L'équation de Schrödinger ne donne jamais un résultat unique. L'expérience, si. Que se passe-t-il entre les deux ? La décohérence répond à une partie de la question, et les interprétations se disputent le reste. La page sépare soigneusement ce qui est calculé et mesuré de ce qui reste en débat.
Un « chat de Schrödinger » vu dans le plan position-impulsion : deux taches, deux réalités possibles, et entre elles des franges (bleu et rouge alternés) qui prouvent qu'il s'agit d'une superposition. Les franges s'effacent bien avant que les taches ne bougent : c'est la décohérence.
Question
Statut
Où la trouver
Pourquoi l'évolution de Schrödinger ne donne-t-elle pas un résultat unique ?
Un théorème simple : la linéarité
Planche 1
Pourquoi ne voit-on pas d'interférences entre objets macroscopiques ?
Calculé et observé : la décohérence
Planches 2 et 3
Pourquoi tel résultat plutôt que tel autre ?
Non résolu : c'est là que les interprétations divergent
Planche 4
Où finit le monde quantique ?
Aucune limite connue, et des tests en cours
Planche 5
Vocabulaire. Un état pur est décrit par un vecteur ψ. Une matrice densité ρ décrit aussi les mélanges : sa diagonale donne les probabilités, et ses termes hors diagonale, appelés cohérences, portent la capacité d'interférer. La pureté Tr ρ² vaut 1 pour un état pur, et moins pour un mélange. Sauf mention contraire, ħ = 1.
Planche 1
Le problème de la mesure
Les manuels donnent deux règles. Tant qu'on ne regarde pas, ψ évolue selon l'équation de Schrödinger, de façon continue et réversible. Quand on mesure, ψ saute au hasard sur un résultat, de façon brutale et irréversible. Or un appareil de mesure est lui aussi fait d'atomes. Laquelle des deux règles s'applique, et à partir de quand ?
Le schéma de von Neumann (1932). Un spin, dans l'état α|↑⟩ + β|↓⟩, pousse une aiguille vers la droite ou vers la gauche. La linéarité impose le résultat, sans aucun choix : α|↑⟩|aiguille à droite⟩ + β|↓⟩|aiguille à gauche⟩. Le spin est bien corrélé à l'aiguille. Mais les deux positions de l'aiguille sont toujours là.
Probabilité de position de l'aiguille : branche ↑ en bleu, branche ↓ en rouge. Appuyez sur « Mesurer » : les deux bosses se séparent, et aucune ne disparaît.
Selon la séparation d (en largeurs σ de l'aiguille) : cohérence du spin seul (bleu), pureté du spin seul (orange), pureté de l'ensemble (vert), qui reste à 1.
Pureté de l'ensemblel'évolution est unitaire
Pureté du spin seul
Pureté de l'aiguille seulesur grille, indépendamment
Probabilité des deux bossesrien n'a choisi
Voilà le problème. L'ensemble reste dans un état pur et ne contient qu'une chose : les deux résultats à la fois. Regardé seul, le spin semble être un mélange, mais c'est l'effet de l'intrication avec l'aiguille, et non un choix de la nature. Ajouter un second appareil, ou un physicien, ne change rien : la superposition se propage. C'est la chaîne de von Neumann.
Peut-on trancher entre les deux règles ? En principe, oui. On recombine l'aiguille pour annuler l'interaction, puis on mesure la cohérence du spin. Si l'évolution est restée unitaire, les franges reviennent. Si un effondrement a eu lieu en chemin, elles sont perdues pour toujours. En pratique, recombiner un objet macroscopique est hors de portée.
Visibilité V des franges pendant un aller et retour de l'aiguille : évolution unitaire (bleu) et effondrement au milieu du trajet (rouge). Le point se déplace dans le temps.
Comptages simulés à l'instant courant, selon la phase φ de l'interféromètre, pour les deux règles : ronds bleus, unitaire ; carrés rouges, effondrement.
Visibilité V (unitaire)V = |⟨aiguille à droite|aiguille à gauche⟩|
Discernabilité D
D en lisant la seule positionerf(d/(2√2 σ)), toujours ≤ D
V mesurée sur les comptages
Ce n'est pas une question de goût, en principe. L'inégalité V² + D² ≤ 1, due à Englert, dit que l'information sur le chemin efface les franges, sans qu'aucun effondrement soit nécessaire. Mais dès qu'un environnement s'en mêle (planche 3), le retour en arrière n'existe plus que sur le papier : l'information partie au loin ne se rattrape pas.
Deuxième difficulté. L'état √p|0⟩|0⟩ + √(1−p)|1⟩|1⟩ peut se réécrire dans d'autres bases. Rien, dans l'état lui-même, ne dit que l'aiguille indique « droite ou gauche » plutôt qu'une superposition de ces positions. C'est le problème de la base privilégiée.
Tableau des probabilités conjointes quand on lit les deux qubits suivant le même axe incliné de θ.
Corrélation ⟨σθσθ⟩ selon θ. Pour p = ½, elle vaut 1 pour tout axe : aucune base n'est privilégiée.
Corrélation, sur le tableau
Coefficients de Schmidt
Entropie d'intricationen bits
Base unique ?décomposition de Schmidt
La base doit venir d'ailleurs. L'état seul laisse la question ouverte quand les poids sont égaux, et la base de Schmidt ne suffit pas à elle seule, car elle ne désigne pas forcément une grandeur lisible. Ce sera le rôle de l'environnement, qui sélectionne les états qu'il ne perturbe pas : voir l'onglet « États pointeurs » de la planche 3.
Planche 2
Les systèmes ouverts et leur environnement
Rien n'est jamais isolé. Un système ouvert échange avec un environnement dont on ne suit pas l'état. On décrit alors le système seul en moyennant sur cet environnement : c'est la trace partielle. L'évolution d'ensemble reste unitaire, mais celle du système seul ne l'est plus.
Le modèle exact de Zurek (1982). Un spin central est couplé à N spins, avec H = σz Σ gk σz(k). Chaque spin d'environnement tourne dans un sens ou dans l'autre selon l'état du spin central. La cohérence du spin central est multipliée par un facteur que l'on peut écrire en entier : r(t) = Π cos(2 gk t).
|r(t)| en bleu, et la prévision gaussienne exp(−2 t² Σ g²) en pointillé vert. Avec peu de spins, la cohérence revient. Avec beaucoup, elle ne revient plus dans la fenêtre.
La matrice densité du spin central à l'instant t : la diagonale ne bouge pas, et seules les cohérences s'effacent.
r(t) à l'instant courant
Temps de décohérence
Plus grand retour de |r|après la chute, pour t ≤ 12
Entropie du spin seulcelle de l'ensemble reste nulle
L'information ne disparaît pas, elle se disperse. Pour N = 1, on voit la cohérence revenir entièrement. Pour N grand, le retour exige que tous les facteurs valent ±1 en même temps, ce qui devient d'une rareté extrême. L'irréversibilité est pratique : rien n'est perdu dans l'état global, tout est perdu pour qui ne regarde que le spin.
Quand l'environnement oublie vite, on obtient l'équation de Lindblad. Pour un qubit, elle sépare deux temps. T₁ est le temps de relaxation : l'énergie part dans l'environnement. T₂ est le temps de décohérence : la phase se perd. Le déphasage pur γφ n'échange aucune énergie.
1/T₁ = γ(2n̄ + 1) · 1/T₂ = 1/(2T₁) + γφ
Le vecteur de Bloch part de la surface (état pur) et s'enfonce dans la boule (mélange). Le point d'arrivée en vert est l'équilibre thermique.
Composantes x (bleu) et z (rouge) et pureté (vert). Traits : équation de Lindblad intégrée sur la matrice ρ. Pointillés : formules de T₁ et T₂.
T₁ formule ; intégration
T₂ formule ; intégration
T₂ / 2T₁ne dépasse jamais 1
Équilibre z∞formule −1/(2n̄ + 1), puis valeur au dernier instant tracé ; z = +1 est l'état excité
La cohérence peut mourir bien avant que l'énergie ne parte. Augmentez γφ : T₂ s'effondre et T₁ ne bouge pas. Dans l'autre sens, la cohérence ne peut pas durer plus de deux fois T₁. C'est la limite T₂ ≤ 2T₁, que tout constructeur de qubit connaît. Elle vient de la structure même de l'équation de Lindblad, qui garantit que ρ reste positive.
La même équation se raconte autrement (Dalibard, Castin et Mølmer, 1992). Un atome éclairé évolue continûment, et, à des instants aléatoires, il émet un photon et retombe. Chaque histoire reste un état pur. Leur moyenne redonne exactement ρ. On a observé ces sauts sur des ions uniques dès les années 1980.
Quatre atomes individuels : population de l'état excité au fil du temps. Chaque chute verticale est un photon émis.
Moyenne sur toutes les trajectoires (bleu), équation de Lindblad (noir), valeur stationnaire Ω²/(γ² + 2Ω²) (vert).
ρee final, trajectoires
ρee stationnaire exactΩ²/(γ² + 2Ω²)
Taux de photons mesuré
Trajectoirespas de temps 0,005
Un même mélange, plusieurs récits. Compter les photons donne cette histoire-ci. Mesurer autrement ce qui sort donnerait une autre série de trajectoires pour la même matrice ρ. La matrice ρ seule ne dit donc pas ce qui s'est « réellement » passé : on retrouvera cette ambiguïté à la planche 4.
L'équation de Lindblad suppose un environnement sans mémoire. Si son temps de corrélation 1/λ dépasse le temps de décroissance 1/γ, l'information repart vers le système. Pour un atome couplé à une cavité large, tout se calcule exactement.
Population excitée : exacte (bleu), intégration du modèle atome + mode amorti (croix rouges), approximation sans mémoire e^(−γt) (pointillé vert).
Régimeretours si λ < 2γ
Écart formule ; intégrationmaximum sur la courbe
Plus grande remontéede la population, après son premier minimum
Écart à e^(−γt)maximum sur la courbe
Lindblad est une approximation. Excellente pour un environnement large et rapide, elle échoue quand la mémoire compte. Les retours ne sont pas un défaut du calcul : ils montrent que la perte de cohérence n'est pas, par nature, à sens unique.
Planche 3
La décohérence
L'idée, de Zeh (1970) et Zurek (1981). L'environnement apprend en permanence l'état du système : un photon rebondit sur une poussière et emporte la position de celle-ci. Les deux branches se retrouvent corrélées à des états orthogonaux de l'environnement, et elles ne peuvent plus interférer. Plus l'objet est gros, plus c'est rapide.
Un champ de lumière piégé, dans la superposition |α⟩ + |−α⟩. La fonction de Wigner représente l'état dans le plan (x, p), et elle peut devenir négative, ce qu'aucune probabilité classique ne fait. Les pertes sont modélisées par un taux κ. Le temps de décohérence est bien plus court que le temps de vie, dans le rapport td = 1/(2|α|²κ).
Fonction de Wigner : rouge positif, bleu négatif.
Selon κt : facteur de cohérence (bleu), pureté par la formule (orange) et par l'équation maîtresse sur 45 états (croix noires), énergie restante (vert).
Facteur de cohérenceexp(−2α²(1 − e^(−κt)))
Temps de décohérence κtd
Pureté
Minimum de W
Observé en direct. Le groupe de Haroche l'a vu en 1996, avec des atomes de Rydberg traversant une cavité qui contenait quelques photons, le champ jouant le rôle de l'aiguille. Détail remarquable : la négativité disparaît à κt = ln 2 quelle que soit la taille du chat, mais à ce moment les franges ne sont déjà plus que l'ombre d'elles-mêmes dès que α est grand.
Pour un objet dont les deux positions possibles sont séparées de Δx, le temps de décohérence vaut τ ≈ 1/(Δ · Δx²), où Δ est le taux de localisation. Le tableau de Tegmark (1993) donne l'ordre de grandeur de Δ pour chaque source. Ce sont des estimations, à une ou deux décades près.
Logarithme du temps de décohérence, en secondes, pour chaque source et l'objet choisi. Le trait vert marque une seconde, et le trait rouge l'âge de l'Univers.
Dans l'air300 K, 1 atm
Vide de laboratoire300 K
Fond cosmologique seulmême dans le noir et le vide
Séparation Δxformule valable aux grandes longueurs d'onde
Le plus surprenant est l'ampleur. Pour une séparation de 10 µm, une poussière de 10 µm perd sa cohérence en 10⁻³¹ s dans l'air, et en une seconde environ sous le seul rayonnement fossile. Un électron libre, soumis à ce même rayonnement, tient 10¹⁶ s. Voilà pourquoi la quantique se voit à petite échelle, sans qu'aucune frontière nette soit tracée. La ligne « gravité quantique » du tableau reste spéculative.
En 2003, à Vienne, on a envoyé des molécules de C₇₀ dans un interféromètre rempli d'un gaz très dilué. Chaque collision décale au hasard la phase de la molécule concernée. La visibilité chute alors selon V = V₀ e−p/p₀, pour des pressions inférieures à 2,5·10⁻⁶ mbar. La simulation reproduit le mécanisme, molécule par molécule.
Impacts sur l'écran (en haut) et histogramme (en bas). Une collision décale les franges d'une molécule, sans les effacer.
Visibilité selon le nombre moyen μ de collisions, proportionnel à la pression. Vert : formule e^(−μ(1−η)). Rouge : mesure sur les impacts simulés.
V prévuee^(−μ(1−η))
V mesurée
V des molécules sans collision
Impactsla mesure se précise avec le temps
Les franges ne sont pas détruites, elles sont brouillées. Triez les molécules qui n'ont subi aucune collision : leur visibilité reste entière. La décohérence apparaît quand on moyenne sur ce qu'on ne suit pas. η > 0 décrit une collision douce, dont la longueur d'onde dépasse la séparation et qui n'emporte qu'une partie de l'information.
Quels états survivent ? Zurek les nomme états pointeurs : ceux que l'environnement ne perturbe pas, et que l'on peut donc lire de façon répétée. Le modèle : H = (Δ/2)σx + (ξ/2)σz, où ξ est un bruit lent de taille s. Le système veut tourner autour de x, et l'environnement « regarde » z. Qui gagne ?
Carte de la sphère de Bloch : pureté moyenne conservée en partant de chaque direction, de foncé (faible) à clair (forte). Le point rouge marque la direction la mieux conservée.
Selon le rapport Δ/s : valeur moyenne de la pureté pour un départ selon x (bleu), y (gris) et z (rouge), à l'instant choisi.
Direction la mieux conservéeplus grand vecteur propre, crible de prédictibilité
Pureté depuis xétat propre de H sans bruit
Pureté depuis zétat propre du couplage
Pureté depuis yjamais la mieux conservée
L'environnement choisit la base. Si le couplage domine, l'état pointeur est celui du couplage : d'où des positions bien définies pour les objets ordinaires, car les interactions dépendent de la distance. Si le système domine, ce sont ses états d'énergie, comme pour les atomes. C'est la réponse au problème de la base privilégiée. La prudence reste de mise : cette réponse suppose déjà découpés un système et un environnement.
Planche 4
Les principales interprétations
La décohérence explique pourquoi le mélange remplace la superposition. Elle ne dit pas pourquoi vous voyez un seul résultat : la matrice ρ diagonale contient encore les deux. Les interprétations répondent différemment, et la plupart font les mêmes prévisions. Cette page ne tranche pas. Elle calcule ce qui peut l'être dans chacune, et indique ce que chacune coûte.
L'onde pilote (de Broglie 1927, Bohm 1952). La particule a toujours une position, guidée par ψ selon v = Im(∂ₓψ/ψ). Le hasard vient de la position initiale, qu'on ignore. Si elle est tirée selon |ψ|² au départ, elle le reste ensuite : c'est l'équivariance. Voici les trajectoires pour deux fentes, en une dimension transverse.
Le temps s'écoule de gauche à droite. Fond : |ψ(x, t)|². Traits : trajectoires de Bohm, bleues si elles partent de la fente du haut, rouges de celle du bas.
À l'instant courant : histogramme de 800 trajectoires comparé à |ψ|² (vert).
Écart de Kolmogorovtrajectoires contre |ψ|², à t final
Traversées de x = 0sur 800 trajectoires
Interfrange final
Temps courantħ = m = 1
Mêmes prévisions, autre image. Les trajectoires ne se croisent jamais, ce qui dit par quelle fente chacune est passée, sans que cela soit mesurable sans détruire les franges. Le prix à payer : une action à distance explicite, qui doit l'être d'après Bell, et une extension relativiste qui reste discutée.
Les mondes multiples (Everett, 1957). L'équation de Schrödinger est toujours vraie, et il n'y a aucun effondrement. Chaque mesure ramifie l'état global en branches qui, décohérence aidant, n'interfèrent plus. Tous les résultats ont lieu. Une question devient alors centrale : que signifie une probabilité si tout arrive ?
Chaque rangée est une mesure. La largeur de chaque case est son poids |amplitude|² : bleu pour le résultat 1, rouge pour le résultat 0.
Fréquence observée k/n dans une branche. Orange : si l'on compte les branches une à une. Bleu : si on les pondère selon la règle de Born. Le trait vert est à p.
Nombre de branches2ⁿ, quel que soit p
Fréquence à 5 % près de pfraction des branches comptées
La même, pondéréepoids de ces mêmes branches
Fréquence la plus fréquente
Le nœud de cette interprétation. Compter les branches donnerait toujours ½, ce que l'expérience dément pour p ≠ ½. Il faut donc justifier le poids |amplitude|². Deutsch, Wallace et Zurek ont proposé des dérivations, à partir de la théorie de la décision ou des symétries de l'intrication. Leurs critiques y voient une circularité. Le débat n'est pas clos.
L'effondrement objectif (Ghirardi, Rimini et Weber, 1986). Ici, l'équation de Schrödinger est modifiée. Chaque particule subit au hasard, à un taux λ ≈ 10⁻¹⁶ s⁻¹, une localisation sur une largeur rC ≈ 10⁻⁷ m. Rien pour un atome seul. Pour 10²³ particules liées, c'est immédiat. Il s'agit d'une autre théorie, testable, et non d'une simple lecture.
Poids de la branche gauche au fil des localisations, sur plusieurs tirages. Chaque tirage finit par choisir un côté.
Répartition finale des 400 tirages. La proportion du côté gauche redonne la règle de Born : elle découle du tirage des localisations, lui-même pondéré par |ψ|².
Poids moyen final à gauche
Tirages décidés à 99 %après 30 localisations
Temps entre localisations1/(Nλ), si toutes comptent
Localisation en courssur 30
Une proposition qu'on peut réfuter. Le poids moyen se conserve à chaque localisation, d'où la règle de Born. Et la localisation chauffe légèrement la matière, ce qui se cherche en laboratoire. Une expérience souterraine au Gran Sasso a exclu en 2021 la version sans paramètre libre du modèle gravitationnel de Diósi et Penrose. D'autres versions, à paramètres ajustables, restent ouvertes.
Interprétation
ψ est-elle réelle ?
Un effondrement ?
Un seul résultat ?
Prévisions différentes ?
Copenhague
Variable selon les auteurs
Règle pratique
Oui, primitif
Non
Everett
Oui
Non
Non, un par branche
Non
Onde pilote
Oui, avec la position
Apparent
Oui, par la position
Non, à l'équilibre
Effondrement objectif
Oui
Oui, physique
Oui, par le processus
Oui
Épistémiques
Non, ou pas forcément
Mise à jour d'un savoir
Oui, pour un agent
Non
Relationnelle
Relative à un système
Relatif à un système
Relatif à un système
Non
Histoires consistantes
Outil de calcul
Non nécessaire
Dans une famille d'histoires
Non
Sondage de la revue Nature (2025) : plus de 1 100 réponses sur plus de 15 000 chercheurs sollicités, donc un échantillon volontaire. Seules les parts citées dans la source consultée sont tracées, et la somme ne fait pas 100 %.
Un chiffre à garder en tête. Dans ce sondage, 24 % seulement des répondants pensent que leur interprétation préférée est correcte. Il ne s'agit pas de voter sur la vérité : une popularité ne prouve rien, et seule la famille des effondrements objectifs prédit autre chose en laboratoire.
Planche 5 · Signature
Le passage au classique, et ses limites
La physique classique n'est pas simplement « ħ → 0 ». Cette limite est singulière, et la décohérence y joue un rôle. L'objet classique doit aussi être lisible par tous sans être perturbé, et il reste des cas où un système macroscopique résiste à toute description classique. Cinq expériences pour voir où passe la frontière, et si elle existe.
Le paquet dans V = x⁴/4. Le théorème d'Ehrenfest dit que ⟨x⟩ suit Newton tant que le paquet reste étroit. Il se déforme pourtant, à cause de la non-linéarité. On compare alors trois choses : ψ, une seule trajectoire classique, et un nuage de 20 000 trajectoires classiques avec les mêmes dispersions initiales (l'approche de Liouville).
Densité en x : quantique (bleu), nuage classique (gris), et quantique lissée par un flou de largeur b (rouge), image d'une décohérence ou d'un appareil grossier.
⟨x⟩(t) : quantique (bleu), une trajectoire (rouge), nuage (gris).
Départ d'avec une trajectoireécart de ⟨x⟩ > 0,1
Départ d'avec le nuageécart de ⟨x⟩ > 0,1
Différence quantique / nuagedistance L¹ sans flou
Avec le flou
La limite ħ → 0 ne fait pas disparaître les franges. Elle les resserre, avec un pas proportionnel à ħ. Le paquet suit le nuage bien plus longtemps qu'il ne suit une trajectoire, mais pas éternellement. Ce qui restaure le classique, c'est le flou : dès qu'on ne résout plus les franges, la densité se rapproche beaucoup du nuage, surtout pour ħ petit. L'écart regrandit aux temps longs, car le flou seul ne suit pas toute la dynamique. La décohérence fournit ce flou de façon physique, et en continu.
Le rotor frappé, modèle de référence du chaos. Classiquement, pour K grand, l'énergie croît sans fin, par diffusion : ⟨p²⟩ ≈ K²t/2, aux corrélations près. Quantiquement, la croissance s'arrête : c'est la localisation dynamique. Voilà une différence macroscopique, à ħ fini. Et elle s'efface dès qu'on ajoute un peu de décohérence.
⟨p²⟩ selon le nombre de coups : classique (noir), quantique isolé (bleu), quantique avec décohérence (rouge), droite K²t/2 (pointillé vert).
⟨p²⟩ quantique isolé
⟨p²⟩ avec décohérence
⟨p²⟩ classique
Temps de rupture estiméD/ħ² en coups, avec D = K²/2
La diffusion classique revient quand le système est ouvert. Le rotor isolé reste quantique à grande échelle, malgré un grand nombre de quanta. C'est ce que montrent les expériences sur atomes froids de Raizen et de ses collègues dans les années 1990, où le bruit restaure aussi la diffusion. Zurek et Paz ont signalé que, sans décohérence, un système chaotique quitterait vite la description classique : ils citent Hypérion, la lune de Saturne.
Pourquoi tout le monde voit-il le même résultat, sans le perturber ? L'idée du darwinisme quantique (Zurek, 2003) : l'environnement garde beaucoup de copies. Chacun des N qubits d'environnement reçoit une copie, avec un angle de copie θ (θ = 90° : copie parfaite). On calcule l'information mutuelle I(S:F) entre le système et un fragment F.
Information mutuelle sur le système, selon la fraction de l'environnement interceptée. Trait vert : H(S), l'information classique complète. Le plateau veut dire qu'un petit fragment suffit.
H(S)bits, entropie du système seul
Taille de fragment suffisantepour 90 % de H(S)
Redondance Rcopies disponibles, N/m
Contrôle direct pour N = 6
Être classique, c'est être copié. Tout le monde peut lire les photons qui ont rebondi sur un objet, sans jamais toucher à l'objet. Le plateau disparaît seulement quand on intercepte presque tout l'environnement : là, on récupère l'information quantique complète, jusqu'à 2H(S). Des expériences récentes, sur des photons et des centres colorés du diamant, en ont cherché la signature.
Peut-on prouver qu'un objet n'est pas classique ? Leggett et Garg (1985) ont transposé l'idée de Bell dans le temps. Pour une grandeur Q = ±1 possédant toujours une valeur, et mesurable sans perturbation, K = C(t₁,t₂) + C(t₂,t₃) − C(t₁,t₃) ≤ 1. C'est l'hypothèse du macroréalisme. Un qubit qui oscille donne jusqu'à 3/2.
K selon l'intervalle ωτ : qubit avec décohérence (bleu), points simulés avec 4 000 répétitions (rouges), système classique à deux états sautant au hasard (gris). Trait vert : la limite K = 1.
K maximal
Violation mesurée
Seuil de décohérence γ/ωattendu : 1, d'après K″(0) ; au-delà, K ≤ 1 partout
Classique : K maximalK = 1 − (1 − e^(−2rτ))² ≤ 1
La décohérence efface la violation. Assez de bruit, et le qubit devient indiscernable d'un objet classique, au sens de ce test. La violation a été observée sur des circuits supraconducteurs. Une réserve : le raisonnement suppose des mesures sans perturbation, et c'est toujours le point que l'on peut contester.
Jusqu'où a-t-on poussé la superposition ? La masse n'est pas seule à compter, car la distance aussi joue. Déplacez le curseur pour voir, à chaque masse, ce qu'un modèle d'effondrement de type GRW prévoirait.
Masse superposée selon l'année, échelle log. Ronds pleins : valeurs vérifiées pour cette page. Ronds creux : valeurs rappelées de mémoire. Carré : résonateur mécanique, séparation attométrique. Trait rouge : la masse choisie.
Temps 1/(Nλ)GRW, N nucléons, λ = 10⁻¹⁶ s⁻¹
Longueur de de Broglieà 100 m/s
Dans les données
Masse1 u = 1,66·10⁻²⁷ kg
Deux records incomparables. Le résonateur de 16,2 µg (2023) est énorme, mais sa séparation n'atteint que 2,1·10⁻¹⁸ m, très en deçà de rC. Les agrégats de sodium à plus de 170 000 u (2026) sont bien plus légers, mais délocalisés sur bien plus que leur taille, ce qui leur donne une macroscopicité record de μ = 15,5. Aucune expérience n'a encore trouvé de limite à la quantique, et aucune n'a encore atteint un objet du quotidien.
La frise
1927 · Congrès Solvay. De Broglie présente son onde pilote, Bohr et Heisenberg leur lecture.
1932 · Von Neumann formalise la mesure et ses deux processus.
1935 · Schrödinger imagine son chat, et critique l'étendue de la superposition.
1952 · Bohm reprend l'onde pilote, dans une version complète.
1957 · Everett propose l'« état relatif », qui deviendra les mondes multiples.
1970 · Zeh montre le rôle de l'environnement dans la mesure.
1976 · Lindblad, et Gorini, Kossakowski et Sudarshan, écrivent l'équation maîtresse générale.
1981-1982 · Zurek : états pointeurs et modèle de spins.
1985 · Joos et Zeh : localisation par diffusion. Leggett et Garg : le macroréalisme.
1986 · Ghirardi, Rimini et Weber : un effondrement physique.
1996 · Le groupe de Haroche observe la décohérence progressive d'un « chat » en cavité.
2003 · Vienne : la décohérence par collisions sur le C₇₀.
2021 · Gran Sasso : exclusion de la version sans paramètre du modèle de Diósi-Penrose.
2023 · Un « chat » de 16,2 µg dans un résonateur acoustique.
2025 · Sondage de la revue Nature : un siècle après, pas de consensus.
2026 · Interférences d'agrégats de sodium au-delà de 170 000 u.
À retenir
Ce que la décohérence fait
Elle supprime les interférences entre branches, très vite, et elle sélectionne les états pointeurs. Elle explique pourquoi le monde paraît classique. Tout cela est calculable et observé.
Ce qu'elle ne fait pas
Elle ne désigne pas un résultat unique : le mélange obtenu contient encore toutes les possibilités. Il ne s'agit pas non plus d'un effondrement : l'état global reste pur.
Ce qui reste ouvert
Plusieurs interprétations cohérentes prédisent les mêmes résultats. Seuls les effondrements objectifs changent la physique, et les expériences en réduisent peu à peu la marge.
Pour aller plus loin
Ce que la page simplifie. Les modèles sont à deux niveaux, à une dimension, ou de petits ensembles. Les trajectoires de Bohm sont en une dimension transverse avec des fentes gaussiennes. Le modèle GRW est réduit à deux positions étroites, sans dynamique interne. Le flou de l'onglet « Ehrenfest » imite la décohérence sans la calculer.
Les pages voisines. « La mesure et les incertitudes » présente la règle de Born et Heisenberg, « L'intrication quantique » contient Bell et EPR, et « Les méthodes de calcul approché » montre la règle d'or et le passage de Landau-Zener.
Données utilisées. Tout est calculé dans la page, sauf : le tableau des taux de localisation de Tegmark (1993) ; les résultats sur le C₇₀ (Hornberger et al., 2003) ; le résonateur de 16,2 µg (Schrinski et al., 2023) ; les agrégats de sodium (Pedalino et al., 2026) ; la conclusion de Donadi et al. (2021) ; le sondage de la revue Nature (2025, ici par un compte rendu). Sont rappelés de mémoire, à vérifier avant de les citer : les paramètres de GRW, les dates de la frise et les masses marquées par un rond creux, ainsi que les expériences de sauts quantiques, celles de Raizen sur le rotor, celles sur le darwinisme et sur Leggett-Garg, et la remarque sur Hypérion. La formule de l'atome couplé à une cavité large est celle de Breuer et Petruccione.