1 一个没有注意到的矛盾

经典物理学给我们的根本直觉是：

• 相互作用是局域的，通过邻近的力或场在有限时间内传播；

• 因果关系是时序的，过去通过连续演化影响现在与未来。

而量子力学在标准叙述下，却似乎告诉我们：

• 薛定谔方程给出的是一个对整个空间全局有效的波函数演化；

• 量子纠缠表现为“远距瞬时关联”；

• Aharonov–Bohm（A‑B）效应看起来是“粒子在无场区域里感知远处的磁通”；

• Bell 实验被解读为“世界根本非局域”。

于是，局域动力学与全局场结构之间，仿佛出现了一道不可跨越的裂缝：一边是狭义相对论要求的局域因果性，一边是量子形式主义呈现出的全局非定域性。

本章的目标，是从自然量子论（Natural Quantum Theory, NQT）与全局近似诠释（Global Approximation Interpretation, GAI）的视角，系统梳理：

1. 动力学方程（如薛定谔方程、哈密顿–雅可比方程）在本质上如何仍然是局域的演化规律；

2. 为什么在做全局谱分析与近似时，会自然涌现出全局性的波函数与“非定域”表象；

3. A‑B 效应与量子纠缠等现象，如何在局域相互作用 + 全局边界/拓扑约束的统一框架下得到去神秘化的解释；

4. “局域动力学 + 全局场结构”如何在 NQT 中归于一个清晰的物理图像：

• 本体是连续场与拓扑结构；

• 动力学是局域的；

• 全局性源于场的边界、共振与频谱投影，而非超距魔法。

2 经典动力学的局域性：从牛顿到哈密顿–雅可比2.1 局域方程与因果链

在经典力学中，物体的运动由局域微分方程支配：

• 牛顿第二定律$$m\frac{d^2\mathbf{x}}{d{t}^2}=\mathbf{F}(\mathbf{x},t)$$明确告诉我们：加速度由当前位置的力决定；

• 对场论（如电磁学）而言，麦克斯韦方程同样是局域偏微分方程，场在每一点的变化只依赖于邻域场与源。

狭义相对论则进一步强化了局域性：

• 相互作用通过场或粒子以不超过光速的方式传播；

• 任何因果影响都必须沿时空中的类时或类光路径传递。

无论采用拉格朗日还是哈密顿形式，动力学的本质都是：

局域方程 + 初始条件 → 连续时间演化 → 明确的因果链。

2.2 哈密顿–雅可比方程：波粒统一的“经典母方程”

哈密顿–雅可比方程（HJE）为我们提供了一个更深的视角。对于作用量函数 S(q,t)，HJE 写作：

$$\frac{\partial S}{\partial t}+H\left(\mathbf{q},\frac{\partial S}{\partial \mathbf{q}},t\right)=0.$$

在几何光学类比中：

• S 的等值面像“波前”；

• 粒子的轨迹沿着 ∇ S 的方向运动；

• 轨迹束与波前是同一动态的两种描述。

在自然量子论框架下，HJE 被视为波粒统一的经典母方程：

• 一方面，它给出确定的轨迹动力学；

• 另一方面，作用量 S 的几何结构天然具备波动相位的特征。

这意味着：

量子的“波”性与经典的“粒子”轨迹，本来就统一在同一个作用量场中。

薛定谔方程不过是对这一作用量场做了一次频谱化和复数编码，而不是引入了新的、不服从局域因果的本体。

3 薛定谔方程：局域哈密顿 + 全局频谱3.1 局域的哈密顿密度

标准薛定谔方程为

$$i\hslash \frac{\partial }{\partial t}\psi (\mathbf{x},t)=\hat{H}\psi (\mathbf{x},t),$$$$\hat{H}=-\frac{{\hslash }^2}{2m}{\nabla }^2+V(\mathbf{x},t).$$

从算符结构看，\hat{H} 是局域的微分算符：

• 势能项 V(x,t) 只依赖于粒子在 x 处的环境；

• 动能项 ∇^{2} 是一个邻域算符，对应于局部曲率与扩散。

从这一层面，薛定谔方程本身并没有引入“远距作用”，而是另一种形式的局域动力学。

3.2 非相对论近似与全局性

关键在于两个几乎被忽略的事实：

1. 非相对论近似：

• 在推导薛定谔方程时，已经隐含假定了相互作用传播速度无限大；

• 换言之，真实世界中通过电磁场有限光速传播的过程，被压缩成了“瞬时”哈密顿作用；

• 这抹去了建立相干与全局模式所需的时间结构。

2. 谱分析的全局性：

• 解薛定谔方程的标准做法是寻找本征态$$\hat{H}{\varphi }_n=E_n{\varphi }_n$$并将任意态展开为$$\psi (\mathbf{x},t)=\sum _n{c}_n{e}^{-i{E}_{n}t/\hslash }{\varphi }_n(\mathbf{x});$$

• 这一过程本质上是一个全局频谱分解：在整个空间和整个边界条件之下，选取一组全局本征模式。

因此：

• 方程形式上仍然是局域偏微分方程；

• 但其解的结构却是全空间的本征模式——具有天然的全局性。

这就是全局近似诠释（GAI）的核心观点：

薛定谔方程是经典电磁/物质波动力学在1）非相对论（无限传播速）2）全局频谱化的共同近似下得到的一个全局方程。

其“非定域性”并不是本体非局域，而是：在频谱表示中，时空局部过程被投影成全局模式的系数变化，局部因果链在表示中被“涂抹”掉了。

4 边界、共振与自然量子化：全局性从何而来4.1 边界条件与本征模式

在任何波动系统中，只要存在边界，就必然出现离散的本征模式：

• 吉他弦两端固定 → 仅允许若干共振频率；

• 微波腔、光学谐振腔 → 支持离散的电磁模；

• 原子中的电子在库仑势中 → 对应一系列离散能级。

自然量子论强调：

1. 量子化 = 受限波动的频谱离散性，不是附加的公理；

2. 边界条件与全局几何决定了允许存在的本征模式；

3. 薛定谔方程的“能级量子化”，实质就是在给定边界条件下做全局谱分析。

因此，所谓“全局波函数”并不是自洽世界的本体，而是：

在给定边界与拓扑下，系统所有可行共振模式的数学编码。

4.2 全局约束如何重塑局域动力学

物理世界中的局域相互作用，经过长时间的反馈、共振与耗散，会自发建立出稳定的本征模式：

• 相互作用本身是邻域局域的；

• 但当大量局域过程在受限几何中不断反馈时，系统会自然地收敛到满足边界条件的全局模式（本征态）。

在这一过程中：

• 建立相干（coherencing） 是一个需要时间的全局过程；

• 一旦本征模式建立，系统对外表现为“离散能级”“稳定量子态”；

• 薛定谔方程正是忽略了这一建立过程，只保留最终全局模式的近似工具。

因此，动力学在深层依然是局域场方程；而我们在量子理论中看到的，是它们在边界与拓扑约束下的全局谱影像。

5 Aharonov–Bohm 效应：局域场与全局拓扑

A‑B 效应常被当作“非局域相位”的巅峰例子：电子在 B =0 的区域绕行，干涉相位却取决于包围的磁通 Φ：

$$\Delta \varphi =\frac{q}{\hslash }\Phi .$$

表面看，电子没有经历任何局部磁力，却“知道”远处的磁通值，似乎违背了局域性。

NQT / GAI 视角下，这一现象可自然理解为：

1. 局域性未被破坏：

• 真正实在的是电磁场 E, B 以及相应的矢势结构 A_{\mu}；

• 磁通集中在孤立区域，但矢势在整个空间有非平凡的环绕结构；

• 电子的电磁场与这一矢势结构在每一点发生局域耦合，随路径积累相位。

2. 全局拓扑在起作用：

• 相位增量是路径上对 A_{\mu} 的线积分；

• 此积分值只依赖于绕行磁通的拓扑类；

• 因此，局域作用的结果在数学上表现为一个全局拓扑不变量。

换句话说：

A‑B 效应不是“超距作用”，而是“局域场耦合 + 全局拓扑结构”在频谱表示中的自然结果。

这与前文的观点完全一致：

• 局域动力学通过相位输运记录了路径与背景场之间的全局关系；

• 在波函数层面，这种记录表现为全局相位差，而在实验上通过干涉图样被读取。

6 纠缠与“非定域”：全局模式而非超距因果

篇幅限制，全文：

https://faculty.pku.edu.cn/leiyian/zh_CN/article/42154/content/2809.htm#article

转载本文请联系原作者获取授权，同时请注明本文来自雷奕安科学网博客。
链接地址：https://blog.sciencenet.cn/blog-268546-1515432.html

上一篇：如何看待中子旋转干涉实验