Histórias consistentes

A interpretação consistente da história é uma interpretação da mecânica quântica que visa dar uma versão mais satisfatória da interpretação de Copenhague , preservando seus princípios fundamentais.

Nas palavras do fundador RB Griffiths, ela quer ser "Copenhague bem feito" (Copenhague bem feito) . Em particular, aceita o caráter intrinsecamente aleatório dos fenômenos quânticos, mas rejeita a ideia de que o chamado colapso da função de onda seja um fenômeno físico.

Desenvolvimento

A interpretação consistente da história foi proposta pelo físico norte-americano Robert B. Griffiths em 1984 . Nos anos seguintes essa abordagem foi desenvolvida por Griffiths , com contribuições do físico francês Roland Omnès .

Uma abordagem essencialmente análoga foi desenvolvida em grande parte de forma independente pelos físicos americanos Murray Gell-Mann e James Hartle , chamados por estes de uma abordagem para histórias decoerentes . As formulações de Griffiths e Omnès e de Gell-Mann e Hartle são matematicamente semelhantes e complementares do ponto de vista do conteúdo interpretativo. A formulação de Griffiths e Omnès concentra sua atenção em esclarecer os paradoxos tradicionais da mecânica quântica ( gato de Schrödinger , problema de medição, teorema de Bell, teorema de Kochen-Specker, papel do observador, debate sobre a natureza indeterminista da teoria e sobre a possibilidade de variáveis ​​ocultas, etc.), enquanto os estudos de Gell-Mann e Hartle dão mais destaque ao fenômeno da decoerência , à explicação de como o mundo clássico emerge da realidade quântica e às aplicações na cosmologia quântica .

Gell-Mann afirma que sua formulação foi inspirada pela interpretação de muitos mundos de Everett e estudos de decoerência quântica pelos físicos E. Joos, HD Zeh e WH Żurek. Por outro lado, Omnès e Griffiths foram influenciados pela formulação de "projeções como proposições" apresentada por von Neumann em seu famoso tratado sobre os fundamentos matemáticos da mecânica quântica , que também deu surge a vertente da lógica quântica , iniciada por Birkhoff e desenvolvida em várias direções especialmente nas décadas de 1960 e 1970 por físicos-matemáticos como GW Mackey , JM Jauch, C. Piron, G. Ludwig e outros.

Conteúdo

A interpretação de histórias consistentes é apresentada por Griffiths em grande detalhe em um livro e nos vários artigos de revisão . Omnès escreveu dois livros sobre o assunto e um artigo de revisão muito citado . Gell-Mann deu uma introdução semi-técnica em um livro popular . No restante do artigo é apresentada a interpretação na formulação que lhe foi dada por Griffiths.

As "histórias" que dão nome à interpretação referem-se a uma descrição de um sistema físico para uma sequência de tempos t ₀ , t ₁ , t ₂ , ... Muitos dos pontos-chave da interpretação surgem já no caso mais simples em que um sistema é considerado por um único tempo t ; a seguir, consideramos inicialmente o caso de um único tempo t e então passamos para o caso geral na próxima seção.

Interpretação para um único momento de tempo

Os princípios-chave desta interpretação podem ser formulados em três pontos.

Ponto 1. Em vez de focar no significado da função de onda, na interpretação consistente da história a ênfase está nas proposições possíveis (ou seja, declarações que podem ser verdadeiras ou falsas) sobre eventos físicos . Um evento é, segundo Griffiths , “um estado de coisas particular no tempo t ”.

Exemplos de proposições são (unidades de medida são omitidas porque não são relevantes para a discussão):

• P _a  : O elétron está, no instante t , em seu estado fundamental.
• P _b  : O elétron está, no instante t , entre x = 1 e x = 1,1.
• P _c  : O elétron tem, no instante t , uma velocidade entre v = 2,1 e v = 2,05.
• P _d  : A projeção do spin do elétron ao longo da direção z é, no instante t , 1/2.
• P _e  : A projeção do spin do elétron ao longo da direção x é -1/2 no tempo t .
• P _f  : A agulha do instrumento indica +1.

Como indicado pelo exemplo P _f , as proposições possíveis também podem dizer respeito a objetos macroscópicos; a interpretação consistente da história rejeita a ideia de que há uma divisão entre uma "realidade quântica" no nível das partículas elementares e uma "realidade clássica" (regida exatamente pela mecânica clássica) no nível macroscópico: as regras quânticas se aplicam a toda a realidade física. A interpretação consistente da história também rejeita a ideia de que a presença ou ausência de um observador (consciente ou não) desempenha um papel físico especial nos processos naturais; conforme detalhado a seguir, o "papel" do observador é escolher as proposições sobre as quais deseja focar a atenção, mas esse é um papel completamente passivo. Griffiths fornece a seguinte metáfora para o papel do observador; suponha que queremos tirar uma foto de um objeto, por exemplo, uma montanha. A montanha existe independentemente de nós, mas a fotografia depende das escolhas do fotógrafo (enquadramento, direção, etc.). Nessa metáfora a montanha é a realidade física (quântica), enquanto a fotografia é o que podemos dizer sobre a realidade a partir de proposições sobre eventos. Deve-se notar que as previsões da mecânica clássica e quântica podem ser expressas em termos de proposições semelhantes às dadas nos exemplos e, portanto, o raciocínio em termos de proposições é uma linguagem comum à mecânica quântica (e também à teoria quântica de campos). . ) e à clássica e constitui uma base sólida para investigar em que situações as previsões da mecânica quântica são reduzidas às da mecânica clássica.

Ponto 2. A interpretação consistente da história aceita que a Natureza é fundamentalmente não-determinista. Em particular, mesmo se possuísse um conhecimento perfeito de todo o universo no tempo t , não seria possível prever com certeza todos os eventos em um momento posterior. Como consequência, às proposições sobre eventos físicos introduzidas no ponto anterior é possível, em geral, apenas atribuir uma probabilidade de serem verdadeiras.

Ponto 3. A interpretação consistente da história aceita que a imagem da Natureza dada pela mecânica clássica, que também corresponde à nossa intuição formada a partir do mundo macroscópico, está fundamentalmente errada; por isso devemos estar prontos para mudar ou renunciar a alguns princípios fundamentais que nos parecem “naturais”. Situação semelhante, mas menos radical, ocorreu com a teoria da relatividade, que obrigou a uma revisão drástica de nossas intuições sobre espaço e tempo. Especificamente, a interpretação consistente da história acredita que o princípio fundamental da mecânica quântica que a torna fundamentalmente diferente da mecânica clássica e no qual reside sua "estranheza" é o princípio da incompatibilidade : não é possível considerar simultaneamente proposições relativas a quantidades ( observáveis ) incompatíveis . No formalismo da mecânica quântica, dois observáveis ​​são incompatíveis se os operadores correspondentes não comutarem e, portanto, aplica-se o princípio da incerteza . Por exemplo, considere as proposições dos exemplos P _d e P _e ; ambas as proposições, tomadas individualmente, são sensíveis e é possível atribuir a cada uma delas uma probabilidade de verdade; por exemplo, se no instante t o sistema estiver no estado que é um autoestado de Ŝ _z com autovalor ½, então o formalismo da mecânica quântica nos diz que a proposição P _d tem 100% de probabilidade de ser verdadeira enquanto a proposição P _é tem 50% de chance de ser verdade. Se estivéssemos em um contexto não quântico, nada nos impediria de considerar proposições como P _g = P _d AND P _e , às quais pareceria natural atribuir uma probabilidade de verdade de 50%. No entanto, como os operadores Ŝ _z e Ŝ _x não comutam, o princípio da incompatibilidade nos proíbe de considerar proposições como P _g e atribuir-lhes uma probabilidade. A postura de interpretação consistente da história é que as proposições que violam o princípio da incompatibilidade , como _Pg , não têm sentido . O princípio da incompatibilidade é essencialmente análogo ao princípio da complementaridade formulado por Bohr , ainda que expurgado de referências explícitas a "medidas" ou "observações", consideradas inessenciais.

As proposições referidas no ponto 1. correspondem a operadores de projecção ortogonal no espaço de estados de Hilbert; de particular importância são os projetores nos autoespaços dos operadores correspondentes aos observáveis. Por exemplo, podemos considerar a energia do sistema, e o operador correspondente é, portanto, o hamiltoniano do sistema. Suponha que o Hamiltoniano tenha um espectro puramente discreto e não degenerado :, com autoestados correspondentes . O projetor no autospace de é: ${\ estilo de texto E_ {1} <E_ {2} <E_ {3} <\ ldots}$${\ displaystyle | E_ {1} \ rangle, | E_ {2} \ rangle, | E_ {3} \ rangle, \ ldots}$${\ estilo de exibição | E_ {1} \ rangle}$

$${\ estilo de exibição P_ {1} = | E_ {1} \ rangle \ langle E_ {1} |}$$

e damos-lhe o significado físico "o sistema tem energia " ou, equivalentemente, "o sistema está em seu estado fundamental". Se o sistema está em um estado genérico , a probabilidade de que ele tenha energia é dada por: $E_ {1}$$| \psi\rangle$$E_ {1}$

$${\ displaystyle p (P_ {1} = \ mathrm {true}) = \ langle \ psi | P_ {1} | \ psi \ rangle = \ langle \ psi | E_ {1} \ rangle \ langle E_ {1} | \ psi \ faixa = | \ lang E_ {1} | \ psi \ rangle | ^ {2}}$$

como de fato no formalismo padrão. A diferença é que não fizemos referência a observações ou experimentos, mas a propriedades que o sistema possui independentemente delas.

Assim como as proposições podem ser combinadas através dos conectivos lógicos AND, OR e NOT, o mesmo é possível com os operadores de projeção (desde que alternem - caso contrário, violam o princípio da incompatibilidade ditado pelo ponto 3.). O conectivo AND corresponde ao produto dos projetores (ambas as propriedades são verdadeiras ao mesmo tempo), o conectivo OR corresponde à sua soma enquanto o NOT corresponde ao complemento ortogonal.

Por exemplo, podemos considerar o projetor ; na hipótese de que o espectro é não degenerado é fácil verificar que para qualquer estado . Isso significa que a proposição “o sistema tem energia e ao mesmo tempo energia ” é sempre falsa. Da mesma forma, se considerarmos o operador posição , a proposição de que uma partícula está simultaneamente em mais de uma posição no espaço é sempre falsa. ${\ estilo de exibição P_ {1 \ terreno 2} = P_ {1} P_ {2}}$${\ displaystyle p (P_ {1 \ land 2} = \ mathrm {true}) = 0}$$| \psi\rangle$$E_ {1}$$E_ {2}$${\ chapéu {x}}$

O conectivo OR corresponde à soma dos projetores; no caso quântico há diferenças na interpretação de proposições desse tipo em relação ao caso clássico. Vamos considerar, por exemplo, o operador de projeção

$${\ estilo de exibição P_ {1 \ lor 2} = P_ {1} + P_ {2}}$$

O significado que pode ser atribuído a isso é "o sistema tem energia na faixa ". Se pudermos deduzir que estamos em uma das três situações a seguir com certeza: ${\ estilo de exibição [E_ {1}, E_ {2}]}$${\ displaystyle p (P_ {1 \ lor 2} = \ mathrm {true}) = 1}$

1. o sistema está no estado e tem energia .${\ estilo de exibição | E_ {1} \ rangle}$$E_ {1}$
2. o sistema está no estado e tem energia .${\ estilo de exibição | E_ {2} \ rangle}$$E_ {2}$
3. o sistema está em uma superposição linear de e , por exemplo , e portanto não possui uma energia bem definida; mesmo que não possamos atribuir uma energia definida ao sistema, podemos dizer que a energia é maior e menor que .${\ estilo de exibição | E_ {1} \ rangle}$${\ estilo de exibição | E_ {2} \ rangle}$${\ displaystyle (| E_ {1} \ rangle + | E_ {2} \ rangle) / {\ sqrt {2}}}$$E_ {1}$$E_ {2}$

O caso 3., que inclui sobreposições lineares de estados, é característico da mecânica quântica; em um contexto clássico, esperaríamos que se a proposição fosse verdadeira, então pelo menos uma das duas proposições ou deveria ser verdadeira, mas esse não é o caso da mecânica quântica. Temos que aceitar, de acordo com a interpretação consistente da história, que existem estados possíveis, como os do ponto 3., pelos quais nossa intuição baseada no mundo macroscópico falha. ${\ estilo de texto P_ {1 \ lor 2}}$$P_1$$P_ {2}$

Consideremos agora um estado em que uma partícula está localizada em torno do ponto e um estado em que a partícula está localizada em torno do ponto . Qual é o significado do projetor de status  ? ${\ estilo de exibição | x_ {1} \ rangle}$$x_1$${\ estilo de exibição | x_ {2} \ rangle}$$x_2$${\ displaystyle | X \ rangle = (| x_ {1} \ rangle + | x_ {2} \ rangle) / {\ sqrt {2}}}$

Como estabelecemos, certamente seu significado não é que a partícula esteja nos pontos e ao mesmo tempo : como dissemos no exemplo anterior, a probabilidade de uma partícula estar em vários lugares ao mesmo tempo é sempre zero. É mais correto dizer que a partícula está em ou em , mesmo que o aviso acima se aplique: na mecânica quântica não é verdade que se a proposição "a partícula está em ou em " for verdadeira então "a partícula está no estado " é verdade ou "a partícula está no estado " é verdade. Operacionalmente, pode acontecer que, devido a limitações experimentais (e aqui o papel da decoerência é relevante), sejamos capazes de realizar medições de posição apenas em um ponto do espaço de cada vez. Nesse caso, o projetor é inacessível para nós na prática e só podemos usar os projetores e , e podemos, portanto, raciocinar nesse contexto de maneira "clássica" e pensar que a partícula está em ou em sentido exclusivo. $x_1$$x_2$$x_1$$x_2$$x_1$$x_2$${\ estilo de exibição | x_ {1} \ rangle}$${\ estilo de exibição | x_ {2} \ rangle}$${\ estilo de texto P_ {1 \ lor 2}}$${\ estilo de exibição P_ {1} = | x_ {1} \ rangle \ langle x_ {1} |}$${\ estilo de exibição P_ {2} = | x_ {2} \ rangle \ langle x_ {2} |}$$x_1$$x_2$

Incompatibilidade quântica e escolha do referencial

Conforme mencionado no ponto anterior, a interpretação com histórias consistentes identifica no princípio da incompatibilidade a característica essencial que diferencia a mecânica quântica da mecânica clássica e a fonte das conhecidas dificuldades interpretativas. Neste parágrafo, vamos gastar mais algumas palavras sobre este ponto.

Na teoria das probabilidades é necessário desde o início estabelecer qual é o espaço amostral Ω (em inglês, sample space ) do sistema, ou seja, o conjunto de todos os eventos possíveis (= subconjuntos de Ω); portanto, faz sentido atribuir probabilidades a eventos. Na mecânica quântica, na interpretação de histórias consistentes, a escolha do espaço amostral corresponde à escolha de uma determinada decomposição do operador identidade por meio de projetores; por exemplo, se eu voltar minha atenção para a posição, usarei projetores de posição (adequados para responder a perguntas como 'onde está a partícula'), se estiver interessado em energia, usarei projetores em autoestados de energia e assim por diante. Nesse contexto, uma escolha específica da decomposição do operador identidade é chamada de escolha do framework . A interpretação consistente da história enfatiza que as probabilidades atribuídas pela mecânica quântica a eventos físicos são sempre relativas ao quadro de referência escolhido . Essa escolha às vezes é implícita, mas está sempre presente. Em particular, dois quadros de referência baseados em projetores de observáveis ​​incompatíveis (isto é, que não comutam) são incompatíveis e não é possível considerar ao mesmo tempo as probabilidades atribuídas pelos dois quadros. Deste ponto de vista, a interpretação consistente da história faz considerações análogas às tradicionalmente associadas à interpretação de Copenhague, como a seguinte citação de uma carta de 1926 de Pauli a Heisenberg : Pode-se olhar o mundo com o olho-p e pode-se olhar para ele com o olho-q, mas quando queremos abrir os dois olhos, ficamos tontos q', mas quando queremos abrir os dois olhos, nossa cabeça gira) .

Interpretação para vários instantes de tempo

Uma história quântica Y é uma coleção de N projetores relacionados a N vezes sucessivas e nós a escrevemos simbolicamente como: $P_ {n}$${\ estilo de exibição t_ {1} <t_ {2} <\ cdots <t_ {N}}$

${\ displaystyle Y = P_ {1} \ odot P_ {2} \ odot \ cdots \ odot P_ {N}}$

O significado desta história é: no momento em que o evento físico descrito pelo projetor acontece, no momento em que o evento acontece, e assim por diante. A interpretação consistente de histórias torna possível associar uma probabilidade de verdade com histórias quânticas desse tipo. $t_1$$P_1$$t_2$$P_ {2}$

Um ponto crucial da interpretação é que , antes que possamos pensar em atribuir probabilidades, precisamos definir nosso quadro de referência. O quadro de referência é um conjunto de histórias quânticas, que indexamos através do índice , todas relativas aos mesmos tempos , e de tal forma que para cada vez os projetores considerados por todas as histórias constituem uma decomposição de identidade. Ilustramos este ponto com exemplos. $\ alfa$$t_n$

O caso de apenas uma vez ( N = 1) é o descrito na seção anterior. A escolha do quadro de referência neste caso é uma única escolha da decomposição de identidade de tipo

${\ estilo de exibição {\ chapéu {I}} = P_ {1} + P_ {2} + P_ {3} + \ cdots}$

Por exemplo, considere um sistema com níveis de energia discretos e considere uma decomposição com os três operadores de projeção ${\ estilo de exibição E_ {1}, E_ {2}, \ cdots}$

${\ displaystyle P_ {1} = | E_ {1} \ rangle \ langle E_ {1} | \ quad; \ quad P_ {2} = | E_ {2} \ rangle \ langle E_ {2} | \ quad; \ quad P_ {3} = {\ chapéu {I}} - P_ {1} -P_ {2}}$

Com esta escolha de decomposição temos três 'histórias' quânticas que formam um quadro de referência; como há apenas um tempo, as histórias correspondem aos operadores descritos acima. A primeira história corresponde ao evento 'a energia no tempo é ', a segunda história a 'a energia no tempo é ' e a terceira a 'a energia no tempo é maior ' (com as ressalvas feitas na seção anterior). Este quadro de referência está bem estabelecido, uma vez que os faróis alternam e, portanto, respeitam o princípio da incompatibilidade. $t_1$$E_ {1}$$t_1$$E_ {2}$$t_1$$E_ {2}$

No caso de dois tempos ( N = 2 ) para estabelecer nosso referencial temos que escolher duas decomposições de identidade, uma para o tempo e outra para o tempo . Se a decomposição for consistir em k operadores e aquela for consistir em m operadores, obteremos histórias quânticas no total. Introduzimos agora mais formalismo, que será essencial no caso geral com três ou mais tempos. Em primeiro lugar, os projetores são agora especificados por dois índices, um índice que especifica o tempo referido e um segundo índice, que especifica a história a que se refere; indicamos o índice temporal n como um subscrito, enquanto o índice como um argumento entre colchetes (para evitar o uso de sobrescritos e subscritos ao mesmo tempo). Assim, uma história genérica de dois tempos é escrita como: $t_1$$t_2$$t_1$$t_2$${\ estilo de exibição k \ vezes m}$${\ estilo de exibição n = 1,2}$$\ alfa$$\ alfa$

${\ estilo de exibição Y (\ alfa) = P_ {1} (\ alfa) \ odot P_ {2} (\ alfa)}$

e tem o significado 'no momento o sistema tem a propriedade e no momento ele tem a propriedade . Por exemplo, suponha que tempo para selecionar a decomposição de identidade feita no exemplo anterior de cada vez, enquanto por tempo escolhemos a decomposição de dois operadores: $t_1$${\ estilo de exibição P_ {1} (\ alfa)}$$t_2$${\ estilo de exibição P_ {2} (\ alfa)}$$t_2$$t_1$

${\ displaystyle P_ {a} = | \ psi _ {a} \ rangle \ langle \ psi _ {a} | \ quad; \ quad {\ til {P_ {a}}} = {\ hat {I}} - P_ {a}}$

Onde é um determinado estado (arbitrário). O projetor , portanto, representa a propriedade 'o sistema está no estado ', enquanto representa a propriedade 'o sistema NÃO está no estado '. Com essas decomposições temos histórias quânticas, que escrevemos na íntegra: ${\ displaystyle | \ psi _ {a} \ rangle}$$P_ {a}$${\ displaystyle | \ psi _ {a} \ rangle}$${\ estilo de exibição {\ til {P_ {a}}}}$${\ displaystyle | \ psi _ {a} \ rangle}$${\ estilo de exibição 2 \ vezes 3 = 6}$

$${\ displaystyle {\ begin {alinhado} Y (1) & = P_ {a} \ ponto P_ {1} \\ Y (2) & = {\ til {P_ {a}}} \ ponto P_ {1} \ \ Y (2) & = P_ {a} \ ponto P_ {2} \\ Y (4) & = {\ til {P_ {a}}} \ ponto P_ {2} \\ Y (5) & = P_ {a} \ ponto P_ {3} \\ Y (6) & = {\ til {P_ {a}}} \ ponto P_ {3} \\\ end {alinhado}}}$$

A história 1, portanto, tem o significado de 'o sistema está no estado no tempo e no estado (isto é, de forma equivalente, tem energia ) no tempo , e similarmente para as outras histórias. Este conjunto de 6 histórias constitui o nosso quadro de referência. Vamos continuar com outras definições agora. Denotamos com o operador de evolução temporal do sistema de tempos em tempos . Se o hamiltoniano H não depende do tempo, o formalismo padrão nos diz que esse operador é dado por . Assim, definimos os operadores de peso (em inglês: weight operator ), que associam a cada história quântica um operador no espaço de Hilbert do sistema, que no nosso exemplo são (a definição geral é dada mais adiante no artigo):${\ displaystyle | \ psi _ {a} \ rangle}$$t_1$${\ estilo de exibição | E_ {1} \ rangle}$$E_ {1}$$t_2$${\ estilo de exibição U (t ', t)}$$t_1$$t_1$${\ displaystyle U (t_ {2}, t_ {1}) = e ^ {- i (t_ {2} -t_ {1}) H / \ hbar}}$

$${\ displaystyle {\ begin {alinhado} K (Y (1)) & = P_ {a} \ U (t_ {2}, t_ {1}) \ P_ {1} \\ K (Y (2)) & = {\ til {P_ {a}}} \ U (t_ {2}, t_ {1}) \ P_ {1} \\ K (Y (3)) & = P_ {a} \ U (t_ {2 }, t_ {1}) \ P_ {2} \\ K (Y (4)) & = {\ til {P_ {a}}} \ U (t_ {2}, t_ {1}) \ P_ {2 } \\ K (Y (5)) & = P_ {a} \ U (t_ {2}, t_ {1}) \ P_ {3} \\ K (Y (6)) & = {\ til {P_ {a}}} \ U (t_ {2}, t_ {1}) \ P_ {3} \ end {alinhado}}}$$

Em seguida, introduzimos um produto interno entre os operadores de peso por meio da operação de rastreamento :

$${\ displaystyle \ langle K (\ alpha), K (\ beta) \ rangle = \ mathrm {Tr} [\, K (\ alpha) ^ {\ punhal} K (\ beta) \,]}$$

(completar)

Críticas e comentários

Este texto ainda está para ser escrito.

Referências na literatura

A interpretação de histórias consistentes é mencionada em uma passagem do best- seller de 1999 " The Elementary Particles " do escritor francês Michel Houellebecq , em que 'a memória de uma vida humana' é comparada (imaginariamente) a 'uma das histórias consistentes de Griffith'. :

“A memória de uma vida humana [...] se assemelha a uma das chamadas 'histórias consistentes' de Griffiths. [...] Você tem lembranças de diferentes momentos da sua vida, resumiu Michel, e essas lembranças vêm de formas diferentes; você revisa pensamentos, atitudes, rostos. Às vezes um simples nome vem à mente [...] Outras vezes você vê um rosto novamente, sem sequer poder associá-lo a uma memória. [...] as histórias consistentes de Griffiths foram adotadas em 1984 para vincular medições quânticas em esquemas narrativos plausíveis. Uma história de Griffiths é construída a partir de uma série de medições feitas mais ou menos ao acaso em momentos diferentes. Cada medida expressa o fato de que uma certa quantidade física, possivelmente diferente de uma medida para outra, está incluída, em um determinado momento, em uma determinada faixa de valores. Por exemplo, no tempo t1, um elétron tem uma certa velocidade, determinada com uma aproximação que depende do tipo de medida; no tempo t2, o referido elétron está localizado em um certo arco espacial; no tempo t3, tem um certo valor de rotação. A partir de um subconjunto de medidas, podemos definir uma história, logicamente consistente, mas da qual não podemos dizer que seja verdadeira: ela pode simplesmente ser sustentada sem contradição. Entre as histórias do mundo possíveis em um dado quadro experimental, algumas podem ser reescritas na forma canonizada por Griffiths; tais histórias são então chamadas de histórias consistentes de Griffith, e se desenrolam como se o mundo fosse feito de objetos separados, dotados de propriedades intrínsecas e estáveis. No entanto, o número de histórias consistentes de Griffiths que podem ser reescritas a partir de uma série de medidas é tipicamente significativamente maior que um. Você tem uma consciência de si mesmo; essa consciência permite que você faça uma hipótese: a história que você consegue reconstruir a partir de suas memórias é uma história consistente, justificável no princípio de uma narrativa unívoca. Como um indivíduo isolado, perseverando na existência por um certo período de tempo, submetido a uma ontologia de objetos e propriedades, você não tem dúvidas sobre este ponto: você deve necessariamente ser capaz de associar uma história consistente de Griffiths.”