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  阿布丶丶阿布 2011-01-23 00:00:00

  量子力学是伪科学 ************** 测不准原理不成立 对历史上两个得出测不准原理的理想实验进行再分析，发现这 两个理想实验并不能得出测不准原理。 关键词：测不准原理，再分析，理想实验。 理想实验 Ⅰ 海森伯Υ射线显微镜实验 显微镜的分辨本领的表示式为 λ/2sinω （在空气中） ⑴ 其中λ为所用的光的波长，2ω为透镜在物点所张的角，因此任何位 置测量都包含有物平面的X方向上一个不确定量 ⊿X=λ/2sinω ⑵ 若一个波长为 λ而动量为h/λ 的光子沿 X轴射到一个电子 处，电子在X方向的动量分量为Px。，则在碰撞前之总动量为 π=h/λ+ Px。 ⑶ 对于用显微镜能观察到的电子，光量子必须被散射到角度2ω 之内，即PA与PB（极端向前散射与极端向后散射，见图1）之间的 某个方向，其波长由于康普顿效应相应地在λ′与λ〃之间，因此， 被散射的光量子的动量X分量处于 - hsinω/λ′与+hsinω/λ〃 之间。 如果用Px′和Px〃相应表示在这两种极端的散射情况下电子动 量的X分量，那么动量守恒就要求 Px′-hsinω/λ′=π=Px〃+hsinω/λ〃 ⑷ 或 Px′-Px〃=⊿Px =2hsinω/λ ⑸ 其中用λ代替了λ′和λ〃，因为我们只对数量级感兴趣，由 于无法 —— 这是整个事情的关键 —— 精密判明光量子究竟被散 射到角2ω内的哪个方向，碰撞后电子动量的X分量的不确定性不 能更小了，这个⊿Px和⊿X一起，使得不能对碰撞后（换句话说测 量之后）的粒子轨道作任何准确的确定或预言，显然 ⊿X·⊿Px ≈ h ⑹ 再分析 上述理想实验中，对于用显微镜能观察到的电子，光量子必须 被散射到角度2ω之内。 位置测量的不确定量 ⊿X =λ/2sinω ⑵ 中的⊿X为物平面上很接近而刚能为显微镜观察得到的两点间的距 离。⊿X也就是显微镜的分辨极限。 显微镜不能观察到尺寸比分辨极限⊿X小的物体。因此，对于 用显微镜能观察到的电子，电子的尺寸必须比显微镜的分辨极限⊿X 大。 但是，如果电子的尺寸比显微镜的分辨极限⊿X大，电子就不 会在⊿X内。⊿X也就不能被认为是能为显微镜观察得到的电子的位 置测量的不确定量。⊿X只能被认为是不能为显微镜观察得到的电 子的位置测量的不确定量。 ⊿X联系的是尺寸比显微镜的分辨极限⊿X小，不能为显微镜观 察得到的电子。 ⊿Px联系的是尺寸比显微镜的分辨极限⊿X大，能为显微镜观 察得到的电子。 因此，⊿X和⊿Px联系的不是同一电子。 虽然量子力学不涉及物体的尺寸大小，但是在海森伯Υ射线显 微镜实验中，由于显微镜的使用必然涉及到物体的尺寸，而且真实 物体都是有尺寸大小的，因此显微镜观察到的都是有尺寸的物体， 所观察到的物体的尺寸都比显微镜的分辨极限⊿X大，因而也就不 存在所谓的位置测量的不确定量⊿X。 由此得到，我们观察到的都是有确定位置的电子，⊿X = 0。 ⊿X = 0来源于显微镜的观察结果只有两种：观察得到或观察 不到。不存在既观察得到又观察不到这第三种结果。观察得到就是 ⊿X = 0，观察不到就是⊿X 〉0 。 因为对于用显微镜能观察到的电子，电子的尺寸必须比显微镜 的分辨极限⊿X大。也就是我们观察到的都是有确定位置的电子， ⊿X = 0。 所以粒子位置测量不确定度必须为零，即⊿X = 0，才能测量粒子的 动量。在海森伯Υ射线显微镜实验中，既知⊿X = 0，那我们只须测 量粒子的动量，而粒子的动量是可以精确测量的，即⊿Px = 0。 得：⊿X·⊿Px = 0。 理想实验 Ⅱ 粒子单缝干涉实验 设想一个“粒子”，原来在Y方向运动，穿过一个宽度为⊿X的 狭缝，因此其位置在X方向的不确定量为⊿X（图2）。它在狭缝后 面发生了“干涉”。从波动光学得知，干涉图样的diyi极小值所在的 角度α由 SINα=λ/2⊿X 给出，其中λ为所用的波长，因为 SINα=⊿P/P 及 λ=h/P 于是就得出测不准原理： ⊿X·⊿P≈ h。 再分析 根据牛顿diyi运动定律，如果“粒子”在X方向上没有受到外 力作用，它将保持匀速直线运动状态或静止状态，而且在理想实Ⅱ 中“粒子”原来在Y方向运动，因此我们可从它在出发点的位置知 道它在狭缝的位置。 它在狭缝的位置是可以根据牛顿diyi运动定律及它在出发点的 位置确定的。 其位置在X方向的不确定量⊿X应当为零，即⊿X = 0。 根据牛顿diyi运动定律，如果“粒子”在X方向上没有受到外 力作用，它将保持匀速直线运动状态或静止状态。在理想实验Ⅱ中 “粒子”原来在Y方向运动，因此动量在X方向的不确定量⊿P应 当为零，即⊿P = 0。 因此得出：⊿X·⊿Px = 0。 只要承认微观物体有匀速直线运动状态或静止状态，牛顿diyi 运动定律就适用于微观世界。 但微观世界不可能没有匀速直线运动状态或静止状态，因此牛 顿diyi运动定律适用于微观世界。 上述理想实验Ⅱ认为狭缝的宽度⊿X就是“粒子”的位置测量 的不确定量。但是，狭缝的宽度⊿X与位置测量的不确定量之间并 没有必然的逻辑关系。 我们没有理由认为该实验中“粒子”一定具有位置测量的不确 定量，而且没有理由认为狭缝的宽度⊿X就是“粒子”的位置测量 的不确定量。因而从该实验得出的测不准原理（ ⊿X·⊿P≈h ）是 不合理的。 结论 从上面的再分析可知，测不准原理的理想实验论证不成立。 参考文献 雅默，量子力学的哲学，秦克诚译，商务印书馆，1989，P77—P79 ************* 单个粒子不具有波动性 通过对实验的定性分析，指出单个粒子具有波动性的认识是与 实验结果及能量 — 动量守恒定律相矛盾的，并对单个粒子的类波 行为作出了解释。 关键词：定性分析，波动性，能量 — 动量守恒定律。 显微镜实验 显微镜不能观察到尺寸比其分辩极限小的粒子，如果认为单个 粒子具有波动性，则如果它的徳布罗意波长比显微镜的分辩极限大，?br /> 显微镜就能观察到它，但这样的推论是不符合实验事实的：显微镜 只能观察到尺寸比其分辩极限大的粒子，与粒子的徳布罗意波长没?br /> 有关系。 双缝干涉实验 Ⅰ 如果单个粒子具有波动性，那么一个粒子在通过双缝后就会产生 干涉图像，但实验结果是一个粒子在通过双缝后只会产生一个斑点。 只有在大量粒子通过双缝后才会产生干涉图像。 Ⅱ 在双缝干涉实验中，单个粒子被认为同时通过双缝并且和自身 发生干涉，因而认为单个粒子具有波动性，而且认为波动方向就是 粒子的运动方向，同一时刻粒子只有一个运动方向，也就是只有一 个波动方向。 设想某一时刻一个粒子向着一条缝隙运动，如果认为粒子只是 通过这条缝隙，则不能认为单个粒子具有波动性；如果认为粒子同 时通过两条缝隙，因而认为单个粒子具有波动性，但同一时刻粒子 就会有两个运动方向，也就是有两个波动方向。这显然是和同一时 刻粒子只能有一个运动方向，也就是只能有一个波动方向相矛盾的。 Ⅲ 在双缝干涉实验中，关闭其中的一条缝隙，并且向着这条缝隙 发射一个粒子，根据牛顿diyi运动定律，如果粒子没有受到外力作 用，它将保持匀速直线运动状态或静止状态，粒子不能通过这条缝 隙到达屏幕。如果粒子不能到达屏幕，那么单个粒子不具有波动性。 如果认为单个粒子具有波动性，它将会有一定的几率到达屏幕，这 等于认为粒子在没有受到外力作用的时候能够拐个弯通过打开的缝 隙到达屏幕，这显然是违反能量 — 动量守恒定律的。 对单个粒子的类波行为的解释 在双缝干涉实验中，如果只打开一条缝隙，某些地方是粒子可 以到达的，但是两条缝隙都打开时，这些地方变成粒子不可以到达 的。这些强度为零的地方带给粒子图像Z大的困惑。 但是，如果我们考虑到粒子可能经过两次或者多次的反射，则 可以消除这些强度为零的地方给粒子图像带来的困惑。 设想当关闭其中的一条缝隙时，那些向着这条缝隙运动的粒子 是不能通过这条缝隙到达屏幕的，但是它们可以从这条缝隙经反射 后回到粒子源，再经粒子源反射后，通过打开的缝隙到达屏幕，而 这些地方刚好是两条缝隙都打开时粒子不可以到达的。因为路径不 同，因而强度为零。粒子的类波行为可以在粒子范畴内得到解释。 实验的检验 上述解释可以通过实验的检验，把向着关闭的缝隙运动的粒子 全部吸收，则屏幕将会产生类似于衍射的条纹，但衍射现象对于粒 子图像还是适合的。 对戴维逊—革末实验的解释 戴维逊—革末实验是证明单个粒子具有波动性的实验，它经常 被认为证明了单个粒子的动量P和它的徳布罗意波长λ具有下列关?br /> 系：P=h/λ。 然而，因为上面的分析，我们认识到单个粒子不具有波动性， 只有大量粒子才具有波动性。为了解释戴维逊—革末实验，单个粒 子的动量P和它的徳布罗意波长λ必须具有下列关系：nP=nh/λ， 其中“n”代表大量粒子。nP=nh/λ和P=h/λ在数学上是一致的。 因此这条公式能够定量地解释戴维逊—革末实验。 如果认为P=h/λ的观点是正确，也就是认为单个粒子具有波动 性，但是这样是不符合实验结果及违反能量 — 动量守恒定律的。 结 论 单个粒子不具有波动性，单个粒子的类波行为归因为它的出发点及 运动路径。 量子力学的成功是偶然的，因为一个粒子到达屏幕的几率和大 量粒子中有一个粒子到达屏幕的百分率有时侯在物理上和数学上是 一致的。

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