Everettin Kvanttimekaniikan Suhteellinen Tilamuoto

Sisällysluettelo:

Everettin Kvanttimekaniikan Suhteellinen Tilamuoto
Everettin Kvanttimekaniikan Suhteellinen Tilamuoto

Video: Everettin Kvanttimekaniikan Suhteellinen Tilamuoto

Video: Everettin Kvanttimekaniikan Suhteellinen Tilamuoto
Video: FY8 1 Kvanttimekaniikan synty 1/2 2024, Maaliskuu
Anonim

Maahantulon navigointi

  • Kilpailun sisältö
  • bibliografia
  • Akateemiset työkalut
  • Ystävät PDF-esikatselu
  • Kirjailija- ja viittaustiedot
  • Takaisin alkuun

Everettin kvanttimekaniikan suhteellinen tilamuoto

Ensimmäinen julkaistu ke 3. kesäkuuta 1998; aineellinen tarkistus tiistaina 23. lokakuuta 2018

Hugh Everett III: n kvantimekaniikan suhteellinen tilamuotoilu on ehdotus kvantimittausongelman ratkaisemiseksi pudottamalla romahdusdynamiikka kvanttimekaniikan standardi von Neumann-Dirac -formulaatiosta. Everett aikoi vangita uudelleen standardin romahtamisen teorian ennusteet selittämällä, miksi tarkkailijat kuitenkin saavat määrättyjä mittaustietueita, jotka täyttävät standardit kvanttilastot. Hänen teoriansa tarkasta sisällöstä ja siitä, kuinka sen piti toimia, on ollut huomattavia erimielisyyksiä. Tässä tarkastellaan sitä, miten Everett itse esitti teorian, ja vertaa sitten lyhyesti esitystään monien maailmojen tulkintaan ja muihin pilaantumattomuusvaihtoehtoihin.

  • 1. Esittely
  • 2. Mittausongelma
  • 3. Everettin ehdotus
  • 4. Empiirinen uskollisuus
  • 5. Neljä väitettä

    • 5.1 Kokemus löytyy tarkkailijoiden suhteellisista muistitiedoista
    • 5.2 Puhtaat aaltojen mekaniikka ennustaa, että ei yleensä huomaa, että vaihtoehtoisia suhteellisia tietueita on
    • 5.3 Puhtaan aalto mekaniikan ylijäämärakenne on periaatteessa havaittavissa, joten se ei ole lainkaan ylijäämäinen
    • 5.4 On syytä odottaa löytävän standardit kvanttilastot tyypillisestä suhteellisesta mittausrekisterien järjestyksestä
  • 6. Uskollisuus ja empiirisen riittävyyden ongelma
  • 7. Monet maailmat
  • 8. Muut Everett-tulkinnat

    • 8.1 Paljain teoria
    • 8.2 Monet mielet
    • 8.3 Monet ketjut
    • 8.4 Suhteelliset tosiasiat
  • 9. Yhteenveto
  • bibliografia
  • Akateemiset työkalut
  • Muut Internet-resurssit
  • Aiheeseen liittyvät merkinnät

1. Esittely

Everett kehitti kvanttimekaniikan suhteellista tilamuotoaan fysiikan jatko-opiskelijana Princetonin yliopistossa. Hänen tohtorintutkintonsa (1957a) hyväksyttiin maaliskuussa 1957, ja olennaisesti samaa materiaalia käsittelevä paperi (1957b) julkaistiin saman vuoden heinäkuussa. DeWitt ja Graham (1973) julkaisivat myöhemmin Everettin pidemmän, yksityiskohtaisemman teorian kuvauksen (1956) aiheesta liittyvässä kokoelmassa. Julkaistu versio muutettiin pidemmästä luonnoksesta, jonka Everett oli antanut tohtoriksi John Wheelerille. neuvonantaja, tammikuussa 1956 otsikolla”Aalto mekaniikka ilman todennäköisyyttä”. Vaikka Everett piti aina pidemmän tutkielman teoriakuvausta, Wheeler osittain siksi, että Bohr ei hyväksynyt Everettin kriittistä lähestymistapaa,piti kiinni revisioista, jotka johtivat paljon lyhyemmään opinnäytetyöhön, jota Everett lopulta puolusti.

Everett aloitti tutkijoiden tutkimuksen ulkopuolella puolustusanalyytikkona keväällä 1956. Vaikka myöhemmät muistiinpanot ja kirjeet osoittavat, että hän oli edelleen kiinnostunut kvantimekaniikan käsitteellisistä ongelmista ja erityisesti hänen muotoilunsa vastaanotosta ja tulkinnasta teoriassa hän ei myöskään ollut aktiivinen rooli ympäröivissä keskusteluissa. Tämän seurauksena hänen tutkielmansa pitkä versio (1956) on täydellisin kuvaus hänen teoriastaan. Everett kuoli vuonna 1982. Katso lisätietoja elämäkerrallisista yksityiskohdista (Byrne 2010) ja (Barrett ja Byrne 2012) Everettin kvanttimekaniikkaa käsittelevien papereiden, muistiinpanojen ja kirjeiden selitetyllä kokoelmalla. Katso myös (Osnaghi, Freitas, Freire 2009) erinomaisesta johdannosta Everettin kvantimekaniikan formulaation historiaan.

Everettin kvanttimekaniikan romahtamaton formulaatio oli suora reaktio mittausongelmaan, joka syntyy teoriassa käytetyssä standardi von Neumann-Dirac -pudotusformulaatiossa. Everett ymmärsi tämän ongelman Wignerin ystävän tarinan version yhteydessä. Everettin ratkaisu ongelmaan oli pudottaa romahduspostitus kvanttimekaniikan vakiomuotoilusta ja päätellä sitten vakiona tapahtuvan romaantusteorian empiiriset ennusteet tarkkailijoiden subjektiivisiksi kokemuksiksi, jotka olivat itse mallinnettu fysiikkajärjestelmiksi teoriassa. Tuloksena oli hänen suhteellisen tilan tulkinta puhdasta aalto mekaniikkaa.

Everettin teoriasta on esitetty monia vastavuoroisesti ristiriitaisia esityksiä. Itse asiassa, on oikeudenmukaista sanoa, että suurin osa kvantmekaniikan tulkitsemattomista tulkinnoista on kerralla joko annettu suoraan Everettille tai ehdotettu hyväntekeväisyyteen. Näistä suosituin, monien maailmojen tulkinta, johtuu usein yksinkertaisesti Everettistä suoraan ja ilman kommentteja, vaikka Everett ei koskaan luonnehtinut teoriaansa monien maailmojen suhteen.

Everettin ehdotuksen kvantimittausongelman ratkaisemiseksi ymmärtämiseksi on ensin ymmärrettävä selvästi, mistä hän piti kvantimittaustehtävän. Aloitamme tästä, harkitsemme sitten Everett'in esitystä puhtaan aalto-mekaniikan kvantimekaniikan suhteellisesta tilasta ja siitä, missä määrin hän otti sen ratkaistakseen kvantimittausongelman. Erotamme sitten Everettin näkemykset monien maailmojen tulkinnasta ja monista muista vaihtoehdoista.

2. Mittausongelma

Everett esitti puhtaan aalto-mekaniikan suhteellisessa tilassa olevan formulaation keinona välttää käsitteelliset ongelmat, joita tavallisella von Neumann-Dirac -romahdusformulaatiolla oli kvanttimekaniikan suhteen. Suurin ongelma Everettin mukaan oli se, että kvanttimekaniikan tavanomainen romahdusmuotoilu, kuten Kööpenhaminan tulkinta, edellytti, että tarkkailijoita on aina käsiteltävä teorian kuvaaman järjestelmän ulkopuolella. Yksi seuraus tästä oli se, että tavanomaista romahtamisteoriaa eikä Kööpenhaminan tulkintaa ei voida käyttää kuvaamaan fyysistä maailmankaikkeutta kokonaisuutena. Hän piti von Neumann-Diracin romahtamisteorian epäjohdonmukaisena ja Kööpenhaminan tulkinnan olevan olennaisesti epätäydellinen. Seuraamme Everettin tutkimuksen pääväitettä ja keskitymme tässä mittausongelmaan, joka kohtaa standardi romahdusteoria.

Ymmärtääksesi mitä Everett oli huolissaan, on ensin ymmärrettävä, kuinka kvanttimekaniikan tavanomainen romahdusmuoto toimii. Teoria sisältää seuraavat periaatteet (von Neumann, 1955):

  1. Tilajen esitys: Fyysisen järjestelmän (S) tilaa edustaa yksikön pituuden elementti Hilbert-tilassa (vektoritila sisäisen tuotteen kanssa).
  2. Havaittavien edustaminen: Jokaista fyysistä havaittavissa olevaa (O) edustaa hermittilainen operaattori (boldsymbol {O}) Hilbert-tilassa, joka edustaa valtioita, ja jokainen Hermitian operaattori Hilbert-tilassa vastaa jotakin havaittavissa olevaa.
  3. Eigenvalue-Eigenstate-linkki: Järjestelmällä (S) on määritettävä arvo havainnoitavalle ((O): lle vain ja vain, jos (S): n tila on (boldsymbol {O}) ominaistila. Jos se on, niin saadaan varmasti vastaava ominaisarvo mittaamalla (O) (S).
  4. Dynamiikka: (a) Jos mittausta ei suoriteta, järjestelmä (S) kehittyy jatkuvasti lineaarisen, deterministisen dynamiikan mukaisesti, mikä riippuu vain järjestelmän energiaominaisuuksista. (b) Jos mittaus suoritetaan, järjestelmä (S) hyppää hetkessä ja satunnaisesti tilaan, jossa sillä joko määrätietoisesti on tai ehdottomasti ei ole mitattavaa ominaisuutta. Kunkin mahdollisen mittauksen jälkeisen tilan todennäköisyys määräytyy järjestelmän alkuperäisen tilan avulla. Tarkemmin sanottuna tietyssä lopputilaan päätymisen todennäköisyys on yhtä suuri kuin normin neliö, joka on lähtötason projektiossa lopputilaan.

Everett viittasi tavanomaiseen von Neumann-Dirac-teoriaan”kvantimekaniikan ulkoista havainnointimuotoilua” ja keskusteli siitä (1956, 73) ja (1957, 175) tutkielmansa alusta lähtien (1957, 175). Vaikka hän valitsi vakiomittaisen romahdusteorian kohtaamaan vakavan käsitteellisen ongelman, hän käytti sitä myös lähtökohtana puhtaan aalto-mekaniikan esittämiselle, jota hän kuvasi vakiona romahdusteoriaksi, mutta ilman romahdusdynamiikkaa (sääntö 4b). Kuvailemme lyhyesti standarditeorian ongelmaa, sitten siirrymme Everettin keskusteluun Wignerin ystävän tarinasta ja hänen ehdotuksestaan korvata standarditeoria puhtaalla aalto-mekaniikalla.

Oman arvon ja ominaistilan linkin (sääntö 3) mukaan järjestelmällä ei tyypillisesti ole päättäväisesti eikä ehdottomasti ole tiettyä annettua ominaisuutta. Tietyn ominaisuuden päättämiseksi määritetyn järjestelmän tilaa edustavan vektorin on oltava säteilyä (tai alatilaa) tilaa edustavassa tilatilassa, ja jotta ominaisuutta ei päättäisi olla, järjestelmän tilan on oltava osatila, joka on kohtisuora sille, ja suurin osa tilavektoreista ei ole yhdensuuntaisia eikä ortogonaalisia tietyn säteen kanssa.

Deterministinen dynamiikka (sääntö 4a) ei tyypillisesti anna mitään takeita siitä, että järjestelmällä on joko ehdottomasti tietty määrä ominaisuuksia tai että sillä ei ehdottomasti ole tiettyä ominaisuutta, kun järjestelmää tarkkaillaan nähdäkseen, onko järjestelmällä tämä ominaisuus. Siksi romahdusdynamiikkaa (sääntö 4b) tarvitaan kvanttimekaniikan vakiomuotoilussa. Se on romahdusdynamiikka, joka takaa sen, että järjestelmällä on ehdottomasti tietty määrä ominaisuuksia tai ehdottomasti ei ole niitä (säännön 3 valossa) aina, kun järjestelmää tarkkaillaan nähdäkseen, onko sillä omaisuutta. Mutta lineaarista dynamiikkaa (sääntö 4a) tarvitaan myös kvanttimekaanisten häiriövaikutusten huomioon ottamiseksi. Joten standarditeorialla on kaksi dynaamista lakia: deterministinen, jatkuva, lineaarinen sääntö 4a kuvaa, kuinka järjestelmä kehittyy, kun sitä ei mitata, ja satunnainen,epäjatkuva, epälineaarinen sääntö 4b kuvaa, kuinka järjestelmä kehittyy mitattaessa.

Mutta kvanttimekaniikan vakiomuotoilu ei kerro mitä vuorovaikutuksen laskeminen mittaukseksi. Määrittämättä tätä teoria on parhaimmillaan epätäydellinen, koska se ei osoita, milloin kukin dynaaminen laki saavutetaan. Lisäksi, jos voidaan olettaa, että tarkkailijat ja heidän mittauslaitteensa on rakennettu yksinkertaisemmista järjestelmistä, jotka kukin noudattavat determinististä dynamiikkaa, kuten Everett teki, silloin komposiittijärjestelmien, tarkkailijoiden ja heidän mittauslaitteidensa on kehityttävä jatkuvalla deterministisellä tavalla, eikä mikään säännössä 4b kuvattu satunnainen, epäjatkuva kehitys voi koskaan tapahtua. Toisin sanoen, jos tarkkailijoiden ja heidän mittauslaitteidensa ymmärretään muodostuvan yksinkertaisemmista järjestelmistä, joista jokainen käyttäytyy kvanttimekaniikan edellyttämällä tavalla, joka noudattaa sääntöä 4a,silloin kvanttimekaniikan vakiomuoto on loogisesti epäjohdonmukainen, koska sanotaan, että näiden kahden järjestelmän on noudatettava sääntöä 4b. Tämä on kvanttimittausongelma kvanttimekaniikan standardimallinnusformulaation yhteydessä. Katso kvantiteorian filosofisia aiheita käsittelevä kohta mittausongelmasta.

Teorian ongelma, Everett väitti, oli se, että se oli loogisesti epäjohdonmukainen ja siten kestämätön. Erityisesti ei voitu antaa johdonmukaista selvitystä sisäkkäisistä mittauksista teoriassa. Everett havainnollisti standardi romahtamisen teorian johdonmukaisuusongelmaa "huvittavan, mutta erittäin hypoteettisen draaman" (1956, 74–8) yhteydessä, tarina, jonka muutama vuosi myöhemmin Eugene Wigner laati kuuluisasti uudelleen.

Everettin versiossa Wignerin ystävän tarinaan oli mukana tarkkailija (A), joka tuntee jonkin järjestelmän (S) tilatoiminnon ja tietää, että se ei ole mittauksen ominaistila, jonka hän aikoo suorittaa sille, ja tarkkailija (B), jolla on komposiittijärjestelmän tilatoiminto (A {+} S). Tarkkailija (A) uskoo, että (S) -mittauksensa lopputulos määritetään satunnaisesti romahdussäännöllä 4b, joten (A) määrittelee (A {+} S) -tilaan, joka kuvaa (A), jolla on määritetty mittaustulos ja (S) on romahtanut vastaavaan tilaan. Tarkkailija (B) kuitenkin määrittää huoneen tilafunktion (A) mittauksen jälkeen deterministisen säännön 4a mukaisesti, joten (B) määrää kohteelle (A {+} S) an takertunut tila, jossa 3 säännön mukaankumpikaan (A) eikä (S) edes omaa kvantmekaanista tilaa. Everett väitti, että koska (A) ja (B) tekevät yhteensopimattomia tilamääritelmiä (A {+} S): lle, standardi romahtamisteoria tuottaa suoraa ristiriitaa.

(B) olisi käytännössä erityisen vaikeaa tehdä Wignerin ystävän häiriömittaus, joka määrittäisi yhdistelmäjärjestelmän, kuten (A {+} S), tämän vuoksi draaman”erittäin hypoteettinen” luonne.. Everett selvitti kuitenkin tarkkaan, miksi tällä ei ollut mitään merkitystä käsiteltävänä olevan käsitteellisen ongelman kannalta. Itse asiassa hän nimenomaisesti hylkäsi sen, että voitaisiin yksinkertaisesti "kieltää mahdollisuus, että (B) voisi koskaan olla hallussaan (A {+} S) -toiminnosta". Pikemminkin hän väitti, että "riippumatta siitä, mikä on (A {+} S) -tila, on periaatteessa täydellinen joukko työmatkaoperaattoreita, joille se on ominaisvaltio, joten ainakin nämä määrät eivät vaikuta valtioon eivätkä millään tavalla häiritse (A): n toimintaa ", hän lisäsi,ovatko "tavanomaisessa teoriassa" perustavanlaatuisia rajoituksia minkä tahansa valtion toiminnon tuntemiselle ". Ja hän päätteli, että”ei ole erityisen merkityksellistä tietääkö (B) tosiasiallisesti (A {+} S) -tilan funktion vai ei. Jos hän vain uskoo, että järjestelmää kuvataan tilafunktiolla, jota hänen ei oleteta tietävän, silloin vaikeus on edelleen olemassa. Hänen on sitten uskottava, että tämä tilatoiminta muuttui deterministisesti ja siten, että (A): n päätöksessä ei ollut mitään todennäköisyyttä”(1956, 76). Ja, Everett väitti, (B) on oikeassa uskoessaan.jota hän ei luule tietävänsä, niin vaikeus on edelleen olemassa. Hänen on sitten uskottava, että tämä tilatoiminta muuttui deterministisesti ja siten, että (A): n päätöksessä ei ollut mitään todennäköisyyttä”(1956, 76). Ja, Everett väitti, (B) on oikeassa uskoessaan.jota hän ei luule tietävänsä, niin vaikeus on edelleen olemassa. Hänen on sitten uskottava, että tämä tilatoiminta muuttui deterministisesti ja siten, että (A): n päätöksessä ei ollut mitään todennäköisyyttä”(1956, 76). Ja, Everett väitti, (B) on oikeassa uskoessaan.

Everett otti Wignerin ystävän tarinan, johon sisältyy kokeilu, jota dekherenssinäkökohtien perusteella olisi käytännössä mahdotonta suorittaa. Kvanttimekaniikan keskeisen käsitteellisen ongelman esittäminen on välttämätöntä ymmärtääkseen, kuinka hän ajatteli mittausongelmaa ja mitä sen ratkaiseminen kesti. Everett katsoi erityisesti, että jollakin on tyydyttävä ratkaisu kvantimittausongelmaan, jos pystytään tarjoamaan yhdenmukainen kuvaus sisäkkäisistä mittauksista. Ja konkreettisesti tämä tarkoitti, että on kyettävä kertomaan Wignerin ystävän tarina johdonmukaisesti.

Mahdollisuus kertoa johdonmukaisesti Wignerin ystävän tarina oli Everettille välttämätön edellytys kvanttimittausongelman tyydyttävään ratkaisemiseen.

3. Everettin ehdotus

Mittausongelman ratkaisemiseksi Everett ehdotti pudottavan romahtamisen dynamiikkaa (sääntö 4b) tavanomaisesta romahtamisen teoriasta ja ottamalla tuloksena oleva fysikaalinen teoria antamaan täydellinen ja tarkka kuvaus kaikista fysikaalisista järjestelmistä kaikkien mahdollisten fyysisten vuorovaikutusten yhteydessä. Everett kutsui teoriaa puhtaana aalto mekaniikka. Hän uskoi voivansa päätellä kvantimekaniikan tavanomaiset tilastolliset ennusteet (ennusteet, jotka riippuvat kvanttimekaniikan vakiomuotoisessa romahdusformulaatiossa olevasta säännöstä 4b) niiden tarkkailijoiden subjektiivisten kokemusten perusteella, joita itse käsitellään tavallisina fysikaalisina järjestelminä puhtaan aaltojohdannaisessa.

Everett kuvaili pitkässä opinnäytetyössä ehdotettua vähennystä seuraavasti:

Pystymme ottamaan käyttöön [puhtaan aallon mekaniikkaan] järjestelmiä, jotka edustavat tarkkailijoita. Tällaisia järjestelmiä voidaan ajatella automaattisesti toimivina koneina (servomekanismeina), joissa on tallennuslaitteita (muisti) ja jotka kykenevät reagoimaan ympäristöönsä. Näiden tarkkailijoiden käyttäytymistä on aina käsiteltävä aalto-mekaniikan puitteissa. Lisäksi johtopäätökset prosessin 1 [sääntö 4b] todennäköisyyttä koskevista väitteistä ovat subjektiivisina esiintymisinä tällaisille tarkkailijoille, asettamalla teorian siten kokemuksen mukaisiksi. Sitten johdetaan uuteen tilanteeseen, jossa muodollinen teoria on objektiivisesti jatkuva ja syy, kun taas subjektiivisesti epäjatkuva ja todennäköisyys. Vaikka tämä näkökulma oikeuttaa lopultakin ortodoksisen näkemyksen tilastollisten väitteiden käytön,se antaa meille mahdollisuuden tehdä niin loogisesti johdonmukaisella tavalla, mahdollistaen muiden tarkkailijoiden olemassaolon (1956, 77–8).

Everettin tavoitteena oli sitten osoittaa, että tarkkailijan muistitiedot, sellaisina kuin ne on kuvattu kvanttimekaniikalla ilman romahduksen dynamiikkaa, ovat yhtäpitäviä niiden kanssa, jotka ennustettiin standardimuotoilussa romahdusdynamiikan kanssa. Tarkemmin sanottuna hän halusi näyttää, että tarkkailijoilla, jotka on mallinnettu puhtaana aalto-mekaniikkana servomekanismeiksi, olisi täysin määritetty suhteelliset mittaustiedot ja standarditeorian todennäköisyysväitteet vastaavat tällaisten suhteellisten tietueiden tyypillisten sekvenssien tilastollisia ominaisuuksia.

Wignerin ystäväjutun versiossaan Everett vaati kolmea asiaa samanaikaisesti: (1) kvantmekaanisessa tilassa ei ole romahduksia, joten (B) on oikein osoittaessa (A {+} S) tila, jossa (A) on takertuneessa superpositiossa siitä, että on tallennettu vastavuoroisesti yhteensopimattomia tuloksia, (2) on olemassa tapa, jossa (A) sai siitä huolimatta täysin määritellyn mittaustuloksen, ja (3) sellaiset määritetyt tulokset tyydyttävät vakio kvanttilastot.

Suurin ongelma Everettin mielessä ymmärtämisessä on selvittää tarkalleen, kuinka standardin romahtamisen teorian ennusteiden ja puhtaan aallon mekaniikan välisen vastaavuuden piti toimia. Osa ongelmasta on se, että entinen teoria on stokastinen ja pohjimmiltaan sattumatapahtumat ja jälkimmäinen deterministinen ilman minkäänlaisia todennäköisyyksien mainintaa, mutta ongelma on myös edes määritettyjen mittaustietueiden kirjanpidossa puhtaassa aalto-mekaniikassa. Jotta ymmärrämme miksi, tarkastelemme kuinka Everettin romahtamaton ehdotus toteutetaan yksinkertaisessa vuorovaikutuksessa, kuten (A): n mittaus Wignerin ystävän tarinassa.

Harkitse spin-½ -järjestelmän (x) - spinin mittaamista. Tällaisen järjestelmän havaitaan olevan joko "(x) - spin up" tai "(x) - spin down". Oletetaan, että (J) on hyvä tarkkailija. Everettille hyvä (x) - spin-tarkkailija tarkoitti, että (J) on seuraavat kaksi sijoitusta (alla olevat nuolet edustavat yhdistelmäjärjestelmän aikakehitystä säännön 4a deterministisen dynamiikan kuvaamana):

) aloita {kohdista} tunniste {1} ket { ldquo / valmis / rdquo} _J / ket { xspin / \ up} _S & / rightarrow / ket { ldquo / spin / \ up / rdquo} _J / ket { xspin / \ ylös} _S \\ / tunniste {2} ket { ldquo / ready / rdquo} _J / ket { xspin / \ down} _S & / rightarrow / ket { ldquo / spin / \ alas / rdquo} _J / ket { xspin / \ alas} _S / lopeta {kohdista})

Jos (J) mittaa järjestelmän, joka on päättäväisesti (x) - kehrää, niin (J) tallentaa määrätietoisesti”(x) - kehrä”; ja jos (J) mittaa järjestelmän, joka on päättäväisesti (x) - spin alas, niin (J) tallentaa päättäväisesti”(x) - spin down” (ja oletamme yksinkertaisuuden vuoksi, että objektijärjestelmän (S) spin on häiriintynyt vuorovaikutuksesta).

Mieti nyt, mitä tapahtuu, kun (J) havaitsee (x) - spin järjestelmästä, joka alkaa (x) - spin ominaistilanteiden superpositiossa:

[a / ket { xspin / \ ylös} _S + b / ket { xspin / \ alas} _S)

Yhdistelmäjärjestelmän alkuperäinen tila on sitten:

) ket { ldquo / valmis / rdquo} _J (a / ket { xspin / \ ylös} _S + b / ket { xspin / \ alas} _S))

Tässä (J) on ehdottomasti valmis tekemään (x) - spin-mittauksen, mutta kohdejärjestelmällä (S) ei ole 3 säännön mukaan määritetty (x) - spin. Kun otetaan huomioon (J) kaksi sijoitusta ja tosiasia, että deterministinen dynamiikka on lineaarista, komposiittijärjestelmän tila (J) (x) - spin-mittauksen jälkeen on:

[a / ket { ldquo / spin / \ up / rdquo} _J / ket { xspin / \ up} _S + b / ket { ldquo / spin / \ down / rdquo} _J / ket { xspin / \ alas} _S)

Kvanttimekaniikan tavanomaisessa romahdusformulaatiossa tilanne putoaa jotenkin mittavuorovaikutuksen aikana joko tämän lausekkeen ensimmäiseen termiin (todennäköisyydellä yhtä suuri kuin (a) neliö) tai tämän lausekkeen toiseen termiin (todennäköisyydellä yhtä suuri) to (b) neliöön). Ensin mainitussa tapauksessa (J) päättyy määritetyn mittaustietueen "spin up", ja myöhemmässä tapauksessa (J) loppuu määritellyn mittaustietueen "spin down" kanssa. Mutta Everettin ehdotuksesta romahduksia ei tapahdu. Pikemminkin mittauksen jälkeinen tila on yksinkertaisesti tämä takertunut superpositiota tallentamalla (J) tulos "spin up" ja (S) olemalla (x) - spin up ja (J) tallentamalla “spin down”Ja (S) ovat (x) - spin alas. Kutsu tätä tilaa (boldsymbol {E}).

Normaalissa ominaisarvon ja ominaistilan linkillä (sääntö 3) (boldsymbol {E}) ei ole tila, jossa (J) kirjaa määrätietoisesti "spin up", eikä se ole tila, johon (J) päättämättä tallentaa”Spin down”. Joten Everettin tulkitseva ongelma on selittää, missä mielessä (J) keskenään yhteensopimattomien tietueiden takertunut superpositio edustaa määrätietoista mittaustulosta, joka on yhtä mieltä kvantimekaniikan standardi romahdusformulaation empiirisen ennusteen kanssa, kun vakioteorian mukaan (J) joko päättyy täysin määriteltyyn mittaustietueeseen "spin up" tai täysin määriteltyyn tietueeseen "spin down" todennäköisyyksillä, jotka ovat yhtä suuria kuin (a) - neliö ja (b) - neliö. Tarkemmin,tässä standardi romahdusteoria ennustaa, että mittaamalla komposiittijärjestelmän kvantti-mekaaninen tila romahtaa tarkalleen yhteen seuraavista kahdesta tilasta:

) ket { ldquo / spin / \ up / rdquo} _J / ket { xspin / \ up} _S / text {tai} ket { ldquo / spin / \ down / rdquo} _J / ket { xspin / \ alas} _S)

ja että siis on yksi yksinkertainen tosiasia, mistä mittaustuloksesta (J) kirjataan.

Everett kohtasi sitten kaksi läheisesti toisiinsa liittyvää ongelmaa. Määritetyn tietueen ongelma vaatii häntä selittämään, kuinka juuri kuvatun kaltainen mittausvuorovaikutus voisi tuottaa määritetyn tietueen puhtaan aalto-mekaniikan yhteydessä. Ja todennäköisyysongelma vaatii häntä jotenkin palauttamaan standardit kvanttilastot tällaisille määritetyille tietueille.

Everett otti avaimen molempien ongelmien ratkaisuun valtioiden perustavanlaatuisuuden suhteen:

Yhdistelmäjärjestelmän yhdelle osajärjestelmälle ei yleensä ole mitään yhtä tilaa. Alajärjestelmissä ei ole tiloja, jotka ovat riippumattomia järjestelmän loppuosasta, joten osajärjestelmien tilat korreloivat yleensä toistensa kanssa. Yksi osajärjestelmä voidaan valita mielivaltaisesti tila, ja loput voidaan johtaa tilan suhteelliseen tilaan. Niinpä meillä on edessään valtioiden perustava suhteellisuusteoria, joka vihjataan yhdistelmäjärjestelmien muodollisuudesta. Alijärjestelmän absoluuttisen tilan kysyminen on turhaa - tilaa voidaan kysyä vain alijärjestelmän jäljellä olevan tilan suhteessa tiettyyn tilaan. (1956, 103; 1957, 180)

Voitaisiin ymmärtää Everett lisäävän tilojen suhteellisuusteoriaan perustuvan perusperiaatteen puhtaalle aaltojohdannalle tilojen rikkaamman tulkinnan mahdollistamiseksi kuin pelkästään ominaisarvon ja ominaistilan linkin tarjoama (sääntö 3). Tuloksena oleva teoria on puhtaan aallon mekaniikan suhteellinen tilaformulaatio. Keskeistä tässä teoriassa on ero absoluuttisten ja suhteellisten tilojen välillä. Tällä erottelulla oli tärkeä selittävä rooli Everettille.

Vaikka absoluuttinen tila (boldsymbol {E}) on sellainen, jossa (J) ei ole määritettyä mittaustietuetta ja (S) ei ole määritettyä (x) - spin-arvoa, jokaisella näistä järjestelmistä on myös suhteellinen ilmaisee pisteellä korrelaatiosta (J) tallennusmuuttujan ja (S): n (x) - spinnin välillä. Erityisesti tilassa (boldsymbol {E}, J) tallennettiin”(x) - pyöritä ylöspäin suhteessa (S) olemaan (x) - kehräystilassa ja että (J) tallensi”(x) - spin down” suhteessa siihen, että (S) on (x) - spin down -tilassa.

Joten vaikka (J): llä ei ole absoluuttista määritettyä tietuetta tilassa (boldsymbol {E}), kussakin näistä suhteellisista tiloista, (J: lla) on määritetty suhteellinen tietue. Juuri nämä suhteelliset tietueet Everett käyttää ratkaisemaan määritetyn ennätysongelman:

Otetaan yksi tarkkailija komposiittijärjestelmän osajärjestelmänä: tarkkailija + kohdejärjestelmä. Tällöin on väistämätön seuraus siitä, että vuorovaikutuksen jälkeen ei yleensä ole yhtä tarkkailijatilaa. Komposiittijärjestelmätiloista tulee kuitenkin superpositiota, jonka jokainen elementti sisältää tietyn tarkkailijatilan ja määrätyn suhteellisen oliojärjestelmän tilan. Lisäksi, kuten näemme, jokainen näistä suhteellisista objektijärjestelmätiloista on suunnilleen havainnon ominaistilat, jotka vastaavat tarkkailijan saamaa arvoa, jota kuvataan samalla superpositiotunnuksella. Siten jokainen tuloksena olevan superpositiotavan elementti kuvaa tarkkailijaa, joka havaitsi selkeän ja yleensä erilaisen tuloksen,ja kenelle näyttää siltä, että oliojärjestelmän tila on muutettu vastaavaksi ominaistilaksi. (1956, 78).

Absoluuttiset tilat tarjoavat sitten absoluuttiset ominaisuudet täydellisille komposiittijärjestelmille vakiona ominaisarvon ja ominaistilan linkin välityksellä, ja suhteelliset tilat tarjoavat suhteelliset ominaisuudet komposiittijärjestelmän alajärjestelmille. Ja Everettin selvityksenä puhtaan aalto mekaniikan empiirisestä uskollisuudesta hän identifioi tarkkailijan määritetyt mittaustiedot mallinnetun tarkkailijan suhteellisten muistiolosuhteiden kanssa.

Erityisesti on, että kukin suhteellinen muistitila kuvaa suhteellista tarkkailijaa määritetyllä mittaustuloksella, joka selittää määritetyt mittaustiedot Everettin näkemyksestä. Miksi tämä riitti selittämään täysin kokemuksemme määritetyistä mittaustietueista, lopulta riippuu hänen ymmärtämisestään, mitä fysikaalisen teorian kannalta on empiirisesti uskollista.

4. Empiirinen uskollisuus

Vaikka fyysikko Bryce DeWitt puhui myöhemmin omasta Everett-teoriansa rekonstruoinnista (katso jäljempänä), kun DeWitt lukei Everettin puhtaan aaltomekaniikan kuvausta, hän vastusti sitä, koska sen ylijäämäinen rakenne teki teorian liian rikkaan edustamaan kokemuksemme maailmaa. DeWitt kirjoitti 7. toukokuuta 1957 päivätyssä kirjeessä Everettin neuvonantajalle John Wheelerille

Olen samaa mieltä siitä, että Everettin perustama järjestelmä on kauniisti johdonmukainen; että jokin [tarkkailijan suhteellisista muistitiloista]… antaa erinomaisen esityksen tyypillisestä muistikokoonpanosta ilman syy- tai loogisia ristiriitoja ja “sisäänrakennetulla” tilastollisella ominaisuudella. Koko valtionvektori … on kuitenkin sisällöltään yksinkertaisesti liian rikas, laaja-alaisilla kerroilla toimimaankseen fyysisessä maailmassa. Se sisältää kaikki mahdolliset oksat siinä samanaikaisesti. Todellisessa fyysisessä maailmassa meidän on oltava tyytyväisiä vain yhteen haaraan. Everettin maailma ja todellinen fyysinen maailma eivät siis ole isomorfisia. (Barrett ja Byrne 2012, 246–7)

Ajatuksena oli, että puhtaan aallon mekaniikan rikkaus osoitti teorian empiirisen puutteen, koska emme huomaa muita haarauksia. Kuten DeWitt totesi:

Todellisen tarkkailijan muistin konfiguraation etenemissuunta ei haaroitu. Voin todistaa tämän henkilökohtaisesta itsehavainnosta, kuten voit. En yksinkertaisesti haaraudu. Barrett ja Byrne (toim.) (2012, 246)

Wheeler näytti Everettille kirjeen ja käski hänen vastata. Everett aloitti 31. toukokuuta 1957 DeWittille lähettämässään kirjeessä tiivistämällä ymmärrystään fyysisten teorioiden asianmukaisesta kognitiivisesta tilanteesta.

Ensinnäkin minun on sanottava muutama sana selventääkseni käsitystäni fyysisten teorioiden luonteesta ja tarkoituksesta yleensä. Minulle mikä tahansa fysikaalinen teoria on looginen rakenne (malli), joka koostuu symboleista ja niiden manipuloinnin säännöistä, joiden osa elementtejä liittyy havaitun maailman elementteihin. Jos tämä yhteys on isomorfismi (tai ainakin homomorfismi), voidaan puhua teoriasta oikeana tai uskollisena. Minkä tahansa teorian perusvaatimukset ovat tässä mielessä looginen johdonmukaisuus ja oikeellisuus. Barrett ja Byrne (toim.) (2012, 253)

Opinnäytetyönsä lopullisessa pitkässä versiossa Everett selitti edelleen alaviitteessä, että”sanan homomorfismi olisi teknisesti oikeampaa, koska mallin ja ulkomaailman välillä ei ehkä ole yhtä vastausta” (1956, 169). Kartta on homomorfismi, koska (1) teoriassa voi olla elementtejä, jotka eivät suoraan vastaa kokemusta, ja (2) tietyn teorian ei välttämättä yritä selittää kaikkea kokemusta. Juuri tapaus (1) on tässä erityisen tärkeä: Everett piti absoluuttisen tilan eri haaroissa esiintyvää ylijäämäistä kokemuksellista rakennetta selitetysti vaarattomana.

Everett kuvasi DeWittille lähettämässään kirjeessä, kuinka hän ymmärsi fyysisen tutkimuksen tavoitteen:”Ei voi olla kysyttävää siitä, mikä teoria on” tosi”vai” todellinen”- parasta mitä voidaan tehdä, on hylätä ne teoriat, jotka eivät ole isomorfisia aistikokemus”(Barrett ja Byrne 2012, 253). Sitten tehtävänä oli löytää kokemuksemme sopivalla tavalla puhtaan aallon mekaniikan suhteellisesta tilamallista.

Joten Everettille teoria oli empiirisesti uskollinen ja siten empiirisesti hyväksyttävä, jos sen mallin ja koetun maailman välillä oli homomorfismi. Tätä varten tämä oli, että puhdas aalto mekaniikka on empiirisesti uskollista, jos teoriamallista löytyy tarkkailijoiden kokemuksia, jotka liittyvät asianmukaisesti mallinnettuihin tarkkailijoihin. Lyhyesti sanottuna, Everett piti puhtaan aalto mekaniikan ollakseen empiirisesti uskollisia, koska mallista voitiin löytää kvantimekaaninen kokemus suhteellisina muistirekisterinä suhteellisiin mallinnettuihin tarkkailijoihin.

Everettin tulkinnan ytimessä oli neljä läheisesti toisiinsa liittyvää väitettä, vaikka hän jätti merkittävän tilan tarkalleen kuinka teoria voidaan tulkita.

5. Neljä väitettä

Yhdessä seuraavat neljä väitettä osoittavat sen merkityksen, jossa Everett piti puhtaan aalto mekaniikan ollakseen empiirisesti uskollisia ja siten vangitsemaan vakionaisen romahtamisen teorian empiiriset ennusteet.

5.1 Kokemus löytyy tarkkailijoiden suhteellisista muistitiedoista

Kuten aikaisemmin ehdotettiin, Everett katsoi, että todellisen kokemuksemme puhtaan aalto mekaniikan mallista voidaan löytää mallinnettujen tarkkailijoiden suhteellisina mittatietueina. Esimerkiksi tilassa (boldsymbol {E}), koska (J) on erilainen suhteellinen mittaustietue kussakin superpositiottermissä, joka on kirjoitettu määrätyn tietueen perusteella, ja koska nämä suhteelliset tietueet kattavat kvanttien tilan - Tämän mittauksen mekaanisesti mahdolliset tulokset riippumatta siitä, minkä tuloksen varsinainen tarkkailija saa, voimme löytää hänen kokemuksensa edustamalla mallinnetun tarkkailijan suhteellisena tietueena vuorovaikutuksessa puhtaan aallon mekaniikan kuvaamana.

Yleisemmin, jos joku suorittaa mittaussarjan, dynamiikan lineaarisuudesta ja Everettin ihanteellisen tarkkailijan mallista seuraa, että jokainen määritettyjen mittaustulosten kvantti-mekaanisesti mahdollinen sekvenssi esitetään takertuneena mittauksen jälkeisessä tilassa suhteellisena sekvenssinä. määritettyjen mittaustietojen määrä. Tämä pätee myös teoriaan, jos vain yksi suhteellisen, eikä ehdottomasti, tekee havaintosekvenssin. Täsmällisessä mielessä on siis mahdollista löytää kokemuksemme suhteellisten tietueiden sekvensseinä puhtaan aalto-mekaniikan mallissa.

Everett piti tällaiset suhteelliset tietueet riittävinä selittämään tarkkailijoiden subjektiivisia esiintymiä, koska ihanteellisessa mittauksessa jokainen suhteellinen tila on sellainen, missä tarkkailijalla on tosiasiassa, ja kuten seuraavassa osiossa näemme, ilmoittaisi, että hänellä on, täysin määritelty, toistettava mittaustietue, joka on muiden ideaalitarkkailijoiden ennätysten mukainen. Kuten Everett totesi, suhteellisen tarkkailijan havaitsemat järjestelmätilat ovat mitattavan mitattavissa olevia ominaisalueita (1957, 188). Lisätietoja Everettin tämänhetkisestä keskustelusta on julkaisuissa (1956, 129–30), (1955, 67), (1956, 121–3 ja 130–3) ja (1957, 186–8 ja 194–5).

Huomaa, että Everett ei vaatinut fyysisesti suosittua perustaa ratkaista määritetty ennätysongelma osoittaakseen, että puhdas aalto mekaniikka oli empiirisesti uskollista. Valtioiden suhteellisen perustavanlaatuinen periaate sallii nimenomaisesti absoluuttisen universaalin tilan mielivaltaisesti määritellyt hajoamiset suhteellisiksi tiloiksi. Kun otetaan huomioon hänen ymmärtämisensä empiirisestä uskollisuudesta, kaikkien Everettien, jotka tarvitsivat selittämään tietty tosiasiallinen tietue, oli osoittaa, että mallivaikuttajaa edustava tila on jossain määrin hajoava vastaavan suhteellisen tietueen kanssa. Ja hänellä on selvästi se, että puhtaassa aalto-mekaniikassa suhteellisen heikkojen oletusten perusteella todellisen absoluuttisen kvanttimekaanisen tilan luonteesta.

5.2 Puhtaat aaltojen mekaniikka ennustaa, että ei yleensä huomaa, että vaihtoehtoisia suhteellisia tietueita on

Everettille oli tärkeätä selittää, miksi ei tavallisesti huomaa puhtaan aalto-mekaniikan ylijäämärakennetta. Everett väitti vastauksessaan DeWittille, että puhdas aalto mekaniikka "on täysin sopusoinnussa kokemuksemme kanssa (ainakin siltä osin kuin tavallinen kvanttimekaniikka on) … vain siksi, että (on) on mahdollista osoittaa, ettei kukaan havaitsija koskaan tiedä mikä tahansa "haarautuminen", joka on vieraalle kokemuksellemme, kuten huomautat "Barrett ja Byrne (toim.) (2012, 254).

Everett näyttää pitäneen mielessä kaksi erillistä väitettä.

Ensinnäkin makroskooppinen halkaisu havaittaisiin vain, jos jollain olisi pääsy makroskooppisten pilkkomistapahtumien tietueisiin, mutta sellaisten tapahtumien tietueet ovat harvinaisia juuri siltä osin kuin mittaukset osoittavat, että on sivuliikkeitä, joissa makroskooppisissa mittauslaitteissa on eri makroskooppiset mittaustiedot samalle mittaus vaatisi yhden suorittamaan jotain Wignerin ystävän mittausta makroskooppisessa järjestelmässä, jota, kuten Everett totesi Wignerin ystävän tarinan versiossaan luonnehdittaessa”erittäin hypoteettiseksi”, olisi erityisen vaikea tehdä. Lopputulos on, että vaikka se ei ole mahdotonta, ei yleensä pidä odottaa löytävänsä luotettavia suhteellisia mittatietueita, jotka osoittavat, että vaihtoehtoisia makroskooppisia mittaustietueita vastaavia haaraita on.

Toiseksi Everett huomautti toistuvasti subjektiivisten esiintymisten erilaisissa päätelmissä, että puhtaan aallon mekaniikan dynaamisista laeista seuraa suoraan, että ihanteelliselle edustajalle näyttää siltä, että hänellä olisi täysin määritetyt mittaustulokset. Albert ja Loewer esittelivät diskretaalisen version tästä argumentaatiosta esittäessään paljaa teoriaa (versio puhdasta aalto mekaniikkaa) tapana ymmärtää Everettin kvanttimekaniikan muotoilua (Albert ja Loewer 1988 ja Albert 1992; katso myös Barrettin paljain teoreettinen luku 1999).

Ajatuksena on, että jos kvanttimekaanisessa tilassa ei ole romahduksia, ihanteellisella mallinnetulla tarkkailijalla, kuten (J), olisi varma tulipalo väärässä ilmoituksessa ja uskoisi näin olevan täysin tavallinen, täysin terävä ja päättäväinen mittaus ennätys. Temppu on kysyä tarkkailijalta ei mitä tulosta hän sai, vaan onko hän saanut jonkin tietyn määrätietoisen tuloksen. Jos mittauksen jälkeinen tila oli:

) ket { ldquo / spin / \ up / rdquo} _J / ket { xspin / \ up} _S)

sitten (J) ilmoittaisi "Sain määrätietoisen tuloksen joko pyörittää ylös tai kääntää alas". Ja hän tekisi täsmälleen saman raportin, jos hän päätyisi mittauksen jälkeiseen tilaan:

) ket { ldquo / spin / \ down / rdquo} _J / ket { xspin / \ down} _S)

Joten dynamiikan lineaarisuudella, (J) ilmoittaisi virheellisesti "Sain määritetyn tuloksen, joko pyöritä ylös tai kääntää alas" ollessaan tilassa (boldsymbol {E}):

[a / ket { ldquo / spin / \ up / rdquo} _J / ket { xspin / \ up} _S + b / ket { ldquo / spin / \ down / rdquo} _J / ket { xspin / \ alas} _S)

Joten siltä osin kuin hänen uskomuksensa ovat yhtä mieltä varmojen tulosten kanssa ilmoittaakseen saaneensa täysin määrätietoisen tuloksen, näyttää siltä, että (J) hän sai täysin määritetyn tavallisen mittaustuloksen, vaikka hän ei (eli hän ei päättänyt saada "spin ylös" ja ei päättäväisesti "spin down").

Joten mikä tulos (J) saatiin tilaan (boldsymbol {E}) on suhteellinen tosiasia, näyttää siltä, että (J) että hänellä on määrätty tulos, on ehdoton tosiasia. (Ks. Alla oleva keskustelu ja Albert (1992) ja Barrett (1999), jotta saadaan lisätietoja tällaisista dispositiivisista ominaisuuksista. Katso Everett (1956, 129–30), (1955, 67), (1956, 121–3 ja 130–3)., ja (1957, 186–8 ja 194–5) rinnakkaisille keskusteluille puhtaan aallon mekaniikasta.)

5.3 Puhtaan aalto mekaniikan ylijäämärakenne on periaatteessa havaittavissa, joten se ei ole lainkaan ylijäämäinen

Vaikka Everett on joskus erittäin vaikea havaita, se vaati, että vaihtoehtoiset suhteelliset tilat, jopa vaihtoehtoiset suhteelliset makroskooppiset mittaustiedot, olivat periaatteessa aina havaittavissa. Siksi ne, kuten DeWitt huolissaan, eivät edusta lainkaan ylijäämärakennetta. Itse asiassa, koska kaikki haarat ovat periaatteessa havaittavissa, kaikki haarat, jotka hajoavat komposiittijärjestelmän tilassa, olivat Everettin mielestä toiminnallisesti todellisia. Kuten hän laati sen pitkässä opinnäytetyössä:

On epäasianmukaista, että minkä tahansa superpositiotavan elementille määritetään vähemmän paikkansapitävyys tai "todellisuus" kuin mille tahansa muulle elementille, koska aina on olemassa mahdollisuus saada aikaan häiriövaikutuksia elementtien välillä, kaikkia superpositiikan elementtejä on pidettävä samanaikaisesti olemassa (1956, 150).

Vaikka Everett ymmärsi dekoorenssinäkökohdat, hän ei uskonut, että ne tekisivät havaitsemisen vaihtoehtoisista mittaustiedoista mahdottomiksi. Itse asiassa, kuten edellä mainitussa Wignerin ystävän tarinassa käydyssä keskustelussa todettiin, Everett katsoi, että periaatteessa oli aina mahdollista mitata havaittavissa oleva, joka havaitsisi vaihtoehtoisen mittauksen jälkeisen haaran, ja juuri hän väitti toisen suunnan. Juuri siksi, että lineaarinen dynamiikka vaatii, että globaalin aallon funktion kaikki haarat ovat ainakin periaatteessa havaittavissa, puhdas aalto mekaniikka edellyttää, että kaikki haarat ovat yhtä todellisia.

Ja jälleen kerran, huomioi, että tämä ei tarkoita, että vain oksat yhdellä fyysisesti ensisijaisella pohjalla ovat todellisia. Pikemminkin se tarkoittaa, että jokainen yhdistelmäjärjestelmän hajoamisen haara on todellinen Everettin "todellisen" toiminnallisessa merkityksessä, koska tällaiseen tilaan voi periaatteessa liittyä havainnollisia seurauksia. Everett piti universaaliaaltofunktion vaihtoehtoisia haaraja periaatteessa empiirisesti havaittavissa ja siten toiminnallisesti todellinen edustaa merkittävää eroa hänen asemansa ja sitä seuraavien monimaailmaisten tulkintojen välillä, joissa vaihtoehtoisten maailmojen oletetaan tyypillisesti havaitsemattomiksi.

Koska lineaarinen dynamiikka vaatii vaihtoehtoisia haarat ja ovat periaatteessa havaittavissa, ne eivät edusta Everett'n mielestä ylijäämärakennetta. Tässä mielessä puhdas aalto mekaniikka tarjoaa yksinkertaisimman teorian, joka on yhteensopiva lineaarisen dynamiikan operatiivisten seurausten kanssa.

Yksi tulos on, että puhdas aalto mekaniikka sallii tietyn tyyppisen induktiivisen empiirisen näytön teorian hyväksi. Erityisesti, koska todellisilla Everett-keinoilla on havaittavissa olevia vaikutuksia, mikä tahansa kvanttihäiriöitä kuvaava kokeilu tarjoaa empiirisen todisteen vaihtoehtoisten Everett-haarojen toiminnallisesta olemassaolosta valtion jonkinlaisessa hajoamisessa. Everett oli jälleen operatiivinen realisti, joka koski kaikkia sivuliikkeitä kaikissa tapauksissa siltä osin kuin ne voidaan havaita. Erityisesti tarjotaan yhä vakuuttavampaa näyttöä puhtaan aaltojohdannaisen hyväksi, joka kuvaa oikein makroskooppisia mittausvuorovaikutuksia, mitä lähempänä hän voi suorittaa jotain Wignerin ystävän häiriökokeesta.

5.4 On syytä odottaa löytävän standardit kvanttilastot tyypillisestä suhteellisesta mittausrekisterien järjestyksestä

Everett ei ratkaissut todennäköisyysongelmaa etsimällä todennäköisyyksiä puhdasta aalto mekaniikkaa. Itse asiassa, kuten alkuperäisen tutkielmansa nimitys ehdotti, hän vaati toistuvasti, ettei ole olemassa todennäköisyyksiä, ja piti tätä olevan teorian olennainen piirre. Sen sijaan, että puhdas aalto mekaniikka oli empiirisesti uskollista kvantimekaniikan tilastollisten ennusteiden suhteen, on se, että voidaan löytää koetut standardi kvanttilastot jakamalla mallinnetun tarkkailijan mittaustietueen tyypillinen suhteellinen suhteellinen sekvenssi. Selittäessään tätä, Everett vetoaa tyypillisyyden mittaan, joka annetaan kuhunkin suhteelliseen tilaan liittyvän amplitudin normin neliöllä absoluuttisen tilan ortogonaalisessa hajoamisessa. Katso Barrett (2017) yksityiskohtaisesta keskustelusta tyypillisyyden käsitteestä Everettissä.

Silloin ajatellaan, että jos tarkkailija olettaa, että hänen suhteellisia mittausrekisterinsä edustaa uskollisesti tyypillinen suhteellinen mittausrekisteri Everettin tyypillisyyden neliömäisessä mitassa, hän odottaa tarkkailevansa kvanttimekaniikan vakiotilastollisia ennusteita.

Everett pääsi tulokseen kahdessa vaiheessa. Ensinnäkin hän löysi hyvin käyttäytyneen tyypillisyyden mitan suhteellisiin tiloihin nähden, jonka arvo on täysin määritetty puhtaan aalto-mekaniikan mallilla. Sitten hän osoitti, että raja-arvona, kun mittausvuorovaikutusten lukumäärä kasvaa, melkein kaikilla mittausrekisterien suhteellisilla sekvensseillä tarkoitetaan lähes kaikkia määritellyn mittauksen antamia mittaustietueita vakiona kvanttilastoja. Huomaa, että on tyypillisesti vääriä, että useimmat suhteelliset sekvenssit lukumäärän perusteella esittävät standardit kvanttilastot, ja Everett tiesi tämän. Siksi hänen nimenomainen valintaan tyypillisyyden ymmärtäminen on välttämätöntä hänen huomionsa vakio kvanttilastoista. (Ks. Everett 1956, 120–30) ja 1957, 186–94) keskusteluille tyypillisyydestä ja kvanttilastoista.

Huomaa, että jos oletetaan, että jonkun suhteelliset tietueet ovat tyypillisiä Everettin määrittelemässä nimenomaisessa merkityksessä, niiden pitäisi odottaa olevan standardi kvanttilastoja. Jos tällainen oletus lisättiin teoriaan, pitäisi odottaa näkevän standardit kvanttilastot määritettyinä suhteellisina tietueina. Mutta huomaa myös, että standardi kvantti todennäköisyyksiä tai jotain muuta todennäköisyyksistä ei voida johtaa ilman apua olettamusta, joka jollain tavalla yhdistää Everettin tyypillisyyden käsityksen jonkin todennäköisyyden odotuksiin. Tällainen oletus merkitsisi merkittävää lisäystä puhtaan aalto mekaniikkaan.

Everett ei puolestaan yrittänyt päätellä todennäköisyyksiä puhtaasta aalto-mekaniikasta. Pikemminkin hän väitti vain, että tulosten sekvenssin tyypillisellä haaralla, hänen määritellyssä merkityksessä tyypille, pitäisi odottaa täyttävän vakiot kvanttilastot. Juuri tämän Everett ryhtyi toteamaan, että hänen puhtaan aallon mekaniikan suhteellinen tilamuotoilu oli empiirisesti uskollinen verrattuna tavanomaisiin kvanttilastoihin.

6. Uskollisuus ja empiirisen riittävyyden ongelma

Puhdas aalto mekaniikka on siis empiirisesti uskollista, koska (1) voidaan löytää tarkkailijan määritetyt mittaustiedot idealisoidun mallinnetun tarkkailijan suhteellisina tietueina teoriassa ja (2) puhtaan aalto mekaniikan malli tarjoaa tyypillisyyden mittauksen suhteellisissa tiloissa vastaavia siten, että kyseisen mitan tyypillinen suhteellinen mittaustietueiden jakso näyttää standardit kvanttilastot. Ensimmäinen tulos on Everettin ratkaisu määritettyyn ennätysongelmaan ja toinen hänen ratkaisu todennäköisyysongelmaan.

Lopputulos on, että jos henkilö yhdistää kokemuksen suhteellisiin tietueisiin ja jos odotetaan, että jonkin suhteellinen tietuejakso on tyypillinen normi-neliö-amplitudi-merkityksessä, silloin on odotettava kokemuksen olevan yhtä mieltä kvanttimekaniikan tavanomaisten tilastollisten ennusteiden kanssa, missä se tekee johdonmukaisia ennusteita. Ja missä tavanomainen romahtamisteoria ja Kööpenhaminan tulkinta eivät tee johdonmukaisia ennusteita, kuten Wignerin ystävän tarinassa, pitäisi odottaa näkevän todisteita siitä, että lineaarinen dynamiikka kuvaa aina oikein jokaisen fyysisen järjestelmän kehitystä. Joten vaikka puhdas aalto mekaniikka selittää, miksi ei tyypillisesti tarkkailla muita haaroja, se ennustaa myös, että muut haarat ovat periaatteessa havaittavissa, joten ne eivät edusta ylijäämärakennetta.

Tietysti voidaan toivoa enemmän kuin empiiristä uskollisuutta tyydyttävältä kvantimekaniikan formulaatiolta. Hänen näkemyksensä mukaisesti, että puhdas aalto mekaniikka on kvantti mekaniikkaa ilman todennäköisyyksiä, Everett yksinkertaisesti myönsi, että jokainen absoluuttisen tilan hajoamisen alainen suhteellinen tila tosiasiallisesti saavuttaa. Tuloksena oleva ongelma voi tuntua, että empiirinen uskollisuus, ainakin Everettin mielessä, on suhteellisen heikko muoto empiirisestä riittävyydestä. Tämä voidaan nähdä tarkastelemalla sitä, miten tulisi ymmärtää erilainen odotusten käsite, kun jokainen fyysisesti mahdollinen mittaustulos on tosiasiassa toteutunut teorian mallissa.

Jotta Everett kutsuisi normaalisti ruudun amplitudimittaansa, tyypillisyyden mitta saattaa viitata siihen, että näytteen suhteellinen tila valitaan jotenkin mitan suhteen. Jos näin olisi, olisi luonnollista olettaa aikaisemmin ehdotetulla tavalla, että mittaustietueiden suhteellinen sekvenssi olisi tyypillinen. Mutta silloin olisi myös luonnollista olettaa, että on todennäköistä, että mittaustietueiden suhteellisella sekvenssillä on vakio kvanttitilastot, ja Everettille teoriassa ei ollut todennäköisyyksiä. Ja todellakin, teorian lausunnossa ei ole minkäänlaisia todennäköisyyksiä, joten ei ole mitään keinoa johtaa niitä, lisäämättä jotain teoriaan.

Mutta tässä ongelma on perustavanlaatuisempi, mikä saattaa viitata. Siltä osin kuin todennäköisyys on mittaus mahdollisuuksista, joissa tarkalleen yksi tosiasiallisesti toteutetaan, ja siltä osin kuin kaikki mahdollisuudet toteutetaan puhtaassa aaltomekaniikassa, yksinkertaisesti ei voi olla todennäköisyyksiä, jotka liittyvät mittaustietueiden vaihtoehtoisiin suhteellisiin sekvensseihin. Samoin mikä tahansa tyypillisyyden ymmärtäminen, johon sisältyy jollain tapaa tyypillisen suhteellisen tietuejakson valinta kuin epätyypillinen tietuejakso, on yhteensopimaton puhtaan aalto-mekaniikan kanssa, koska teoria ei kuvaa tällaista valintaa. Tyypillisyysmitta ei myöskään voi edustaa standardin mukaisten kvanttilastojen odotusta, joka saadaan todelliselle suhteelliselle mittaustietueiden sekvenssille lopun poissulkemisella, koska kaikki tällaiset sekvenssit ovat yhtä todellisia Everettin operaattoristisessa todellisuuden merkityksessä. Sikäli kuin teoriassa kuvataan mahdollinen tulos esiintyvänä, se kuvaa kaikkia mahdollisia tuloksia tapahtuneina, joten ei ole erityistä mittausrekisterijärjestystä, joka toteutettaisiin tyydyttämällä tai ei täytä tyydyttämällä aikaisempia odotuksia.

Everett'n käsitys empiirisestä uskollisuudesta on suhteellisen heikko versio empiirisestä riittävyydestä, joten esitetään se, mitä puhdas aalto mekaniikka, joka on empiirisesti uskollinen, ei selitä. Erityisesti se ei selitä, mistä fyysisessä maailmassa on aiheellista olettaa, että jonkin suhteellinen tietuejakso on tyypillinen normin neliön amplitudin mielessä tai muussa mielessä. Lyhyesti sanottuna, vaikka voidaan saada subjektiivisia odotuksia tulevaisuuden kokemuksesta määräyksellä, itse teoria ei kuvaa fyysistä maailmaa, jossa tällaiset odotukset voidaan ymmärtää odotuksina siitä, mitä todellisuudessa tapahtuu. Everettin tyypillisyysmittari voidaan määrittää subjektiivisen asteen perusteella, johon minun pitäisi odottaa, että tietueen tietty suhteellinen sekvenssi on (suhteellinen) minun,mutta tämän saavuttaminen edellyttäisi huolellisia selittäviä muutoksia Everettin esittämään teoriaan. Voidaan saada konkreettinen käsitys siitä, mihin tällainen strategia sisältyy, kun puhtaan aalto-mekaniikan vastakkainasettelu vastaa jotain Bohmian-mekaniikkaa, kuten kvanttimekaniikan monisäikeisiä tai monikarttisia formulaatioita, joissa on selkeä käsitys subjektiivisista kvanttitodennäköisyyksistä (katso alla ja Barrett 1999 ja 2005 tätä lähestymistapaa koskevissa keskusteluissa).

7. Monet maailmat

Vaikka DeWitt oli aluksi skeptinen Everettin näkemyksiä kohtaan, hänestä tuli monien maailmojen tulkinnan kiihkeä puolustaja. Teorian DeWitt esitti kvanttimekaniikan EWG-tulkintana Everettin, Wheelerin ja DeWittin jatko-opiskelijan R. Neill Grahamin jälkeen. DeWitt (1970) korosti kuvauksessaan monien maailmojen tulkinnasta, että sen keskeinen piirre oli metafyysinen sitoutuminen maailmojen fyysiseen jakamiseen. DeWittin kuvauksesta tuli myöhemmin Everettin teorian suosituin ymmärrys. Katso Barrett (2011b) tarkemmin Everettin suhtautumisesta DeWittiin ja monien maailmojen tulkintaan. Katso Lewis (2016) ja Saunders, Barrett, Kent ja Wallace (toim.) (2010) keskusteluista monien maailmojen tulkinnan viimeisimmistä formulaatioista.

DeWitt kuvasi teoriaa Schrödingerin kissan ajatuskokeen yhteydessä.

Eläin on loukussa huoneessa yhdessä Geiger-laskurin ja vasaran kanssa, joka laskiessaan laskuri puristaa prussiinihappopullon. Laskuri sisältää pienen määrän radioaktiivista ainetta - vain niin paljon, että tunnissa on 50%: n todennäköisyys, että yksi ytimistä rappeutuu ja siksi sama mahdollisuus, että kissa myrkytetään. Tunnin lopussa järjestelmän kokonaisaaltofunktiolla on muoto, jossa elävä kissa ja kuollut kissa sekoitetaan tasaisin osin. Schroödinger oli sitä mieltä, että aaltomekaniikka, joka johti tähän paradoksiin, esitti todellisuuden kuvaa, jota ei voida hyväksyä. Everettin, Wheelerin ja Grahamin kvanttimekaniikan tulkinta kuvaa kuitenkin kissoja asuttavan kahta samanaikaista, ei-vuorovaikutteista, mutta yhtä todellista maailmaa. (1970, 31)

DeWitt katsoi tämän näkemyksen seurata "kvantmekaniikan matemaattista formalismia sellaisenaan lisäämättä siihen mitään". Tarkemmin sanottuna hän väitti, että EWG oli todistanut metateoreen, jonka puhtaan aaltomekaniikan matemaattinen formalismi tulkitsee itsensä:

Vetämättä mitään muuta ulkoista metafysiikkaa tai matematiikkaa kuin logiikan vakiosääntöjä, EWG pystyy näistä postuloista todistamaan seuraavan metateorian: Kvanttiteorian matemaattinen formalismi kykenee antamaan oman tulkintansa. (1970, 33)

Hän myönsi Everettille hyvityksen metateoreesta, Wheeler kunnia Everettin kannustamisesta ja Graham kunnia metatheoreemin selventämiseksi. DeWitt ja Graham kuvasivat myöhemmin Everettin kvanttimekaniikan muotoilua seuraavasti:

[Se] kiistää erillisen klassisen maailman olemassaolon ja väittää, että on järkevää puhua koko maailmankaikkeuden tilavektorista. Tämä tilavektori ei koskaan romahdu, ja siten todellisuus kokonaisuutena on tiukasti deterministinen. Tämä todellisuus, jota kuvataan yhdessä dynaamisten muuttujien ja tilavektorin kanssa, ei ole todellisuus, jota yleensä ajattelemme, vaan se on todellisuus, joka koostuu monista maailmoista. Dynaamisten muuttujien ajallisen kehityksen ansiosta tilavektori hajoaa luonnollisesti ortogonaalisiksi vektoreiksi, mikä heijastaa maailmankaikkeuden jatkuvaa jakautumista joukkoksi toisiaan havaitsemattomia, mutta yhtä todellisia maailmoja, joissa jokaisessa jokainen hyvä mittaus on antanut tietyn tuloksen ja joista suurimmassa osassa on tuttuja tilastollisia kvanttilakeja (1973, v).

DeWitt myönsi puolestaan, että tämä jatkuva maailmojen pilkkominen aina, kun järjestelmien tilat korreloivat, oli vasta-positiivinen:

Muistan silti voimakkaasti shokin, jonka koin ensimmäisen kerran kohdatessani tätä monimaailman konseptia. Ajatusta (10 ^ {100}) itsestään hieman epätäydellisistä kopioista, jotka kaikki jatkuvasti jakautuvat jatkokopioiksi, joista tulee lopulta tunnistamaton, ei ole helppo sovittaa järkeen. Tässä on skitsofrenia kostoa (1973, 161).

Hän kuitenkin mainosti teoriaa voimakkaasti joka käänteessä, ja Everettin näkemykset tulivat nopeasti tunnistettavaksi DeWittin ja Grahamin monien maailmojen tulkinnan kanssa.

Vaikka Everettin esitys teoriastaan oli epäselvä useissa kohdissa, DeWittin eksegeesi ei juurikaan auttanut selkeyttämään puhdasta aaltojohdetta. Koska joukko näistä sekaannuksista jatkuu Everett-keskustelussa, harkitsemme lyhyesti DeWittin ja Grahamin tulkintaa ja vertaame sitä Everettin kuvaukseen puhtaan aalto-mekaniikan suhteellisesta tilasta.

Aluksi, koska puhtaasti matemaattiset postulaatit sisältävät vain puhtaasti matemaattisia lauseita, ei pelkästään puhtaan aalto-mekaniikan matemaattisesta muodollisuudesta voida päätellä fyysiseen maailmaan liittyviä metafyysisiä sitoumuksia. Puhtaan aaltojohdannaisen muodollisuus saattaa johtaa sellaisiin metafyysisiin sitoumuksiin, joita DeWitt ja muut ovat kuvanneet, jos niitä täydennetään riittävän vahvoilla metafysikaalisilla oletuksilla, jotka ovat riittävän vahvoja metafyysisen tulkinnan määrittämiseksi teorialle. Mitä tulee väitteeseen, jonka mukaan puhdas aalto mekaniikka tulkitsee itsensä metatheoremin avulla, jonka Everett osoitti edes laajassa ymmärryksessä siitä, mitä voitaisiin pitää sellaisena metateoreemana, mikään ei vastaa DeWittin kuvausta Everettin tutkimuksen pitkissä tai lyhyissä versioissa.

Toiseksi, toisin kuin DeWitt, Graham ja muut ovat väittäneet, Everett ei ollut sitoutunut syy-eristyneisiin maailmoihin. Sitä vastoin, kuten olemme nähneet, Everett katsoi, että oksien on aina periaatteessa mahdollista olla vuorovaikutuksessa. Tarkemmin sanottuna hän väitti, että "riippumatta siitä, mikä on [Wignerin ystävän] tila, on periaatteessa täydellinen joukko työmatkaliikenteen harjoittajia, joille se on ominaisvaltio, joten ainakin näiden määrien määrittäminen ei vaikuta valtio eikä millään tavalla”, hän kiisti, että" minkä tahansa valtion toiminnon tuntemiselle "on olemassa perustavanlaatuisia rajoituksia, ja hän uskoi, että ajatus, jossa kaikki globaalin valtion haarat ovat yhtä todellisia, antaa aina olemassa oleva mahdollisuus haarojen välinen vuorovaikutus. Joten vaikka voidaan selvästi kuvailla tilanteita, joissa ei ole mittauksen jälkeisiä häiriöitä yhteensopimattomia mittatietueita edustavien haarojen välillä, voidaan kuvata myös vuorovaikutuksia silloin, kun niitä on, ja Everettille ei ollut erityistä fyysistä eroa näiden kahden tapauksen välillä.

Kolmanneksi, Everett, Wheeler, DeWitt ja Graham eivät olleet yksimielisiä siitä, mikä Everettin teoria oli. Erityisesti tiedämme, mitä Everett ajatteli Grahamin teoriamuotoilusta. Omassa henkilökohtaisessa kopiossaan DeWittin kuvauksesta monien maailmojen tulkinnasta Everett kirjoitti sanan”paskaa” kappaleen viereen, jossa DeWitt esitti Grahamin eksegeesin Everettin näkemyksistä (katso Barrett ja Byrne 2012, 364–6 Everettin käsin kirjoitettujen reunanumeroiden skannauksista)..

Lopuksi, kuten edellä empiirisessä uskollisuudessa käydyssä keskustelussa todettiin, Everettin käsitys puhdasta aalto mekaniikasta oli ehdottomasti ei-metafysikaalista. Erityisesti Hän vältti huolellisesti puhetta monista, halkeilevista maailmoista, hänen ymmärryksensä haaralaisten todellisuudesta oli puhtaasti operatiivista, ja hän kiisti nimenomaisesti, että fysiikan tavoitteena oli tuottaa todellisia teorioita. Se, että tarkoituksenmukainen päämäärä oli pikemminkin empiirisesti uskollisten teorioiden tuottaminen hänen kuvaamassaan merkityksessä, oli olennainen osa Everettin väitettä sille, miksi hänen teoriansa ei vain ollut hyväksyttävissä, vaan sen pitäisi olla etusija muille kvantimekaniikan formulaatioille, jotka hän tunsi. (joka sisälsi nimenomaisesti tavanomaisen romahtamisteorian, Kööpenhaminan tulkinnan ja Bohmian-mekaniikan; katso Barrett ja Byrne 2012, 152–5).

Everettille sen alajärjestelmien suhteelliset tilat tarjosivat tavan karakterisoida yhdistelmäjärjestelmän absoluuttisen tilan haarat. Sikäli kuin tilojen perusrelatiivisuuden periaate antaa mahdollisuuden harkita kvantmekaanista tilaa missä tahansa määritellyssä muodossa, oksien yksilöimiseksi ei ole kanonista tapaa. Tämän vuoksi on luonnollista ajatella sivukonttoreiden olemassaoloa toiminnallisesti, kuten Everett teki. Sen sijaan, että otettaisiin fyysisesti suositellun perusteella määritetyt tai jonkin dekoorenssiedellytyksen perusteella määritetyt tai karkeasti määritetyt oksat sen selvittämiseksi, mitkä fyysisesti mahdolliset maailmat olivat todellisia, hän otti jokaisen oksan millä tahansa pohjalla saadakseen havaintovaikutuksia ja siten olla todellinen hänen operatiivisessa mielessä. Koska hän ymmärsi haarat ja niiden roolin teorian empiirisen uskollisuuden määrittämisessä,Everettin ei koskaan tarvinnut sanoa mitään siitä, kuinka tietty fyysisesti ensisijainen perusta valitaan, koska mitään ei vaadittu.

Vaikka Everett itse ei tehnyt niin, voidaan silti nimetä erityinen joukko maailmanlaajuisen absoluuttisen tilan haarajoukkoja, sanoen, että ne, jotka tyydyttävät, edustavat asianmukaista vakaata diakroonista identiteettiä, edustamaan maailmoja tai syntyviä maailmoja tai likimääräisiä syntyviä maailmoja. Mutta sitä, kuinka sellaiset fyysiset kokonaisuudet ymmärretään, ei voida päättää pelkästään puhtaan aalto-mekaniikan matemaattisesta muodollisuudesta.

Tämä on johtanut siihen, että viimeaikaiset monien maailmojen kannattajat, kuten David Wallace (2010 ja 2012), ovat lisänneet selkeät tulkitsevat oletukset puhtaan aallon mekaniikan muodollisuuteen. Päinvastoin kuin DeWitt, joka näyttää pitävän maailmoja olemina kokonaisuuksina, joita globaali absoluuttinen tila kuvaa, Wallace pitää kvanttilaa perustana, sitten yrittää karakterisoida maailmat esiin nousevina kokonaisuuksina, jotka ovat edustettuina sen rakenteessa. Hänen antamansa analogian mukaan puhdas aalto mekaniikka kuvaa kvanttitilaa samalla tavalla kuin klassinen kentateoria kuvaa fyysisiä kenttiä (2010, 69). Maailmat ymmärretään sitten fyysisesti todellisiksi, mutta ehdollisesti esiintyviksi kokonaisuuksiksi, jotka identifioidaan likimääräisillä kvantitilan alarakenteilla, tai kuten Wallace toteaa, "keskenään dynaamisesti eristetyt rakenteet, jotka kumoavat kvantitilassa,jotka ovat rakenteellisesti ja dynaamisesti "klassiklassisia" "(2010, 70). Hieman tarkemmin voidaan odottaa, että tällaiset syntyvät maailmat ovat enemmän tai vähemmän eristyneitä riippuen fyysisestä tilanteesta ja ominaisuuksista, joita pyritään kuvaamaan, ja järjestelmällisyyden tosiasiallisesta kohenemisasteesta, jota järjestelmät kuvaavat.

Tällä perusteella ei ole mitään yksinkertaista tosiasiaa siitä, millaisia tai jopa kuinka monta esiin nousevaa maailmaa on, koska tällaiset kysymykset riippuvat henkilön kuvaustasosta ja siitä, kuinka hyvin eristyksissä vaaditaan maailmojen olevan selittävien näkökohtien vuoksi. Mutta vaikka yksi niistä erotettaisiin, syntyvät maailmat vastaavat likimäärin määrättyjä kvantitilan dekooderisia alarakenteita. Siksi vain jotkut suhteelliset tilat kuvaavat fyysisesti todellisia maailmoja.

Sitä vastoin, kuten olemme nähneet, kun Everett väitti, että kaikki haarat olivat yhtä todellisia, hänellä oli mielessä jotain vähemmän metafyysistä ja empiirisempiä, mikä puolestaan viittaa aivan erilaiseen ymmärrykseen haaroista. Erityisesti koska jokaisella haaralla jokaisessa valtion hajoamisessa on potentiaalisia empiirisiä vaikutuksia tulevaisuuden havaintojen tuloksiin, jokainen haara, ei vain ne, jotka on edustettuna suotuisassa dekoodausperiaatteessa, on toiminnallisesti todellinen. Lyhyesti sanottuna jokainen suhteellinen tila kuvaa jotain, jonka lineaarinen dynamiikka vaatii ottamaan todelliseksi ainoassa merkityksessä, jonka Everett ymmärsi.

Siellä on ehdottomasti paikkansa klassisyyskysymyksien samankaltaisuudessa, joka vastaa samanlaista tyyppiä, jota Wallace ja muut suosivat Everettin projektin jatkeena, siltä osin kuin se tuottaa vielä rikkaamman käsityksen, josta voisi löytää kokemuksemme puhtaan aaltojen mekaniikan mallista. Mutta ottaen huomioon, kuinka hän ymmärsi teoriansa ja mitä vaadittiin sen empiirisesti hyväksyttäväksi, Everettin selittävät tavoitteet olivat kiistatta vaatimattomampia kuin monien everettien tavoitteet, ja siten ne saavutettiin helpommin.

Harkitse todennäköisyyttä uudelleen. Jos puhtaan aalto-mekaniikan katsotaan kuvaavan suoraan todellista fyysistä maailmaa, voi tuntua, että pitäisi selittää, mitä se on maailmasta, mikä tekee sopivaksi odottaa yhden suhteellisen tietuejärjestyksen olevan tyypillinen normi-neliössä -amplituditunnetta, kun jokainen fyysisesti mahdollinen tulos todella toteutetaan suhteellisena tilana. Omasta puolestaan Everett uskoi, että kaikki vakiotietojen kvanttilastojen selittämiseen vaadittiin vain se, että pystytään löytämään ne jollakin tavalla tarkalleen ja yksiselitteisesti ideaalisen mallinnetun tarkkailijan suhteellisiin rekistereihin. Ja hän väitetysti teki juuri tämän. Että sellaisella tilillä ei ole ilman lisäolettamuksia,selitä, miksi mittaustietueiden pitäisi odottaa esittävän vakio kvanttilastoja maailmassa, jota puhdas aalto mekaniikka kuvaa suoraan, on tilin heikkous, mutta kiistatta sellainen, jonka ei tarvitse olla huolissaan Everettistä, ottaen huomioon empiirisen uskollisuuden suhteellisen vaatimaton selittävä tavoite. (Katso lisätietoa lähestymistavasta kohdasta kvanttimekaniikan monimaailmainen tulkinta.)

8. Muut Everett-tulkinnat

8.1 Paljain teoria

Se, mitä Albert ja Loewer ovat kutsuneet paljaana kvanttimekaniikan teoriana (Albert ja Loewer, 1988 ja Albert, 1992), on puhdas aalto mekaniikka, jossa on tilojen standarditulkinta. Tässä Everett-lukemassa oletetaan, että hän aikoi pudottaa romahdusdynamiikan vakioteoriasta ja pitää standardin ominaisarvon ja ominaistilan linkin teorian ainoana tulkintaperiaatteena. Tässä ei absoluuttisten ja suhteellisten tilojen välillä ole erityistä eroa, eikä teoriaan vaadita erityisen tyypillisyyden käsitteen lisäämistä. Pikemminkin käytetään Everettin idealisoidun tarkkailijan mallia väittääkseen, että sellaisille tarkkailijoille näyttäisi siltä, että heillä oli täydellisesti määritetyt mittaustulokset, jotka ennustettiin romahtamisen dynamiikan kautta, kun he itse asiassa eivät. Tämä vangitsee Everettin ajatuksen vähentää kvanttimekaniikan vakioennusteita tarkkailijoiden subjektiivisina esiintymisinä, joita itse käsitellään teoriassa.

Olemme jo nähneet perusperustelun täällä. Koska (J) ilmoitti saavansa määrätietoisen tuloksen mittauksen jälkeisessä tilassa

) ket { ldquo / spin / \ up / rdquo} _J / ket { xspin / \ up} _S)

ja ilmoittaisi, että hänellä oli määrätty tulos mittauksen jälkeisessä tilassa

) ket { ldquo / spin / \ down / rdquo} _J / ket { xspin / \ down} _S)

(J) olisi dynamiikan lineaarisuudella varma asenne ilmoittaa virheellisesti, mitä hänellä oli mittauksen jälkeisessä tilassa

[a / ket { ldquo / spin / \ up / rdquo} _J / ket { xspin / \ up} _S + b / ket { ldquo / spin / \ down / rdquo} _J / ket { xspin / \ alas} _S)

Tarkemmin sanottuna päällekkäisessä tilassa hän olisi superpositiossa ilmoittamalla “Sain määritetyn tuloksen, joko spin ylös tai spin down” (suhteessa ensimmäiseen haaraan) ja ilmoittaen “sain määritetyn tuloksen, joko spin up or spin alas”(suhteessa toiseen haaraan), joka kuulostaa täsmälleen absoluuttiselta raportilta“Sain määrätietoisen tuloksen, joko pyöritä ylös tai kääntää alas.”

Siksi, jos oletetaan, että tarkkailijan raportit ovat tosiasiallisesti totta hänen kokemuksestaan, näyttää siltä, että (J) (yksinkertaisena, absoluuttisena tosiasiana) sai hänelle täysin määritellyn tavallisen mittaustuloksen, vaikka hän ei (eli hän ei päättänyt saada "kehrää ylös" eikä päättäväisesti "pyöritä alas").

Samoin voidaan väittää lineaarisesta dynamiikasta ja ihanteellisen tarkkailijan ominaisuuksista, että jos (J) toistaa spin-mittauksensa, hän lopulta suorittaa varmasti tuleen -asetuksen ilmoittaakseen saaneensa saman tuloksen toiseen mittaukseen kuin ensimmäisestä (vaikka hän ei itse asiassa saisi tavallista päättäväistä tulosta kummallekaan). Siksi hänelle näyttää, että kvantmekaaninen tila on romahtanut, kun ei ole tapahtunut romahtamista, maailmojen pilkkoutumista tai jotain muuta, joka tuottaisi tavallisen määritetyn mittaustietueen. Romahduksen subjektiivinen ilme tässä on illuusio, jonka tuottaa lineaarinen dynamiikka yhdessä tarkkailijan sijoitusten kanssa.

Lineaarinen dynamiikka edellyttää myös eräänlaista subjektiivista sopimusta eri tarkkailijoiden välillä. Jos toinen tarkkailija tarkistaisi (J) mittaustuloksen, toinen tarkkailija uskoisi lopulta, että hänen tuloksensa oli hänen kanssaan yhtä mieltä (vaikka kumpikaan tarkkailija ei tosiasiassa ole tavallista määritettyä mittaustietuetta). Tässä mielessä näennäisen romahduksen ilmeisestä tuloksesta on olemassa subjektiivinen yhteisymmärrys.

Lopuksi voidaan osoittaa, että tarkkailija, joka toistaa mittauksen äärettömässä järjestelmäsekvenssissä samassa alkutilassa, lähestyy tilaa, jossa hän ilmoittaa, että hänen mittaustuloksensa jakautuivat satunnaisesti vakio-suhteellisten kvanttitaajuuksien kanssa (kun hän itse asiassa ei saanut tavalliset määritetyt tulokset jokaiselle mittaukselle). Tämä on kvanttimekaniikan ominaisuus ilman romahtaa koskevaa postulettia, jonka Everett itse piti houkuttelevimpana. (Katso Albert (1992) ja Barrett (1999), joissa käsitellään tarkemmin paljaan teorian ehdotusominaisuuksia. Katso Everett (1956, 129–30), (1955, 67), (1956, 121–3 ja 130–3)., ja (1957, 186–8 ja 194–5) hänen keskusteluistaan näistä ominaisuuksista.)

Vaikka voidaan kertoa sellaisia tarinoita sellaisista illuusioista, jotka tarkkailija kokee (kukin vastaa tiettyä väitettä, jonka Everett itse antoi sekä pitkissä että lyhyissä teesissään), paljaalla teorialla on ainakin kaksi vakavaa ongelmaa. Yksi on, että paljain teoria ei ole empiirisesti johdonmukainen: jos teoria olisi totta, olisi mahdotonta koskaan saada luotettavaa empiiristä näyttöä sen hyväksymiseksi totta, kun otetaan huomioon sen ennustamat radikaali tyypit illuusioiden suhteen (katso Barrett (1996) keskustelua varten idea empiirisestä johdonmukaisuudesta). Toinen asia on, että jos paljain teoria olisi totta, jollain todennäköisimmin ei olisi mitään määritteleviä uskomuksia, koska lineaarisen dynamiikan perusteella voitaisiin olettaa, että globaali tila ei milloinkaan ole minkään tietyn tarkkailijan ominaisvaltio (tai edes nykyinen).(Jatkokeskustelua siitä, kuinka kokemuksen on tarkoitus toimia paljaana teoriana ja joihinkin sen kohtaamiin ongelmiin, katso Albert 1992; Bub, Clifton ja Monton, 1998; ja Barrett, 1994, 1996 ja 1999.)

8.2 Monet mielet

Everett katsoi, että kvanttimekaniikan muotoilussa”muodollinen teoria on objektiivisesti jatkuva ja kausaalinen, kun taas subjektiivisesti epäjatkuva ja todennäköisyys” (1973, s. 9). Albert ja Loewer (1988) kaappaavat tämän piirteen suoraan monen mielen teoriassaan tekemällä eroa tarkkailijan fyysisessä tilassa, joka kehittyy jatkuvalla, deterministisellä tavalla, ja tarkkailijan henkisen tilan välillä, joka kehittyy epäjatkuvalla, stokastisella tavalla.

Tämän teorian utelias piirre on, että saadakseen tarkkailijan henkisen tilan jollain tavalla valvoa fyysistä tilaaan, Albert ja Loewer yhdistävät jokaisen tarkkailijan jatkuvan mielen äärettömyyden. Tarkkailijan fyysinen tila, kuten kaikki muutkin fyysiset järjestelmät, kehittyy aina tavanomaisella deterministisellä tavalla, mutta jokainen mieli hyppää satunnaisesti mielentilaan, joka vastaa yhtä Everett-haaraa, joka syntyy kussakin mittauksen kaltaisessa vuorovaikutuksessa. Todennäköisyys, että tietty mieli kokee Everett-haaran, joka liittyy kvanttimekaaniseen amplitudiin (q), on yhtä suuri kuin (q) neliö. Mentaalisen dynamiikan suhteen sittenpitäisi odottaa, että (a) - neliön osuus (J) mielestä lopulta liittyy tulokseen”spin up” (yllä olevan ilmaisun ensimmäinen termi) ja (b) - neliöllinen osuus (J) mieli lopulta liittyy tulokseen "spin down" (yllä olevan ilmaisun toinen termi). Psyykkinen dynamiikka on myös muistia säilyttävää, joten kun mieli on liitetty tiettyyn haaraan, mielen mielentila pysyy yhteensopivana kyseisen haaran edustamien mittausrekisterien kanssa.

Monien mielen teorian etuna DeWittin monimuotoisen teorian alkuperäiseen versioon verrattuna on, että tässä ei tarvita fyysisesti suosittua perustaa. On valittava ensisijainen perusta henkisen dynamiikan määrittelemiseksi kokonaan, mutta tällä valinnalla ei ole mitään tekemistä fysikaalisten tosiasioiden kanssa; sitä voidaan pikemminkin ajatella osana kuvausta fyysisten ja henkisten tilojen välisestä suhteesta. Toinen monien mielen teorian etuna on, että toisin kuin monien maailmojen teorioiden standardimuodoissa, joissa maailmat ja tarkkailijat jakautuvat ja kopioidaan mittauksen kaltaisissa vuorovaikutuksissa, monien mielen teoria ennustaa yksinkertaisesti eteenpäin suuntautuvat kvanttitodennäköisyydet kunkin tietyn mielen tulevat kokemukset. Tämä tietysti vaatii sitä, että mielet ymmärretään sellaisiksi, joilla on transtemporaalisia identiteettejä,jonka Albert ja Loewer selvästi tekevät osana rauhallista sitoutumistaan vahvaan mielen ja kehon dualismiin. Viimeinkin monien mielen teoria on yksi harvoista kvantimekaniikan formulaatioista, jotka ovat selvästi yhteensopivia erikoisrelatiivisuuden kanssa. (Keskustelua siitä, miksi kvanttimittausongelmaa on vaikea ratkaista suhteellisuustekijöiden rajoissa, katso Barrett 2000 ja 2002, keskustelusta paikallisuudesta monien mielenteorioiden suhteen, katso Hemmo ja Pitowski 2003 ja Bacciagaluppi 2002, sekä suhdetta suhteellisuusteorian ja monien maailmojen teorian välillä, ks. Bacciagaluppi 2002.)(Keskustelua siitä, miksi kvanttimittausongelmaa on vaikea ratkaista suhteellisuustekijöiden rajoissa, katso Barrett 2000 ja 2002, keskustelusta paikallisuudesta monien mielenteorioiden suhteen, katso Hemmo ja Pitowski 2003 ja Bacciagaluppi 2002, sekä suhdetta suhteellisuusteorian ja monien maailmojen teorian välillä, ks. Bacciagaluppi 2002.)(Keskustelua siitä, miksi kvanttimittausongelmaa on vaikea ratkaista suhteellisuustekijöiden rajoissa, katso Barrett 2000 ja 2002, keskustelusta paikallisuudesta monien mielenteorioiden suhteen, katso Hemmo ja Pitowski 2003 ja Bacciagaluppi 2002, sekä suhdetta suhteellisuusteorian ja monien maailmojen teorian välillä, ks. Bacciagaluppi 2002.)

Monien mielen teorian pääongelmat koskevat sen sitoutumista vahvaan mielen ja kehon dualismiin ja kysymystä siitä, onko saatava mielenterveyden ylivalta sellainen, että on syytä vaikeuttaa postuloimalla jatkuvaa mielen äärettömyyttä, joka liittyy jokaiseen tarkkailijaan. Jälkimmäisen suhteen voitaisiin hyvin päätellä, että yhden mielen teoria, jossa jokaisella tarkkailijalla on tarkalleen yksi mieli, joka kehittyy satunnaisesti ottaen huomioon standardin kvanttimekaanisen tilan kehitys ja määrittelee tarkkailijan kokemukset ja uskomukset, olisi parempi. (Katso lisäkeskusteluja Albert, 1992 ja Barrett, 1995 ja 1999.)

Sekä yhden mielen että monen mielen teorioita voidaan ajatella piilevinä muuttuvina teorioina, kuten Bohmian-mekaniikassa. Mutta sen sijaan, että asetukseksi määritetään määritetty, kuten Bohmin teoriassa on, ja jos oletetaan sitten, että hiukkasten määritetyt sijainnit tarjoavat tarkkailijoille määritetyt mittarekisterit, tässä tehdään suoraan tarkkailijoiden henkiset tilat, ja vaikka tämä on ei-fyysinen parametri, taataan, että tarkkailijoille annetaan määritetyt mittaustiedot.

8.3 Monet ketjut

Monien maailmojen vakiomuotoisessa teoriassa maailmojen otetaan halkaistu ajan myötä, kun uusia haaratuotteita syntyy mittamaisessa vuorovaikutuksessa. Yksi ongelma tässä on se, että tarkkailijan tulevaisuudennäkymä todennäköisyys saada jokainen kvantimekaanisesti mahdollinen tulos mittaukselle on yksinkertaisesti yksi, koska jokainen mahdollinen mittaustulos on tosiasiallisesti tallennettu havaitsijan jollekin tulevaan kopioon, joka on mittauksen jälkeinen. oksat. Yksi tapa saada oikeat tulevaisuuteen suuntautuvat todennäköisyydet, kvanttimekaniikan tavanomaiset todennäköisyyslaskelmat, on postuloida maailmoja, jotka eivät koskaan haaraudu. Tällaisille maailmoille voisi olla ominaista täydellinen historia. Jos joku on sellaisessa maailmassa, niin se vain kokee sen historian.

Tässä oleva idea liittyy läheisesti monen historian perinteisiin Everettin tulkinnasta. Gell-Mann ja Hartle (1990) luonnehtivat Everettin teoriaa sellaiseksi, joka kuvaa monia, toisiaan purkavia historiaa. Tällaisessa teoriassa voitaisiin ajatella jokaisesta fyysisesti mahdolli- sesta Everett-haarojen läpi kulkevasta säikeestä, joka määrittelee maailman.

Selvemmin voidaan nähdä, kuinka monisäikeinen teoria tarjoaa tulevaisuudennäkymiä todennäköisyyttä harkitsemalla, kuinka tällainen teoria voitaisiin rakentaa Albertin ja Loewerin monen mielen teoriasta. Tätä varten harkitse kutakin täydellistä suuntausta, jonka tarkkailijan tietty mieli voi viedä Everett-haarojen läpi. Liittyvään monisäikeiseen teoriaan on täsmälleen yksi maailma jokaiselle tälle täydelliselle tielle. Mitä mieli näkee, mitä todella tapahtuu tässä maailmassa. Tällä tavalla jokaisen tarkkailijan mielessä määritetään haarautumaton maailma. yksi ottaa sitten säikeisiin liittyvän kvantmekaanisen amplitudin määrittääkseen todennäköisyyden maailmojen joukolle. Tämä edustaa aiempaa episteemistä todennäköisyyttä siitä, että jokainen mahdollinen haarautumaton maailma on itse asiassa meidän. Nämä todennäköisyydet päivitetään sitten, kun saadaan lisätietoja maailman todellisesta historiasta. Koska sellaisilla maailmoilla ja kaikella niillä on täysin tavanomaiset transtemporaaliset identiteetit, ei tule olemaan mitään erityistä ongelmaa puhumalla tulevaisuudennäkymistä. Tulevaisuuden tapahtuman tulevaisuudennäkymä on vain episteminen todennäköisyys siitä, että tapahtuma todella tapahtuu maailmassa, jossa asumme.

Bohmian-mekaniikan kaltaisen pilaantumattoman, muuttuvan teorian ja haarautumattoman monien maailmojen teorian, kuten monisäikeisen teorian, välillä on läheinen yhteys. Bohmian-mekaniikassa aaltofunktio kehittyy aina tavanomaisella deterministisellä tavalla, mutta hiukkasten oletetaan aina olevan täysin määritettyissä asemissa. (N) - partikkelijärjestelmässä hiukkaskokoonpanon voidaan ajatella olevan työnnetty ympäri (3N) - ulotteiseen konfiguraatiotilaan aaltofunktion neliömäisen normin virtauksen aivan kuten massaton hiukkanen olisi. puristetun nesteen ympäröimä (kokoonpuristuva neste tässä on normaalin aalto-funktion antama todennäköisyysjakauma konfiguraatiotilassa). Tässä sekä aaltofunktion että hiukkaskokoonpanon kehitys ovat täysin deterministisiä. Kvanttitodennäköisyydet ovat seurausta jakelupululaatista. Jakelupostulaatti asettaa alkuperäisen aikaisemman todennäköisyysjakauman, joka on yhtä suuri kuin aaltofunktion normitaso ruudulla ensimmäistä kertaa. Mittaustuloksista opitaan, mikä on uusi efektiivinen aaltofunktio, mutta koskaan ei tiedä enemmän kuin mitä standardi kvanttilastot sallivat. Itse asiassa Bohmin teoria ennustaa aina vakiokvanttitodennäköisyydet hiukkaskokoonpanoille, mutta se ennustaa nämä episteemisinä todennäköisyyksinä. Bohmin teorian on tarkoitus antaa määritetyt mittaustulokset määritettyjen hiukkaskokoonpanojen suhteen (sanoen osoittimen sijainti mittauslaitteessa). (Katso lisätietoja Barrett (1999) ja Bohmian-mekaniikkaa koskevasta kohdasta.)Jakelupostulaatti asettaa alkuperäisen aikaisemman todennäköisyysjakauman, joka on yhtä suuri kuin aaltofunktion normitaso ruudulla ensimmäistä kertaa. Mittaustuloksista opitaan, mikä on uusi efektiivinen aaltofunktio, mutta koskaan ei tiedä enemmän kuin mitä standardi kvanttilastot sallivat. Itse asiassa Bohmin teoria ennustaa aina vakiokvanttitodennäköisyydet hiukkaskokoonpanoille, mutta se ennustaa nämä episteemisinä todennäköisyyksinä. Bohmin teorian on tarkoitus antaa määritetyt mittaustulokset määritettyjen hiukkaskokoonpanojen suhteen (sanoen osoittimen sijainti mittauslaitteessa). (Katso lisätietoja Barrett (1999) ja Bohmian-mekaniikkaa koskevasta kohdasta.)Jakelupostulaatti asettaa alkuperäisen aikaisemman todennäköisyysjakauman, joka on yhtä suuri kuin aaltofunktion normitaso ruudulla ensimmäistä kertaa. Mittaustuloksista opitaan, mikä on uusi efektiivinen aaltofunktio, mutta koskaan ei tiedä enemmän kuin mitä standardi kvanttilastot sallivat. Itse asiassa Bohmin teoria ennustaa aina vakiokvanttitodennäköisyydet hiukkaskokoonpanoille, mutta se ennustaa nämä episteemisinä todennäköisyyksinä. Bohmin teorian on tarkoitus antaa määritetyt mittaustulokset määritettyjen hiukkaskokoonpanojen suhteen (sanoen osoittimen sijainti mittauslaitteessa). (Katso lisätietoja Barrett (1999) ja Bohmian-mekaniikkaa koskevasta kohdasta.)Mittaustuloksista opitaan, mikä on uusi efektiivinen aaltofunktio, mutta koskaan ei tiedä enemmän kuin mitä standardi kvanttilastot sallivat. Itse asiassa Bohmin teoria ennustaa aina vakiokvanttitodennäköisyydet hiukkaskokoonpanoille, mutta se ennustaa nämä episteemisinä todennäköisyyksinä. Bohmin teorian on tarkoitus antaa määritetyt mittaustulokset määritettyjen hiukkaskokoonpanojen suhteen (sanoen osoittimen sijainti mittauslaitteessa). (Katso lisätietoja Barrett (1999) ja Bohmian-mekaniikkaa koskevasta kohdasta.)Mittaustuloksista opitaan, mikä on uusi efektiivinen aaltofunktio, mutta koskaan ei tiedä enemmän kuin mitä standardi kvanttilastot sallivat. Itse asiassa Bohmin teoria ennustaa aina vakiokvanttitodennäköisyydet hiukkaskokoonpanoille, mutta se ennustaa nämä episteemisinä todennäköisyyksinä. Bohmin teorian on tarkoitus antaa määritetyt mittaustulokset määritettyjen hiukkaskokoonpanojen suhteen (sanoen osoittimen sijainti mittauslaitteessa). (Katso lisätietoja Barrett (1999) ja Bohmian-mekaniikkaa koskevasta kohdasta.)Bohmin teorian on tarkoitus antaa määritetyt mittaustulokset määritettyjen hiukkaskokoonpanojen suhteen (sanoen osoittimen sijainti mittauslaitteessa). (Katso lisätietoja Barrett (1999) ja Bohmian-mekaniikkaa koskevasta kohdasta.)Bohmin teorian on tarkoitus antaa määritetyt mittaustulokset määritettyjen hiukkaskokoonpanojen suhteen (sanoen osoittimen sijainti mittauslaitteessa). (Katso lisätietoja Barrett (1999) ja Bohmian-mekaniikkaa koskevasta kohdasta.)

Jos yksi valitsee aseman suositeltavana fysikaalisena havainnoitavana ja hyväksyy Bohmin teorian hiukkasdynamiikan, niin voidaan rakentaa monisäikeinen teoria vahvistamalla alkuaaltofunktio ja Hamiltonin arvio ja ottamalla huomioon kaikki mahdolliset hiukkasten alkuperäiset kokoonpanot vastaamaan erilaista täydellinen historia mahdolliselle maailmalle. Tässä aikaisemmat todennäköisyydet annetaan Bohmin teoreettisessa jakelupostulaatissa, ja nämä todennäköisyydet päivitetään Bayesin mukaan mittaustuloksille. Päivitetyt episteemiset todennäköisyydet tuottavat tehokkaan Bohmian-aaltofunktion. Joten ainoa ero Bohmin teorian ja siihen liittyvän monisäikeisen teorian välillä on se, että monisäikeinen teoria kohtelee kaikkia mahdollisia Bohmian maailmoja samanaikaisesti olemassa olevina maailmoina, joista vain yksi on meidän. Monisäikeinen teoria voidaan konstruoida käytännöllisesti katsoen mihin tahansa määritettyyn fysikaaliseen määrään samoin kuin rakennettaisiin piilotetun muuttujan tai modaaliteoria. (Ks. Kohta kvanttimekaniikan modaalitulkinnoista.)

Vertailu Bohmian-mekaniikkaan tekee selväksi sen, missä yhden mielen teoria, monen mielen teoria ja monisäikeinen teoria ovat piilotettu-muuttuva teoria. Kummassakin tapauksessa "piilotetun" muuttujan (ts. Muuttujan, jota ei yksin määrittele standardi kvantti-mekaaninen tila) määritetty arvo määrittää mittaustietueemme, ja tämän muuttujan dynamiikka yhdessä aikaisempien todennäköisyyksien kanssa määrittää tuottaa standardit kvanttilastot. Everett puolestaan harkitsi nimenomaisesti sellaisia piilotettujen muuttujien teorioita, mutta katsoi, että puhtaan aallon mekaniikan suhteellisen tilan muotoilussaan ei tarvinnut tällaisen muuttujan lisäämistä mallinnettavien tarkkailijoiden kokemuksen selittämiseksi. Tämä on hyvä syy ottaa sellaiset teoriat epäonnistuvat vangitsemaan Everettin suosittua kvanttimekaniikan muotoilua.

8.4 Suhteelliset tosiasiat

Lähestymistapa, joka on läheinen hengelle Everettin suhteellisen tilan tulkinnalle puhdasta aaltojohdannaista, on yksinkertaisesti kieltää fyysisten järjestelmien ominaisuuksista tai tarkkailijoiden muistiinpanoista, kokemuksista ja vakaumuksista tosiasioihin liittyviä merkittäviä tosiasioita ja vaatia, että kaikki fyysiset tosiasiat, jotka ovat tärkeitä kokemuksemme selittämisessä, ovat suhteellisia (katso Saunders, 1995, 1997 ja 1998, Conroy 2012 ja relaatiokvantimekaniikka esimerkkejä siitä, miten tämä voisi toimia). Yllä olevassa kokeessa kvanttimekaniikan relaatioformulaatio ei kuvaile tarkkailijaa ((J)) uskovan, että hänen tuloksensa "spin up", eikä se kuvaile häntä uskovan, että hänen tulos "spin down". Pikemminkin ei olisi mitään yksinkertaista tosiasiaa siitä, mikä tulos (J) tallennettiin. Täällä (J) kirjasi, että hänen tuloksensa "spin up" suhteessa (S) on x-spin up ja (J) kirjasi, että hänen tulos "spin down" suhteessa (S) on x-spin alas. Samoin (S) -tila on x-spin ylöspäin suhteessa (J) uskoen, että hänen tuloksensa oli "spin up" jne. Tässä Everett-lukemassa fyysiset tosiasiat ovat pääosin suhteellisia, ja siis tyypillisesti ei ole mitään yksinkertaisia tosiasioita minkään yksittäisen fyysisen järjestelmän ominaisuuksista.

Yksi tapa ymmärtää tämä on ajatella Everett-haaraa indeksinä, joka muistuttaa aikaa. Aivan kuten yhdellä voi olla erilaisia yhteensopimattomia fysikaalisia tiloja eri aikoina, tässä voi olla erilaisia, yhteensopimattomia fyysisiä tiloja samanaikaisesti, mutta eri haarailla. Sen sijaan, että otettaisiin huomioon määritetyt mittaustietueet kerrallaan, kiistetään se, että tyypillisesti on olemassa yksinkertainen tosiasia siitä, mikä tarkkailijan mittatietue kerrallaan on. Sikäli kuin mittarekisterin arvoon liittyy tosiasia, se on tosiasia kerrallaan ja haarassa. Tästä ehdotuksesta voitaisiin ehdottaa erilaista hakemistohakemusta jokaiselle määrittelemällesi täydelliselle pohjalle. Mutta täydellinen sarja suhteellisia tosiasioita kerrallaan, joukko suhteellisia tosiasioita, jotka saadaan ottamalla huomioon kaikki mahdolliset haarat hakemistossa kerrallaan,ei vaadi yhden määrittelemistä suositeltavalle perustalle teorialle.

Kvanttitodennäköisyydet eivät tässä ole kuvaavia siitä, mikä Everett-haara on todellinen, koska ne kaikki ovat. Pikemminkin kvanttodennäköisyydet kuvailevat haaraindeksin rakennetta kenties jonkin verran, koska ajallinen kesto kuvaa kuvaa aikaindeksejä. Vaikka ei ole epäselvää, ainakin tavanomaisen rationaalisen valinnan perusteella, miksi asiamiehen tulisi huolehtia siitä, että sellaisilla todennäköisyyksillä ilmoitetaan päätöksistään, ei ole mahdotonta, että joku muotoilee vakuuttavan tarinan, kenties samanlainen kuin ajalliset tosiasiat voivat vaikuttaa asiamiehen edustajiin. mieltymykset. (Katso relaatiokvanttimekaniikka tarkempana sellaisten lähestymistapojen käsittelemiseksi.)

9. Yhteenveto

Everett otti versionsa Wignerin ystävä-tarinasta paljastaakseen kvanttimekaniikan vakiomuotoisen romahdusformulaation epäjohdonmukaisuuden ja Kööpenhaminan tulkinnan puutteellisuuden. Ongelmana oli, että kumpikaan ei voinut olla järkeä sisäkkäisissä mittauksissa. Ja koska puhtaan aallon mekaniikan ansiosta voitiin antaa johdonmukainen kuvaus sisäkkäisistä mittauksista, hän otti sen selvittääkseen mittausongelman välittömästi. Sitten tehtävänä oli selittää, missä mielessä puhtaan aallon mekaniikan voidaan katsoa olevan empiirisesti uskollinen määritettyihin mittaustietueisiin, joissa on vakio kvantimekaaniset tilastot.

Everettin puhtaan aallon mekaniikan suhteellisessa tilassa olevalla formulaatiolla on useita houkuttelevia hyveitä. Se eliminoi romahtamisen dynamiikan ja ratkaisee siten välittömästi kahden dynaamisen lain mahdollisen ristiriidan. Se on johdonmukainen, sovellettavissa kaikkiin fysikaalisiin järjestelmiin ja kenties niin yksinkertainen kuin kvanttimekaniikan muotoilu voi olla. Ja se on empiirisesti uskollista, että voidaan löytää tarkkailijan kvanttikokemus suhteellisina tietueina puhtaan aallon mekaniikan mallissa ja voidaan löytää mitta tietueiden suhteellisissa sekvensseissä siten, että useimmilla sellaisilla sekvensseillä on vakio kvanttilaskelma.

Siltä osin kuin Everettin empiirisen uskollisuuden standardi sisälsi vain mallinnetulle tarkkailijalle liittyvien mittatietueiden löytämisen teoriassa, jotka ovat yhden mieltä kokemuksen kanssa, se on suhteellisen heikko valikoima empiiristä riittävyyttä. Tämän ehdon suhteellista heikkoutta kuvaa se, että tapa, jolla kokemus löydetään puhtaan aaltojohdannan mallista, ei selitä miksi pitäisi odottaa saavansa kyseinen erityinen kokemus teorian kuvaamassa maailmassa. Teorian arvioiminen empiirisesti riittäväksi, kun se kertoo meille, että on olemassa tapa, jossa kaikki fyysisesti mahdollinen tosiasiallisesti tapahtuu, painottaa selkeästi empiirisen riittävyyden ajatusta. Mutta voidaan kuitenkin väittää, että puhtaan aaltojohdannaisen suhteellisen tilan muotoilun empiirinen uskollisuus edustaa ei-triviaalia empiiristä hyvettä.

Everettin puhtaan aallon mekaniikan suhteellista tilaa koskevassa formulaatiossa on edelleen joukko vaihtoehtoisia rekonstruktioita. Sikäli kuin puhtaan aalto-mekaniikan avulla saadaan selkeä lähtökohta kvantimittausongelman ratkaisemiseksi, voidaan löytää tällaisia vaihtoehtoja luonnollisesti pakottavia.

bibliografia

  • Albert, DZ, 1986, “Kuinka ottaa valokuva toisesta Everett-maailmasta”, New Yorkin tiedeakatemian vuosikirjat: Uusia tekniikoita ja ideoita kvanttimittausteoriassa, 480: 498–502.
  • –––, 1992, Quantum Mechanics and Experience, Cambridge, MA: Harvard University Press.
  • Albert, DZ ja JA Barrett: 1995,”mitä maailmassa tarvitaan”, Topoi, 14: 35–37.
  • Albert, DZ ja B. Loewer, 1988,”Monien maailmojen tulkinta”, Synthese, 77: 195–213.
  • Bacciagaluppi, G., 2002,”Huomautuksia avaruus-ajasta ja paikallisuudesta Everettin tulkinnassa”, T. Placek ja J. Butterfield (toim.), Ei-sijainti ja modaalisuus, Dordrecht: Kluwer Academic, s. 105–122. [Esipainatus saatavilla verkossa].
  • Barrett, J., 1994,”Kvanttimekaniikan ehdotetut ominaisuudet ilman romahtamispostullaatiota”, Erkenntnis, 41: 233–252.
  • –––, 1995,”Kvanttimekaniikan yhden mielen ja monen mielen formulaatiot”, Erkenntnis, 42: 89–105.
  • –––, 1996,”Empiirinen riittävyys ja luotettavien tietueiden saatavuus kvantmekaniikassa”, Tiedefilosofia, 63: 49–64.
  • –––, 1999, Mielen ja maailmojen kvantti mekaniikka, Oxford: Oxford University Press.
  • –––, 2000,”Mittaustietojen luonne relatiivisessa kvanttikenttäteoriassa”, M. Kuhlman, H. Lyre ja A. Wayne (toim.), Kvanttikenttäteorian ontologiset näkökohdat, Singapore: World Scientific. [Esipainatus saatavilla verkossa].
  • –––, 2005 “Relativistinen kvanttimekaniikka kehyksestä riippuvien rakenteiden kautta”, Tiedefilosofia 72: 802–813.
  • –––, 2010,”Puhtaan aallon mekaniikan rakenteellinen tulkinta”, Humana. Mente, numero 13 (huhtikuu 2010).
  • –––, 2011a,”Puhtaan aallon mekaniikan uskollisesta tulkinnasta”, Brittiläinen tiedefilosofian lehti, 62 (4): 693–709.
  • –––, 2011b,”Everettin puhtaan aallon mekaniikka ja maailman käsitys”, Tiedefilosofian eurooppalainen lehti, 1 (2): 277–302.
  • –––, 2017, “Tyypilliset maailmat”, Opiskelu modernin fysiikan historiassa ja filosofiassa, 58: 31–40.
  • Barrett, J. ja P. Byrne (toim.), 2012, Kvanttimekaniikan Everett-tulkinta: Kerätyt teokset 1955–1980 kommenttien avulla, Princeton: Princeton University Press.
  • Bell, JS, 1987, puhuttava ja sanomaton, Quantum Theory, Cambridge: Cambridge University Press.
  • Bub, J., R. Clifton ja B. Monton, 1998, "Paljaalla teorialla ei ole vaatteita", julkaisuissa R. Healey ja G. Hellman (toim.), Quantum Measurement: Beyond Paradox, (Minnesota Studies in the Philosophy of Tiede: Volyymit 17), Minneapolis: University of Minnesota Press, 32–51.
  • Butterfield, J., 1995,”Maailmat, mielet ja Quanta”, Aristotelian Society, täydennysosa, LXIX: 113–158.
  • –––, 2001, “Jotkut kvantiteorian maailmat”, julkaisussa R. Russell, J. Polkinghorne et ai. (toim.), Quantum Mechanics (Tieteelliset perspektiivit jumalallisesta toiminnasta: Osa 5), Vatikaani: Vatikaanin observatorion julkaisut, s. 111–140. [Esipainatus saatavilla verkossa].
  • Byrne, P., 2007, “Hugh Everettin monet maailmat”. Tieteellinen amerikkalainen, joulukuu 2007: 98–105. [Esipainatus saatavilla verkossa].
  • –––, 2010, Hugh Everett III: n monet maailmat: useita universumeja, keskinäinen varma tuhoaminen ja ydinperheen tuhoaminen. Oxford: Oxford University Press.
  • Clifton, R., 1996,”Mitä maailmassa vie pois”, Tiedefilosofia, 63: S151 – S158.
  • Conroy, C., 2012,”Suhteellisten tosiasioiden tulkinta ja Everettin huomautus lisätty todisteena”. Opinnot modernin fysiikan historiasta ja filosofiasta, 43: 112-120.
  • Deutsch, D., 1997, Todellisuuden kangas: Rinnakkaisuniversumien tiede ja sen vaikutukset. New York: Allen Lane.
  • –––, 1999,”Todennäköisyyden ja päätösten kvantiteoria ja päätökset”, Lontoon kuninkaallisen yhdistyksen julkaisut, A455: 3129–3137. [Esipainatus saatavilla verkossa].
  • DeWitt, BS, 1970, “Quantum Mechanics and Reality”. Fysiikka tänään, klo 23: 30–35.
  • –––, 1971, “Kvanttimekaniikan monien universumien tulkinta”, julkaisussa BD'Espagnat (toim.), Quantum Mechanics Foundations, New York: Academic Press. Uudelleen painettu julkaisuissa DeWitt ja Graham 1973, s. 167–218.
  • DeWitt, BS, ja N. Graham (toim.), 1973, Quantum Mechanicsin monen maailman tulkinta, Princeton: Princeton University Press.
  • Dowker, F., ja A. Kent, 1996,”Johdonmukaisesta historiallisesta lähestymistavasta kvanttimekaniikkaan”, Journal of Statistics Physics, 83 (5–6): 1575–1646.
  • Everett, H., 1956,”Universaaliaalto-funktion teoria”. Ensin painettu julkaisuissa DeWitt ja Graham (1973), 3–140. Uusintapainos, kuten tässä siteerattu, Barrett ja Byrne (2012) 72–172.
  • –––, 1957a, Kvanttimekaniikan perusteista, Ph. D. opinnäytetyö, Princetonin yliopisto, fysiikan laitos. Katso Everett (1957b).
  • –––, 1957b,”Kvanttimekaniikan” suhteellisen tilan”muotoilu”, Review of Modern Physics, 29: 454–462. Tämä artikkeli seuraa tarkkaan Everett (1957a). Tässä Everettinä (1957) mainittu versio esitetään Barrettissa ja Byrnessa (2012, 174–196), ja se sisältää sekä Everettin (1957a) että (1957b) kommenttineen.
  • Gell-Mann, M., ja JB Hartle, 1990,”Kvanttimekaniikka kvantin kosmologian valossa”, julkaisussa WH Zurek (toim.), Complexity, Entropy and Information Physics, (Santa Fe Institute Studies -julkaisu) julkaisussa Sciences of Complexity: Osa VIII (Redwood City, CA): Addison-Wesley, s. 425–458.
  • Geroch, R., 1984,”The Everett Interpretation”, Noûs, 18: 617–633.
  • Greaves, H., 2006,”Todennäköisyys Everett-tulkinnassa”, Filosofian kompassi, 2 (1): 109–128. [Esipainatus saatavilla verkossa].
  • Healey, R., 1984,”Kuinka monta maailmaa?”, Noûs, 18: 591–616.
  • Hemmo, M., ja I. Pitowsky, 2003,”Todennäköisyys ja epälokaaalisuus monien mieleiden kvanttimekaniikan tulkinnoissa”, Brittiläinen tiedefilosofian lehti, 54 (2): 225–243. [Esipainatus saatavilla verkossa].
  • Lewis, PJ, 2016, Quantum Ontology: Opas kvanttimekaniikan metafysiikkaan, Oxford ja New York: Oxford University Press.
  • Lockwood, M., 1989, Mind, Brain ja Quantum, Oxford: Blackwell.
  • –––, 1996,”Monet mielen tulkinnat kvanttimekaniikasta”, Brittiläinen tiedefilosofian lehti, 47 (2): 159–188.
  • Mermin, D., 1998,”Mitä kvantimekaniikka yrittää kertoa meille?”, American Journal of Physics, 66: 753–767. [Esipainatus saatavilla verkossa].
  • Osnaghi, D., F. Freitas, O. Freire, Jr., 2009, “Everettian harhaoppi synty.” Opinnot modernin fysiikan historiasta ja filosofiasta, 40: 97-123.
  • Rovelli, C., 1996, “Relational Quantum Mechanics”, International Journal of Theoretical Physics, 35: 1637. [Esipainatus saatavilla verkossa].
  • Saunders, S., 1995,”Aika, kvantti- mekaniikka ja Decoherence”, Synthese, 102 (2): 235–266.
  • –––, 1997,”Metafysiikan naturalisointi (filosofia, kvanttimekaniikka, mittausongelma)”, Monist, 80 (1): 44–69.
  • –––, 1998,”Aika, kvanttimekaniikka ja todennäköisyys”, Synthese, 114 (3): 373–404.
  • Saunders, S., J. Barrett, A. Kent ja D. Wallace (toim.), 2010, Many Worlds? Everett, Quantum Theory, ja todellisuus, Oxford: Oxford University Press.
  • Stein, H., 1984,”Kvanttimekaniikan Everett-tulkinta: monia maailmoja vai ei mitään?”, Noûs, 18: 635–52.
  • von Neumann, J., 1955, Kvanttimekaniikan matemaattiset perusteet, Princeton: Princeton University Press. (Kääntäjä R. Beyer, Mathematische Grundlagen der Quantenmechanik, Springer: Berliini, 1932.)
  • Wallace, D., 2002,”Maailmat Everett-tulkinnassa”, Opinnot modernin fysiikan historiasta ja filosofiasta, 33B (4): 637–661.
  • –––, 2003, “Everettinen rationaalisuus: Deutschin lähestymistavan puolustaminen todennäköisyyteen Everett-tulkinnassa”, historian ja luonnontieteiden filosofian opinnot, osa B: Nykyfysiikan historian ja filosofian tutkimukset, 34 (3): 415–38. [Esipainatus saatavilla verkossa].
  • –––, 2006,”Epistemologia kvantoitu: Olosuhteet, joissa meidän pitäisi uskoa Everett-tulkintaan”, 57 (4): 655–689. [Esipainatus saatavilla verkossa].
  • –––, 2007,”Kvantin todennäköisyys subjektiivisesta todennäköisyydestä: parantaminen Deutschin todisteessa todennäköisyyssääntöstä”, historian ja luonnontieteiden filosofian opinnot, osa B: Nykyfysiikan historian ja filosofian opinnot, 38 (2): 311– 332. [Esipainatus saatavilla verkossa].
  • –––, 2010 “Koristeellisuus ja ontologia” Saunders, et al. (toim.) (2010) s. 53–72.
  • –––, 2012 Emergent Multiverse: Quantum Theory Everett-tulkinnan mukaan, Oxford: Oxford University Press.
  • Werner, FG, 1962, Xavierin yliopiston fysiikan laitoksella 1. – 5. Lokakuuta 1962 pidetyn kvanttimekaniikan perusteita käsittelevän konferenssin kopio. Osallistujien kommentit kirjoitti FG Werner, ja osallistujilla oli ilmeisesti mahdollisuus tehdä korjauksia Werner-konekirjoitus. Julkaissut CD: llä Xavier University, 2002.
  • Wheeler, JA ja WH Zurek (toim.), 1983, Quantum Theory and Measurement, Princeton: Princeton University Press.
  • Zurek, WH, 1991,”Koristeellisuus ja siirtymä kvantista klassiseen”, Physics Today, 44: 36–44.

Akateemiset työkalut

sep mies kuvake
sep mies kuvake
Kuinka mainita tämä merkintä.
sep mies kuvake
sep mies kuvake
Esikatsele tämän tekstin PDF-versio SEP-Ystävien ystävissä.
inpho-kuvake
inpho-kuvake
Katso tätä kirjoitusaihetta Internet Philosophy Ontology Projektista (InPhO).
phil paperit -kuvake
phil paperit -kuvake
Parannettu bibliografia tälle merkinnälle PhilPapersissa, linkkien avulla tietokantaan.

Muut Internet-resurssit

Hugh Everett III käsikirjoitusarkisto UC Irvine

[Ole hyvä ja ota yhteyttä kirjoittajaan, niin saat lisätietoja.

Suositeltava: