Esmakordselt avaldatud esmaspäeval 25. juulil 2016
See artikkel on ülevaade kvantteooria tõstatatud filosoofilistest probleemidest, mis on mõeldud osundamaks Stanfordi filosoofia entsüklopeedia teiste sissekannete põhjalikumale käsitlemisele.
1. Sissejuhatus
2. Kvantteooria
2.1 Kvant- ja klassikalised olekud
2.2 Kvantmehaanika ja kvantvälja teooria
2.3 Kvant oleku areng
3. Seotud, mittelokaalsus ja lahutamatus
4. Mõõtmisprobleem
4.1 Sõnastatud mõõtmisprobleem
4.2 Mõõtmisprobleemi lähenemisviisid
4.3 Deheherentsi roll
4.4 Mõõtmisprobleemi lähenemisviiside võrdlus
5. Ontoloogilised probleemid
5.1 Kvantriigi realismi küsimus.
5.2 Kvant olekute ontoloogiline kategooria
6. Kvantarvutus ja kvantteabe teooria
7. Kvantmehaanika rekonstrueerimine ja väljaspool seda
Bibliograafia
Akadeemilised tööriistad
Muud Interneti-ressursid
Seotud kirjed
1. Sissejuhatus
Vaatamata sellele, et see on tänapäevase füüsika põhiosa, pole füüsikute ega füüsikafilosoofide seas üksmeelt küsimuses, kas kvantteooria empiiriline edu räägib meile füüsilisest maailmast. Selle tulemusel kogutakse filosoofilisi küsimusi, mida tuntakse kui kvantmehaanika tõlgendamist. Seda terminoloogiat ei tohiks eksitada, mõeldes, et meil on tõlgendamata matemaatiline formalism, millel puudub seos füüsilise maailmaga. Pigem on olemas ühine tõlgendamise tuum, mis koosneb retseptidest katsete tulemuste tõenäosuse arvutamiseks süsteemides, mille suhtes rakendatakse teatavaid riiklikke ettevalmistusprotseduure. See, mida sageli nimetatakse kvantmehaanika erinevateks tõlgendusteks, erineb sellest, mis ühisesse tuuma lisatakse. Väidetavalt hõlmavad kaks peamist lähenemisviisi, varjatud muutujate teooriad ja kokkuvarismisteooriad, füüsikaliste teooriate formuleerimist, mis erinevad tavalisest kvantmehaanikast; see muudab tõlgendamise terminoloogia veelgi ebasobivamaks.
Suur osa kvantteooriaga seotud filosoofilisest kirjandusest keskendub probleemile, kas peaksime teooriat tõlgendama või selle sobivat laiendamist või muutmist realistlikus plaanis ja kui jah, siis kuidas seda teha. Mõõtmisprobleemi erinevad lähenemisviisid pakuvad neile küsimustele erinevaid vastuseid. Filosoofilist huvi pakuvad aga ka muud küsimused. Nende hulka kuulub kvantliku mittelokaalsuse kandmine meie arusaamale kosmoseaja struktuurist ja põhjuslikkusest, kvant olekute ontoloogilise iseloomu küsimus, kvantmehaanika mõju infoteooriale ja kvantteooria paigutamise ülesanne teiste teooriate suhtes, mis on mõlemad tegelikud. ja hüpoteetiline. Järgnevas osas käsitleme kõiki neid teemasid, mille põhieesmärk on pakkuda sissekannet vastavasse kirjandusse,sealhulgas Stanfordi Entsüklopeedia sissekanded nendel teemadel.
2. Kvantteooria
Selles osas esitame lühikese sissejuhatuse kvantteooriasse; täpsema sissejuhatuse leiate kvantmehaanika sissekandest.
2.1 Kvant- ja klassikalised olekud
Klassikalises füüsikas on iga füüsilise süsteemiga seotud olekuruum, mis tähistab süsteemi olekut iseloomustavatele dünaamilistele muutujatele väärtuste määramise võimalike viiside kogumit. Näiteks (n) punktosakestest koosneva süsteemi korral antakse süsteemi olek, täpsustades kõigi osakeste positsioone ja momente mõne võrdlusraami suhtes. Väga paljude vabadusastmetega süsteemide korral võib süsteemi oleku täielik kirjeldus puududa või on raske; klassikaline statistiline mehaanika tegeleb sellise olukorraga, kutsudes esile tõenäosusjaotuse süsteemi olekuruumis. Tõenäosusjaotust, mis mõnele füüsikalisele suurusele omistab erineva tõenäosuse, välja arvatud üks või null, peetakse süsteemi oleku mittetäielikuks määratlemiseks.
Kvantmehaanikas on asjad teisiti. Puuduvad kvantseisundid, mis omistaksid kõigile füüsikalistele suurustele kindlad väärtused, ja tõenäosused on sisse ehitatud teooria standardsesse formuleeringusse. Mõne füüsilise süsteemi kvantteooria konstrueerimine toimub kõigepealt, seostades dünaamilised vabadusastmed operaatoritega sobivalt konstrueeritud Hilberti ruumis (üksikasju vt kvantmehaanika sissekandest). Seisundit saab iseloomustada ootuse väärtuste omistamisega füüsilistele suurustele („jälgitav”). Need ülesanded peavad olema lineaarsed. See tähendab, et kui üks füüsikaline suurus on teiste lineaarne kombinatsioon, on vastavad ootusväärtused samas suhtes. Selliste ootuste väärtuste täielik komplekt on samaväärne kõigi süsteemis tehtavate katsete tulemuste tõenäosuste määratlemisega. Kaks füüsikalist kogust loetakse ühilduvaks, kui on olemas üks katse, mis annab mõlema jaoks väärtused. neid seostatakse pendelrändajatega, see tähendab operaatoritega (A), (B) selliselt, et (AB = BA). Vastuolulised vaatlused põhjustavad ebakindluse suhteid; Vt ebakindluse põhimõtte kirjet.
Puhta oleku, see tähendab ootusväärtuste maksimaalselt spetsiifilise määramise, võib esitada mitmel füüsiliselt samaväärsel viisil, näiteks vektoriga Hilberti ruumis või projektsioonioperaatoriga ühemõõtmelisele alamruumile. Lisaks puhastele olekutele võib pidada ka mittepuhtaid olekuid, mida nimetatakse segaolukordadeks; neid esindavad operaatorid, mida nimetatakse tihedusoperaatoriteks. Kui puhas olek omistab füüsikalisele suurusele kindla väärtuse, on olekut tähistav vektor vastava operaatori omavektor. Selle tulemuseks on nn omaväärtuse-omaväärtuse lüli, st tõlgenduspõhimõte, et kui süsteemile omistatakse olekvektor, mis on mõne füüsikalist suurust esindava operaatori omavektor, siis vastaval dünaamilisel suurusel on vastav väärtus,ja seda võib pidada füüsilise süsteemi omaduseks.
Kvantteooria vaieldamatu tuum koosneb reeglitest, kuidas iga süsteemi jaoks kindlaks teha selle dünaamilisi suurusi esindavad sobivad operaatorid, ning nende operaatorite jaoks sobivast Hilberti ruumist. Lisaks on ettekirjutusi süsteemi oleku muutmiseks, kui sellele reageeritakse kindlaksmääratud välisväljade abil või mitmesuguste manipulatsioonide abil (vt punkt 1.3).
Kaasaegse filosoofilise arutelu teema on see, kas me suudame või võime eeldada, et suudame sellest vaieldamatust tuumast kaugemale minna ja võtta teooria enamaks kui eksperimentide tulemuste tõenäosuse arvutamise vahendiks.
2.2 Kvantmehaanika ja kvantvälja teooria
Kvantmehaanikat peetakse tavaliselt klassikalise mehaanika teooria kvantitud versiooniks, mis hõlmab fikseeritud, piiratud arvu vabadusastmega süsteeme. Klassikaliselt on väli, näiteks elektromagnetiline väli, süsteem, millel on lõpmata palju vabadustaset. Väljateooria kvantiseerimine annab aluse kvantvälja teooriale. Kvantmehaanika tõstatatud peamised filosoofilised probleemid jäävad alles siis, kui tehakse üleminek kvantvälja teooriale; lisaks tekivad uued tõlgendusprobleemid. Kvantmehaaniliste ja kvantväljade teooriate vahel on huvitavaid erinevusi, nii tehnilisi kui ka tõlgendavaid; ülevaate leiate kvantvälja teooria ja kvantteooria kirjetest: von Neumann vs. Dirac.
Kvantvälja teooria standardmudel, nii edukas kui see praegu on, ei sisalda veel gravitatsiooni. Püüd töötada välja kvantnähtusi ja gravitatsioonilisi nähtusi õigustav teooria tekitab tõsiseid kontseptuaalseid probleeme (vt kvantgravitatsiooni käsitlevat sissekannet).
2.3 Kvant oleku areng
2.3.1. Schrödingeri võrrand
Liikumisvõrrand, mida järgib kvantseisundi vektor, on Schrödingeri võrrand. Selle konstrueerimiseks moodustatakse kõigepealt operaator (H), mis vastab süsteemi Hamiltoni-le, mis tähistab süsteemi koguenergiat. Olekvektori muutumise kiirus on võrdeline Hamiltoni operaatoriga ((H)) vektoril töötamise tulemusega.
[i \ hbar {, \ D} / { D t}, \ ket { psi (t)} = H \ ket { psi (t)}.)
On operaator, kes võtab oleku ajal 0 olekuks kellaajal (t); selle annab
[U (t) = \ exp \ vasak (frac {{-} i H t} { hbar} paremal).)
See operaator on lineaarne operaator, mis viib Hilberti ruumi üks-ühele iseendaga kaardistamiseks, mis säilitab kahe vektori sisemise korrutise; nende omadustega operaatoreid nimetatakse ühikoperaatoriteks ja sel põhjusel nimetatakse evolutsiooni Schrödingeri võrrandi järgi ühiseks evolutsiooniks.
Meie jaoks on selle võrrandi kõige olulisemad omadused see, et see on deterministlik ja lineaarne. Olekvektor määrab igal ajal koos võrrandiga ainuüksi olekuvektori muul ajal. Lineaarsus tähendab, et kui kaks vektorit (ket { psi_1 (0)}) ja (ket { psi_2 (0)}) muutuvad vektoriteks (ket { psi_1 (t)}) ja (ket { psi_2 (t)}), siis kui olek ajal 0 on nende kahe lineaarne kombinatsioon, on olek igal ajal (t) vastav lineaarne kombinatsioon (ket { psi_1 (t)}) ja (ket { psi_2 (t)}).
[a \ ket { psi_ {1} (0)} + b \ ket { psi_ {2} (0)} paremnool a \ ket { psi_ {1} (t)} + b \ ket { psi_ {2} (t)}.)
2.3.2. Kokkuvarisemise postulaat
Kvantmehaanika õpikute koostised sisaldavad tavaliselt täiendavat postulaati selle kohta, kuidas olekuvektorit pärast katset määrata. See tuleneb von Neumanni eristamisest kahte tüüpi protsesside vahel: protsess 1, mis toimub katse teostamisel, ja protsess 2, ühtne evolutsioon, mis toimub seni, kuni eksperimenti ei tehta (vt von Neumann 1932, 1955: §V.1). Diraci sõnastuses on postulaat
Kui mõõdame reaalset dünaamilist muutujat (xi), põhjustab mõõtmistoiminguga seotud häiring dünaamilise süsteemi oleku hüppe. Füüsikalise järjepidevuse järgi, kui teeme sama dünaamilise muutuja (xi) teise mõõtmise kohe pärast esimest, peab teise mõõtmise tulemus olema sama, mis esimesel. Nii et pärast esimese mõõtmise tegemist ei ole teise tulemuse suhtes määramatust. Seega on süsteem pärast esimese mõõtmise tegemist dünaamilise muutuja (xi) omastaatuses, kusjuures omandiväärtus, millesse see kuulub, võrdub esimese mõõtmise tulemusega. See järeldus peab paika, kui teist mõõtmist tegelikult ei tehta. Sel moel näeme, et mõõtmine põhjustab süsteemi alati hüppe mõõdetava dünaamilise muutuja omastaadiumisse, kusjuures selle omariigi omaväärtus võrdub mõõtmise tulemusega (Dirac 1935: 36).
Diraci “hüpet” on hakatud nimetama olekvektori kokkuvarisemise või lainefunktsiooni kokkuvarisemisega ja sedalaadi hüppe postulatsiooni nimetatakse kokkuvarisemise postulaadiks ehk projektsioonipostulaadiks.
Kui arvatakse, et kvantseisundivektor esindab ainult füüsilise süsteemi veendumuste või teadmiste seisundit, mitte aga süsteemi füüsilist olekut, siis võiks olekuvektori järsku nihet mõõtmisel pidada niheks, mis vastab inimese veendumuse oleku mõõtmise tulemus. Ei von Neumann ega Dirac siiski näi sellest nii mõtlevat; seda käsitletakse mõlemas füüsilise protsessina. Samuti pange tähele, et Dirac väljendab postulaati pigem "mõõtmise" kui "vaatluse" all; pole ühtegi soovitust, et teadlik vaatleja peaks mõõtmise tulemuse teada saama, et kokkuvarisemine aset leiaks. Ehkki oma laiendatud arutelus mõõtmisprotsessi üle arutleb von Neumann (1932, 1955, VI peatükk) vaatlustoimingute üle,ta rõhutab, et kokkuvarisemise postulaati võib kohaldada koosmõjul kvantsüsteemidega mõõteaparaadiga, enne kui vaatleja on tulemusest teada. Londonis ja Baueris (1939) leitakse kokkuvarisemise postulaadi versiooni sõnastus, mille kohaselt mõõtmist ei lõpetata enne tulemuse saavutamist. Nad eitavad siiski, et see kujutab vaatleja ja kvantisüsteemi vahel müstilist interaktsiooni; nende jaoks on vaatluseelse olekuvektori asendamine uuega vaatleja jaoks uue teabe hankimise küsimus. Need kaks kokkuvarisemise postulatsiooni tõlgendust on kas kirjanduses püsinud kas süsteemi füüsilise seisundi tegeliku muutusena või vaatleja pelgalt teabe värskendamisena.
Kui olekvektori kokkuvarisemist tuleb vaadelda füüsilise protsessina, tõstatub küsimus, mis eristab füüsiliselt sekkumisi, mida tuleb pidada mõõtmisteks, mis on võimelised tekitama süsteemi olekus järsku hüpet, muudest sekkumistest, mis põhjustavad ainult pidev, ühtne evolutsioon. Nagu John S. Bell (1990) on väitnud, ei ole mõõtmine asjakohane mõiste, mis esineks mis tahes füüsikalise teooria sõnastuses, mida võiks pidada põhimõtteliseks. Kui aga postulaadist loobutakse, tekib see niinimetatud mõõtmisprobleem, mida arutame pärast takerdumise mõiste juurutamist (vt punkt 3).
3. Seotud, mittelokaalsus ja lahutamatus
Arvestades kahte eraldiseisvat füüsilist süsteemi, (A) ja (B), millega me seostame Hilberti ruumid (H_ {A}) ja (H_ {B}), on liitsüsteemiga seotud Hilberti ruum. on tensoorruum, tähistatud (H_ {A} otimes H_ {B}).
Kui kaks süsteemi on iseseisvalt valmistatud puhtas olekus (ket { psi}) ja (ket { phi}), on liitsüsteemi olekus produkti olek (ket { psi} otimes \ ket { phi}) (mõnikord kirjutatakse ristiga, (otimes), välja jäetud).
Lisaks toote olekutele sisaldab tenso-tooteruum tooteseisundite lineaarseid kombinatsioone, st vormi olekvektoreid
[a \ ket { psi_ {1}} otimes \ ket { phi_ {1}} + b \ ket { psi_ {2}} otimes \ ket { phi_ {2}})
Tennsori tooteruumi võib määratleda kui väikseimat Hilberti ruumi, mis sisaldab kõiki toote olekuid. Iga puhas olek, mida tähistab olekvektor, mis ei ole produktivektor, on takerdunud olek.
Komposiitsüsteemi olek määrab tõenäosused kõigi ühendsüsteemis tehtavate katsete tulemustele. Samuti võime kaaluda süsteemi (A) katsete piiramist või (B) katsete piiramist. Sellised piirangud annavad vastavalt olekud (A) ja (B), mida nimetatakse süsteemide redutseeritud olekuteks. Kui liitsüsteemi (AB) olek on takerdunud olek, siis on (A) ja (B) redutseeritud olekud segaseisundid. Selle nägemiseks oletagem, et ülaltoodud olekus tähistavad vektorid (ket { phi_ {1}}) ja (ket { phi_ {2}}) eristatavaid olekuid. Kui piirduda ainult katsetega, mis teostatakse (A) -ga, siis pole vahet, kas katse viiakse läbi ka (B) -ga.(B) -ga tehtud katse, mis eristab (ket { phi_ {1}}) ja (ket { phi_ {2}}), projitseerib (A) oleku kumbagi (ket { psi_ {1}}) või (ket { psi_ {2}}) tõenäosustega (abs {a} ^ {2}) ja (abs {b} Vastavalt ^ {2}) ja (A) tehtud katsete tulemuste tõenäosused on olekute (ket { psi_ {1}}) ja (ket { psi_ {2}}). Nagu mainitud, on need tõenäosused samad, mis olukorras, kus (B) eksperimenti ei tehta. Seega, isegi kui (B) ei tehta ühtegi eksperimenti, on (A) katsete tulemuste tõenäosus täpselt selline, nagu süsteem (A) oleks olekus, mida tähistab (ket { psi_ {1}}) või olekut, mida esindab (ket { psi_ {2}}), tõenäosustega (abs {a} ^ {2}) ja (abs {b} ^ {2}).
Üldiselt nimetatakse igat puhast või segatud olekut, mis ei ole toote olek ega toote olekute segu, takerdunud olekuks.
Puhtalt takerdunud olekute olemasolu tähendab, et kui arvestada ruumiliselt eraldatud osadest koosnevat liitsüsteemi, siis isegi siis, kui süsteemi olek on puhas olek, ei määra olekut selle komponentide redutseeritud olekud. Seega näitavad kvantseisundid teatud tüüpi lahutamatust. Lisateavet leiate füüsika terviklikkusest ja lahutamatusest.
Kvantide takerdumine annab mittelokaalsuse vormi, mis on klassikalisele füüsikale võõras. Isegi kui eeldada, et (A) ja (B) redutseeritud olekud ei iseloomusta täielikult nende füüsikalisi olekuid, vaid neid tuleb täiendada veel mõne muutujaga, on kvantkorrelatsioone, mida ei saa redutseerida korrelatsioonideks (A) ja (B); vaadake Belli teoreemi ja kaugmõju kvantmehaanikas sisestusi.
4. Mõõtmisprobleem
4.1 Sõnastatud mõõtmisprobleem
Kui kvantteooria on mõeldud (põhimõtteliselt) universaalseks teooriaks, peaks see olema põhimõtteliselt kohaldatav kõigi füüsiliste süsteemide suhtes, kaasa arvatud süsteemid, mis on nii suured ja keerulised kui meie katseaparatuur. Mõelge nüüd skeemitatud eksperimendile. Oletame, et meil on kvantisüsteem, mida saab valmistada vähemalt kahes eristatavas olekus, (ket {0} _ {S}) ja (ket {1} _ {S}). Olgu (ket {R} _ {A}) aparaadi valmisolek, st seisund, milles aparaat on valmis mõõtmiseks.
Kui seade töötab õigesti ja kui mõõtmine on minimaalselt häiriv, peaks süsteemi (S) ja seadme (A) ühendamisel tekkima areng, mis annab prognoositavalt vormi tulemused
) ket {0} _ {S} ket {R} _ {A} Rightarrow \ ket {0} _ {S} ket {“0”} _ {A})) ket {1 } _ {S} ket {R} _ {A} Parempoolne \ ket {1} _ {S} ket {“1”} _ {A})
kus (ket {“0”} _ {A}) ja (ket {“1”} _ {A}) on aparaadi olekud, mis näitavad vastavalt tulemusi 0 ja 1.
Oletame nüüd, et süsteem (S) on ette valmistatud olekute (ket {0} _ {S}) ja (ket {1} _ {S}) superpositsioonil.
) ket { psi (0)} _ {S} = a \ ket {0} _ {S} + b \ ket {1} _ {S},)
kus (a) ja (b) on mõlemad nullid. Kui evolutsioon, mis viib eksperimentaalsest seisundist eksperimentaalse seisundini, on lineaarne Schrödingeri evolutsioon, siis on meil
) ket { psi (0)} _ {S} ket {R} _ {A} paremnool a \ ket {0} _ {S} ket {“0”} _ {A} + b \ ket {1} _ {S} ket {“1”} _ {A}.)
See ei ole instrumendi lugemismuutuja omaette olek, vaid pigem olek, milles lugemismuutuja ja süsteemimuutuja on üksteisega seotud. Niisuguses olekus rakendatud omandiriba-omaväärtuse seos ei anna instrumendi lugemiseks kindlat tulemust. Probleemi, mida sellest teha, nimetatakse mõõtmisprobleemiks, mida käsitletakse üksikasjalikumalt allpool.
4.2 Mõõtmisprobleemi lähenemisviisid
Kui kvant oleku areng toimub Schrödingeri võrrandi või mõne muu lineaarse võrrandi kaudu, siis nagu eelmises osas nägime, viivad tüüpilised eksperimendid kvantseisunditeni, mis on mõistete superpositsioonid, mis vastavad konkreetsetele eksperimentaalsetele tulemustele. Mõnikord öeldakse, et see on vastuolus meie kogemusega, mille kohaselt eksperimentaalsetel tulemusmuutujatel, näiteks osuti näitudel, on alati kindlad väärtused. See on eksitav viis küsimuse tõstatamiseks, kuna pole kohe selge, kuidas seda laadi olekuid tõlgendada katseseadet sisaldava süsteemi füüsikaliste olekutena, ja kui me ei oska öelda, mis oleks, kui jälgida Kuna aparaadid on sellises olekus, pole mõistlik öelda, et me ei jälgi seda kunagi sellises olekus.
Sellegipoolest seisame silmitsi tõlgendamise probleemiga. Kui võtta kvantseisund süsteemi täielikuks kirjelduseks, siis pole olek vastupidiselt sellele, mida eeldatavalt eeldada, mitte olek, mis vastab ainulaadsele, kindlale tulemusele. Just see viis JS Belli märkusele: “Kas Schrödingeri võrrandis antud lainefunktsioon pole veel kõik või pole see õige” (Bell 1987: 41, 2004: 201). See annab meile (esmapilgul usutav) viisi, kuidas klassifitseerida mõõtmisprobleeme:
On lähenemisviise, mis hõlmavad eitust, et kvantlaine funktsioon (või mis tahes muu viis kvant oleku kuvamiseks) annab füüsilise süsteemi täieliku kirjelduse.
On lähenemisviise, mis hõlmavad dünaamika muutmist, et tekitada sobivates olukordades lainefunktsiooni kokkuvarisemine.
On lähenemisviise, mis lükkavad tagasi Belli dilemma mõlemad sarved ja leiavad, et kvantseisundid läbivad kogu aeg ühtse evolutsiooni ja kvant oleku kirjeldus on põhimõtteliselt täielik.
Kaasame esimesse kategooriasse lähenemisviisid, mis eitavad seda, et kvantseisundit tuleks mõelda kui midagi, mis üldse reaalsuses esindab. Need hõlmavad nii Kopenhaageni tõlgenduse variante kui ka pragmaatilist ja muud antirealistlikku lähenemisviisi. Esimesse kategooriasse kuuluvad ka lähenemisviisid, mille eesmärk on kvant oleku kirjelduse lõpuleviimine. Nende hulka kuuluvad varjatud muutujate lähenemisviisid ja ümbersuunamised. Teine tõlgenduskategooria motiveerib uurimisprogrammi leidma kvantdünaamika jaoks sobivaid indekseerimata modifikatsioone. Lähenemisviise, mis lükkavad tagasi Belli dilemma mõlemad sarved, iseloomustavad Everettian ehk mitme maailma tõlgendused.
4.2.1 Realistlikud lähenemised kvantmehaanikale
Kvantmehaanika algusaegadest peale on olnud mõttelainet, mille kohaselt kvantmehaanika suhtes õige suhtumine on instrumentalist või pragmaatiline. Sellise vaate korral on kvantmehaanika vahend meie kogemuste koordineerimiseks ja katsete tulemuste suhtes ootuste kujundamiseks. Selle arvamuse variantide hulka kuulub nn Kopenhaageni tõlgendus (või Kopenhaageni tõlgendus, kuna hiljutine stipendium on rõhutanud erinevusi selle vaatega seotud arvude vahel); vaata kannet Kopenhaageni kvantmehaanika tõlgenduse kohta. Hiljuti propageerisid sedalaadi seisukohti füüsikud, sealhulgas QBistid, kes leiavad, et kvantseisundid kujutavad endast subjektiivseid või episteemilisi tõenäosusi (vt Fuchs jt 2014). Filosoof Richard Healey kaitseb seotud seisukohta, mille puhul kvantseisundid, ehkki objektiivsed, ei esinda füüsilist reaalsust (vt Healey 2012; Healey tulemas).
4.2.2 Varjatud muutujad ja ümbersuunamised
Teooriaid, mille struktuur sisaldab kvantseisundit, kuid mis sisaldab täiendavat struktuuri, eesmärgiga kõrvale hoida mõõtmisprobleemist, on traditsiooniliselt nimetatud varjatud muutujate teooriateks. Einstein, Podolsky ja Rosen (EPR) ning Einstein väitsid järgmistes väljaannetes (Einstein 1936, 1948, 1949), et kvantseisundi kirjeldust ei saa pidada füüsilise reaalsuse täielikuks kirjelduseks. Vt Einsteini-Podolsky-Roseni argumenti kvantteoorias.
On mitmeid teoreeme, mis piiravad võimalike varjatud muutujate teooriate ulatust. Kõige loomulikum mõte oleks otsida teooria, mis omistaks kõigile kvantvaatlustele kindlad väärtused, mis selguvad lihtsalt mõõtmisel, nii et mis tahes eksperimentaalne protseduur, mida tavapärases kvantmehaanikas arvestataks vaadeldava "mõõtmisena" annab vaadeldavale kindla väärtuse. Selliseid teooriaid nimetatakse mittekontekstuaalseteks peidetud muutujate teooriaks. Bell (1966) ning Kochen ja Specker (1967) näitasid, et ühegi süsteemi jaoks, mille Hilberti ruumimõõt on suurem kui kolm, pole selliseid teooriaid (vt Kochen-Speckeri teoreemi sissekannet).
Bell-Kochen-Speckeri teoreem ei välista peidetud muutujate teooriaid ka kohtus. Lihtsaim viis sellest möödahiilimiseks on valida alati kindlaksmääratav mõni jälgitav või ühilduv vaatluskomplekt, mis on piisav katsete kindlaksmääratud tulemuste tagamiseks; teistele vaatlustele ei omistata kindlaid väärtusi ja katsed, mida peetakse nende vaatluste “mõõtmiseks”, ei paljasta eelnevaid väärtusi.
Kõige põhjalikumalt välja töötatud seda tüüpi teooria on pilootlainete teooria, mille on välja töötanud de Broglie ja esitanud ta 1927. aastal Brüsselis toimunud viiendal Solvay konverentsil, taaselustatud David Bohmi poolt 1952. aastal ning mis on praegu aktiivne uurimisvaldkond väike grupp füüsikuid ja filosoofe. Selle teooria kohaselt on olemas kindla trajektooriga osakesi, mida juhib kvantlaine funktsioon. De Broglie teooria ajaloo kohta vaata Bacciagaluppi ja Valentini 2009. aasta sissejuhatavaid peatükke. De Broglie-Bohmi teooria ja sellega seotud filosoofiliste probleemide ülevaate leiate Bohmiani mehaanika teemal.
Kvant oleku täiendamiseks täiendava struktuuriga on olnud ka muid ettepanekuid; neid on tulnud nimetada ümbersuunamisteks; vaata kanti kvantmehaanika modaalsete tõlgenduste kohta
4.2.3 Dünaamilised kokkuvarisemise teooriad
Nagu juba mainitud, kirjutasid von Neumann ja Dirac nii, nagu oleks süsteemi eksperimentaalse sekkumisega sadenenud kvantseisundi vektori kokkuvarisemine tõeline füüsiline muutus, mis erineb tavalisest ühikust evolutsioonist. Kui kokkuvarisemist tuleb pidada tõeliseks füüsiliseks protsessiks, tuleb selle toimumise asjaolude kohta öelda midagi enamat kui lihtsalt seda, et see juhtuks eksperimendi läbiviimisel. See annab aluse uurimisprogrammiks kvant oleku täpselt määratletud dünaamika sõnastamiseks, mis lähendab lineaarset, ühtset Schrödingeri arengut olukordades, mille puhul see on hästi kinnitatud, ja annab tulemuse muutuja omavarustuse kokkuvarisemise tüüpilises eksperimentaalses komplektis - tõus, või kui see pole võimalik, siis lähedane lähenemine omalausele. Ainsad paljulubavad kokkuvarismisteooriad on olemuselt stohhastilised; tõepoolest, saab näidata, et deterministlik kokkuvarismisteooria võimaldaks üleluminaalset signaalimist. (ülevaate leiate kokkuvõtvate teooriate kohta).
Prima facie võib seda tüüpi dünaamiline kokkuvarisemise teooria olla kvantseisundite monistlik teooria, mille kohta Belli sõnul "lainefunktsioon on kõik". Viimastel aastatel on selle üle vaieldud; on väidetud, et kokkuvarismisteooriad vajavad lisaks kvant olekule ka primitiivset ontoloogiat. Vt Allori jt. 2008; ka sissekanne kollapsiteooriate kohta ja selles sisalduvad viited.
4.2.4 Everettilised ehk “paljude maailmade” teooriad
Oma 1957. aasta doktoriväitekirjas (kordustrükis Everett 2012) tegi Hugh Everett III ettepaneku võtta kvantmehaanikat sellisena, nagu see on, ilma kokkuvarisemise postulaadita ja ilma “varjatud muutujate”ta. Sellest tulenevat tõlgendust nimetas ta suhteliseks olekutõlgenduseks.
Põhiidee on see. Pärast katset on süsteemi ja aparaadi kvantseisund tavaliselt mõistetele, mis vastavad selgelt eristuvatele tulemustele, superpositsioon. Kui aparaat interakteerub oma keskkonnaga, millesse võivad kuuluda vaatlejad, satuvad need süsteemid seadme ja kvantisüsteemi külge, mille lõpptulemuseks on kvantseisund, mis hõlmab iga võimaliku eksperimentaalse tulemuse jaoks terminit, mille korral aparatuur loeb vastab sellele tulemusele, keskkonnas on selle tulemuse kohta andmeid, vaatlejad jälgivad seda tulemust jne. Everett tegi ettepaneku, et kõiki neid termineid peetakse võrdselt reaalseteks. Jumala silmist vaadates ei ole ainulaadset eksperimentaalset tulemust, vaid võib keskenduda ka ühe alamsüsteemi konkreetsele kindlaksmääratud olekule, näiteks katseaparaadile,ja omistage teistele takerdunud olekus osalevatele süsteemidele suhteline olek aparaadi selle oleku suhtes. See tähendab, et võrreldes aparatuuriga, mille näit on „+”, on tulemuse keskkonnaseisund ja tulemust jälgivate vaatlejate seisundid (vt Evereti seisukohtade kohta Evereti kvantmehaanika suhtelise oleku sõnastuse sissekannet).
Evereti looming on inspireerinud vaadete perekonda, mis kannavad nimetust “Paljud maailmad”; idee on see, et kõik superpositsiooni terminid vastavad sidusule maailmale ja kõik need maailmad on võrdselt reaalsed. Aja möödudes kasvab nende maailmade vohamine, kuna tekivad olukorrad, mis põhjustavad tulemuste veelgi mitmekordistumist (viimaste arutelude ülevaate leiate kvantmehaanika mitmeilmsest tõlgendusest ja Saunders 2007; Wallace 2012 on kvantmehaanika everettliku tõlgenduse laiendatud kaitse).
On perekond selgeid, kuid omavahel seotud vaateid, mis kannavad nime “relatsiooniline kvantmehaanika”. Need vaated nõustuvad Everetiga, et nad omistavad süsteemile dünaamiliste muutujate kindlad väärtused ainult teiste süsteemide olekute suhtes; nad erinevad selle poolest, et erinevalt Everettist ei võta nad kvant olekut põhilise ontoloogiana (vt lähemalt relatsioonilise kvantmehaanika sissekannet).
4.3 Deheherentsi roll
Kvants olek, mis on kahe eraldiseisva termini, näiteks
) ket { psi} = a \ ket { psi_ {1}} + b \ ket { psi_ {2}},)
kus (ket { psi_ {1}}) ja (ket { psi_ {2}}) on eristatavad olekud, pole sama olek kui seguga (ket { psi_ {1 }}) ja (ket { psi_ {2}}), mis sobivad olukorras, kus ettevalmistatud olek oli kas (ket { psi_ {1}}) või (ket { psi_ {2}}), kuid me ei tea, kumb. Erinevus kahe termini ja segu sidusa superpositsiooni vahel on empiiriliste tagajärgedega. Selle nägemiseks kaaluge kahepilulist katset, mille käigus osakeste kiir (näiteks elektronid, neutronid või footonid) läbib kahte kitsast pilu ja jõuab ekraanile, kus osakesed tuvastatakse. Võtke olekust (ket { psi_ {1}}) olek, milles osake läbib ülemist pilu, ja (ket { psi_ {2}}), olek, milles see läbib alumine pilu. Fakt, et olek on nende kahe alternatiivi superpositsioon, on nähtav ekraanil tekkivates häiringutes, kõrge ja madala absorptsioonimäära vahelduvate ribadega.
Seda väljendatakse sageli erinevustena klassikalise ja kvantilise tõenäosuse vahel. Kui osakesed oleksid klassikalised osakesed, oleks ekraani mingis punktis (p) avastamise tõenäosus lihtsalt kahe tingimusliku tõenäosuse kaalutud keskmine: (p) tuvastamise tõenäosus, kui osake läbis ülemine pilu ja tuvastamise tõenäosus (p) juures, arvestades, et osake läbis alumise pilu. Interferentsi välimus on mitteklassilisuse indeks.
Oletame nüüd, et elektronid interakteeruvad ekraanile jõudes millegi muuga (nimetage seda keskkonnaks), mis võiks toimida „mis-suuna” detektorina; see tähendab, et selle lisasüsteemi olek seostub elektroni olekuga selliselt, et selle olek korreleerub (ket { psi_ {1}}) ja (ket { psi_ {2 }}). Siis on kvantisüsteemi (s) ja selle keskkonna (e) olek
) ket { psi} _ {se} = a \ ket { psi_ {1}} _ {s} ket { phi_ {1}} _ {e} + b \ ket { psi_ {2} } _ {s} ket { phi_ {2}} _ {e})
Kui keskkonnaseisundid (ket { phi_ {1}} _ {e}) on (ket { phi_ {2}} _ {e}) on eristatavad olekud, siis hävitab see häirete piirded täielikult.: osakesed interakteeruvad ekraaniga nii, nagu läbiksid need kindlalt ühe või teise pilu ja tekkiv muster on kahe ühepilulise mustri kattumise tulemus. See tähendab, et me võime käsitleda osakesi nii, nagu nad järgiksid (umbes) kindlaid trajektoore, ja rakendada tõenäosusi klassikalisel viisil.
Nüüd on makroskoopilised objektid tavaliselt interaktsioonis suure ja keeruka keskkonnaga - neid pommitatakse pidevalt õhumolekulide, footonite jms abil. Selle tulemusel muutub sellise süsteemi vähenenud olek kiiresti kvaasiklassikaliste olekute seguks - nähtuseks, mida nimetatakse dekoherentsuseks.
Deheherentsi üldistamine on kvantmehaanika tõlgendamise lähenemisviisi keskmes, mis kannab nime deheherentne ajalooline lähenemisviis (ülevaate saamiseks lugege kvantmehaanika järjepideva ajaloo käsitlust.)
Dekoherentsel on oluline roll teistes kvantmehaanika käsitlusviisides, kuigi roll, mida see mängib, varieerub; sellekohase teabe leiate kandest dekoherentsi rolli kohta kvantmehaanikas.
4.4 Mõõtmisprobleemi lähenemisviiside võrdlus
Kõigi ülaltoodud lähenemisviiside kohaselt on eesmärk anda ülevaade maailmasündmustest, mis taastavad vähemalt mingis mõttes umbes meie klassikalise käitumisega tavaliste objektide maailma. Ükski peavoolu lähenemisviis ei anna teadlikele vaatlejatele erilist füüsilist rolli. Selles suunas on siiski ettepanekuid tehtud (vt aruteluks teadvuse kvantmeetodeid käsitlevat sissekannet).
Kõik ülalnimetatud lähenemisviisid on vaatlusega kooskõlas. Pelgalt järjepidevusest siiski ei piisa; reeglid kvantteooria ühendamiseks eksperimentaalsete tulemustega hõlmavad tavaliselt eksperimentaalsetele tulemustele määratud mittetriviaalseid (st ei võrdu nulli või ühega) tõenäosusi. Need arvutatud tõenäosused puutuvad kokku korduvate katsete statistiliste andmete vormis esitatud empiiriliste tõenditega. Peamised varjatud muutujate teooriad reprodutseerivad kvant tõenäosusi ja kollapsi teooriatel on intrigeeriv omadus reprodutseerida kvant tõenäosustele väga lähedasi lähendusi kõigi seni tehtud katsete puhul, kuid kaldudes kõrvale teiste mõeldavate katsete kvant tõenäosustest. See võimaldab põhimõtteliselt selliste teooriate ja kokkuvarisemisteta teooriate vahelist empiirilist diskrimineerimist.
Everettian teooriate vastu on kritiseeritud, et pole selge, kas neil on isegi sellist laadi statistilist testimist mõttekas, kuna pole mingil otsesel viisil mõtet rääkida tõenäosusest saada näiteks antud katse '+' tulemus, kui on kindel, et kõik võimalikud tulemused ilmnevad mingil lainefunktsiooni harul. Seda on nimetatud „igaveseks tõendusprobleemiks“. See on olnud palju hiljutisi Everettian teooriate teemasid; vaata sissejuhatust ja ülevaadet Saunders (2007).
Kui nõustuda sellega, et everettlastel on lahendus tõenduspõhisele probleemile, siis empiirilised tõendid ei eelista peamiste lähenemisviiside hulgas ühtki sirgjooneliselt. Kui soovitakse otsustada, millega peaks nõustuma, tuleb seda teha muudel põhjustel. Siin ei jätku ruumi nendest käimasolevatest aruteludest põhjaliku ülevaate andmiseks, kuid lugejale aruteludele maitse andmiseks võib tuua mõned kaalutlused; vaata üksikasjalikumalt konkreetsete lähenemisviiside kirjeid.
Bohmaanlased väidavad Bohmian lähenemise kasuks, et nende joonte teooria annab sündmustest kõige selgema pildi; ontoloogilised küsimused on vähem selged Everettia teooriate või kokkuvarismisteooriate osas.
Teine kaalutlus on kokkusobivus relativistliku põhjusliku struktuuriga. De Broglie-Bohmi teooria eeldab selle sõnastamiseks kaugema samaaegsuse eristatavat seost ja võib väita, et see on vältimatult iseloomulik mis tahes seda tüüpi peidetud muutujate teooria jaoks, mis valib vaadeldavatel alati kindlad väärtused (vt Berndl jt 1996; Myrvold 2002). Teisest küljest on olemas kokkusurumismudeleid, mis on täielikult relativistlikud. Sellistel mudelitel on kollaps lokaliseeritud sündmused. Ehkki üksteisest kosmilise eraldumise korral kokkuvarisemise tõenäosused ei ole sõltumatud, ei nõua see tõenäosuslik sõltuvus, et me eraldaksime ühe nagu varem ja teise hiljem. Seega ei vaja sellised teooriad kauge samaaegsuse eristatavat seost. Siiski jääbmõned arutelud selle kohta, kuidas varustada selliseid teooriaid bebleidega (või “reaalsuse elementidega”). Vt kokkuvõtet käsitlevate teooriate ja selles sisalduvate viidete kohta; vaata ka mõne hiljutise arutelukaaslase kohta Fleming 2016, Maudlin 2016 ja Myrvold 2016.
Everettlike teooriate puhul tuleb kõigepealt mõelda, kuidas sõnastada relativistliku lokaalsuse küsimus. Mitmed autorid on sellele küsimusele lähenenud mõnevõrra erineval viisil, jõudes ühisele järeldusele, et Evereti kvantmehaanika on tõepoolest kohalik. (Vt Vaidman 1994; Baccialuppi 2002; Wallace 2012 8. peatükk; Tipler 2014; Vaidman 2016; Brown ja Timpson 2016.)
5. Ontoloogilised probleemid
Nagu mainitud, puudutab kvantmehaanika tõlgendamise keskne küsimus seda, kas kvant olekuid tuleks pidada füüsilises reaalsuses midagi esindavaks. Kui sellele vastus on jaatav, tekitab see uusi küsimusi, nimelt seda, millist füüsilist reaalsust tähistab kvantseisund ja kas kvantseisund võib põhimõtteliselt anda ammendava ülevaate füüsilisest tegelikkusest.
5.1 Kvantriigi realismi küsimus
Harrigan ja Spekkens (2010) on võtnud kasutusele raamistiku nende teemade arutamiseks. Nende terminoloogias annab füüsikaliste omaduste täieliku kirjelduse süsteemi onktiline olek. Ontoloogilises mudelis on ontiliste olekute ja assotsieerunud ruumide ruumis, mis tahes ettevalmistamisprotseduuriga hõlmab tõenäosusjaotust ontiliste olekute vahel. Öeldakse, et mudel on (psi) ontiline, kui ontiline olek määrab kvant oleku üheselt; see tähendab, kui on olemas funktsioon ontilistest olekutest kvantseisunditeni (see hõlmab nii juhtumeid, kus kvant olek määrab täielikult ka füüsikalise oleku, kui ka juhtumeid, näiteks peidetud muutujate teooriaid, milles kvant olek ei määra täielikult füüsiline olek). Nende terminoloogias nimetatakse mudeleid, mis ei ole (psi) - ontilised, (psi) -episteemilisteks. Kui mudel ei ole (psi) ontiline,see tähendab, et mõned ontilised olekud võivad olla kahe või enama ettevalmistuse tulemus, mille tulemuseks on puhaste kvant olekute erinev määramine; see tähendab, et sama ontiline olek võib ühilduda eraldiseisvate kvantseisunditega.
See annab kena viisi kvantseisundite realismi küsimuse esitamiseks: kas on olemas ettevalmistusi, mis vastavad selgelt eristatavatele kvant olekutele, mis võivad põhjustada sama onatilise oleku, või vastupidi, kas on ontilisi olekuid, mis ühilduvad erinevate kvantseisunditega? Pusey, Barrett ja Rudolph (2012) näitasid, et kui võtta kasutusele loomulik sõltumatuse eeldus riiklike ettevalmistuste kohta, nimelt eeldus, et süsteemide paari on võimalik koostada nii, et tõenäosus nende kahe olektilise oleku jaoks süsteemid on tegelikult sõltumatud - siis on vastus eitav; iga ontoloogiline mudel, mis kordab kvantprognoose ja vastab sellele ettevalmistamisele. Sõltumatuse eeldus peab olema (psi) - ontiline mudel.
Pusey, Barrett ja Rudolph (PBR) teoreem ei sulge kõiki kvantseisundite antirealismi võimalusi; kvantseisundite vastane antiist võib lükata tagasi ettevalmistamise iseseisvuse eelduse või lükata tagasi raamistiku, milles teoreem püstitatakse; vt arutelu Spekkens 2015: 92–93. Vaata ka Leifer (2014) kvantseisurealismi oluliste teoreemide hoolika ja põhjaliku ülevaate saamiseks.
5.2 Kvant olekute ontoloogiline kategooria
Mõõtmisprobleemi peamised realistlikud lähenemisviisid on kvant olekute suhtes mõnes mõttes realistid. Pelgalt öeldes ei ole see piisav, et anda ülevaade antud tõlgenduse ontoloogiast. Käsitletavate küsimuste hulgas on: kui kvantseisundid tähistavad midagi füüsiliselt reaalset, mis asi see on? See on kvantseisundite ontoloogilise ahenemise küsimus. Teine küsimus on EPR-küsimus, kas kvant olekute kirjeldust saab põhimõtteliselt pidada täielikuks või tuleb seda täiendada erineva ontoloogiaga.
De Broglie algne ettekujutus „pilootlainest” oli, et see peaks olema väli, analoogne elektromagnetilise väljaga. Algne idee oli, et igal osakesel on oma suunav laine. Kuid kvantmehaanikas, nagu see töötati välja Schrödingeri käe all, pole kahe või enama osakese süsteemi jaoks iga osaosa jaoks eraldi lainefunktsioonid, vaid ühe laine funktsioon, mis on defineeritud (n) - punktide ruumid ruumis, kus (n) on osakeste arv. De Broglie, Schrödinger ja teised võtsid selle eesmärgi vastu kvantlaine funktsioonide väljadena käsitamise vastu. Kui kvantseisundid tähistavad midagi füüsilises reaalsuses, siis on need erinevalt klassikalisest füüsikast tuttavatele.
Üks võetud vastus on rõhutada, et kvantlaine funktsioonid on sellegipoolest väljad, ehkki väljad tohutult suure mõõtmega ruumis, nimelt (3n), kus (n) on elementide osakeste arv universumis. Selles vaates peetakse seda kõrgmõõtmelist ruumi põhimõttelisemaks kui tuttavat kolmemõõtmelist ruumi (või neljamõõtmelist kosmoseaega), mida tavaliselt peetakse füüsiliste sündmuste areeniks. Vaate klassikalise avalduse leiate Albertist (1996, 2013); teiste pooldajate hulka kuuluvad Loewer (1996), Lewis (2004), Ney (2012, 2013a, b, 2015) ja North (2013). Enamik selle ettepaneku arutelust on toimunud mitterelativistliku kvantmehaanika kontekstis, mis ei ole põhiteooria. On väidetud, et kaalutlused selle kohta, kuidas mitterelativistliku kvantmehaanika lainefunktsioonid tekivad kvantvälja teooriast, õõnestavad ideed, et lainefunktsioonid on asjakohaselt nagu konfiguratsiooniruumi väljad, ja ka idee, et konfiguratsiooniruume võib pidada põhimõttelisemateks kui tavaline kosmoseaeg (Myrvold 2015).
Vaadet, mis võtab lainete funktsiooni väljana kõrgmõõtmelisel ruumis, tuleb eristada vaatest, mis võtab arvesse seda, mida Belot (2012) on nimetanud mitmeväljaks, mis omistab (n) - tuples tavalise kolmemõõtmelise ruumi punktidest. Need on erinevad vaated; (3n) - dimensioonilise kontseptsiooni pooldajad panevad suuresti paika selle, et see taastab eraldatavuse: selles vaates antakse täielik kirjeldus selle kohta, kuidas maailm mingil ajal on, kohalike olude oleku kirjeldamisega igas olukorras aadress fundamentaalses ((3n) - mõõtmelises) ruumis. Lainefunktsiooni võtmine mitmeväljana hõlmab teiselt poolt lahutamatuse aktsepteerimist. Teine erinevus lainefunktsioonide võtmisel tavapinnal mitme väljana ja nende mõõtmisel kõrgmõõtmelises ruumis väljadeks on see, et mitmevälja vaatestavalise kolmemõõtmelise ruumi ja mõne fundamentaalsema ruumi suhte kohta pole mingit küsimust.
On väidetud, et de Broglie-Bohmi pilootlaine teooria ja sellega seotud pilootlainete teooriate puhul mängib kvant olek sarnast rolli klassikalise mehaanika seadusega; selle roll on pakkuda dünaamikat Bohmia korpustele, mis vastavalt teooriale moodustavad tavalisi objekte. Vt Dürr, Goldstein ja Zanghì 1997 ning Allori jt. 2008.
Dürr, Goldstein ja Zanghì (1992) tutvustasid terminit “primitiivne ontoloogia” selle jaoks, mis füüsikalise teooria kohaselt koosneb tavalistest füüsilistest objektidest; de Broglie-Bohmi teooria kohta on see Bohmi korpus. Selle kontseptsiooni laiendatakse ka kokkuvarismisteooriate tõlgendustele Allori jt poolt. (2008). Primitiivset ontoloogiat tuleb eristada teistest ontoloogiast, näiteks kvantseisundist, mis võetakse teoorias kasutusele primitiivse ontoloogia käitumise arvestamiseks. Eristamine on mõeldud juhiseks, kuidas ette kujutada teooria mitteprimitiivset ontoloogiat.
6. Kvantarvutus ja kvantteabe teooria
Kvantmehaanika ei ole põhjustanud ainult tõlgendusjõude; see on tekitanud uued kontseptsioonid andmetöötluses ja infoteoorias. Kvantteabe teooria on kvantteooria abil avatud teabe töötlemise ja edastamise võimaluste uurimine. See on andnud kvantteooriale teistsuguse vaatenurga, mille kohta, nagu Bub (2000, 597) ütles, nähakse kvantmehaanika mõistatuslikke omadusi pigem arendatava ressursina kui lahendatava probleemina (). vt kandeid kvantarvutuse ja kvantpöördumise ning teabe kohta).
7. Kvantmehaanika rekonstrueerimine ja väljaspool seda
Veel üks kvantmehaanika aluste aktiivse uurimistöö valdkond on katse saada sügavam ülevaade teooria struktuurist ja viisidest, kuidas see erineb nii klassikalisest füüsikast kui ka muudest teooriatest, mida üks võiks üles ehitada, iseloomustades struktuuri struktuuri. teooria väga üldiste põhimõtete osas, sageli infoteoreetilise maitsega.
Selle projekti juured on Mackey (1957, 1963), Ludwig (1964) ja Piron (1964) varases töös, mille eesmärk on iseloomustada kvantmehaanikat operatiivses mõttes. See on viinud üldise tõenäosusmudeli raamistiku väljatöötamiseni. Samuti on see seotud Birkhoffi ja von Neumanni (1936) algatatud kvantloogika uurimisega (vt ülevaadet kvantloogika ja tõenäosusteooria sisestusest).
Huvi selge kvantitatiivse sisuga aksioomidest kvantteooria tuletamise projekti vastu elavdas Hardy töö (2001 [2008], Muud Interneti-ressursid). Nende suundade oluliste tulemuste hulka kuuluvad Masanesi ja Mülleri (2011) ning Chiribella, D'Ariano ja Perinotti (2011) aksiomatizationid. Vaadake Chiribella ja Spekkens 2015, et saada ülevaade selle ettevõtmise hetkeseisust.
Bibliograafia
Albert, David Z., 1996, “Elementaarsed kvantmetafüüsikad”, JT Cushing, A. Fine ja S. Goldstein (toim.), Bohmian Mechanics and Quantum Mechanics: a hinnang, Dordrecht: Kluwer, 277–284.
––– 2013, “Lainefunktsiooni realism”, Ney ja Albert (toim.) 2013: 52–57.
Allori, Valia, Sheldon Goldstein, Roderich Tumulka ja Nino Zanghì, 2008, “Bohmiani mehaanika ja Ghirardi – Rimini – Weberi teooria ühisest ülesehitusest”, Briti teaduste filosoofia ajakiri, 59 (3): 353–. 389. doi: 10.1093 / bjps / axn012
Bacciagaluppi, Guido, 2002, “Märkused kosmoseaja ja paiknemise kohta Evereti tõlgenduses”, T. Placzek ja J. Butterfield (toim.), Mittelokaalsus ja modaalsus, Berliin: Springer, 105–124.
Bacciagaluppi, Guido ja Antony Valentini, 2009, Kvantteooria ristteel: 1927. aasta Solvay konverentsi uuesti läbivaatamine, Cambridge: Cambridge University Press.
Bell, JS, 1966, “Varjatud muutujate probleemist kvantmehaanikas”, Review of Modern Physics, 38: 447–52. Kordustrükk Bell 2004: 1–13.
––– 1987, “Kas on kvanthüppeid?” CW Kilmister (toim), Schrödinger: polümaadi sajanda aastapäeva tähistamine, Cambridge: Cambridge University Press, 41–52. Kordustrükk Bell 2004: 201–212.
Dürr, Detlef, Sheldon Goldstein ja Nino Zanghì, “Kvanttasakaal ja absoluutse ebakindluse päritolu”, Journal of Statistics Physics 67: 843–907.
–––, 1997, „Bohmi mehaanika ja lainefunktsiooni tähendus“, RS Cohen, M. Horne ja J. Stachel (toim), Eksperimentaalne metafüüsika: Abner Shimony kvantmehaanilised uuringud, esimene köide, Boston: Kluwer Akadeemiline Kirjastus.
Einstein, Albert, Boris Podolsky ja Nathan Rosen, 1935, “Kas reaalsuse kvantmehaanilist kirjeldust võib pidada täielikuks?” Füüsiline ülevaade, 47: 777–780.
Einstein, Albert, 1936, “Physik und Realität”, Franklini Instituudi ajakiri, 221: 349–382. Ingliskeelne tõlge Einsteinis 1954.
–––, 1948, “Quanten-Mechanik und Wirklichkeit”, Dialectica, 2: 320–324.
–––, 1949, “Autobiograafilised märkmed”, PA Schilpp (toim), Albert Einstein: filosoof-teadlane, Chicago: avatud kohus.
–––, 1954, „Füüsika ja reaalsus”, ideedes ja arvamustes, New York: Crown Publishers, Inc., 290–323. Einsteini tõlge 1936.
Everett, Hugh, III, 2012, Kvantmehaanika Evereti tõlgendus: kogutud teosed 1955–1980 Kommentaaridega Jeffrey A. Barrett ja Peter Byrne (toim), Princeton: Princeton University Press.
Fleming, Gordon N., 2016, “Belli mittelokalisus, Hardy paradoks ja sõltuvus hüper lennukist”, Bell ja Gao (toim.) 2016: 261–281.
Fuchs, Christopher A., N. David Mermin ja Rüdiger Schack, 2014, “Sissejuhatus QBismi koos rakendusega kvantmehaanika paikkonnale”, American Journal of Physics, 82: 749–752.
Harrigan, Nicholas ja Robert W. Spekkens, 2010, “Einstein, ebatäiuslikkus ja kvant olekute episteemiline vaade”, Physics Foundations, 40: 125–157.
Healey, Richard, 2012, “Kvantteooria: Pragmaatiku lähenemisviis”, Briti ajakiri teaduse filosoofiale, 63: 729–771.
–––, eelseisv, „Kvantseisundid kui objektiivsed infosillad“, füüsika alused. doi: 10.1007 / s10701-015-9949-7
Kochen, Simon ja Ernst Specker, 1967, “Varjatud muutujate probleem kvantmehaanikas”, ajakiri Matemaatika ja mehaanika, 17: 59–87.
Leifer, Matthew Saul, 2014, “Kas Quantum State on reaalne? (Psi) - ontoloogia teoreemide laiendatud ülevaade”, Quanta, 3: 67–155.
Lewis, Peter J., 2004, “Elu konfiguratsiooniruumis”, Briti ajakiri teaduse filosoofiale, 55: 713–729. doi: 10.1093 / bjps / 55.4.713
London, Fritz ja Edmond Bauer, 1939, La théorie de l'observation en mécanique quantique, Paris: Hermann. Ingliskeelne tõlge “Vaatluste teooria kvantmehaanikas” kvantteoorias ja mõõtmises, JA Wheeler ja WH Zurek (toim), Princeton: Princeton University Press, 1983, 217–259.
Ludwig, G., 1964, “Versuch einer axiomatischen Grundlegung der Quantenmechanik und allgemeinerer physikalischer Theorien”, Zeitschrift für Physik, 181: 233–260.
Mackey, George W. 1957, “Quantum Mechanics and Hilbert Space”, American Mathematical Monthly, 64: 45–57.
–––, 1963, Kvantmehaanika matemaatilised alused: loengu-märkuse köide, New York: WA Benjamin.
Masanes, Lluís ja Markus P. Müller, 2011, “Kvantteooria tuletamine füüsilistest nõuetest”, New Journal of Physics, 13: 063001.
Maudlin, Tim, 2016, “Kohalikud mardikad ja füüsika alused”, Bell ja Gao (toim.) 2016: 317–330.
Myrvold, Wayne C., 2002, “Modaalsed tõlgendused ja relatiivsus”, Füüsika alused, 32: 1773–1784.
–––, 2015, “Mis on lainefunktsioon?” Synthese, 192: 3247–3274.
–––, 2016, “Kellaõpetuse õppetunnid” teoreem: mittelokaalsus, jah; Toimige kaugemalt, mitte tingimata”, Bell ja Gao (toim.) 2016: 237–260.
Ney, Alyssa, 2012, “Meie tavalise kolme mõõtme staatus kvantuniversumis”, Noûs, 46: 525–560.
–––, 2013a, „Sissejuhatus“, Ney ja Albert (toim.) 2013: 1–51.
–––, 2013 b, “Ontoloogiline reduktsioon ja lainefunktsiooni ontoloogia”, Ney ja Albert (toim) 2013: 168–183.
Pusey, Matthew F., Jonathan Barrett ja Terry Rudolph, 2012, “Kvant oleku reaalsusest”, loodusfüüsika, 8: 475–478.
Saunders, Simon, 2007. “Palju maailmu? Sissejuhatus”, S. Saunders, J. Barrett, A. Kent ja D. Wallace (toim.), Many Worlds? Everett, kvantteooria ja reaalsus, Oxford: Oxford University Press, 1–50.
Spekkens, Robert W., 2007, “Tõendid kvant olekute episteemilise vaate jaoks: mänguasjate teooria”, Physical Review A, 75: 032110.
Tipler, Frank J., 2014, “Kvantilist mittelokaalsust ei eksisteeri”, Riikliku Teaduste Akadeemia Toimetised, 111: 11281–6.
Vaidman, Lev, 1994, “Uute kvantkatsete paradoksaalsete aspektide kohta”, D. Hull, M. Forbes ja RM Burian (toim), PSA 1994 Vol. 1 (teadusfilosoofia ühing), 211–17.
–––, 2016, “Bell-ebavõrdsus ja paljude maailmade tõlgendus”, Bell and Gao (toim.) 2016: 195–203.
von Neumann, John, 1932, Mathematische Grundlagen der Quantenmechanik, Berliin, Springer Verlag.
–––, 1955, kvantmehaanika matemaatilised alused, Robert T. Beyer (trans.), Princeton: Princeton University Press.
Wallace, David, 2012, Emergent Multiverse: Kvantteooria Evereti tõlgenduse järgi, Oxford: Oxford University Press.
Akadeemilised tööriistad
sep mehe ikoon
Kuidas seda sissekannet tsiteerida.
sep mehe ikoon
Vaadake selle sissekande PDF-versiooni SEP-i sõprade veebisaidil.
info ikoon
Otsige seda sisenemisteema Interneti-filosoofia ontoloogiaprojektilt (InPhO).
phil paberite ikoon
Selle kande täiustatud bibliograafia PhilPapersis koos linkidega selle andmebaasi.
Muud Interneti-ressursid
Feynman, R., Füüsika loengud. Need on sissejuhatavad loengud, mis on suunatud füüsika eriala üliõpilastele.
Hardy, Lucien, 2001 [2008], “Kvantteooria viiest mõistlikust aksioomist”, käsikiri saidil arxiv.org esitati algselt 2001. aastal, kuid nüüd on selle nimi versioon 4 (2008).
Lewis, Peter J., “Kvantmehaanika tõlgendused”, filosoofia Interneti-entsüklopeedia.
Norton, John, “Kvantteooria alged”, hea sissejuhatus kvantteooria ajaloosse, millest praeguses sissekandes räägitakse vähe.
PhET interaktiivsete simulatsioonide projekt, Colorado Boulderi ülikool; need lehed sisaldavad klassikaliste kvantkatsete kasulikke simulatsioone.
