 ) . Принято говорить, что оператор эволюции U(t) образует динамическую группу. Пробные функции же принадлежат двум различным классам в зависимости от того, какую эволюцию – прямую (в будущее) или обратную (в прошлое) – мы рассматриваем. Это означает, что динамическая группа, порождаемая оператором эволюции U(t) , распадается на две полугруппы – одну для оператора U(+t) , другую – для U(–t) .
Введение стрелы времени позволяет сделать шаг вперёд в рассмотрении уже упоминавшихся больших систем Пуанкаре – например, в задаче рассеяния. Возникающие в теории возмущений малые знаменатели вида 
регуляризуются введением малой мнимой добавки: 
приe
®
0
. Это устраняет расходимость – но такая добавка есть не что иное, как введение хронологического упорядочения на микроскопическом уровне! В результате симметричное во времени уравнение Шрёдингера порождает два класса решений, одно из которых соответствует прямому. а другое – обратному рассеянию. Решение уравнений обладает меньшей симметрией, чем уравнения движения.
Аналогичный подход в квантовой статистической теории – решение задачи на собственные значения супероператора Лиувилля – также приводит к необходимости мнимой добавки в знаменатель, и собственные функции супероператора Лиувилля перестают быть произведениями волновых функций. Получающиеся уравнения Лиувилля–фон Неймана не могут быть выведены из уравнения Шрёдингера. В этом смысле концепция Пригожина приводит к альтернативной квантовой теории.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
В концепции И.Пригожина необратимость процессов во времени вводится на микроскопическом уровне. В квантовой теории это достигается рассмотрением пространства обобщённых функций вместо обычного гильбертова пространства, при этом оператор эволюции системы перестаёт быть унитарным, а его собственные значения становятся комплексными. Мнимая часть этих собственных значений после подстановки в уравнение Шрёдингера отвечает за затухание, что соответствует необратимости времени.
Другая важная черта квантовой теории в концепции Пригожина – принципиальная несводимость получаемых решений к волновым функциям отдельных частиц. Статистическое описание с использованием матрицы плотности становится необходимым с самого начала, мы больше не можем рассуждать иначе, как в терминах ансамблей.
В отличие от копенгагенской интерпретации квантовой механики, не требуется постулата о редукции волнового пакета и существования внешнего наблюдателя с классическим прибором. В этом есть некоторое сходство с многомировой интерпретацией Эверетта, так как можно вводить понятие волновой функции Вселенной. Однако, математический аппарат теории Пригожина не требует введения процесса дефакторизации волновой функции и сложных процедур выбора базиса, связанного с объектом.
Введение вероятностей в концепции Пригожина вполне совместимо с физическим реализмом, и его не требуется объяснять неполнотой нашего знания. Наблюдатель более не играет активной роли в эволюции природы – по крайней мере, играет роль не большую, чем в классической физике. Эта роль крайне далека от роли демиурга, которой копенгагенская интерпретация квантовой физики наделяет наблюдателей, считая их ответственными за переход от потенциальной возможности природы к актуальности.
Самым же, вероятно, важным, является то, что одна и та же математическая структура, включающая в себя хаос, позволяет решить и парадокс времени, и квантовый парадокс – две проблемы, которые омрачали горизонты физики на протяжении многих-многих лет.
ЛИТЕРАТУРА
1. Пригожин И., Стенгерс И. Время, хаос, квант – М.: Прогресс, 1994
2. Барвинский А.О., Каменщик А.Ю., Пономарёв В.Н. Фундаментальные проблемы интерпретации квантовой механики. Современный подход – М.: Изд-во МГПИ, 1988
3. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теоретическая физика. Т.1, Механика – М.: Наука, 1988
4. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теоретическая физика. Т.3, Квантовая механика. Нерелятивистская теория – М.: Наука, 1990
5. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теоретическая физика. Т.5, Статистическая физика. Часть 1 – М.: Наука, 1988
6. Эйнштейн А. Собрание сочинений в четырёх томах, т.3 – ст. Испускание и поглощение излучения по квантовой теории – М.: Наука, 1966
29-04-2015, 01:58