[{"@context":"http:\/\/schema.org\/","@type":"BlogPosting","@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2pl\/wiki27\/postulas-of-quantum-mechanics-wikipedia\/#BlogPosting","mainEntityOfPage":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2pl\/wiki27\/postulas-of-quantum-mechanics-wikipedia\/","headline":"Postulas of Quantum Mechanics – Wikipedia","name":"Postulas of Quantum Mechanics – Wikipedia","description":"before-content-x4 Uczestnicy kongresu Solvay w 1927 r. Na mechanice kwantowej Ten artyku\u0142 dotyczy Kwantowe postulaty mechaniczne . Opis \u015bwiata mikroskopowego","datePublished":"2019-04-27","dateModified":"2019-04-27","author":{"@type":"Person","@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2pl\/wiki27\/author\/lordneo\/#Person","name":"lordneo","url":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2pl\/wiki27\/author\/lordneo\/","image":{"@type":"ImageObject","@id":"https:\/\/secure.gravatar.com\/avatar\/44a4cee54c4c053e967fe3e7d054edd4?s=96&d=mm&r=g","url":"https:\/\/secure.gravatar.com\/avatar\/44a4cee54c4c053e967fe3e7d054edd4?s=96&d=mm&r=g","height":96,"width":96}},"publisher":{"@type":"Organization","name":"Enzyklop\u00e4die","logo":{"@type":"ImageObject","@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki4\/wp-content\/uploads\/2023\/08\/download.jpg","url":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki4\/wp-content\/uploads\/2023\/08\/download.jpg","width":600,"height":60}},"image":{"@type":"ImageObject","@id":"https:\/\/upload.wikimedia.org\/wikipedia\/commons\/thumb\/3\/38\/Info_Simple.svg\/12px-Info_Simple.svg.png","url":"https:\/\/upload.wikimedia.org\/wikipedia\/commons\/thumb\/3\/38\/Info_Simple.svg\/12px-Info_Simple.svg.png","height":"12","width":"12"},"video":[null,null,null],"url":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2pl\/wiki27\/postulas-of-quantum-mechanics-wikipedia\/","wordCount":14218,"articleBody":"     (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});before-content-x4 Uczestnicy kongresu Solvay w 1927 r. Na mechanice kwantowej Ten artyku\u0142 dotyczy Kwantowe postulaty mechaniczne . Opis \u015bwiata mikroskopowego dostarczonego przez mechanik\u0119 kwantow\u0105 opiera si\u0119 na radykalnie nowej wizji i jest w tym przeciwny mechanikom klasycznej. Opiera si\u0119 na postulatach.        (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4Je\u015bli istnieje bardzo du\u017cy konsensus mi\u0119dzy fizykami w zakresie realizacji oblicze\u0144, kt\u00f3re umo\u017cliwiaj\u0105 uwzgl\u0119dnienie zjawisk kwantowych i przewidywanie ich ewolucji, nie ma konsensusu co do wyj\u0105tkowego sposobu wyja\u015bnienia ich uczniom. To jest pow\u00f3d, dla kt\u00f3rego liczba, zam\u00f3wienie, a zw\u0142aszcza sformu\u0142owanie postulat\u00f3w mechaniki kwantowej, mo\u017ce si\u0119 r\u00f3\u017cni\u0107 w zale\u017cno\u015bci od \u017ar\u00f3de\u0142 [[[ Pierwszy ] W [[[ 2 ] . Przez wi\u0119kszo\u015b\u0107 czasu postulaty s\u0105 wymienione jako sze\u015b\u0107 w liczbie i przedstawione w spos\u00f3b zbli\u017cony do nast\u0119puj\u0105cego sposobu, kt\u00f3ry zostanie wyja\u015bniony, opracowany i skrytykowany bardziej szczeg\u00f3\u0142owo w pozosta\u0142ej cz\u0119\u015bci tego artyku\u0142u:        (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4Stan uk\u0142adu kwantowego jest definiowany przez wektor, kt\u00f3ry jest liniow\u0105 kombinacj\u0105 ze z\u0142o\u017conymi wsp\u00f3\u0142czynnikami, stan\u00f3w podstawowych. (Zasada superpozycji) Fizyczne obserwowalne (to znaczy \u201erzeczy, kt\u00f3re mierzymy\u201d [[[ 3 ] ) s\u0105 reprezentowane przez operator\u00f3w matematycznych. (Zasada korespondencji) \u015arodki nie mog\u0105 podawa\u0107 innych wynik\u00f3w ni\u017c te, kt\u00f3re odpowiadaj\u0105 w\u0142asnym warto\u015bciom tych operator\u00f3w matematycznych. (Zasada kwantyfikacji [[[ 4 ] ) Czyste wektory, kt\u00f3re odpowiadaj\u0105 tym w\u0142asnym warto\u015bciom, stanowi\u0105 podstaw\u0119 w przestrzeni stan\u00f3w tego systemu [[[ 5 ] . Obliczenia matematyczne zapewniaj\u0105 prawdopodobie\u0144stwo zaobserwowania tego lub tego wyniku pomiaru [[[ 6 ] . (Urodzona zasada regu\u0142y i rozk\u0142adu spektralnego [[[ 4 ] ) Miara modyfikuje stan uk\u0142adu kwantowego zmierzonego w celu dokonania prawdopodobie\u0144stwa, kt\u00f3re nie zosta\u0142y przeprowadzone. (Zasada redukcji pakietu falowego) Ewolucja w czasie uk\u0142adu kwantowego jest ustalana przez r\u00f3wnanie Schr\u00f6dingera.  Matematyczne sformu\u0142owanie mechaniki kwantowej, w swoim og\u00f3lnym u\u017cyciu, wykorzystuje g\u0142\u00f3wnie do oceny hamulca BRA-DIRAC, co umo\u017cliwia zwi\u0119z\u0142e przedstawienie operacji na przestrzeniach Hilberta u\u017cywanych w analizie funkcjonalnej. Ten sformu\u0142owanie jest cz\u0119sto przypisywane Johnowi von Neumann. Albo H {DisplayStyle {Mathcal {H}}} Oddzielna z\u0142o\u017cona przestrze\u0144 Hilberta. Wszystkie stany s\u0105 przestrzeni\u0105 rzutow\u0105        (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4H P {DisplayStyle {Mathcal {H}} p} przeszkolony H {DisplayStyle {Mathcal {H}}} ; Innymi s\u0142owy, stan jest lini\u0105 wektorow\u0105 (z\u0142o\u017con\u0105) H {DisplayStyle {Mathcal {H}}} . Operator jest liniow\u0105 transformacj\u0105 g\u0119stej podprzestrzeni H {DisplayStyle {Mathcal {H}}} w kierunku H {DisplayStyle {Mathcal {H}}} .Je\u015bli ten operator jest ci\u0105g\u0142y, w\u00f3wczas t\u0119 transformacj\u0119 mo\u017cna przed\u0142u\u017cy\u0107 wyj\u0105tkowo do liniowej transformacji ograniczonej H {DisplayStyle {Mathcal {H}}} w kierunku H {DisplayStyle {Mathcal {H}}} .Zgodnie z tradycj\u0105 obserwowalne rzeczy s\u0105 uto\u017csamiane z operatorami, chocia\u017c jest to w\u0105tpliwe, szczeg\u00f3lnie w obecno\u015bci symetrii. Dlatego niekt\u00f3rzy wol\u0105 stan g\u0119sto\u015bci. W tym kontek\u015bcie zasada niepewno\u015bci Heisenberga staje si\u0119 twierdzeniem o niekomutacyjnych operatorach.Ponadto mo\u017cna leczy\u0107 ci\u0105g\u0142e i dyskretne obserwowalne; W pierwszym przypadku przestrze\u0144 Hilberta jest miejscem dla zintegrowalnych funkcji fali kwadratowej. Table of ContentsPostulat I. [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Postulate II [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Wymaga 3 [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Postulat IV [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Postulat v [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Wymaga 6 [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Powi\u0105zane artyku\u0142y [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Bibliografia [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Postulat I. [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Definicja stanu kwantowego  Znajomo\u015b\u0107 stanu systemu kwantowego jest ca\u0142kowicie zawarty w tej chwili T , w normalnym wektorze przestrzeni Hilberta H {DisplayStyle {Mathcal {H}}} . Ten wektor jest zwykle odnotowywany w postaci KET |. \u03a6 ( T ) \u27e9 {displayStyle | psi (t) rangle} . Postulate II [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Zasada korespondencji  Do dowolnej obserwowalnej w\u0142a\u015bciwo\u015bci, na przyk\u0142ad pozycji, energii lub spinu, odpowiada liniowego operatora hermitowskiego dzia\u0142aj\u0105cego na wektorach przestrzeni Hilberta H {DisplayStyle {Mathcal {H}}} . Ten operator jest mianowany obserwowalnym. Operatorzy zwi\u0105zani z obserwowalnymi w\u0142a\u015bciwo\u015bciami s\u0105 zdefiniowane przez zasady budowy oparte na zasadzie korespondencji [[[ 7 ] : Operator pozycji Q^= R {displayStyle {hat {mathbf {q}}} = mathbf {r}} Klasyczny lub elektromagnetyczny operator energii potencjalnej V^( R ) = W cl( R ) {displayStyle {hat {v}} (mathbf {r}) = v_ {cl} (mathbf {r})} Operator ilo\u015bci ruchu P^( R ) = – I \u210f \u2207 {Displayol {e\u00e1 {mathbf {mbf {mbf {p}} (mathbf {r}) =-ihbar nabla} , Lub \u2207 {displayStyle nabla} wyznacza gradient danych kontaktowych R {DisplayStyle Mathbf {r}} Operator momentu k\u0105towego L^( R ) = Q^\u00d7 P^= – I \u210f R \u00d7 \u2207 {Hat {mathbf {{}} (mathbf {r}) = {hat {mathbf {q}} strach {hat {matht}} = – ihbar mathbf {r} Times nabla} Operator energii kinetycznej K^( R ) = P^\u22c5P^2m= – \u210f22m\u2207 2{displayStyle {hat {k}} (mathbf {r} = {frac {haat {mathbf {p}}} cdot {haat {Mathbf {p}}}}} {2M} =-{frac {hbar ^{{2 2 }} {2m}} nabla ^{2}} Total Energy Operator, zwany Hamiltonianem H^= K^+ V^= K^( R ) + W cl( R ) {DisplayStyle {hat {h}} = {hat {k}}+{hat {v}} = {hat {k}} (mathbf {r})+v_ {cl} (mathbf {r})} Operator dzia\u0142a\u0144 systemowych o nazwie Lagrangian L^= K^– V^{DisplayStyle {ma {l}} = {ma {k}}-{ma {v}}} Wymaga 3 [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Miara: mo\u017cliwe warto\u015bci obserwowalnego  Miara ilo\u015bci fizycznej reprezentowanej przez obserwowalne A mo\u017ce zapewni\u0107 tylko jedn\u0105 z w\u0142asnych warto\u015bci A. W\u0142asne wektory i w\u0142asne warto\u015bci tego operatora maj\u0105 szczeg\u00f3lne znaczenie: w\u0142asne warto\u015bci to warto\u015bci, kt\u00f3re mog\u0105 wynika\u0107 z idealnej miary tej w\u0142a\u015bciwo\u015bci, przy czym czyste wektory to stan kwantowy systemu natychmiast po miara i wynikaj\u0105ca z tego pomiaru (patrz postulat v: redukcja pakietu fali). Korzystaj\u0105c z notacji stanika, ten postulat mo\u017cna zapisa\u0107 w nast\u0119puj\u0105cy spos\u00f3b: A^|\u03b1n\u27e9=an|\u03b1n\u27e9{displaystyle {hat {A}}|alpha _{n}rangle =a_{n}|alpha _{n}rangle }Lub A^{displayStyle {hat {a}}} W |. A N \u27e9 {displayStyle | alpha _ {n} rangle} I A N {DisplayStyle A_ {n}} Obserwowalny wektor i odpowiednia w\u0142a\u015bciwa warto\u015b\u0107. Czyste stany dowolnego obserwowalnego A^{displayStyle {hat {a}}} s\u0105 kompletne i tworz\u0105 ortonorn\u0105 baz\u0119 w przestrzeni Hilberta. Oznacza to, \u017ce ka\u017cdy wektor |. \u03a6 ( T ) \u27e9 {displayStyle | psi (t) rangle} mo\u017ce ulec rozk\u0142adowi wyj\u0105tkowo na podstawie tych czystych wektor\u00f3w ( |. \u03d5 I \u27e9 {DisplayStyle | phi _ {i} rangle} ): |. \u03a6 \u27e9 = C 1|. \u03d5 1\u27e9 + C 2|. \u03d5 2\u27e9 + . . . + C n|. \u03d5 n\u27e9 + . . . {DisplayStyle | psi rangle = c_ {1} | phi _ {1} rangle +c_ {2} | phi _ {2} rangle +… +c_ {n} | phi _ {n} rangle +…} Postulat IV [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Urodzony postulat: probabilistyczna interpretacja funkcji fali  Miara ilo\u015bci fizycznej reprezentowanej przez obserwowalne A , przeprowadzone na znormalizowanym stanie kwantowym |. \u03a6 ( T ) \u27e9 {displayStyle | psi (t) rangle} , daje wynik N , z prawdopodobie\u0144stwem p N r\u00f3wne | C N |. 2 . Produkt skalarny stanu i inny wektor (niezale\u017cnie od tego, czy nale\u017cy do H {DisplayStyle {Mathcal {H}}} ) zapewnia amplitud\u0119 prawdopodobie\u0144stwa, kt\u00f3rego kwadrat odpowiada prawdopodobie\u0144stwu lub g\u0119sto\u015bci prawdopodobie\u0144stwa w nast\u0119puj\u0105cy spos\u00f3b: Dla systemu z\u0142o\u017conego z pojedynczej cz\u0105stki w stanie |. A \u27e9 {DisplayStyle | Alpha Rangle} znormalizowane funkcja fali \u03a6 \u03b1( R ) = \u27e8 R |. A \u27e9 {DisplayStyle psi _ {alpha} (mathbf {r}) = Langle Mathbf {r} | alpha rangle} jest Amplituda prawdopodobie\u0144stwa \u017ce cz\u0105stka jest w pozycji R {DisplayStyle Mathbf {r}} . . prawdopodobie\u0144stwo  P \u03b1( R ) {DisplayStyle P_ {alpha} (Mathbf {r})} znale\u017a\u0107 cz\u0105stk\u0119 pomi\u0119dzy R {DisplayStyle Mathbf {r}} I R + D R {DisplayStyle Mathbf {r} +dmathbf {r}} Wsch\u00f3d: P\u03b1(r)=|\u27e8r|\u03b1\u27e9|2d3r\u2261|\u03a8\u03b1(r)|2d3r{displaystyle P_{alpha }(mathbf {r} )={|langle mathbf {r} |alpha rangle |}^{2}d^{3}mathbf {r} equiv {|Psi _{alpha }(mathbf {r} )|}^{2}d^{3}mathbf {r} }WI\u0118C \u03c1\u03b1(r)=|\u27e8r|\u03b1\u27e9|2{DisplayStyle Rho _ {alpha} (Mathbf {r}) = {| Langle Mathbf {r} | alpha rangle |}^{2}} jest g\u0119sto\u015bci\u0105 prawdopodobie\u0144stwa. Je\u015bli system jest w stanie |. A \u27e9 {DisplayStyle | Alpha Rangle} znormalizowane, a nast\u0119pnie amplituda prawdopodobie\u0144stwa C \u03b2\u03b1{DisplayStyle C_ {beta alpha},} i prawdopodobie\u0144stwo P \u03b2\u03b1{DisplayStyle P_ {beta alpha},} znale\u017a\u0107 to w jakimkolwiek innym stanie |. B \u27e9 {DisplayStyle | beta rangle} Czy: C\u03b2\u03b1=\u27e8\u03b2|\u03b1\u27e9{displaystyle C_{beta alpha }=langle beta |alpha rangle }. P\u03b2\u03b1=|\u27e8\u03b2|\u03b1\u27e9|2{displaystyle P_{beta alpha }={|langle beta |alpha rangle |}^{2}}. W |\u03b1\u27e9{DisplayStyle | Alpha Rangle} , Na |\u03b2\u27e9{DisplayStyle | beta rangle} Niekoniecznie mo\u017ce by\u0107 czystym stanem operatora kwantowego. W przypadku, gdy system mo\u017ce ewoluowa\u0107 w kierunku stanu |. A W T \u27e9 {DisplayStyle | Alpha, Trange} wtedy T {DisplayStyle T} Zatem przez kilka r\u00f3\u017cnych podr\u00f3\u017cy, o ile nie wykonuje si\u0119 miary, aby ustali\u0107, kt\u00f3ra trasa by\u0142a faktycznie przestrzegana, |. A W T \u27e9 {DisplayStyle | Alpha, Trange} to liniowa kombinacja stan\u00f3w |. A jW T \u27e9 {DisplayStyle | Alpha _ {J}, tangang} Lub J {DisplayStyle J} Okre\u015bla podr\u00f3\u017c: |\u03b1,t\u27e9=\u2211wj|\u03b1j,t\u27e9{displaystyle |alpha ,trangle =sum {w_{j}|alpha _{j},trangle }}Lub wj{DisplayStyle W_ {J},} s\u0105 wsp\u00f3\u0142czynnikami kombinacji liniowej. L’Amplitude C\u03b2\u03b1(t)=|\u27e8\u03b2|\u03b1,t\u27e9|{DisplayStyle C_ {beta alpha} (t) = {| Langle beta | alpha, tangange |}} Nast\u0119pnie staje si\u0119 sum\u0105 amplitud C\u03b2\u03b1j(t){DisplayStyle C_ {beta alpha _ {j}} (t)} i prawdopodobie\u0144stwo P\u03b2\u03b1(t){DisplayStyle P_ {beta alpha} (t),} Zawiera warunki zak\u0142\u00f3ce\u0144: P\u03b2\u03b1(t)=|\u27e8\u03b2|\u03b1,t\u27e9|2=|\u2211wj\u27e8\u03b2|\u03b1j,t\u27e9|2=|\u2211wjC\u03b2\u03b1j(t)|2{displaystyle P_{beta alpha }(t)={|langle beta |alpha ,trangle |}^{2}={left|sum {w_{j}langle beta |alpha _{j},trangle }right|}^{2}={left|sum {w_{j}C_{beta alpha _{j}}(t)}right|}^{2}}Ale je\u015bli \u015brodek okre\u015bli, \u017ce podr\u00f3\u017c k{DisplayStyle K} by\u0142y przestrzegane, wi\u0119c wsp\u00f3\u0142czynniki sta\u0142y si\u0119 wj\u2192\u03b4jk{DisplayStyle W_ {J} Rightarrow Delta _ {jk}} A poprzednie kwoty s\u0105 zredukowane do jednego terminu. Zak\u0142adaj\u0105c, \u017ce system jest w stanie |. A \u27e9 {DisplayStyle | Alpha Rangle} , nast\u0119pnie teoretyczne przewidywanie \u015bredniej warto\u015bci obserwowalnego pomiaru A^{displayStyle {hat {a}}} jest dany przez: \u27e8A^\u27e9\u03b1=\u27e8\u03b1|A^|\u03b1\u27e9{displaystyle {langle {hat {A}}rangle }_{alpha }=langle alpha |{hat {A}}|alpha rangle }Postulat v [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Miara: redukcja pakietu fali; uzyskanie pojedynczej warto\u015bci; Projekcja stanu kwantowego  Je\u015bli miara ilo\u015bci fizycznej ma obecnie t na systemie reprezentowanym przez wektor |. \u03a6 \u27e9 {DisplayStyle | psi rangle} daje wynik w\u0142asnej warto\u015bci A N {DisplayStyle A_ {n},} , w\u00f3wczas stan systemu natychmiast po rzutowaniu miary na czystej podprzestrzeni powi\u0105zanej z A N {DisplayStyle A_ {n},} : |\u03c8\u2032\u27e9=P^n|\u03c8\u27e9P(an){displayStyle | psi ‘rangle = {frac {{hat {p}} _ {n} | psi rangle} {sqrt {p (a_ {n})}}}} Lub P ( A N ) {DisplayStyle p (a_ {n}),} to prawdopodobie\u0144stwo znalezienia w\u0142asnej warto\u015bci w rezultacie A N {DisplayStyle A_ {n},} I P^N {DisplayStyle {ma {p}} _ {n}} jest operatorem projektor okre\u015blony przez P^n=\u2211k=1gn|un,k\u27e9\u27e8un,k|MM Slavey Z G N {DisplayStyle G_ {n},} Stopie\u0144 zwyrodnienia w\u0142asnej warto\u015bci A N {DisplayStyle A_ {n}} i |. W N W k \u27e9 {DisplayStyle | u_ {n, k} rangle} wektory jego czystej podprzestrzeni. Ten postulat nazywa si\u0119 r\u00f3wnie\u017c \u201ePostulatem redukcji pakiet\u00f3w falowych\u201d. Wymaga 6 [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Czasowa ewolucja stanu kwantowego  Stan |. Phi W T \u27e9 {DisplayStyle lewy | phi, trightrangle} Z dowolnego niewolnika systemu kwantowego jest rozwi\u0105zaniem dla r\u00f3wnania Schr\u00f6dingera zale\u017cnego od czasu: I \u210f \u2202\u2202t|. \u03a6,t\u27e9 = H^|. \u03a6,t\u27e9 {DisplayStyle ihbar {frac {cz\u0119\u015bciowe} {cz\u0119\u015bciowe t}} po lewej | phi, trightrangle = {hat {h}} lewy | phi, trightrangle} Sz\u00f3sty postulat to r\u00f3wnanie Schr\u00f6dingera. To r\u00f3wnanie jestDynamiczne r\u00f3wnanie mechaniki kwantowej. To po prostu to znaczyJest to operator \u201eca\u0142kowitej energii\u201d systemu lub Hamiltonian, czyliOdpowiedzialny za ewolucj\u0119 systemu w czasie.Rzeczywi\u015bcie, forma r\u00f3wnania pokazuje, \u017ce stosuj\u0105c Hamiltonian doFunkcja fali systemowej, otrzymujesz jego pochodn\u0105 w odniesieniu do czasu, to znaczy, jak zmienia si\u0119 w czasie. To r\u00f3wnanie jest wa\u017cne tylko w ramach nierelatywicznych. Implikacje mechaniki kwantowej s\u0105 tak z\u0142o\u017cone, tak g\u0142\u0119bokie i nietypowe (w por\u00f3wnaniu z naszym w\u0142asnym do\u015bwiadczeniem), \u017ce du\u017ca cz\u0119\u015b\u0107 spo\u0142eczno\u015bci naukowej postanowi\u0142a je wym\u00f3wi\u0107 i jest zadowolona z korzystania z teorii, kt\u00f3ra dostarczy\u0142a najbardziej precyzyjnych prognoz. Zwolennicy tego podej\u015bcia, znane jako szko\u0142a Kopenhagi, s\u0105 z grubsza ta mowa: Wa\u017cne jest, aby zauwa\u017cy\u0107 teraz, \u017ce te postulaty nie maj\u0105 sensu fizycznego (meta): nie opisuj\u0105 wszech\u015bwiata. S\u0105 one czysto formalne, dzia\u0142aj\u0105ce, poniewa\u017c opisuj\u0105 odpowiednie operacje, ale nie pozwalaj\u0105c im interpretowa\u0107, ani Fortiori wyja\u015bni\u0107, dlaczego umo\u017cliwiaj\u0105 opisanie zjawisk, a nawet je przewidzie\u0107. To jest pow\u00f3d, dla kt\u00f3rego mogliby\u015bmy powiedzie\u0107: \u201eJe\u015bli kto\u015b powie ci, \u017ce rozumie mechanik\u0119 kwantow\u0105, to k\u0142amca\u201d Jest to radykalna niemo\u017cliwo\u015b\u0107, powi\u0105zana z brakiem fizycznego zwi\u0105zku mi\u0119dzy postulatami a rzeczywisto\u015bci\u0105, a nie \u201eprost\u0105\u201d ignorancj\u0105, kt\u00f3r\u0105 mo\u017cna wype\u0142ni\u0107 w ramach obecnej mechaniki kwantowej. Kr\u00f3tko m\u00f3wi\u0105c, mechanika kwantowa jest teraz ca\u0142kowicie wa\u017cna (zawsze czekaj\u0105c na niespodziank\u0119, zawsze mo\u017cliwe …), ale niezrozumia\u0142e bez dalszego uzupe\u0142nienia. Jednocze\u015bnie cz\u0119\u015b\u0107 spo\u0142eczno\u015bci naukowej, kt\u00f3ra nie mog\u0142a zaakceptowa\u0107 podej\u015bcia szko\u0142y w Kopenhadze, pr\u00f3bowa\u0142a stworzy\u0107 kwant \u201einny\u201e mechaniczny \u201d, kt\u00f3ry by\u0142by zgodny z\u201e naturalnymi \u201dzasadami, na kt\u00f3rych ka\u017cda nauka eksperymentalna powinna polega\u0107: Odtwarzalno\u015b\u0107 do\u015bwiadczenia i zasada determinizmu. W tym celu pojawi\u0142o si\u0119 wiele teorii tak powa\u017cnych jak ekscentryka. Pierwszym proponowanym rozwi\u0105zaniem by\u0142o to, \u017ce ukryte zmienne (teoria, kt\u00f3ra zak\u0142ada, \u017ce \u200b\u200b\u201ebrakuje\u201d informacji, tak \u017ce system zachowuje si\u0119 w bezwzgl\u0119dny spos\u00f3b deterministyczny, jest przenoszony przez zmienne, kt\u00f3rych nie mamy wiedzy). Obecnie nie mo\u017cna rozwi\u0105za\u0107 wszystkich system\u00f3w za pomoc\u0105 teorii tego formularza. Innym rozwi\u0105zaniem tego problemu jest fakt przyj\u0119cia mechaniki kwantowej i tych \u201eproblem\u00f3w determinizmu\u201d, ale w opozycji do szko\u0142y Kopenhagi, nie zaakceptowania podstawowego charakteru postulat\u00f3w mechaniki kwantowej. Aby to zrobi\u0107, cz\u0142onkowie tej szko\u0142y nosili swoj\u0105 analiz\u0119 podstawowych \u201eaksjomat\u00f3w\u201d, kt\u00f3re wspieraj\u0105 nauki eksperymentalne. Ta analiza przynios\u0142a owoce, a szko\u0142a ta przeformutuje te aksjomaty w spos\u00f3b, w jaki nauka lub mechanika oparta na tej \u201elogice aksjomatycznej\u201d Zgodnie z mechanik\u0105 kwantow\u0105 [Ref. niezb\u0119dny] (Patrz trzy aksjomaty mechaniki kwantowej). To rozwi\u0105zanie jest bardzo ma\u0142o znane w \u015bwiecie nieznacznym i nadal ma du\u017c\u0105 liczb\u0119 krytyk\u00f3w. Przem\u00f3wienia krytyk\u00f3w i reakcje bohater\u00f3w tego rozwi\u0105zania mo\u017cna podsumowa\u0107 w nast\u0119puj\u0105cy spos\u00f3b: Krytycy To rozwi\u0105zanie jedynie porusza problem, poniewa\u017c zamiast mie\u0107 mechanik\u0119 kwantow\u0105 opart\u0105 na pi\u0119ciu postulatach \u201eznik\u0105d\u201d, znalaz\u0142e\u015b rozwi\u0105zanie, aby opar\u0142o si\u0119 na trzech aksjomatach \u201eznik\u0105d\u201d [Ref. niezb\u0119dny] . Bohaterowie Po pierwsze, konieczne jest zrozumienie, ile nauki opiera si\u0119 na podstawowej aksjomatyce, kt\u00f3ra reguluje nabycie danych eksperymentalnych i przetwarzanie tych danych. Rzeczywi\u015bcie, idea przyczynowo\u015bci, determinizmu, odtwarzalno\u015bci do\u015bwiadczenia s\u0105 fundamentalnymi poj\u0119ciami, bez kt\u00f3rych ludzki umys\u0142 by\u0142by niemo\u017cliwy do stworzenia nauki. A te poj\u0119cia s\u0105 aksjomami! Aksjomaty te zosta\u0142y sformu\u0142owane podczas staro\u017cytno\u015bci i zaakceptowali\u015bmy je do tej pory bez w\u0105tpienia. Jednak wraz z przybyciem wsp\u00f3\u0142czesnej fizyki i badaniem elementarnych cz\u0105stek, aksjomaty generuj\u0105 paradoksy, jasne jest zatem, \u017ce nie mo\u017cemy ich ju\u017c zaakceptowa\u0107, dlatego konieczne jest ich przeformu\u0142owanie ich. Nie poruszyli\u015bmy problemu, poniewa\u017c zmniejszyli\u015bmy sze\u015b\u0107 postulat\u00f3w i aksjomat w trzech aksjomatach. Wreszcie, te trzy nowe aksjomaty s\u0105 znacznie bardziej \u201enaturalne\u201d ni\u017c sze\u015b\u0107 postulat\u00f3w mechaniki kwantowej [Ref. niezb\u0119dny] . O innych projektach Wikimedia: Powi\u0105zane artyku\u0142y [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Bibliografia [[[ modyfikator |. Modyfikator i kod ] Paul Dirac ( Trad. angielskiego autorstwa Alexandre Proca i Jean Ullmo), Zasady mechaniki kwantowej , Sceaux, Jacques Gabay, 1990 , Reprodukcja en twarzy Pierwszy Odno\u015bnie wyd. Na uniwersyteckiej prasie Francji wyd. , 314 P. , szpilka (ISBN 978-2-87647-071-2 ) Oryginalna ksi\u0105\u017cka Paula Diac przedstawi\u0142a jego formalizm. O wielkiej zwi\u0119z\u0142o\u015bci ksi\u0105\u017cka jest natychmiast abstrakcyjna i przedstawia pi\u0119\u0107 aksjomat\u00f3w z pierwszego rozdzia\u0142u. Claude Cohen-Tanningjoui, Bernard Diu i Franck Lalas, Mechanika kwantowa, tom 1 , Hermann, 1973 , 890 P.  (ISBN 2-7056-6074-7 ) Wprowadzenie wybor\u00f3w dla mechaniki kwantowej we francuskim \u015bwiecie. Rozdzia\u0142 3 przedstawia postulaty tej mechaniki. Zrozumienie tej pracy wymaga dobrego poziomu matematyki. Wada: podobnie jak ten artyku\u0142, wykorzystuje notacj\u0119 DIRAC, kt\u00f3ra urodzi\u0142a si\u0119, podczas gdy matematyka przydatna dla mechanik\u00f3w kwantowych by\u0142a s\u0142abo rozwini\u0119ta. Obecnie wielu teoretyk\u00f3w porzuci\u0142o t\u0119 notacj\u0119 na rzecz formalizmu, by\u0107 mo\u017ce mniej przystosowanego do mechaniki kwantowej, ale bardziej rygorystycznego matematycznie. Patrz na przyk\u0142ad analiza funkcjonalna artyku\u0142\u00f3w (matematyka), operatorzy (matematyczna) teoria i teoria grup. Richard P. Feynman, Robert B. Leighton et Matthew Sands (W) W Kurs fizyki Feynmana  [Szczeg\u00f3\u0142y edycji] , Mechanika kwantowa, tom 3, Dunod (ISBN 2100049348 ) Dobre t\u0142umaczenie ksi\u0105\u017cki napisanej w j\u0119zyku angielskim. Dobrze pasuj\u0105cy do laika z naukowym poziomem BAC w matematyce i chc\u0105c rygorystyczne wprowadzenie do mechaniki kwantowej. \u2191 Wi\u0119kszo\u015b\u0107 \u017ar\u00f3de\u0142 zgadza si\u0119 co do liczby 6 postulat\u00f3w i kolejno\u015bci ich prezentacji. R\u00f3\u017cnice s\u0105 g\u0142\u00f3wnie na poziomie sformu\u0142owania: 6 postuluje si\u0119 Wikiversit\u00e9 , 3 postulaty, podzielone na 4 zasady, plus 3 aksjomaty na Miejsce centrum fizyki teoretycznej D’Aix-Marseille, 6 postulat\u00f3w na Strona internetowa University of Paris SUD   \u2191 Na przyk\u0142ad Leonard Susskind w trasie, kt\u00f3ry przekaza\u0142 Stanfordowi w 2012 roku, wspomina, \u017ce \u200b\u200bpierwsze cztery postulaty, kt\u00f3re pokazuj\u0105, nie s\u0105 od siebie niezale\u017cne. By\u0142oby zatem mo\u017cliwe zmniejszenie ich liczby, ale by\u0142oby to kosztem znacznie wi\u0119kszej abstrakcji matematycznej. Dlatego woli wspomnie\u0107 cztery, jakby by\u0142y niezale\u017cne, aby u\u0142atwi\u0107 zrozumienie swoich uczni\u00f3w. ( (W) Leonard Susskind, ‘ The Theoretical Minimum  Lecture 4\u00bb , NA youtube W 2012 , na pocz\u0105tku filmu)  \u2191 (W) Leonard Susskind, ‘ The Theoretical Minimum  Lecture 4\u00bb , NA youtube W 2012 , Fase’ 0: 1: 00  \u2191 A et b ‘ Kwantowe postulaty mechaniczne \u00bb , NA Teoretyczne centrum fizyki  (skonsultuj\u0119 si\u0119 z 5 wrze\u015bnia 2019 )  \u2191 (W) Leonard Susskind, ‘ The Theoretical Minimum  Lecture 3\u00bb , NA youtube W 2012 , Fragment 1:00:00  \u2191 Nie uniemo\u017cliwia to czasami pewnych wynik\u00f3w (ich prawdopodobie\u0144stwo jest w\u00f3wczas r\u00f3wne 1) lub niemo\u017cliwe (prawdopodobie\u0144stwo r\u00f3wne 0).  \u2191 W powy\u017cszych definicjach operatorzy s\u0105 reprezentowani zgodnie z danymi kontaktowymi. Istnieje r\u00f3wnie\u017c kolejna reprezentacja, r\u00f3wnowa\u017cna, ale oparta na ilo\u015bciach ruchu.        (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4"},{"@context":"http:\/\/schema.org\/","@type":"BreadcrumbList","itemListElement":[{"@type":"ListItem","position":1,"item":{"@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2pl\/wiki27\/#breadcrumbitem","name":"Enzyklop\u00e4die"}},{"@type":"ListItem","position":2,"item":{"@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2pl\/wiki27\/postulas-of-quantum-mechanics-wikipedia\/#breadcrumbitem","name":"Postulas of Quantum Mechanics – Wikipedia"}}]}]