aeternam

Le monde attend-il qu’on le regarde ?

Verdict

Non. Aucune expérience ne montre la moindre différence entre une information qu’on lit et une information qui existe sans que personne la lise. Dans l’expérience qui compare directement les deux cas, sur le même appareil, la grandeur qui doit valoir 1 si l’information non lue compte exactement autant que l’information lue vaut 0,9985 ± 0,0056, alors qu’un rendu à la demande de l’observateur la faisait monter jusqu’à 2,00. Cette forme de l’hypothèse, telle que la formulent Campbell et ses coauteurs, est rejetée à plus de 5 σ par chacun des six jeux de mesures pris seul (le plus faible : 5,3 σ). La forme affaiblie, « la simulation calcule dès que l’information existe quelque part », ne se distingue pas de la mécanique quantique : aucune donnée ne peut la réfuter, et aucune ne la soutient.

Explication

On prête souvent à une simulation l’astuce des jeux vidéo : ne dessiner que ce que le joueur regarde. Nick Bostrom l’évoque dans sa foire aux questions de 2025 : certains détails ne seraient « remplis » que lorsque quelqu’un les regarde ou fait une expérience. Des partisans de l’hypothèse, Tom Campbell et trois coauteurs, en ont tiré une prédiction qu’on peut vérifier. Dans l’expérience des deux fentes, une particule envoyée vers deux fentes produit des franges (une alternance de bandes claires et sombres sur l’écran), comme une vague qui passerait par les deux à la fois. Si l’on apprend par quelle fente elle est passée, les franges disparaissent. Selon eux, ce qui compte n’est pas qu’un appareil ait détecté ce passage, mais qu’un observateur puisse le connaître. Tant que l’information n’est ni lue ni enregistrée nulle part, la simulation n’aurait pas eu à la calculer, et les franges devraient rester.

La physique ordinaire dit autre chose : les franges disparaissent dès que la trace du passage existe quelque part dans la nature, même si personne ne la regardera jamais. Les deux idées donnent donc des prédictions opposées dans un cas précis : une trace présente, mais jamais lue.

Ce cas a été réalisé plusieurs fois, sans que ce soit le but des expériences, et les résultats sont publiés. Nous avons relevé les mesures exactes dans les figures des articles et refait les calculs :

Le résultat est net : la nature se comporte comme si l’information comptait dès qu’elle existe, qu’un observateur puisse la connaître ou non. Il reste une échappatoire : une simulation qui calculerait tout dès qu’une information existe quelque part produirait exactement ce que nous voyons. Mais elle ne ferait alors aucune économie liée à l’observateur, et elle ne se distinguerait en rien de la physique ordinaire. Ce test ne trouve donc aucune trace de simulation.

Analyse détaillée

1. L’hypothèse testée et sa prédiction

Campbell, Owhadi, Sauvageau et Watkinson (arXiv:1703.00058, § 4) posent que la figure observée est déterminée « by the existence and availability of the which-way data when the pattern is observed », la disponibilité étant définie par l’enregistrement sur un support objectif (§ 4.2). Leur expérience proposée consiste à détecter l’information de chemin sans l’enregistrer : l’écran « should display the wave pattern if the experiment is successful ». Nous appelons HR (rendu à la demande) la prédiction suivante : si l’information de chemin n’est ni lue ni enregistrée, la visibilité reste celle de l’interféromètre sans marquage, \(V = V_0\).

2. La prédiction quantique, sans observateur

Pour une particule dont les deux chemins sont corrélés à des états \(|M_1\rangle\), \(|M_2\rangle\) d’un marqueur, la mécanique quantique donne, pour des chemins équiprobables et un marqueur pur,

$$V = |\langle M_1|M_2\rangle|, \qquad D = \sqrt{1-|\langle M_1|M_2\rangle|^2},$$

donc \(D^2 + V^2 = 1\), et en général (marqueur mélangé) l’inégalité d’Englert (Phys. Rev. Lett. 77, 2154, 1996)

$$D^2 + V^2 \le 1,$$

où \(D\) est la distinguabilité, c’est-à-dire la meilleure connaissance du chemin qu’une mesure du marqueur pourrait fournir. Rien dans ces formules ne dépend de ce qu’on fait du marqueur ensuite : \(V\) est fixée par le recouvrement des états du marqueur, lu ou non. analyse.py vérifie l’inégalité et le cas d’égalité sur 900 états aléatoires, et l’égalité sur 300 marqueurs purs, en dimensions 2, 3 et 5 (autotest). Le texte intégral d’Englert (1996) est payant et n’a pas été lu ; l’inégalité est reprise de Schwindt, Kwiat et Englert (1999), éq. (1), où Englert est coauteur.

3. Données

Les points de mesure sont relevés par extraire.py dans les dessins vectoriels des PDF arXiv : chaque marqueur y est un objet dont les coordonnées sont exactes, étalonnées sur les graduations (écart maximal d’une graduation à la droite d’étalonnage : 0,112 pt). Contrôles : pour Schwindt et al., la moyenne des \(V^2+K^2\) relevés vaut 0,9757 contre 0,976 imprimé ; pour Walborn et al., les barres d’erreur relevées valent en moyenne, figure par figure, entre 0,9963 et 1,0049 fois \(\sqrt N\), la loi de Poisson attendue pour des comptages. Les incertitudes sur les visibilités ajustées viennent d’un bootstrap paramétrique (300 tirages), multipliées par \(\sqrt{\chi^2/\text{ddl}}\) quand ce rapport dépasse 1.

4. Test (a) : l’inégalité est-elle respectée ?

Schwindt, Kwiat et Englert (1999), fig. 2. Photon unique dans un interféromètre de Mach-Zehnder ; une lame demi-onde tournée d’un angle \(\theta\) marque le chemin par la polarisation. Sur les sept angles, \(V^2+K^2\) (connaissance \(K\) mesurée dans la base optimale, donc \(K = D\) aux imperfections près) ne dépasse jamais 1 : maximum 0,9978, soit −0,06 écart-type au-dessus de 1 au pire. La prédiction quantique sans observateur, \(V = V_0|\cos 2\theta|\) et \(D = |\sin 2\theta|\) avec \(V_0\) = 0,9807 (visibilité à \(\theta = 0\)), décrit K à 0,013 près et V à 0,045 près ; le plus grand écart est la visibilité résiduelle à 45°, que les auteurs attribuent à de légères transformations de polarisation dans les miroirs.

Ma et al. (2013). Dans le cas d’effacement, \(I^2+V^2\) = 0,910 ± 0,034, sous 1 ; corrigé des facteurs d’imperfection annoncés par les auteurs (\(\eta_I \approx 0{,}97\), \(\eta_V \approx 0{,}95\)), il vaut 1,008 ± 0,038, c’est-à-dire la saturation prévue.

Réponse au point (a) : oui, toutes les données respectent \(D^2+V^2 \le 1\), et elles suivent la prédiction quantique sans observateur.

5. Test (b) : information lue contre information jamais lue, sur le même appareil

Chez Schwindt et al., la visibilité est mesurée analyseur retiré (« the polarization analyzer was lowered out of the beam path ») : pendant cette mesure, le marqueur n’est lu par rien ni personne. La connaissance \(K\) est mesurée dans une autre série, analyseur en place : le marqueur est lu. Posons, pour chaque angle \(\theta \gt 0\),

$$Q = \left(\frac{V_{\text{non lu}}}{V_0}\right)^2 + K_{\text{lu}}^2 .$$

La mécanique quantique (marqueur pur) prédit \(Q = 1\) : la perte de visibilité sans lecture est exactement celle qu’impose l’information disponible. HR prédit \(V_{\text{non lu}} = V_0\), donc \(Q = 1 + K^2\), jusqu’à 1,9958 à 45°. Mesuré : \(Q\) moyen = 0,9985 ± 0,0056. Sur les six angles, \(\chi^2_{\text{MQ}}\) = 0,96 pour 6 degrés de liberté (\(p\) = 0,99), \(\chi^2_{\text{HR}}\) = 2 820, soit un rejet de HR à 52,8 σ. À 45° seul, la visibilité non lue vaut 0,0447 au lieu de 0,98, un écart de 306 écarts-types.

Autre lecture des mêmes points : la fraction de la perte de visibilité prévue par la mécanique quantique qui a lieu sans aucune lecture vaut 0,994 ± 0,002 (1 pour la mécanique quantique, 0 pour HR). Les valeurs par angle vont de 0,954 à 1,049 et dispersent plus que leurs barres (\(\chi^2\) = 281 pour 5 degrés de liberté) : les très petites barres de \(V\) ne couvrent pas les imperfections de l’optique, à quelques pour cent. Cela ne touche pas la conclusion : l’écart à HR se compte en dizaines de pour cent.

Réponse au point (b) : non, il n’existe aucun écart mesurable entre information lue et information jamais lue ; la sensibilité du test est de l’ordre du pour cent.

6. Information jamais enregistrée : les fentes d’Young de Walborn et al. (2002)

Photon d’une paire intriquée envoyé sur une vraie double fente (largeur 200 µm, espacement 200 µm, λ = 702,2 nm) ; deux lames quart d’onde marquent le chemin par la polarisation. Aux fig. 3 et 7, aucun polariseur n’est placé nulle part : la polarisation n’est ni analysée ni enregistrée, ce qui réalise l’expérience du § 4.2 de Campbell et al. Nous ajustons chaque figure par

$$N(x) = \operatorname{sinc}^2\!\left(\frac{x-x_0}{w}\right)\left[a + b\cos\frac{2\pi x}{\Lambda} + c\sin\frac{2\pi x}{\Lambda}\right], \qquad V = \frac{\sqrt{b^2+c^2}}{a},$$

l’interfrange \(\Lambda\) étant ajusté sur la figure sans marquage puis fixé. L’interfrange ajusté, 1,466 mm (montage direct) et 1,529 mm (montage retardé), est celui qu’impose la géométrie publiée, \(\lambda L/d\) = 1,457 mm (contrôle automatique).

FigureSituationV
2sans marquage0,474 ± 0,046
3chemin marqué, jamais lu0,091 ± 0,039
6sans marquage, détection retardée0,508 ± 0,052
7chemin marqué, jamais lu, retardée0,068 ± 0,064

Rapports \(V_{\text{marqué}}/V_{\text{sans marquage}}\) : 0,19 ± 0,08 et 0,13 ± 0,13. HR prédit 1 : rejet à 6,4 σ et 5,3 σ. Le reste de franges de la fig. 3 est attribué par les auteurs à un léger défaut d’alignement des lames.

Comparaison avec un cas où l’information est lue : chez Kim et al. (2000), les coïncidences avec le détecteur de chemin D3 (R03) gardent un rapport de visibilité de 0,04 ± 0,09 par rapport aux franges effacées R01. Moyenne des deux cas non lus de Walborn : 0,17 ± 0,07 ; différence non lu − lu : 0,13 ± 0,11 (1,1 σ), là où HR prédit 1 (rejet à 7,6 σ). Cette comparaison croise deux expériences différentes ; elle confirme le § 5 sans le remplacer.

7. Information perdue dans l’environnement

Collisions (Hornberger et al., 2003). Les molécules de C70 traversent un interféromètre de Talbot-Lau rempli de gaz ; chaque collision emporte l’information de chemin dans une molécule de gaz jamais détectée. La mécanique quantique prédit \(V(p) = V_0\,e^{-p/p_0}\), avec \(p_0\) calculé sans paramètre ajustable. Sur les 17 points du méthane (fig. 2), l’ajustement donne \(p_0\) = (0,810 ± 0,029) × 10−6 mbar, contre 0,84 × 10−6 mbar pour la droite théorique publiée ; cette droite, sans aucun ajustement, donne \(\chi^2\) = 11,1 pour 17 points (\(p\) = 0,85). HR (visibilité constante, 38,9 %) est rejetée à 39,1 σ ; à la plus forte pression, la visibilité n’est plus que 2,46 %. Sur les dix gaz de la fig. 3, les \(p_0\) mesurés valent en moyenne 0,894 fois les \(p_0\) calculés, avec \(\chi^2\) = 19,1 pour 10 gaz (\(p\) = 0,039) : l’accord est bon mais pas parfait. Cet écart commun d’environ 10 % reste dans l’incertitude de 15 % sur la mesure de pression, qui est pour l’essentiel commune à tous les gaz (nous l’avons traitée comme indépendante, ce qui gonfle le \(\chi^2\)). HR, qui prédit l’absence de décohérence (\(1/p_0 = 0\)), est rejetée à 20,0 σ.

Émission thermique (Hackermüller et al., 2004). Des molécules chauffées par laser émettent des photons que les parois absorbent ; personne ne les détecte. HR prédit une visibilité normalisée égale à 1 ; au-delà de 7,5 W, elle vaut 0,044 (panneau a) et 0,022 (panneau b), contre 0,021 et 0,013 pour la courbe théorique. Honnêtement, la courbe théorique ne passe pas dans les barres d’erreur : \(\chi^2/\text{ddl}\) = 46 et 18, écarts jusqu’à 0,24 et 0,32. Les auteurs l’attribuent à l’alignement des lasers de chauffage (« The difference between the theoretical and the experimental curve is of the order of this variation »). En gonflant les barres jusqu’à ce que la théorie quantique ait \(\chi^2/\text{ddl} = 1\), HR reste rejetée à 24,4 σ et 20,9 σ.

8. Effacement, choix retardé et ordre temporel

Ces expériences ne séparent pas HR de la mécanique quantique (toutes les données y sont enregistrées), mais elles vérifient qu’aucun effet ne dépend du moment où l’information est traitée, ce qu’un rendu déclenché à la détection pourrait trahir.

9. Bilan statistique et règle de décision

Règle fixée avant les calculs : HR est rejetée si l’écart combiné dépasse 5 σ sur les jeux où l’information n’est jamais lue ni enregistrée. Après lecture des résultats, nous l’avons durcie (jamais assouplie) : erreurs des ajustements de franges gonflées quand \(\chi^2/\text{ddl} \gt 1\), version prudente pour Hackermüller et al., et exigence que chaque jeu rejette HR seul à plus de 5 σ. Résultat, en additionnant les \(\chi^2\) des six jeux indépendants : rejet combiné à 211σ (73σ en version prudente), et au moins 5,3 σ pour le jeu le plus faible (Walborn, fig. 7). Les valeurs au-delà de quelques dizaines de σ n’ont pas de sens littéral : elles supposent des erreurs gaussiennes jusque dans des queues que personne n’a mesurées. Elles disent seulement que l’écart est énorme.

10. Ce que le test ne peut pas trancher

Une simulation qui calculerait l’interférence à partir de l’information physiquement présente, lue ou non, reproduit la mécanique quantique à l’identique : aucune expérience ne peut la distinguer de l’absence de simulation. C’est d’ailleurs ce que disent Ma et al. : « The presence of path information anywhere in the universe is sufficient to prohibit any possibility of interference. It is irrelevant whether a future observer might decide to acquire it. » Une telle simulation ne réaliserait aucune économie liée à un observateur : elle devrait suivre chaque molécule de gaz et chaque photon perdu dans les parois. La version économe, celle qui justifie l’idée, est réfutée ; la version non économe n’est pas testable.

Limites