L'Entropia dell'Informazione

In generale possiamo così definire il termine informazione:
"L'informazione è l'insieme di dati, correlati tra loro, con cui un'idea (o un fatto) prende forma ed è comunicata" (vedi Wikipedia).

Tuttavia la definizione data sopra può essere meglio specificata: in particolare nel campo dell'elaborazione e della trasmissione dei dati si afferma che l'informazione è il fattore che diminuisce l'incertezza sulla conoscenza di un evento.

Ci poniamo quindi il problema di come misurare l'informazione associata alla comunicazione di un evento*.

Introduciamo quindi una nuova definizione, proposta da Claude Shannon, che specifica il contenuto di informazione di un dato messaggio relativo alla comunicazione di un evento.

Se assegnamo ad un evento x la probabilità P(x) di verificarsi, il contenuto di informazione I(x) della comunicazione dell'evento è così definito:

I(x)=ln(1/P(x))

o anche per le proprietà dei logaritmi: I(x)=-lnP(x)
(infatti essendo ln(1/P(x))=ln1-lnP(x)=-lnP(x) poiché ln1=0).

Quindi questa definizione del contenuto di informazione è legata alla probabilità che un evento si possa verificare e non al contenuto semantico di un messaggio (come vedremo meglio di seguito).
Nota: ln indica il logaritmo naturale ma se la sorgente è, ad esempio, binaria si userà il logaritmo in base-2 per definire I(x) (misurata in bit).

Si osservi che questa particolare definizione è l'unica che rispetta, grazie alle proprietà dei logaritmi, i seguenti requisiti (vedi Wikipedia):
1) se l'evento è certo (cioè P(x)=1) allora il contenuto di informazione della comunicazione è nullo (poiché I(x)=ln1=0);
2) poiché in generale P(x)≤1 l'informazione aumenta (I(x)->∞) al diminuire della probabilità dell'evento (cioè quando P(x)->0);
3) dati due eventi indipendenti x e y la probabilità che si verifichino entrambi è P(x,y)=P(x)P(y) quindi in questo caso: I(x,y)=I(x)+I(y).
Nota: la definizione del contenuto di informazione può essere estesa a due (o più eventi): I(x,y)=ln(1/P(x,y))=ln[(1/(P(x))(1/P(y))]=I(x)+I(y).

In generale una data informazione viene generata da una sorgente che trasmette un insieme di simboli x_i (ad esempio le lettere dell'alfabeto) ciascuno caratterizzato da una certa probabilità P(x_i) di essere trasmesso dalla sorgente (che può anche essere la stessa per tutti i simboli): ciò significa che la trasmissione di ogni simbolo della sorgente viene valutato come un evento con la sua probabilità.

Perciò il contenuto medio <I(x)> di informazione per una data sorgente è definito dalla seguente relazione:

<I(x)>=∑P(x_i)ln(1/P(x_i))

si calcola cioè il valore medio di I(x) pesandolo con i coefficienti P(x_i).
Nota: nel post "Informazione, codici e bit!" vengono descritti alcuni esempi.

Possiamo quindi definire la quantità H(x) detta entropia della sorgente:

H(x)=k<I(x)> 

che viene misurata in nat/simbolo (se poniamo k=1).
Nota: se invece poniamo k=1/ln2 possiamo esprime l'entropia in base-2 (poiché vale la relazione log₂x=lnx/ln2).

In particolare se la probabilità è la stessa per tutti gli N simboli (cioè se P(x_i)=1/N per ogni x_i) allora

H(x)=∑P(x_i)ln(1/P(x_i))=lnN∑P(x_i)=lnN

essendo ∑P(x_i)=1 e quindi per la definizione data sopra di Informazione I(x)=ln(1/P(x))=lnN segue subito

H(x)=I(x).

Nota: si può dimostrare che <I(x)>≤I(x) quindi in generale: H(x)≤I(x) cioè l'entropia è massima quando la sorgente è completamente casuale.

Poiché come abbiamo visto I(x)÷1/P(x) si può affermare che H(x) misura l'incertezza o meglio il livello di casualità di una data sorgente.
Ma per quale motivo la grandezza H(x) viene chiamata entropia?

Per capirlo ricordiamo innanzitutto che in termodinamica per definire l'entropia statistica – introdotta per la prima volta da Ludwig Boltzmann (vedi il post "L'Entropia secondo Boltzmann") – si considera ad esempio un sistema composto da N particelle distribuite sui vari livelli di energia E_i.

Quindi il numero di tutti i possibili microstati, corrispondenti ad un macrostato assegnato, è dato da (posto N=∑n_i):

W=N!/(n₁!n₂!n₃!...)

dove n₁, n₂, n₃... è il numero di particelle per ogni livello E₁, E₂, E₃... e l'entropia termodinamica è per definizione pari a

S=K_BlnW

dove K_B è la costante dimensionale di Boltzmann.
Nota: nel post "Entropia statistica e termodinamica" abbiamo dimostrato la equivalenza fisica della definizione statistica e di quella termodinamica (qui invece l'equivalenza tra entropia e informazione è solo formale).

In particolare si può dimostrare per N molto grande la seguente relazione**:

lnW≈N∑P(n_i)ln(1/P(n_i))

dove P(n_i)=n_i /N è la probabilità di trovare le particelle nello stato E_i.
Ma per analogia lnW può anche indicare, come visto sopra, la probabilità che un dato simbolo x_i venga trasmesso da una sorgente:

lnW≈N∑P(x_i)ln(1/P(x_i))=N<I(x)>.

Quindi in definitiva si può scrivere:

S=K_BlnW≈K_BN<I(x)>

essendo come visto sopra lnW≈N<I(x)> e ciò giustifica almeno formalmente il nome di entropia attribuito al valore H(x)=<I(x)>.
Nota: è chiaro che nella analogia con H(x), la quantità N non indica il numero di simboli della sorgente ma il numero totale di simboli trasmessi.

Perciò se il numero N di particelle è molto grande la definizione delle due entropie è formalmente equivalente risultando:

S÷H(x).

Nota: ad ogni modo la definizione di H(x) resta valida per qualsiasi sorgente e non solo quando N è molto grande.

Tale equivalenza formale ha tuttavia spinto Léon Brillouin ad affermare che in realtà al contenuto di informazione <I(x)> corrisponde fisicamente una entropia termodinamica pari a S=K_B<I(x)>, da calcolare ad esempio nel computo dell'entropia di un sistema in cui si fa uso di bit d'informazione***.
Nota: in pratica Brillouin ipotizza che acquisire informazione non è mai gratis ma ha sempre un costo in termini di energia.

(*) Con il termine incertezza di un evento in pratica si collega l'informazione alla probabilità che questo si possa verificare: per esempio sapere che ad agosto ha piovuto contiene più informazione di sapere che a novembre pioverà (essendo più probabile).
(**) Per l'approssimazione di Stirling se N è molto grande vale la relazione lnN!≈NlnN-N ed essendo lnW=lnN!-ln(n₁!n₂!n₃!...) segue sostituendo: lnW≈NlnN-∑n_ilnn_i. Perciò poiché n_i=NP(n_i) ed essendo ∑P(n_i)=1 si ha: lnW≈NlnN-[Nln∑P(n_i)+N∑P(n_i)lnP(n_i)]≈N∑P(n_i)ln(1/P(n_i)).
(***) Il paradosso del diavoletto di Maxwell, che sembra violare il secondo Principio della termodinamica, può essere spiegato proprio grazie all'introduzione di S=K_B<I(x)> nel calcolo dell'entropia del sistema.
Tuttavia la soluzione generale al paradosso deriva dal Principio di Landauer secondo cui l'eliminazione di 1 bit di informazione produrrebbe una quantità ciclica minima di calore non eliminabile pari a K_BTln2.

Le grandezze Osservabili!

Come afferma Wikipedia "in fisica si definisce osservabile una qualsiasi grandezza che è in qualche modo misurabile"; dove in qualche modo significa "misurabile direttamente tramite le operazioni e gli opportuni strumenti di misura oppure indirettamente attraverso calcolo analitico".
Nota: ad esempio i campi e i potenziali, come quelli elettromagnetici, sono grandezze fisiche ma non sono direttemente misurabili.

In generale se in un esperimento vogliamo misurare una grandezza è opportuno, per eliminare gli errori casuali, ripetere la misurazione molte volte per poter determinare un valore medio, che per definizione è il valore più vicino a quello reale (in assenza di errori sistematici).
Nota: si suppone che gli errori casuali, in senso statistico, tendano a compensarsi nel calcolo del valore medio.

Supponiamo ad esempio che durante la misurazione di una certa grandezza A sia stato misurato c₁ volte il valore a₁, c₂ volte il valore a₂ e in generale c_n volte il valore a_n; il valore medio, pesato dai coefficienti c_n, sarà quindi:

<A>=(c₁a₁+c₂a₂+...+c_na_n)/N=∑a_nP(a_n)

dove P(a_n)=c_n/N (N=c₁+c₂+...+c_n) è la probabilità di ottenere il valore a_n.
Nota: è implicito che il numero di misure deve essere sufficientemente alto affinché questa relazione sia statisticamente valida.

La definizione di valore medio di una grandezza osservabile è valida anche in meccanica quantistica, dove però A è rappresentato da un operatore lineare, cioè una funzione tra due spazi vettoriali "che conserva le operazioni di somma di vettori e di moltiplicazione per uno scalare" (vedi Wikipedia).
Nota: se gli spazi vettoriali hanno dimensione finita un operatore lineare è sempre rappresentabile da una matrice associata.

Come abbiamo già anticipato nel post "I numeri Complessi e la M.Q." gli stati di un sistema quantistico vengono descritti nello spazio vettoriale di Hilbert che generalizza lo spazio euclideo (vedi Wikipedia). Ciò in pratica significa che se un operatore A agisce su uno stato |S> produce un nuovo vettore di stato, che viene indicato con A|S> (secondo la notazione di Dirac).
Nota: ricordiamo che il vettore |S> viene chiamato ket ma è possibile definire anche il suo duale <S| chiamato bra (vedi oltre).

Ora, come tutti i vettori, anche quello di stato può essere definito come combinazione lineare di una base dello spazio (ad esempio |a₁>, |a₂>, ..., |a_n>) moltiplicata per le relative componenti* (𝜶₁, 𝜶₂, ..., 𝜶_n):

|S>=𝜶₁|a₁>+𝜶₂|a₂>+...+𝜶_n|a_n>=∑𝜶_n|a_n>.

Nota: l'insieme (|a₁>, |a₂>, ..., |a_n>) può essere scelto come una base ortonormale (cioè vettori di norma unitaria e ortogonali tra loro).

In particolare, per motivi che diventeranno subito chiari, scegliamo come base quella che soddisfa la seguente relazione:

A|a_n>=a_n|a_n>

dove a_n rappresenta il valore ennesimo di una misura dell'osservabile A.
Nota: qui dobbiamo considerare tutti gli esiti possibili della misura di A, inoltre come vedremo di seguito A deve essere hermitiano.

Si osservi che la relazione sopra afferma che quando A agisce su una delle basi |a_n> restituisce la stessa base moltiplicata per a_n: si dice perciò che a_n è l'autovalore del relativo autovettore |a_n> ed è un numero reale (essendo il valore di una misura) perciò A è un operatore autoaggiunto (o hermitiano).

Facciamo quindi agire l'operatore A sullo stato |S> (e quindi sulle sue basi):

A|S>=∑𝜶_nA|a_n>

da cui ricordando che A|a_n>=a_n|a_n> si ha:

A|S>=∑𝜶_na_n|a_n>.

Prima di compiere l'ultimo passaggio dobbiamo definire un nuovo elemento, cioè il duale del vettore |S> (detto ket) che viene indicato con <S| (chiamato bra)** prendendo il suo complesso coniugato:

 <S|=∑<a_n|𝜶_n

dove con 𝜶_n abbiamo indicato il complesso coniugato di 𝜶_n.

Nota: se ad esempio |S> viene rappresentato da un vettore colonna il duale <S| è un vettore riga i cui elementi sono i complessi coniugati di |S>.

A questo punto possiamo far agire il vettore duale <S| sul vettore di stato A|S> prima derivato, cioè sostituendo quanto ottenuto sopra:

 <S|A|S>=∑<a_n|𝜶_n𝜶_na_n|a_n>.

Nota: usando la notazione bra-ket basta applicare in sequenza i bra e i ket di <S| e A|S> derivati sopra, nel simbolo di sommatoria.

Se si osserva che la sequenza <a_n|𝜶_n𝜶_na_n|a_n> può essere riscritta come 𝜶_n𝜶_na_n<a_n|a_n> (poiché 𝜶_n𝜶_na_n è solo un coefficiente moltiplicativo) ed inoltre essendo <a_n|a_n>=1 (dato che la base scelta è normalizzata)*** si ha:

<S|A|S>=∑𝜶_n𝜶_na_n.

Quindi poiché il prodotto 𝜶_n𝜶_n rappresenta per ipotesi la probabilità P(a_n) che si verifichi l'evento a_n (è uno dei postulati della meccanica quantistica), allora segue dalla definizione di valor medio (introdotta all'inizio del post):

<S|A|S>=∑𝜶_n𝜶_na_n=∑P(a_n)a_n=<A>.

Ciò in definitiva significa che ogni volta che desideriamo ottenere il valor medio di una grandezza osservabile in meccanica quantistica, basta inserire l'operatore che la rappresenta tra il bra e il ket del relativo vettore di stato.

(*) Ricordiamo che le componenti del campo dello spazio vettoriale di Hilbert sono in generale numeri complessi.

(**) Per chiarimenti sullo spazio vettoriale duale vedi anche il post "Trasformazioni di basi, vettori e... co-vettori!". 

(***) Con la notazione < | > si indica il prodotto scalare tra due vettori, in particolare <a_n|a_n> indica il quadrato della norma di |a_n> che è pari a 1.

I numeri Complessi e la M.Q.

In questo post cercheremo di mostrare, attraverso l'esame di un semplice sistema quantistico, il ruolo dei numeri complessi nella rappresentazione formale di uno stato quantico.

Ricordiamo innanzitutto che un numero complesso z è così definito:

z=a+ib

dove a e b sono due numeri reali mentre i=(-1)^1/2 è l'unità immaginaria; i numeri complessi sono perciò una diretta estensione dei numeri reali.
Nota: il valore di i è stato introdotto per risolvere equazioni come x²+1=0 che non hanno soluzioni nel campo dei numeri reali.

Come è noto gli stati di un sistema quantistico vengono descritti nello spazio vettoriale di Hilbert che generalizza lo spazio euclideo (vedi Wikipedia):
"Uno spazio di Hilbert H=(H, < , >) ${\displaystyle \mathbf {H} =(H,\langle \cdot ,\cdot \rangle )}$ è uno spazio vettoriale ${\displaystyle H}$reale o complesso sul quale è definito un prodotto interno < , > (${\displaystyle \langle \cdot ,\cdot \rangle }$tale che, detta ${\displaystyle \mathrm {d} }$ d la distanza indotta da < , >${\displaystyle \langle \cdot ,\cdot \rangle }$ su H${\displaystyle H}$, lo spazio metrico  (H,d)${\displaystyle (H,\mathrm {d} )}$ sia completo)".
Nota: uno spazio metrico è un insieme di elementi, detti punti, nel quale è definita una distanza, detta anche metrica (vedi Wikipedia).

Per i nostri scopi non è necessario entrare nei dettagli dello spazio vettoriale H ma possiamo procedere illustrando un semplice sistema quantistico. Per farlo utilizzeremo un singolo elettrone che, come è noto, è dotato di una proprietà detta Spin che può assumere solo due stati.

La cosa interessante è che nello spazio di Hilbert, possiamo indicare gli stati come vettori; cioè se ad esempio misuriamo lo spin lungo l'asse Z possiamo porre, a seconda del risultato della misura*, uno dei seguenti vettori come stato del sistema (secondo la notazione di Dirac):

|u> (stato up) oppure |d> (stato down)

dove la probabilità di trovare lo spin in uno dei 2 stati è la stessa.
Nota: per definizione |u> punta lungo l'asse positivo di Z mentre |d> lungo quello negativo.

Se sommiamo questi due stati (vettori), in modo da ottenerne un terzo, questo descriverà il generico stato di spin |S> lungo uno qualsiasi degli assi:

|S>=a|u>+b|d>

dove a e b sono le componenti di |S> (a valori reali o complessi) rispettivamente lungo |u> (asse positivo di Z) e |d> (asse negativo di Z).
Nota: abbiamo in pratica scelto le due basi |u> e |d> per descrivere qualsiasi stato del nostro sistema quantistico a due dimensioni.

Si osservi che secondo un noto postulato della meccanica quantistica i prodotti aa e bb indicano rispettivamente la probabilità di trovare (misurare) lo spin nello stato up oppure down.
Nota: con a e b indichiamo il complesso coniugato rispettivamente di a e di b; come vedremo a e b sono in generale numeri complessi.

Ora la cosa poco intuitiva dello spin è che se lo misuriamo lungo un qualsiasi asse, il suo valore è sempre definito nel verso positivo oppure negativo dell'asse di misura (ci aspetteremmo invece di misurare la sua proiezione, come accade nel caso classico per una grandezza vettoriale).

Supponiamo quindi di aver misurato lo spin dell'elettrone nello stato |u> (cioè lungo l'asse Z positivo) e subito dopo eseguiamo una misura lungo l'asse X: se lo spin si trova lungo l'asse X positivo indicheremo tale stato con il vettore |r> (right) definendolo rispetto alle basi |u> e |d>:

|r>=a|u>+b|d>

dove come detto i prodotti aa e bb indicano la probabilità di trovare lo spin lungo l'asse Z positivo oppure negativo rispettivamente.
Nota: in questo caso si dice che la misura prepara lo stato di spin lungo l'asse X positivo indicato con |r>.

Gli esperimenti indicano che dobbiamo porre a=b=(1/2)^1/2 poiché la probabilità di trovare lo stato |u> oppure |d> lungo l'asse Z (dopo aver eseguito la misura lungo X) è sempre la stessa:

aa=bb=1/2

cioè si ha il 50% di probabilità per entrambi gli stati e perciò risulta:

 |r>=(1/2)^1/2|u>+(1/2)^1/2|d>.

Nota: la somma delle probabilità è correttamente normalizzata a 1 infatti P=aa+bb=1.

Possiamo fare la stessa misura lungo l'asse Y e troveremo lo stesso risultato: cioè se misuriamo prima lo spin lungo l'asse Z e subito dopo lungo l'asse X oppure Y, allora lo stato dell'elettrone lungo l'asse Z non è più definito, ha cioè la stessa probabilità di trovarsi nello stato up oppure down(!)
Nota: se invece eseguiamo più volte di seguito la misura dello spin lungo lo stesso asse si ottiene sempre lo stesso valore.

Se inoltre indichiamo con |l> (left) lo stato dello spin preparato lungo l'asse X negativo, si può dimostrare la relazione (vedi la Nota sotto):

|l>=(1/2)^1/2|u>-(1/2)^1/2|d>.

Ed infine considerando anche lo stato lungo l'asse Y positivo |i> (in) oppure negativo |o> (out), si ha rispettivamente:

|i>=(1/2)^1/2|u>+i(1/2)^1/2|d>

|o>=(1/2)^1/2|u>-i(1/2)^1/2|d>

dove abbiamo dovuto introdurre** l'unità immaginaria i (in modo che per tutti questi stati risulti correttamente per le probabilità: aa=bb=1/2).
Nota: gli stati di spin si ottengono ponendo, oltre ai dati sperimentali che definiscono le probabilità, anche le relazioni di indipendenza lineare: <u|d>=<d|u>=<r|l>=<l|r>=<i|o>=<o|i>=0.

Si osservi quindi come sia stato necessario inserire l'unità immaginaria i nella definizione degli ultimi due stati di spin per soddisfare le condizioni richieste (sia sperimentali che formali)***.

È altresì corretto supporre che ciò non riguardi solo questo semplice esempio ma sia vero in generale: senza i numeri complessi, non potremmo definire correttamente gli stati di un sistema quantistico e le relative probabilità (se vogliamo ottenere i giusti risultati sperimentali).

(*) Dopo la misura lo stato di spin dell'elettrone è definito e si dice che l'elettrone è stato preparato nello stato di spin relativo all'asse di misura.
(**) Si può dimostrare che non possiamo fare a meno dell'introduzione dell'unità immaginaria i nella definizione degli stati di spin (da non confondere con lo stato in: |i>).
(***) Questo elementare sistema quantistico può essere definito qubit (quantum bit), poiché presenta solo due stati; in effetti sembra che tutti i sistemi quantistici possano essere costruiti combinando solo qubit.

Il Teorema di Bayes e... un Test!

Per derivare il teorema di Bayes o teorema della probabilità delle cause, dovuto al reverendo Thomas Bayes (1702-1761), dobbiamo innanzitutto introdurre la definizione di probabilità condizionata (vedi Wikipedia):
"In teoria della probabilità la probabilità condizionata di un evento A rispetto a un evento B è la probabilità che si verifichi A, sapendo che B si è verificato"; la indicheremo di seguito con il simbolo P(A|B) (viceversa con P(B|A) indicheremo la probabilità di B quando A è noto).
Nota: è chiaro che la conoscenza dell'evento B non cambia l'esito di A ma solo la sua probabilità di verificarsi*.

È inoltre utile definire in modo preliminare quello che nel calcolo delle probabilità viene chiamato spazio campionario (vedi Wikipedia):
"Lo spazio campionario S o insieme universo è l'insieme dei possibili risultati di un esperimento casuale"; ad esempio, nel caso del lancio di un dado a sei facce, è l'insieme dei sei elementi {1, 2, 3, 4, 5, 6} cioè S=6.

Per dimostrare il teorema di Bayes introduciamo quindi il seguente grafico dove, all'interno di un universo S di possibili eventi, sono definiti:
- l'insieme A: che contiene gli elementi (x+y) che corrispondono all'evento dato A (ad esempio il lancio di un dado);
- l'insieme B: che contiene gli elementi (y+z) che corrispondono all'evento dato B (ad esempio l'uscita di un numero dispari nell'evento A).

Inoltre supponiamo che gli eventi A e B siano dipendenti, cioè che il verificarsi di uno cambi la probabilità di verificarsi dell'altro*.

Quindi per definire la probabilità P(A|B) che accada l'evento A noto l'evento B (o viceversa la probabilità P(B|A)) basta osservare che y rappresenta la parte di elementi comuni ad A e B e quindi (vedi grafico):

P(A|B)=y/(y+z)   o viceversa   P(B|A)=y/(x+y).

Inoltre se indichiamo con ${\displaystyle \Omega }$S lo spazio di tutti i possibili eventi avremo S=x+y+z+w (dove w indica gli elementi non compresi in A o in B) e quindi la probabilità di verificarsi di A e di B è:

P(A)=(x+y)/S${\displaystyle \Omeg$   e   P(B)=(y+z)/S

cioè P(A) e P(B) esprimono il rapporto tra i casi favorevoli e quelli possibili.

A questo punto è semplice ottenere la formula di Bayes:

P(A|B)=P(B|A)*P(A)/P(B)

basta infatti sostituire i valori delle varie probabilità (viste sopra) per verificare questa relazione.

Ma vediamo, come esempio significativo, quello di un test diagnostico: consideriamo ad esempio l'esame di una data patologia, il cui rischio di ammalarsi della popolazione è già stato misurato ed è pari all'1%.
Nota: nella interpretazione bayesiana la probabilità P(malato)=1% può non essere nota a priori ma solo presunta e aggiornata in funzione dei risultati.

Stabiliamo quindi l'uso dei seguenti simboli:
P(+): indica la probabilità che il test abbia esito positivo;
P(malato): definisce la probabilità che il paziente sia malato;
P(+|malato): è la probabilità che il test sia positivo se il paziente è malato;
P(malato|+): è la probabilità che il paziente sia malato se il test è positivo.

Inoltre poiché un test non è mai certo al 100%, supponiamo che gli esiti positivi o negativi del test in seguito rivelati infondati, siano i seguenti:
P(+|sano)=7% (falsi positivi: sono i test errati nel riscontrare la malattia);
P(-|malato)=10% (falsi negativi: i test errati nel non rivelare la malattia).

Applicando la formula di Bayes si può quindi calcolare P(malato/+) cioè la probabilità che il paziente sia malato quando il test risulta positivo:

P(malato/+)=P(+|malato)*P(malato)/P(+)

dove sappiamo già che:
P(+|malato)=90% (poiché per il 10% dei malati si ha un falso negativo);
P(malato)=1% (dato che questo è il dato verificato per la popolazione).

Dobbiamo perciò calcolare la probabilità P(+) che il test abbia esito positivo. Per questo si devono sommare le probabilità condizionate con esito positivo del test (cioè P(+|sano) e P(+|malato)), che vanno moltiplicate rispettivamente per le probabilità che il paziente sia sano oppure malato (cioè P(sano) e P(malato))**. In sintesi possiamo scrivere:

P(+)=P(+|sano)*P(sano)+P(+|malato)*P(malato)=7,83%

essendo come già descritto sopra:

P(+|sano)*P(sano)=(7%)*(99%)   e   P(+|malato)*P(malato)=(90%)*(1%).

Siamo infine in grado di calcolare P(malato/+) in termini percentuali con la formula di Bayes:

P(malato/+)=(90%)*(1%)/(7,83%)=11,49%

che è una probabilità piuttosto bassa che il paziente sia malato quando il test risulta positivo, contrariamente alla nostra aspettativa***.

È quindi evidente come il test diagnostico dell'esempio (con quei dati valori di falsi positivi e negativi) non sia sufficiente per stabilire, con una probabilità significativa, la malattia del paziente!

(*) Ad esempio sapendo che il lancio di un comune dado ha dato esito dispari, la probabilità a posteriori di indovinare il numero uscito sarà di 1/3 e non più di 1/6 come supposto a priori prima del lancio. Infatti in riferimento al grafico avremo S=6, x=0, y=1 e z=2 da cui P(A|B)=1/3.
(**) Per chiarire come si ottiene P(+) poniamo gli eventi A=malato, B=+ e A=(S-A)=sano (sono gli elementi non contenuti in A). Quindi in riferimento a quanto visto sopra con i diagrammi si ha: P(B|A)=y/(x+y), P(A)=(x+y)/S, P(B/A)=z/(S-A) e P(A)=(S-A)/S perciò essendo P(B)=(y+z)/S si può verificare la relazione di P(B)=P(+) indicata sopra.
(***) È possibile anche fare un calcolo di tipo frequentista. Se consideriamo 1.000 persone, si ha che 10 (1%) sono malate e di queste 1 non risulta al test (10% di falsi negativi); perciò le altre 9 risultano positive al test. Le restanti 990 (99%) sono sane di cui 69,3 risultano positive (7% di falsi positivi); mentre le altre 920,7 risultano negative al test. In definitiva si hanno 9 persone malate e positive al test su un totale di 69,3+9=78,3 positive al test. Quindi risulta P(malato/+)=9/78,3=11,49% come visto sopra.

${\displaystyle \Omega }$

Fisica, modelli, esperimenti e... realtà!

In questo post vogliamo ritornare su un famoso e cruciale esperimento quantistico (vedi il post "Effetto Compton: onda o particella") per mostrare come in fisica, per descrivere fenomeni complessi, si faccia spesso uso di modelli basati su una astrazione semplificata della realtà, cogliendo a volte solo una parte della fisica presente negli esperimenti.

Consideriamo cioè il caso dell'effetto Compton dove il modello idealizzato dell'esperimento è semplice: si ha infatti un unico fotone che colpisce un elettrone libero (in quiete nel sistema di riferimento del laboratorio) e si ipotizza un urto meccanico elastico tra i due corpi dove l'energia cinetica si conserva; inoltre essendo il sistema per ipotesi isolato, anche la quantità di moto si conserva.
Nota: per la descrizione degli urti meccanici tra due corpi vedi il post "L'urto Elastico o Anelastico".

Dobbiamo quindi assegnare al fotone un quanto di energia sia prima (E_γ=hν) che dopo l'urto (E_γ'=hν') oltre ad una quantità di moto sia prima (p_γ=hν/c) che dopo l'urto (p_γ'=hν'/c); mentre l'elettrone di massa m₀ (e massa relativistica m) acquisisce energia cinetica solo dopo l'urto (E_e=mc²-m₀c²) oltre ad una ben definita quantità di moto (p_e=mv).
Nota: per la definizione di massa ed energia relativistica vedi il post "Derivare la Massa Relativistica".

In definitiva le equazioni di conservazione dell'energia e della quantità di moto sono le seguenti:

E_γ=E_γ'+E_e

p_γ=p_γ'+p_e.

Sostituiamo quindi i valori delle diverse energie e relative quantità di moto e consideriamo ad esempio il caso in cui il fotone colpisce l'elettrone e rincula indietro esattamente da dove è venuto; in questo caso particolare le equazioni si riducono al caso lineare lungo un solo asse:

hν=hν'+(mc²-m₀c²)

hν/c=-hν'/c+p_e.

Nota: dalla nota equazione relativistica E²=p²c²+m₀²c⁴ si ricava (posto m₀=0) la relazione tra energia e quantità di moto del fotone: E=pc.

Perciò ricordando che ν=c/λ ed essendo m²c⁴=p_e²c²+m₀²c⁴ (vedi il post "Derivare la Massa Relativistica") si ottiene con qualche passaggio che il fotone deve variare la sua lunghezza d'onda λ a causa dell'urto:

∆λ=λ'-λ=2h/m₀c.

Nel caso più generale il modello prevede una precisa correlazione tra l'angolo di deflessione φ del fotone e la sua lunghezza d'onda λ'; si ottiene infatti, in modo analogo a prima, la nota equazione (vedi Wikipedia):

∆λ=(h/m₀c)(1-cosφ).

Nota: ponendo l'angolo di scattering del fotone φ=π si ottiene di nuovo ∆λ=2h/m₀c; mentre per φ=0 non si ha deflessione e quindi ∆λ=0.

Ora se ripetiamo l'esperimento molte volte troveremo una relazione che possiamo riportare in un grafico e confrontare con la teoria; in particolare lungo l'asse X segniamo la lunghezza dell'onda e lungo Y la sua intensità (cioè il numero di fotoni deflessi) dato che molti sono i fotoni sparati in un dato istante sul bersaglio in cui si trovano gli elettroni.

Nota: nell'esperimento un fascio collimato di fotoni, viene sparato su un bersaglio di grafite ad una ben definita lunghezza d'onda λ.

Ed ecco i grafici ottenuti per alcuni degli angoli di deflessione fissati:

Come risulta evidente dai grafici, i picchi di intensità confermano solo in parte le previsioni del modello; in particolare ci sono due aspetti dei risultati dell'esperimento, non previsti dal modello, che vanno spiegati: 

1) Il bersaglio su cui incidono i fotoni è di grafite quindi è possibile che essi a volte colpiscano atomi di carbonio invece che elettroni, in questo caso la massa m₀ che compare in ∆λ=(h/m₀c)(1-cosφ) è molto grande e quindi la differenza tra la lunghezza d'onda incidente e quella deflessa tende a zero.

Nota: per questo motivo nelle figure compare sempre un picco che coincide in pratica con quello incidente, oltre a quello deflesso.

2) Gli elettroni bersaglio non si trovano quasi mai in quiete rispetto al laboratorio e quindi la quantità di moto iniziale assume diversi possibili valori, perciò il picco dell'onda non è una unica riga verticale ma è distribuito su diversi valori della lunghezza d'onda.
Nota: poiché (in media) la quantità di moto iniziale dell'elettrone è nulla, il picco massimo rappresenta la media sulle varie lunghezze d'onda.

Tuttavia, nonostante gli evidenti limiti dovuti ad una semplificazione della realtà, il modello non è privo di significato fisico e ci permette di convalidare con buona approssimazione la nostra interpretazione di un urto meccanico relativistico tra corpi quantistici, dandoci una corretta spiegazione dell'esperimento (che valse a Compton il premio Nobel nel 1927).

Minkowski e lo Spazio-Tempo geometrico

Nel 1908 il matematico Hermann Minkowski dichiarava:
"Le concezioni di spazio e di tempo che desidero esporvi sono sorte dal terreno della fisica sperimentale, e in ciò sta la loro forza. Esse sono fondamentali. D'ora in poi lo spazio di per sé stesso o il tempo di per sé stesso sono condannati a svanire in pure ombre, e solo una specie di unione tra i due concetti conserverà una realtà indipendente" (vedi Wikipedia).

Prima di provare a chiarire questa affermazione introducendo i diagrammi spazio-tempo di Minkowski, che permettono una rappresentazione geometrica delle leggi della Relatività ristretta, dobbiamo dare alcune definizioni:

- Evento: indica un fenomeno fisico localizzato in uno specifico punto dello spazio quadrimensionale in un sistema di riferimento fissato (X, Y, Z, T).

- Punto evento: sono le coordinate istantanee (x, y, z, t) di un evento, cioè un punto preciso dello spazio, nell'istante in cui si verifica il fenomeno fisico.

- Linea di universo: questa linea rappresenta il percorso compiuto dagli oggetti, essa unisce i punti evento corrispondenti alle coordinate istantanee.

In realtà lo spazio-tempo di Minkowski appare come un usuale spazio euclideo, su cui è però definita una distanza ∆s differente da quella euclidea (già introdotta nel post "Tempo Proprio (e paradosso dei gemelli)"):

∆s²=c²∆t²-∆x²

dove ∆x e ∆t indicano rispettivamente gli intervalli di spazio e di tempo tra due eventi in un dato sistema di riferimento inerziale, mentre ∆s è detto separazione spazio-temporale tra gli eventi.
Nota: per semplicità consideriamo solo le coordinate (x, t) dato che le coordinate (y, z) non cambiano passando da un riferimento all'altro.

Inoltre, in modo analogo alla classica distanza dello spazio euclideo, anche l'intervallo ∆s è un invariante per tutti gli osservatori inerziali!
Nota: i diagrammi di Minkowski si applicano solo nell'ambito della Relatività ristretta, cioè in condizioni di spazio piatto (assenza di gravità).

A questo punto possiamo fare dei semplici esempi di linee di universo nello spazio-tempo di Minkowski:

a) Il primo diagramma, descritto dagli assi ortogonali (X, cT), indica la linea di universo di un corpo che si muove tra due punti evento: A (partenza) e B (arrivo) con velocità v minore della luce, come descritto in figura:

In generale si osservi che l'asse cT indica la linea di universo di un osservatore O che non si sposta nello spazio (cioè x=0) ma solo nel tempo; mentre l'asse X indica la linea del suo presente (cioè tutti i punti con t=0).

Nota: se il passato non esiste più e il futuro deve realizzarsi, allora solo il presente comprende tutti gli eventi che definiscono la realtà di O, ma è così?
(Questa posizione filosofica è detta presentismo: solo il presente esiste!)

Si osservi che nel grafico c∆t indica la distanza che percorre la luce nel tempo ∆t (che separa i due eventi A e B); mentre la linea tratteggiata di riferimento indica la linea di universo di un raggio di luce (essendo x=ct).

Nel nostro caso risulta c∆t>∆x quindi i due eventi A e B possono essere connessi casualmente: cioè la distanza ∆x tra i due eventi può essere coperta da un oggetto con velocità v minore di quella della luce: ∆x=v∆t.
Nota: sulla connessione causale tra due eventi vedi il post "Prima la causa e poi... l'effetto?".

La separazione spazio-temporale tra i due eventi è quindi:

∆s²=c²∆t²-∆x²>0

e ciò caratterizza tutti gli osservatori inerziali per i quali l'intervallo ∆s resta invariato (fissati i due eventi A e B); in generale risulta ∆s>0 per tutti gli eventi contenuti in quello che viene definito il futuro di O.

Nota: il futuro di O è formato da tutti i punti dello spazio-tempo che potrà occupare O (cioè i punti compresi tra le due rette x=±ct con t>0).

b) In questo secondo diagramma consideriamo invece la linea di universo di un osservatore O' che si muove con velocità v rispetto all'ossevatore in quiete O del diagramma precedente:

Si può facilmente mostrare* che gli assi cT' e X' di O' sono inclinati con la stessa pendenza θ come indicato in figura; inoltre per ottenere le coordinate di un qualsiasi evento P (rispetto a O') basta tracciare le parallele agli assi cT' e X' (come si fa per cT e X nel sistema in quiete O)**.

c) Infine in questo terzo diagramma rappresentiamo due osservatori O e O', rispettivamente in quiete e in moto lungo l'asse X, che valutano in modo diverso (a causa della relatività della simultaneità) lo stesso evento fisico P:

Infatti l'osservatore O' si trova sulla linea del presente di O (t=0), mentre l'evento P si trova nel presente di O' (t'=0) e allo stesso tempo si trova nel futuro di O e ciò significa, in modo del tutto inaspettato, che il futuro di O (ad esempio l'evento P) si è già realizzato e fa parte della sua realtà(!)

Nota: in sintesi se O' è reale per O e P è reale per O' allora P è reale (accade) anche per O (se si accetta la proprietà transitiva di realtà tra gli eventi).
(Questo è l'eternalismo: presente, passato e futuro in un unico blocco!)

È probabile che considerazioni come questa fecero scrivere ad Einstein:
"Le persone come noi, che credono nella fisica, sanno che la distinzione tra passato, presente e futuro non è che un'illusione, per quanto tenace"***.

Nota: non esistendo in Relatività un tempo assoluto, il ragionamento precedente si può estendere a qualsiasi punto dello spazio-tempo.

(*) Le trasformazioni di Lorentz per x' e t' sono come è noto: x'=γ(x-vt) e t'=γ(t-vx/c²) quindi posto x'=0 (per ottenere l'asse T') e t'=0 (per ricavare l'asse X') si ha rispettivamente: ct=x(c/v) e x=ct(c/v) perciò la pendenza θ dei due assi T' e X' è la stessa (come indicato in figura) cioè tanθ=v/c.

(**) Il tempo e lo spazio dei due osservatori O e O' non sono direttamente confrontabili sul grafico, in effetti dobbiamo considerare la iperbole di calibrazione ∆s²=c²t²-x²=±1 per confrontare gli intervalli unitari.
(***) Il testo è contenuto in una lettera che Albert Einstein mandò al figlio e alla sorella del suo caro amico Michele Besso, in occasione della sua morte.

[La coordinata t di P nell'ultimo diagramma si deriva dalla relazione t'=γ(t-vx/c²) ponendo t'=0 (che indica il presente di O') da cui segue: t=vx/c². Ciò significa che per basse velocità v di O' è la variabile x che definisce di quanto P si trovi nel futuro di O (vedi il Paradosso di Andromeda)]  

Tempo Proprio (e paradosso dei gemelli)

Nel post "La Dilatazione relativa del Tempo" abbiamo mostrato la relazione che lega l'intervallo di tempo ∆t' misurato da un osservatore in moto (con velocità v costante) e lo stesso intervallo ∆t misurato dall'osservatore in quiete cioè solidale con il suo orologio:

∆t=∆t'(1-v²/c²)^1/2.

Questa relazione è valida per tutti i sistemi di riferimento inerziali.

Nota: ciò è vero nell'ipotesi della costanza della velocità della luce e dell'invarianza delle leggi della fisica nei sistemi inerziali.

Supponiamo quindi di avere due osservatori in moto relativo lungo l’asse X con velocità v. Uno dei due è solidale con un orologio in quiete nel proprio sistema e misura il suo tempo proprio Δt; l’altro, rispetto al quale l’orologio è in moto, misura per gli stessi due eventi un intervallo Δt′.

Ora ∆t si definisce tempo proprio poiché è quello che viene misurato dall'osservatore in quiete rispetto al fenomeno osservato: nel nostro caso il fenomeno osservato è proprio il tempo ∆t dell'orologio in quiete (posto in un punto fissato x del suo riferimento).

È noto che in fisica classica due eventi qualsiasi che accadono nello spazio e nel tempo (x₁, t₁) e (x₂, t₂) definiscono un intervallo spaziale ∆x=x₂-x₁ e uno temporale ∆t=t₂-t₁: in particolare le distanze tra punti misurate nello stesso istante risultano invarianti, mentre l’intervallo temporale tra due eventi è lo stesso per tutti gli osservatori inerziali.
Nota: nel nostro caso gli eventi segnano il passaggio dell'orologio in moto da un punto di coordinate (x₁, t₁) ad un altro punto (x₂, t₂).

In fisica relativistica si definisce invece un altro tipo di intervallo ∆s che è invariante per tutti gli osservatori inerziali*, ed è una sorta di unione degli intervalli di spazio e di tempo dei due eventi:

∆s²=c²∆t'²-∆x'²

dove ∆x' e ∆t' non sono più assoluti ma dipendono dal moto relativo degli osservatori (secondo le trasformazioni di Lorentz).
Nota: le coordinate (x', t') con l'apice sono quelle dell'osservatore in moto, mentre per quello in quiete col suo orologio risulta ∆x=0 (vedi oltre).

Il fatto interessante è che nel nostro caso l'intervallo ∆s, detto separazione spazio-temporale tra due eventi, si può esprimere nel sistema in quiete (cioè quello dell'osservatore con l'orologio) semplicemente ponendo ∆x=0 (poiché l'orologio si trova in quiete in questo sistema di riferimento):

∆s²=c²∆t²

dove ∆t rappresenta il tempo proprio dell'osservatore in quiete.
Perciò eguagliando le due ultime relazioni risulta:

c²∆t²=c²∆t'²-∆x'²   =>   ∆t²=∆t'²-∆x'²/c²=∆t'²(1-∆x'²/∆t'²c²).

Se quindi ∆x' rappresenta lo spostamento dell'orologio lungo X' e ∆t' il tempo impiegato a spostarsi, avremo che v=∆x'/∆t' indica la velocità relativa tra i due osservatori; perciò si ottiene:

∆t²=∆t'²(1-v²/c²).

Questa è la stessa equazione già ricavata nel post sopra citato da cui risulta ∆t'>∆t: cioè l’intervallo temporale Δt′, misurato dall’osservatore rispetto al quale l’orologio è in moto, risulta dilatato rispetto al tempo proprio Δt segnato dall’orologio stesso nel suo riferimento.
Nota: si ha ∆t'=∆t solo quando v=0 cioè se entrambi gli osservatori sono in quiete uno rispetto all'altro.

Si noti che la relazione ottenuta vale solo per moti inerziali rappresentati da rette nello spazio-tempo (con pendenza v); tuttavia se riduciamo l'intervallo ∆s ad un infinitesimo ds allora si ottiene (in modo del tutto equivalente):

dt=dt'(1-v²/c²)^1/2

dove dt e dt' sono i relativi intervalli infinitesimi.

Questo risultato non è banale poiché una traiettoria curva di un moto qualsiasi, quindi in generale non inerziale, possiamo suddividerla in infiniti tempi dt' e spostamenti dx' e perciò in infiniti intervalli ds.

Da ciò segue che l'integrale su tutti i tempi infinitesimi dt restituisce il tempo proprio complessivo dell'osservatore solidale con l'orologio:

∆t=∫dt=∫dt'(1-v(t')²/c²)^1/2

da cui si ottiene di nuovo ∆t²=∆t'²(1-v²/c²) se v(t')=costante.

Nota: in pratica è come se suddividessimo la curva del moto in infiniti riferimenti inerziali con velocità istantanea v(t') e intervallo ds.

Si osservi che nel nostro caso dt rappresenta il tempo proprio dell’orologio in moto, poiché, in ogni tratto infinitesimo della sua traiettoria abbiamo posto dx=0 (cioè l'orologio è in quiete con questo riferimento) ed integrato su tutti i dt per ottenere il tempo proprio complessivo.

Dall'integrale sopra si deduce di nuovo che ∆t'>∆t essendo (1-v(t')²/c²)<1, cioè il tempo proprio Δt accumulato dall’orologio in moto è minore del tempo Δt′ misurato dall’osservatore inerziale rimasto in quiete.

L'asimmetria tra i due sistemi risulta evidente solo quando l'osservatore in moto ritorna nel punto di partenza e confronta il suo orologio con quello rimasto in quiete, verificando che ∆t'>∆t (vedi il paradosso dei gemelli).
Nota: si noti infatti che non è possibile il confronto diretto tra due orologi, sincronizzati nello stesso punto, ma poi divisi dal moto relativo inerziale.

Ovviamente se il moto dell'orologio fosse inerziale la situazione sarebbe del tutto simmetrica: le stesse considerazioni si potrebbero applicare all'osservatore in moto che può ritenersi in quiete a tutti gli effetti, supponendo invece in moto l'altro osservatore (per il Principio di Relatività). Perciò è proprio la rottura di simmetria tra i due sistemi che nel nostro caso porta ad esiti verificabili**.
Nota: fatto verificato sperimentalmente ponendo un orologio in moto su un aereo e confrontandolo al rientro con la sua copia rimasta a terra.

Se volessimo studiare il fenomeno dal punto di vista dell'osservatore in moto non inerziale, potremmo utilizzare la teoria della Relatività Generale; si otterranno coerentemente gli stessi risultati sulla dilatazione temporale prima derivati con la sola applicazione della relatività ristretta (come ben mostrato in questo articolo pdf di G.C. D'Amico)***.

(*) Inserendo nel ∆s² i valori di x' e t' delle trasformazioni di Lorentz si può dimostrare che questo intervallo è un invariante relativistico.
(**) Si può mostrare che l'accelerazione non è la causa della dilatazione del tempo considerando tre osservatori inerziali posti sullo stesso asse: un osservatore in quiete, un secondo in moto inerziale che si allontana e un terzo che si avvicina incrociando quello in allontanamento.
Quando il terzo osservatore incrocia il secondo, sincronizza il suo orologio in volo (senza variare la sua velocità): ebbene anche in questo caso vale la relazione ∆t'>∆t senza che ci siano accelerazioni degli osservatori in moto.
(L'asimmetria è dovuta al fatto che il tempo viene per così dire "trasferito" da un riferimento inerziale all'altro a differenza di quello rimasto in quiete - vedi anche Wikipedia inglese).
(***) In questo caso la situazione non è più simmetrica, poiché l'osservatore è in moto non inerziale e può considerarsi in quiete solo se si introduce un campo gravitazionale fittizio per il principio di equivalenza: è proprio questo campo fittizio che spiega il rallentamento del tempo proprio dt rispetto a dt'!
(Vedi il post "Il Principio di Equivalenza: ma=mg")