Kvan%fysiikan historiaa

Transkriptio

1 Kvan%fysiikan historiaa (hiukkasfysiikkaan painottunut katsaus!) 1900: Planckin säteilylaki 1905: Einsteinin selitys valosähköilmiölle 1913: Bohrin atomimalli 1924: de Broglien aaltohiukkasdualismi 1925: Heisenbergin matriisimekaniikka 1926: Schrödingerin yhtälö 1927: Heisenbergin epämääräisyysperiaate 1928: Diracin yhtälö 1949: Quantum Electrodynamics (QED) 1964: Higgsin mekanismi 1965: kvarkit, Quantum Chromodynamics (QCD) 1967: sähköheikko vuorovaikutus 1973: asymptoottinen vapaus : supersymmetria, Grand Unified Theory (GUT), säieteoria, supergravitaatio 1

2 Operaa3oriformalismi Heisenbergin matriisimekaniikasta juontuva nykyaikainen formalismi kvanttimekaniikalle. Kvanttimekaniikan luontainen kieli on lineaarialgebra, ja operaattoriformalismi hyödyntää sitä. Heisenbergin tavoitteena oli keskittyä siihen, mitä voidaan havaita. Ideana on se, että systeemin tilaa kuvaa täydellisesti tiettyjen kvanttilukujen kokoelma. Mitkä nämä ovat, riippuu systeemistä (eli Hamiltonin operaattorista). Esimerkiksi hiukkaselle laatikossa riittää n, vetyatomille tarvitaan n, l ja m. 2

3 Tilavektorit Keskeinen käsite on tilavektori, joka sisältää kaiken informaation (eli kvanttiluvut) systeemistä. Ei lähdetä aaltofunktiosta, se on johdettu käsite. Tilavektoria merkitään seuraavasti: tänne kaikki 8laa kuvaavat kvan%luvut Esimerkkinä vetyatomi:! = nlm n =1, 2,3,... l = 0,1, 2,..., n!1 m = 0,±1,...,±l Vetyatomilla ei ole muuta identiteettiä kuin nämä kvanttiluvut. 3

4 Systeemin kaikkien mahdollisten 8lojen muodostama vektoriavaruus on nimeltään Hilber'n avaruus. Se on ääretönulo3einen vektoriavaruus. Tila on vektori avaruudessa, jonka kannan muodostavat Hamiltonin operaa3orin ominais8lat. Aaltofunk8oiden tapauksessa kirjoi3aisimme: " a 1 % $ ' a!(t, x) =! a n! n (t, x) = $ 2 ' $ a n 3 ' $ ' #... &! 1 $ # & 0! 1 (t, x) = # & # 0 & # & "...%! 0 $ # & 1,! 2 (t, x) = # & # 0 & # & "...%, jne. 4

5 Tilavektorien tapauksessa kirjoitamme: " a 1 % $ ' a!(t) =! a n! n (t) = $ 2 ' $ a n 3 ' $ ' #... &! 1 $ # & 0! 1 (t) = # & # 0 & # & "...%! 0 $ # & 1,! 2 (t) = # & # 0 & # & "...%, jne. 5

6 Tilavektorien välinen pistetulo on määritelty, ihan kuin tavallisten (kompleksisten) vektorien pistetulo.! Jos 8la vastaa pystyvektoria ( ket- vektori ), niin vastaavaa vaakavektoria ( bra- vektori ) merkitään symbolilla Tarkalleen o3aen bra- vektori ei ole vain ket- vektorin transpoosi, vaan myös kompleksikonjugaa%.! Pistetuloa bra- vektorin m ja ket- vektorin n välillä merkitään m n (Huumori: bra- ket, bracket.) Jos vektorit ovat ortonormite3uja (eli ortogonaalisia ja normite3uja), niin pistetulo on m n =! mn Tämä on kuin tavallisessa vektoriavaruudessa: jos vektorit ovat koh8suorassa, niiden pistetulo on nolla, ja yksikkövektorin pistetulo itsensä kanssa on yksi. 6

7 Hamiltonin operaa3orin ominais8lat ovat ortogonaalisia, ja ne voi normi3aa. Tämä vastaa aaltofunk8oiden ortonormaalisuu3a: " # dx! * m (t, x)! n (t, x) = " mn $ m n = " mn!" Aaltofunk8o on normite3u siten, e3ä integraali yli koko avaruuden on 1 (hiukkanen on aina jossain). Tätä vastaa se, e3ä 8lavektorin pituus on 1. Jos hiukkanen on 8etyssä Hamiltonin operaa3orin ominais8lassa, niin todennäköisyys löytää se mistään muusta Hamiltonin operaa3orin ominais8lasta on nolla. 7

8 2 ψ 3,... superposi8o! " n=1! = c n n 1 bra- vektorin kertoimet ovat kompleksikonju- gaa3eja:! " n=1! = c * n n Todennäköisyysamplitudi löytää 8la m 8lasta ψ: m! =! c n m n! = c m " mn P(m) = c m 2 Aaltofunk8on romahtaminen 8lan romahtaminen mi3auksessa ψ = c n n n 8

9 Operaa3orit kuten liikemääräoperaa3ori tai Hamiltonin operaa3ori muu3avat vektoreita toisiksi. Vrt. matriisit ja vektorit: ˆMx n =! n x n operaa3oreita merkitään hatulla ominaisarvoa vastaava ominaisvektori operaa3ori ominaisarvo Vastaavas8 operaa3orin operoidessa 8laan! a 1 $ # & ˆM! = ˆM # a 2 & # a 3 & # & "... % ääretönulo3einen matriisi! " jos! on M:n ominais8la kääntyy Hilber8n avaruudessa joksikin toiseksi 8laksi, jos ei ole M:n ominais8la 9

10 NOTAATIO: ˆM operaa3ori! n operaa3orin ominaisarvo numero n n ominaisarvoa λ n vastaava ominais8la Operaa3ori operoi 8laan: ˆM! 10

11 Esimerkkejä operaa3oreista aaltofunk8oiden tapauksessa: Paikkaoperaa3ori kertoo aaltofunk8on paikkakoordinaa8lla: ˆx!(x,t) = x!(x,t) Liikemääräoperaa3ori derivoi aaltofunk8on: ˆp!(x,t) =!i! "! "x (x,t) Hamiltonin operaa3ori derivoi kahdes8 ja kertoo poten8aalilla: # Ĥ!(x,t) = %!!2 $ 2m " 2 "x +V(x) & (!(x,t) 2 ' Kaikki aaltofunk8ot ovat paikan ominaisfunk8oita. Tasoaallot e ikx ovat liikemäärän ominaisfunk8oita. Sta8onaariset 8lat ovat Hamiltonin operaa3orin ominaisfunk8oita. 11

12 Schrödingerin yhtälö kuvaa sitä, miten systeemi vaeltaa vektoriavaruudessa: i!!!t!(t) = Ĥ!(t) Sta8onaaristen 8lojen tapauksessa saadaan (tässä n kuvaa kaikkia kvan%lukuja) Ĥ n = E n n Schrödingerin yhtälö muu3uu osi3aisdifferen8aaliyhtälöstä lineaarialgebran yhtälöksi. 12

13 Operaa3orin odotusarvo 8lassa ψ Â =! Â!! Â = $ dx! * (t, # "# x)â!(t, x) Esimerkki: Hamiltonin operaa3orin odotusarvo ominais8lassaan. Ĥ =! n Ĥ! n! n Ĥ n = n E n n = E n n n = E n 13

14 Kommutoiminen Se, että joillakin havaintosuureilla ei voi samaan aikaan olla määrättyä arvoa, seuraa operaattoriformalismissa siitä, että operaattorien kertolasku ei kommutoi. Jos kaksi operaattoria (voi taas ajatella matriiseja) on sellaista, että niille AB=BA, sanotaan että ne kommutoivat. Jos taas AB BA, sanotaan että eivät kommutoi. (Yleensä ottaen matriisit eivät kommutoi.) Jos kahta havaintosuuretta vastaavat operaattorit eivät kommutoi, suureilla ei voi olla samaan aikaan määrättyä arvoa. 14

15 Kommutaa3ori Operaattorien A ja B kommutaattori on [Â, ˆB]! Â ˆB " ˆBÂ Esimerkki aaltofunktioiden tapauksessa [ ˆx, ˆp]! =!xi! " "x! # %!i! " $ "x (x!) & ( = i!! '! [ ˆx, ˆp] = i! Voidaan osoittaa, että ylläolevasta kommutaattorista seuraa Heisenbergin epämääräisyysperiaate:!x!p "! 2 Kulmaliikemäärän kaikilla komponenteilla ei voi olla samaan aikaan määrättyä arvoa, koska ne eivät kommutoi keskenään. 15

16 Aika ja energia Energiaa vastaa Hamiltonin operaattori. Kvanttimekaniikassa ei ole operaattoria, joka vastaisi aikaa. Aika ei myöskään ole koskaan kvantittunut, vaan se on samanlainen kuin klassisessa fysiikassa: jatkuva suure, joka on sama kaikkialla ja kaikille havaitsijoille ja joka kertoo, missä vaiheessa systeemin kehitystä ollaan. Aika ei siis koskaan ole epämääräinen, eikä ajan ja energian välillä ole samanlaista epämääräisyyssuhdetta kuin paikan ja liikemäärän. 16

17 Tahdon aaltofunk2on takaisin! x!(t) =!(t, x) Tilan ψ projek8o paikkaoperaa3orin ominais8laan kertoo, mikä todennäköisyys on löytää hiukkanen paikasta x, kun 8la on ψ. p!(t) =!(t, p) Vastaavas8 voidaan määritellä aaltofunk8o liikemäärälle, joka kertoo liikemäärän todennäköisyysjakauman. (Ei mennä tähän tarkemmin!) 17

18 Operaa9oriformalismi miksi piitata? Notaa8o on kompak8mpi: " # dx! * n (t, x)! m (t, x) $ n m!" Kvan%mekaniikan sääntöjen merkitys on läpinäkyvämpi (superposi8o, ortonormitus, operaa3oreiden epäkommuta8ivisuus). Tila on yleisempi käsite kuin aaltofunk8o (joka on paikka- avaruuden todennäköisyysamplitudi, eli vain yksi mahdollinen amplitudi muiden joukossa). Tilalla voi kuvata abstrak8mpia asioita kuin aaltofunk8olla. Esimerkiksi: tyhjö on myös 8la: hiukkasen spin: 0 s, s z 18

19 Spin Spin on hiukkasten puhtaas8 kvan%mekaaninen ominaisuus, jolla ei ole vas8ne3a klassisessa fysiikassa. Matemaa%silta ominaisuuksiltaan spin muistu3aa pyörimisliikemäärää, joten sitä voi kuvailla hiukkasen sisäiseksi pyörimiseksi. Sähköises8 varatun hiukkasen spin vuorovaiku3aa magnee%kentän kanssa kuten hiukkasen pyörimisliike, joten voi sanailla hiukkasen olevan pieni magnee%. Spiniä kuvaa vektori S, jonka pituus ja z- komponen% voivat olla samaan aikaan määrä3yjä (vrt. kulmaliikemäärä). Ŝ 2 s, s z Ŝ z s, s z =! 2 s(s +1) s, s z =!s z s, s z

20 Ŝ 2 s, s z Ŝ z s, s z =! 2 s(s +1) s, s z =!s z s, s z vrt. ˆL 2 lm =! 2 l(l +1) lm ˆL z lm =!m lm Kulmaliikemäärän tapauksessa l ja m ovat kokonaislukuja, jotka riippuvat systeemin pyörimis8lasta. Spin- vektorin pituus (eli kvan%luku s) riippuu vain hiukkastyypistä, ja se on kokonaisluku tai puoliluku. Esimerkiksi elektronille s=1/2, fotonille s=1, Higgsin bosonille s=0. Kuten m, s z muu3uu yhden yksiköissä välillä [- s,s]. Elektronille s = 1 2 ; s z = ± 1 2 elektronin spin on ½ 20

21 Elektronin spin- 2la s, s z = 1 2,± 1 2! ± s, s z s, s' z =! sz s' z Ŝ 2 s, s z =! 2 s(s +1) s, s z = 3 4!2 ± kokonaisspin Ŝ z s, s z =!s z s, s z = ± 1 2! ± spinin z- komponen% 21

22 spinin z- Ŝ z s = ( Ŝz a + + b! ) =! ( 2 a +! b! ) spinin z- komponen2n odotusarvo s Ŝz s = ( a * + + b *! )Ŝz ( a + + b! ) =! ( 2 a 2 + +! b 2!! ) =! ( 2 a 2! b 2 ) Spinin 8la on superposi8ossa epämääräinen. Mi3auksessa havaitaan, e3ä spin on joko ylös tai alas 8la romahtaa 22

23 Kun 8edetään, e3ä puhutaan elektroneista, voidaan 8lassa jä3ää merkitsemä3ä kokonaisspin usein kirjoitetaan spin ylöspäin s, s z! s z " ± Yleinen spin- 8la on spin alaspäin! = a + + b! 1= s s = ( a * + + b *! )( a + + b! ) = a 2 + +! + a* b +! + ab*! +!# " $# + b 2! " a 2 + b 2 =1 1 normitus

24 Esimerkki vetyatomi Vetyatomia kuvaa kolme kvan%lukua.! = nlm Ĥ nlm = E n nlm =!! 2 mc 2 2n 2 nlm n =1, 2,3,... l = 0,1, 2,..., n!1 m = 0,±1,...,±l n kertoo energian ˆL 2 nlm =! 2 l(l +1) nlm ˆL z nlm =!m nlm l kertoo pyörimismäärän L itseisarvon m kertoo pyörimismäärän L z- komponen8n Energia ei riipu kvan%luvuista l ja m: energia on degeneroitunut. 24

25 Vetyatomin tarkassa kuvailussa on huomioitava elektronin (ja y8men) spin:! = nlms z Ĥ 0 = ˆp 2 2m! e2 1 4"# 0 r " Ĥ0 + e 2 1 8"# 0 m 2 c 2 r 3 kokonaiskulmaliikemäärä on J = L + S ˆL# Ŝ $ Ĥ0 + Ĥspin Ĥ! = E nl nlms z energian degeneraa8o häviää osin Kun huomioidaan vielä y8men magnee%ken3ä ja spin: Ĥ 0! Ĥ0 + Ĥspin + Ĥ B Ĥ! = E nlmsz nlms z energian degeneraa8o häviää täysin (eli jokaisella 8lalla on eri energia) 25

26 E nlmsz! E n'l'm's'z = h! spektriviivojen aallonpituudet Esimerkiksi vedyn perus8lan spin- flip, missä elektronin ja protonin spinit muu3uvat vastakkaisista samansuuntaisiksi:!e = 5.9µeV "!=21cm Vetyatomin spektri johda% kvan%mekaniikkaan. Nykyään sen energiatasoja osataan laskea ja fotonien aallonpituu3a mitata eri3äin tarkas8, ja tulokset vastaavat toisiaan. Vetyatomi on fysiikan menestystarina. 26

27 Spin ja avaruudelliset kvan%luvut elävät omissa vektoriavaruuksissaan ss z voimme kirjoi3aa nlm ψ = nlmss nlm z ss z = nlm ss z Spin- operaa3ori operoi vain spin- avaruudessa: Ŝ z! = Ŝz nlms ± = Ŝz nlm s ±! Ŝz nlm ± = nlm Ŝz ± = ±! 2 nlm ± 27

28 Monihiukkas2lat Monihiukkas8la voidaan kuvata yksihiukkas8lojen suorana tulona: ψ 1! =! 1! 2!! 1! 2 ψ 2 bra- vektoria merkitään vastaavas8:! =! 1! 2!! 1! 2 28

29 Esimerkiksi kahden spin- 1/2 hiukkasen muodostama spin- 0-8la: s 1 s 1z ;s 2 s 2z = 1 2 ±; 1 2!! ±;! Yleinen tällainen 8la on muotoa a +! + b! spinien z- komponen%en summa on nolla Normitus: 1= (a * +! + b*! + )(a +! + b! + ) = a 2 + +!! + b 2!! + + = a 2 + b 2 29

30 Tilan epämääräisyys: Schrödingerin jänis Suljetaan jänis laa8kkoon (koe toimii myös kissalla, jos se on hiljainen). Laa8kossa on mukana kapseli, joka rikkoutuu - tai si3en ei- radioak8ivisen hajoamisen takia. Kapselissa on myrkkykaasua. Meitä ei kiinnosta jäniksessä muu kuin henki. Kvan%systeemissä on siten kaksi 8laa elävä jänis! 1 ja kuollut jänis! 2 Tila on laa8kon sulkemisen jälkeen superposi8ossa!! a 1 (t) 1 + a 2 (t) 2 Kun laa8kko avataan, jänis on joko elävä tai kuollut: a 1 (t) 2 + a 2 (t) 2 =1 30

31 Kvan%mekaniikan formalismin mukaan: Annetaan Hamiltonin operaa3ori, joka kuvaa kapselin hajoamista (ja muita jäniksen kuolemaan mahdollises8 johtavia tekijöitä). Sijoitetaan Schrödingerin yhtälöön ja ratkaistaan yhtälö sillä alkuehdolla, e3ä a 1 (t 0 )=1 ja a 2 (t 0 )=0. Saadaan kertoimet a 1 (t) ja a 2 (t). Matemaa%ses8 selkeää, mu3a tapahtuuko näin oikeas8? Ensinnäkin: onko pupu todella sekaisin? (Onko kyse todella epämääräisyydestä eikä epä8etoisuudesta?) Toisekseen: miksei tällaista superposi8o8laa nähdä makroskooppisessa maailmassa (toisin kuin elektronien tapauksessa)? 31

32 Tilojen lomi3uminen Kysymys yksi: onko pupu sekaisin? Epämääräisyys ja epä8etoisuus voidaan ero3aa toisistaan kokeellises8 tarkastelemalla lomi3uneita 8loja. Kvan%mekaaninen 8la on kokonaisuus, joka kuvaa koko systeemiä. Jos joidenkin suureiden (kuten kahden hiukkasen spinin) arvot riippuvat toisistaan, niin yhden mi3aaminen muu3aa samalla toistakin... olivatpa hiukkaset missä vain. Hiukkasten 8lat ovat lomi2uneet (entangled). 32

33 Esimerkki:! 0! e " e + Pioni hajoaa elektroni- positronipariksi. Pionin spin on 0, ja spinin z- komponen% säilyy, joten loppu8lan spin- komponen%en summa on myös 0. Elektroni ja positroni ovat symmetrisessä asemassa, joten kummallakin on 50% todennäköisyys osoi3aa ylös tai alas:! = 1 ( 2 e! + e +! + e!! e + + ) " 1 ( 2 +! +! + ) spin ylös spin alas spin alas spin ylös elektroni ja positroni ovat epämääräisissä spin- 8loissa Jos elektronin spin on alas, niin positronin spin on ylös, ja päinvastoin. Sanotaan, e3ä 8lat ovat lomi2uneet (entangled). Lomi3unu3a 8laa ei voi kirjoi3aa yksihiukkas8lojen suorana tulona. 33

34 spin ylös Pioni hajoaa spin ylös e + π 0 e - spin alas spin alas Jos mitataan elektronin spin, määräytyy positroninkin spin. Tila on korreloitunut raja3oman pitkien matkojen yli ja romahdus muu3aa sen väli3ömäs8 kaikkialla. (Kaukovaikutus, ac@on at a distance.) Mistä positroni 8etää, e3ä elektronin spin on mita3u, jos se on matkannut jo kauas pois? Väli3yykö informaa8ota valoa nopeammin? (Einstein- Podolsky- Rosen- paradoksi.) 34

35 EPR- paradoksin ratkaisu: 8lan romahdus ei välitä informaa8ota. Kun elektronin spin on mita3u olevan ylös, positronin spinin mi3aaja tulee saamaan tuloksen alas 100% todennäköisyydellä. Mu3a hän ei 8edä sitä ellei elektronin mitannut kerro! On sa3umanvaraista, kumman tulokseen saa, joten mi3aamalla ei voi väli3ää informaa8ota. (Epädeterminismi takaa tässä kausalitee8n säilymisen 8lan epämääräisyydestä huolima3a.) Kvan%mekaniikka ei ole lokaali teoria! (Lokaali teoria: vuorovaikutukset paikallisia, muutokset etenevät valon nopeudella.) Kvan%mekaniikka on kausaalinen teoria. (Informaa8ota ei voi väli3ää ajassa taaksepäin, syy ei voi olla seurauksen jälkeen.) aukkojen lii3yy 8lojen lomi3umiseen: jos osa systeemistä putoaa mustaan aukkoon, sen informaa8o menetetään lopullises8, mu3a loppusysteemi on yhä korreloitunut tuon menetetyn informaa8on kanssa. Ei mennä tähän tarkemmin!) 35

36 Einstein: spooky at a distance (hämyä kaukovaikutusta). Ehkä kvan%mekaniikka on väärin, ja elektronin/positronin spin määräytyy pionin hajoamishetkellä? Piilomuu2ujateorioiden idea: kvan%mekaniikan taustalla on determinis8nen (ja määrä3y) ja lokaali teoria. Teorian todelliset muu3ujat ovat meille (toistaiseksi?) tuntema3omat, mu3a niiden liikeyhtälöiden approksimaa8ona saadaan Schrödingerin yhtälö. Kvan%mekaniikka on vain approksimaa8o: kaukovaikutus, epämääräisyys, epädeterminismi ovat vain näennäisiä. Todennäköisyyskuvaus johtuu 8etämä3ömyydestä. Yllä3ävää kyllä, tätä ideaa voidaan kokeellises8 testata: Minkä tahansa determinis8sen ja lokaalin teorian, jossa systeemillä on aina määrä3y 8la, korrelaa8ot ovat erilaisia kuin epädeterminis8sen, epämääräisen ja epälokaalin kvan%mekaniikan. 36

37 Bellin epäyhtälö Jos elektronilta ja positronilta mitataan molemmilta z- komponen%, niin ei voi päätellä onko 8la määrä3y vai ei. Yleisempää 8lanne3a tarkastelemalla asiaan saadaan valaistusta. Mitä käy jos elektronilta mitataan ensin spinin z- komponen%, ja si3en positronilta x- komponen%? (Spin voidaan mitata missä suunnassa tahansa.) Kvan%mekaniikan mukaan positronin spinin z- komponen% on määrä3y, joten x- komponen% on epämääräinen. (Heisenbergin epämääräisyysperiaate.) Piilomuu3ujateoriassa kaikilla komponenteilla on koko ajan määrä3y arvo. Koska alku8lan spin on 0, elektronin ja positronin spinit ovat aina vastakkaiset. Mi3auksen jälkeen 8edetään elektronin spinin z- komponen% ja x- komponen% yhtä aikaa. 37

38 Piilomuu3ujateoriassa spinillä on määrä3y arvo suunnissa a, b ja c. Voidaan lue3eloida mahdolliset mi3austulokset: tapausten lukumäärä elektroni positroni N 1 a+, b+, c+ a-, b-, c- N 2 a+, b+, c- a-, b-, c+ N 3 a+, b-, c+ a-, b+, c- N 4 a+, b-, c- a-, b+, c+ N 5 a-, b+, c+ a+, b-, c- N 6 a-, b+, c- a+, b-, c+ N 7 a-, b-, c+ a+, b+, c- N 8 a-, b-, c- a+, b+ c+ Kokonaislukumäärä on N=Σ i N i, joten tapauksen i todennäköisyys on P i =N i /N. elektroni Voimme kirjoi3aa epäyhtälön (N i 0) N 3 + N!" # $#! N + N 4 2 4!# " $# + N + N 3 7!# " $# NP(a+,b+) ( ) NP(a+,c+) ( ) NP(c+,b+) positroni " P(a+, b+)! P(a+, c+)+ P(c+, b+) Bellin epäyhtälö (1964) 38

39 Mille tahansa lokaalille piilomuu3ujateorialle siis pätee P(a+, b+)! P(a+, c+)+ P(c+, b+) Tällä välin kvan%mekaniikassa: Jos on mita3u suunnassa a elektronin spiniksi +, niin positronin spin on 8lassa "! a = cos! % " ab $ '! # 2 & b + sin! % ab $ ' + # 2 & b missä θ ab on suun8en a ja b välinen kulma. todennäköisyys saada a+ Todennäköisyys P(a+,b+) on siis ½ * sin 2 (θ ab /2). Sama ju3u todennäköisyyksille P(a+,c+) ja P(c+,b+). Saadaan siis:! sin 2 # "! ab 2 $?! & % ' sin2 # "! ac 2 $! &+ sin 2 # % "! cb 2 $ & % 39

40 ! sin 2 # "! ab 2 $?! & % ' sin2 # "! ac 2 $! &+ sin 2 # % "! cb 2 $ & % Tämä epäyhtälö ei päde kaikille kulmille. Valitaan vaikkapa θ ac =θ cb =θ ja θ ab =2θ. Saadaan epäyhtälöksi! cos 2! $? # & " 2 % ' 1 2 sin! = 2sin (! / 2)cos (! / 2) 0!!! " 2 Tämä epäyhtälö rikkoutuu kaikilla kulman arvoilla. Teoree%ses8 siis kvan%mekaniikka rikkoo Bellin epäyhtälöä. Syynä on se, e3ä systeemi ei ole määrätyssä 8lassa. 40

41 Kokeellinen testaus (1982): fotonien polarisaa8oiden korrelaa8ot rikkovat Bellin epäyhtälöä ja ovat sopusoinnussa kvan%mekaniikan kanssa. (Useita muita kokeita sen jälkeen.) lokaalit piilomuu3ujateoriat eivät kuvaa todellisuu3a Kvan%mekaniikan todennäköisyydessä on kyse epämääräisyydestä, ei epä8etoisuudesta. Empiiristä filosofiaa: maailman 8la ei ole määrä3y. Ei voida sanoa, e3ä joko väite tai sen ris8riita on tosi. (Ei ole niin, e3ä pupu olisi kuollut, mu3a ei ole myöskään niin e3ä se ei olisi kuollut.) Kvan%mekaniikka muu3aa käsityksen olemisesta ja tapahtumisesta. (Ei voida sulkea pois mahdollisuu3a, e3ä todellinen teoria on kuitenkin determinis8nen, mu3a silloin sen pitää olla ei- lokaali tai muuten kummallinen. Yritykset tällaisiksi teorioiksi eivät ole olleet kovin onnistuneita.) 41

42 Takaisin romahdukseen Pupu siis voi olla sekaisin. Miksei tätä nähdä? Miksi makroskooppisessa maailmassa asioilla näyttää olevan määrätty tila? Miten se määräytyy? Kööpenhaminan tulkinta: tila romahtaa mitattaessa. Ongelmia: Onko mittaaja erikoisasemassa? Kuka kelpaa mittaajaksi? Kuka mittaa mittaajia? (Tulkinta olettaa klassisen kuvauksen mittaajasta!) Kosmologia: eikö maailmankaikkeuden tila ole määrätty ennen kuin joku kehittyy sitä mittaamaan? (Entä inflaation kvanttifluktuaatiot?) 42

43 Dekoherenssi Osan pupuongelmaa ratkaisee dekoherenssi. Systeemi on dekoherentti, kun siinä ei esiinny interferenssiä eri mitattavien tilojen välillä. Vuorovaikutus ulkomaailman kanssa lomittaa systeemin ja maailman: Esimerkiksi elävä pupu hengittää, joten laatikosta tulee hiilidioksidimolekyylejä. (Yksinkertaisempi esimerkki: isolla molekyylillä on monta mahdollista viritystilaa, ja joku niistä voi emittoida fotonin kaksoisrakokokeen aikana.) Vuorovaikutus kytkee systeemin ja ulkomaailman yhdeksi kokonaisuudeksi, siten että molempien tila määräytyy samalla kertaa. Jäniksen tila siis näyttää aina määrätyltä! 43

44 Mutta... dekoherenssi ei kerro miten koko systeemin tila määräytyy (romahdus) eikä sitä mikä vaihtoehdoista nähdään (epädeterminismi). 44

45 Kvan%mekaniikan yhteenveto Kvan%mekaniikka on lineaarinen, epädeterminis8nen teoria, joka kuvaa N:n hiukkasen systeemiä. Systeemiä kuvaa ajasta riippuva 8lavektori, jonka aikakehitys määräytyy Schrödingerin yhtälöstä: i!!!t!(t) = Ĥ!(t) Tilavektorista voidaan johtaa aaltofunk8o ψ(t.x), joka on todennäköisyysamplitudi sille, e3ä hiukkanen löytyy pisteestä x hetkellä t. Planckin vakio h määrää kvan%efek8en merkityksen: klassinen fysiikka vastaa rajaa h 0. 45

46 Aaltohiukkasdualismi tarkoi3aa sitä, e3ä elektroni ei ole aalto eikä hiukkanen, mu3a molemmat mallit kuvaavat oikein joitain sen piirteitä. Vapaan hiukkasen ratkaisu on tasoaalto, ja toisaalta sido3ujen 8lojen energia on kvan83unut. Hiukkanen laa8kossa: hiukkasen rajoi3aminen äärelliselle alueelle johtaa energian kvan83umiseen (vrt. hyppynarun taajuudet). Realis8nen esimerkki: vetyatomi. Voidaan johtaa Bohrin atomimallin energiaspektri läh8en Schrödingerin yhtälöstä. Koska Schrödingerin yhtälö on lineaarinen, ratkaisujen lineaarikombinaa8o on ratkaisu: superposi8operiaate. Superposi8o8lassa kaikilla havaintosuureilla ei ole määrä3yä arvoa. Joidenkin suureiden arvot eivät voi olla samanaikaises8 mielivaltaisen tarkas8 määrä3yjä. (Heisenbergin epämääräisyysperiaate.) 46

47 Havaintosuureiden arvo määräytyy vasta mita3aessa. (Bellin epäyhtälö.) Mi3auksessa aaltofunk8o romahtaa johonkin 8laan. Tämä prosessi on epädeterminis8nen. Kööpenhaminan tulkinta: mi3auksen tekeminen romahdu3aa 8lan. Moderni näkemys: vuorovaikutus ympäristön kanssa (dekoherenssi) tekee 8lan määrätyn näköiseksi. 47