量子力学有可能被推翻的问题是那些？

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量子力学是伪科学

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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，干涉图样的第一极小值所在的

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

根据牛顿第一运动定律，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第一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。

根据牛顿第一运动定律，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，牛顿第一

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

顿第一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

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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，根据牛顿第一运动定律，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最大的困惑。

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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