②用现代的语言，这表明存在分数
M/N使得
a/b＞M/N＞c/d。只要
a/b＞c/d则在两实数
a/b和
c/d之间一定
存在一个这样的分数，以使欧多索斯判据确实被满足。
方式依赖于初态。
图
5.8三碰撞。最后的行为关键地决定于哪两球先碰撞，这样使得结
果不连续地依赖于起因。
这有点使人不满意，我们也许会更喜欢点粒子的图像。但是，为了避
免某些点粒子模型引起的理论困难（当两个粒子撞到一起时出现的无限大
力和无限大能量），人们必须做其他假设，诸如在短距离时粒子的相互作
用力变成非常强的排斥力等等。在这种情形下，我们可以保证任何一对粒
子实际上都不会碰撞到一起。（这也使我们避免了它们碰撞时的点粒子如
何行为的问题！）然而，为了直观起见，我宁愿完全按照刚球模型来讨论。
看来这种“撞球”图像正是大多数人下意识的实体的模型。
牛顿
5撞球的实体模型（不管多碰撞问题）确实是一个决定论模型。
此处“决定论”的含义是：所有球（为了避免某些麻烦，假定为有限个）
在将来（或过去）的物理行为数学地被某一时刻的位置和速度所完全决
定。这样看来，在这个撞球的世界上根本没有余地让“精神”用“自由意
志”的行动去影响物体的行为。我们如果还信仰“自由意志”的话，就要
被迫对实际世界的如此构成方式提出质疑。
这个令人烦恼的“自由意志”问题一直徘徊在这整部书的背景里——
虽然在多数情况下，我必须说只在背景里。在本章后头有一个很小却很奇
特的地方牵涉到它（关于相对论中超光速讯号传递的问题）。我将在第十
章直接着手自由意志的问题。读者一定会对我的结果深感失望。我的确相
信，这里存在一个真正的、而非想象的问题。但它是非常根本的，并且要
把它表述清晰非常困难。物理理论中的决定论是一个非常重要的问题，但
是我相信这只是问题的一部分。例如，这个世界很可能是决定性的，但同
时却是不可计算的。这样，未来也许以一种在原则上不能计算的方式被
现在所决定。我将在第十章论证，我们具有意识的头脑的行为的确是非算
法的（亦即不可计算的）。相应地，我们自信所具备的自由意志就必然和
制约我们在其中生活的世界的定律中某些不可计算部分紧密地纠缠在一
起。是否接受这样的关于自由意志的观点，亦即给定的物理（例如牛顿）
理论，是否的确是可计算的，而不仅仅是否是决定性的，是一个有趣的问
题。可计算性不同于决定性——这正是我试图在本书所要强调的。
撞球世界中的生活是可计算的吗？
撞球世界中的生活是可计算的吗？
用
T
u表示一台固定的
普适图灵机，譬如在第二章（63页）定义的那一台。为了决定下一“时刻”
宇宙的态，我们必须知道
T
u在
m上的作用最终停止不或不停（亦即用第二
章
65页的记号，T
u（m）≠□还是
T
u（m）=□成立）。如果它停止，则下
一时刻的态为（m+1，n）。如果它不停止，则为（n+1，m）。从第二章我
们知道，不存在图灵机停止问题的算法。这样就不存在去预言这个模型宇
宙“将来”的算法，尽管它是完全决定性的
6！
当然，这不能认为是一个严肃的模型。但它表明存在一个要回答的问
题。我们可对任何决定性的物理理论考察其可计算性。那么，牛顿的撞球
世界究竟是否可计算的呢？
物理可计算性的问题部分地依赖于我们打算对此系统问哪一种问题。
在牛顿撞球模型中，我能想到一些可以问的问题，我对这些问题的猜测
是，要弄清其答案不是一个可计算（亦即算法的）事体。球
A和球
B究竟
会碰撞否便是这样的一个问题。其思路是，在某一特定时刻（t=O）所有球
的位置和速度作为初始数据给定后，我们要知道，A和
B是否会在将来的
任一时刻（t＞O）碰撞？为使这个问题更明确（虽然不是特别现实），我
们可以假定，所有球的半径和质量都一样，并且每一对球之间的作用力是
反平方律的。我之所以猜想这是非算法可解的问题的一个原因是，该模型
有点像爱德华·弗列得钦和托马索·托弗里在
1982年提出的“计算的撞球
模型”。在他们的模型中，球被若干堵“墙”所限制（而不是反平方律的
力）；但是它们互相以类似于我刚描述过的牛顿球那样弹性反弹（见图
5.9）。在弗列得钦——托弗里模型中，所有电脑的基本逻辑运算都可由球
来实现。我们可以模拟图灵机的任何计算：对图灵机
T
u的特别选取规定了
弗列得钦——托弗里机器的“墙”等等的搭配；运动的球的初态可认为是
输入磁带的信息的码，将球的终态解码就得到图灵机输出磁带的信息。这
样一来，人们会特别关心这样一个问题：如此这般的图灵机会有停止之时
吗？“停止”的是意味着球
A最终和球
B碰撞。我们已知这个问题不能用
算法回答（71页），这事实至少暗示我前面提出的“球
A最终和球
B碰撞
吗？”的牛顿问题也不能用算法回答。
事实上，牛顿问题比弗列得钦和托弗里提出的问题要棘手得多，后者
可依照分立变数（亦即按照诸如“球或者在通道上或者不在”的“在或不
在”的陈述）来指明其状态。但在完整的牛顿问题中必须以无限的精度，
按照实数的座标而不是以分立的方式指明球的初始位置和速度。这样，我
们又面临着在第四章处理关于孟德勒伯洛特集是否可递归的问题时所必须
考虑的所有麻烦。当允许输入和输出数据为连续变化的变数时“可计算性”
的含义是什么呢
7？我们可以暂时假定所有初始位置和速度座标均为有理
数（虽然不能预料在
t的时刻以后的有理数仍保持为有理数），而使此问
题变得稍为缓和。我们知道有理数为两整数的比，所以为一可列集。我们
可用有理数来任意地逼近所选择用来考察的任何初始数据了。对于有理数
的初始数据，也许不存在决定
A和
B是否最终会碰撞的算法的猜测决不是
毫无道理的。
图
5.9弗列得钦——托弗里撞球电脑中的一个“开关”（由
A·雷斯
勒提出的）。如果一个球进入
B，则是否有一个球接着从
D或
E出来，得
看是否另一球进入
A中（假定
A和
B的同时进入）。
然而，这并不是诸如“牛顿撞球世界是不可计算的”断言的真正含义。
我用来和我们的牛顿撞球世界作比较的弗列得钦——托弗里“撞球电脑”
的特殊模型的确按照计算而进行。无论如何，这是弗列得钦和托弗里思想
的基本点——他们模型的行为应该和一台（普适）电脑一样！我试图要提
的问题是，在某种意义上，人类大脑驾驭适当的“不可计算的”物理定律，
能比图灵机做得更好，这一点是不是可以理喻的。追究如下的问题将是徒
劳的：
“如果球
A永远碰不到球
B，则你的问题的答案为‘非’。”
人们可能永远也等待不到断定问题中的球不会碰到一起的时刻！那当
然正是图灵机行为的方式。
事实似乎很清楚地表明，牛顿撞球世界在某个合适的意义上（至少在
如果我们不管多碰撞的问题之时）是可计算的。人们通常计算这种行为的
方法是做一些近似。我们可以想象这些球的中心被指定在点的网格上，譬
如讲网格的点被划分到百分之几单位。时间也被认为是“分立”的，所有
可允许的时刻是某一小单位（用△t表示）的倍数。这就产生了一定的“速
度”的可允许的分立值（两个连续允许的格点的位置的座标值的差，除以
△t）。利用力的定律来计算加速度的适当的近似，再利用它使“速度”并
因此下一允许时刻的新的格点位置被确定到所需要的近似程度。只要我们
能维持所需的精度，则这种计算就可一直进行下去。很有可能算不了多少
次其精度就失去了。以后的步骤是从更细的空间分格，以及更细的时间间
隔重新开始。这一回能得到更好的精度，并在精度损失之前能计算到更久
的将来的某一时刻。不断地增加细度，则计算的精度和所到达的将来的时
间的长度就能不断地改进。可用这种方法将牛顿撞球世界计算到任意高的
精度（不管多碰撞的问题）——我们可以在这种意义上讲牛顿世界的确是
可计算的。
然而，认为这一个世界在实际上是“不可计算的”断言是具有某种含
义的。这是因为得知的初始数据的精度总是受限制的。这类问题的确存在
着固有的不可忽视的“不稳定性”。初始数据的极为微小的改变会导致结
果行为的绝大的变化。（任何玩撞球的人，在他想用一个球去撞另一个使
之落入球囊时，都知道我这样说的意思！）这在（连续）碰撞发生时尤其
明显。但是，这种不稳定性行为也会发生在牛顿的引力远距离作用时（多
于两体的情况下）。所谓的“混沌”或“混沌行为”经常用来表示这种不
稳定的类型。例如，混沌行为对天气影响重大。虽然我们对控制基本元素
的牛顿方程式了解甚多，但是远期天气预报之不可靠性则是臭名昭彰的！
义的。这是因为得知的初始数据的精度总是受限制的。这类问题的确存在
着固有的不可忽视的“不稳定性”。初始数据的极为微小的改变会导致结
果行为的绝大的变化。（任何玩撞球的人，在他想用一个球去撞另一个使
之落入球囊时，都知道我这样说的意思！）这在（连续）碰撞发生时尤其
明显。但是，这种不稳定性行为也会发生在牛顿的引力远距离作用时（多
于两体的情况下）。所谓的“混沌”或“混沌行为”经常用来表示这种不
稳定的类型。例如，混沌行为对天气影响重大。虽然我们对控制基本元素
的牛顿方程式了解甚多，但是远期天气预报之不可靠性则是臭名昭彰的！
为了更一般地讨论可计算性和不可预见性的问题，对物理定律采用比
以前更广泛的观点将会更有助。这就促使我们不仅只考虑牛顿力学的理
论，而且研究随后超越过它的各种理论。我们需要领略力学的美妙的哈密
顿形式。
哈密顿力学
哈密顿力学
章
495页再讨论这一些。）牛顿力学也许是这方面的一个顶
峰，因为它一诞生即获得了微积分。而且，牛顿理论形成了非凡的称为经
典力学的数学观念的实体。十八和十九世纪许多伟大数学家的名字都和此
发展相关联：欧拉、拉格朗日、拉普拉斯、刘维尔、泊阿松、雅科比、奥
斯特洛夫斯基、哈密顿。被称为“哈密顿理论”
8的即为这一工作的总结。
为了我们的目的对其稍微了解即可以了。威廉姆·罗曼·哈密顿（1805—
1865）是一位多才多艺和富有创见的爱尔兰数学家，他还是在
165页讨论
过的哈密顿线路的发明者。他把力学发展成强调其与波传播相类似的形
式。波和粒子的关系的暗示，以及哈密顿方程的形式对于后来的量子力学
的发展极为重要。我在下一章还会提及。
用以描述物理系统的“变量”是哈密顿理论的一个奇妙的部分。迄今
为止，我们一直把粒子的位置当作基本的，而速度作为位置对时间的变化
率。我们记得在牛顿系统中为了确定随后的行为，必须指定初始态（192
页），也就是需要所有粒子的位置和速度。在哈密顿形式中，我们必须挑
选粒子的动量，而不是速度。（我们在
190页提到粒子动量是速度和质量
的乘积。）这种改变似乎很微不足道，但是重要的在于每一粒子的位置和
动量似乎被当作独立的量来处理。这样，人们首先“假装”不同粒子的动
量和它所对应的位置的改变率没有什么关系，而仅仅是一组分开的变量。
我们可以想像它们“可以”完全独立于位置的运动。现在在哈密顿形式中
我们有两族方程。有一族告诉我们不同粒子的动量如何随时间变化，另一
族告诉我们位置如何随时间变化。在每一种情况下，变化率总是由在该时
刻的不同位置和动量所决定。
粗略地讲，第一族哈密顿方程表述了牛顿的关键的第二运动定律（动
量变化率=力），而第二族方程告诉我们动量实际上即是依赖于速度（位
置变化率=动量÷质量）。我们记得，伽利略——牛顿的运动定律是用加速
度，即位置变化率之变化率（亦即“二阶”方程）来描述。现在，我们只
需要讲到事物的变化率（“一阶”方程），而不是事物变化率的变化率。
所有这些方程都是从一个重要的量推导而来：哈密顿函数H，它是系统的
总能量按照所有位置和动量变量的表达式。
哈密顿形式提供了一种非常优雅而对称的力学描述，我们在下面写出
这些方程，仅仅是为了看看它们是什么样子的。虽然，甚至许多读者并不
熟悉完全理解之所必须的微积分记号——它在这里是不需要的。就微积分
而言，所有我们真正要理解的是，出现在每一个方程左边的点表示（在第
一种情况下，动量的；在第二种情况下，位置的）对时间的变化率：
·
pi = -..
xH ，
xi = ..
pH
ii
这里下标
i用以区别所有不同的动量座标
p
1，p
2，p
3，p
4，.和所有不同
的位置座标
x
1，x
2，x
3，x
4，.。n个不受限制的粒子具有
3n个动量座标
和
3n个位置座标（每一个代表空间中的三个独立的方向）。符号
.表示“偏
微分”（“在保持其他变量为常数的情况下取导数”）。正如前述的，H
为哈密顿函数。（如果你不通晓“微分”，不必担心。只要认为这些方程
的右边是某些定义完好的，以
x
i和
p
i来表达的数学式子就行了。）
在实际上，座标
x
1，x
2，.和
p
1，p
2，.可允许为某种比粒子通常的
笛卡尔座标（亦即
x
i为通常的沿三个不同的相互垂直的方向测量的距离）
更一般的东西。例如座标
x
i中的一些可以是角度（在这种情形下，相应的
pi就是角动量，而不是动量，参见
190页），或其他某些完全一般的测度。
令人惊异的是，哈密顿方程的形状仍然完全一样。事实上，合适地选取
H，
哈密顿形式不仅仅是对于牛顿方程，而且对任何经典方程的系统仍然成
立。对于我们很快就要讨论的马克斯韦（——洛伦兹）理论，这一点尤其
成立。哈密顿方程在狭义相对论中也成立。如果仔细一些，则广义相对论
甚至也可并入到哈密顿框架中来。此外，我们将要看到在薛定谔方程（332
页）中，哈密顿框架为量子力学提供了出发点。尽管一世纪以来
构的形式却是如此地统一，这真是令人惊叹！
相空间
相空间
x1,x2，.p 1，p 2，.（数学空间的维数，通常比.. 3大得多。）此空间称之
为相空间（见图.. 5.10）。对于.. n个无约束的粒子。相空间就有.. 6n维（每
个粒子有三个位置座标和三个动量座标）。读者或许会担心，甚至只要有
一个单独粒子，其维数就是他或她通常所能摹想的二倍！不必为此沮丧！
尽管六维的确是比能明了画出的更多的维数，但是即使我们真的把它画出
也无太多用处。仅仅就一满屋子的气体，其相空间的维数大约就有..
10 000 000 000 000000000000 000 000
去准确地摹想这么大的空间是没有什么希望的！既然这样，秘诀是甚至对
于一个粒子的相空间都不企图去这样做。只要想想某种含糊的三维（或者
甚至就只有二维）的区域，再看看图.. 5.10就可以了。
图.. 5.10相空间。相空间的单独点Q表明某一个物理系统的整个态，包
括其所有部分的瞬态运动。
我们如何按照相空间来摹想哈密顿方程呢？首先，我们要记住相空间
的单独的点Q实际代表什么。它代表所有位置座标.. x 1，x 2，.和所有动量
座标.. p 1，p 2，.的一种特别的值。也就是说，Q表示我们整个物理系统，
指明组成它的所有单独粒子的特定的运动状态。当我们知道它们现在的值
时，哈密顿方程告诉我们所有这些座标的变化率是多少；亦即它控制所有
单独的粒子如何移动。翻译成相空间语言，该方程告诉我们，如果给定单
独的点.. Q在相空间的现在位置的话，它将会如何移动。为了描述我们整个
系统随时间的变化，我们在相空间的每一点都有一个小箭头——更准确地
讲，一个矢量——它告诉我们.. Q移动的方式。这整体箭头的排列构成了所
谓的矢量场（图.. 5.11）。哈密顿方程就这样地在相空间中定义了一个矢量
场。
我们看看如何按照相空间来解释物理的决定论。对于时间t=0的初始
数据，我们有了一族指明所有位置和动量座标的特定值；也就是说，我们
在相空间特别选定了一点.. Q。为了找出此系统随时间的变化，我们就跟着
箭头走好了，这样，不管一个系统如何复杂，该系统随时间的整个演化在
相空间中仅仅被描述成一点沿着它所遭遇到的特定的箭头移动。我们可以
认为箭头为点.. Q在相空间的“速度”。“长”的箭头表明.. Q移动得快，而
“短”的箭头表明.. Q的运动停滞。只要看看.. Q以这种方式随着箭头在时间
t移动到何处，即能知道我们物理系统在该时刻的状态。很清楚，这是一
个决定性的过程。Q移动的方式由哈密顿矢量场所完全决定。
图
图
关于可计算性又如何呢？如果我们从相空间中的一个可计算的点（亦
即从一个其位置和动量座标都为可计算数的点，参阅第三章
95页）出发，
并且等待可计算的时间
t，那么一定会终结于从
t和初始数据计算得出的
某一点吗？答案肯定是依赖于哈密顿函数
H的选择。实际上，在
H中会出
现一些物理常数，诸如牛顿的引力常数或光速——这些量的准确值视单位
的选定而被决定，但其他的量可以是纯粹数字——并且，如果人们希望得
到肯定答案的话，则必须保证这些常数是可计算的数。如果假定是这种情
形，那我的猜想是，答案会是肯定的。这仅仅是一个猜测。然而，这是一
个有趣的问题，我希望以后能进一步考察之。
另一方面，由于类似于我在讨论有关撞球世界时简要提出的理由，对
我来说，这似乎不完全是相关的问题。为了使一个相空间的点是不可计算
的断言有意义，它要求无限精确的座标——亦即它的所有小数位！（一个
由有限小数描述的数总是可以计算的。）一个数的小数展开的有限段不能
告诉我们任何关于这个数整个展开的可计算性。但是，所有物理测量的精
度都是有限的，只能给出有限位小数点的信息。在进行物理测量时，这是
否使“可计算数”的整个概念化成泡影？”
的确，一个以任何有用的方式利用某些物理定律中（假想的）不可计
算因素的仪器不应依赖于无限精确的测量。也许我在这里有些过分苛刻
了。假定我们有一台物理仪器，为了已知的理论原因，模拟某种有趣的非
算法的数学过程。如果此仪器的行为总可以被精密地确定的话，则它的行
为就会给一系列数学上有趣的没有算法的（像在第四章中考虑过的那些）
是非问题以正确答案。任何给定的算法都会到某个阶段失效。而在那个阶
段，该仪器会告诉我们某些新的东西。该仪器也许的确能把某些物理常数
测量到越来越高的精度。而为了研究一系列越来越深入的问题，这是需要
的。然而，在该仪器的有限的精度阶段，至少直到我们对这系列问题找到
一个改善的算法之前，我们得到某些新的东西。然而，为了得到某些使用
改善了的算法也不能告诉我们的东西，就必须乞求更高的精度。
尽管如此，不断提高物理常数的精度看来仍是一个棘手和不尽人意的
信息编码的方法。以一种分立（或“数字”）形式得到信息则好得多。如
果考察越来越多的分立单元，也可重复考察分立单元的固定集合，使得所
需的无限的信息散开在越来越长的时间间隔里，因此能够回答越来越深入
的问题。（我们可以将这些分立单元想象成由许多部分组成，每一部分有
“开”和“关”两种状态，正如在第二章描述的图灵机的
0和
1状态一样。）
为此看来我们需要某种仪器，它能够（可区别地）接纳分立态，并在系统
按照动力学定律演化后，又能再次接纳一个分立态集合中的一个态。如果
事情是这样的话，则我们可以不必在任意高的精度上考察每一台仪器。
事情是这样的话，则我们可以不必在任意高的精度上考察每一台仪器。
