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少而失去能量。在损失能量时，它损失质量 （由于爱因斯坦公式E=mc ），
并根据制约霍金辐射的规则，它变得更热一些。当起伏足够大时，非常非
常偶然地，黑洞甚至可能进入剧烈变动的状态，它变得越来越热，失去越
来越多的能量，变得越来越小，直到最终在一个 （假定的）激烈的爆炸中
完全消失！这情形的发生 （假定在盒子中没有其他的黑洞），就对应于在
我们的相空间P 中从区域B 过渡到A，所以确实存在从 B 到A 的箭头！
图8.5 霍金盒子内容 “哈密顿流”（与图5．11相比较）。从A 向B
穿过的流线代表黑洞的坍缩；而从B 到A 的流线表明黑洞因霍金蒸发而消
失。
在这里我应当评论一下 “起伏”是什么含义。回顾一下我们在上一章
考虑过的粗粒化的区域。属于一个区域的相空间的点被 （客观上）认为相
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互之间是 “不可区分的”。因为随着时间的推进，我们随着箭头进入越来
越大的区域，所以熵就增加。最终，相空间的点停留在最大的区域中，也
即相应于热平衡 （最大熵）。然而，这只到某种程度为止是对的。如果人
们等待足够长的时间，相空间的点会最终地跑到一个更小的区域里，而熵
会相应地减少。在通常情况下它不会长久 （相对而言）待在那种状态，而
熵又会很快地上升，它在相空间内又进入更大的区域中。这就是伴随着熵
暂时降低的起伏。熵通常不会下落太多。但是一个大的起伏会非常非常偶
然地发生，而熵会降低得很多——也许会在某一较长的时间间隔中保持低
值。
为了经由霍金辐射过程从区域B 到区域A，这种东西是我们所需要的。
因为箭头于B和A 之间要穿越很小的区域，所以需要非常大的起伏。类似
地，当相空间点在A 的主要区域时 （代表没有黑洞的热平衡），要花很长
的时间才能产生引力坍缩，从而该点运动到B 去。这里大的起伏又是需要
的。 （热辐射不容易遭受到引力坍缩！）
究竟从A 到B 的箭头和从B 到A 的箭头哪种更多，或者是一样多呢？
这对我们来说是个重要的问题。换种方式来提问，在自然中由热粒子的引
力坍缩形成黑洞，和由霍金辐射来排除黑洞，哪种过程更 “容易”些？或
者是同等 “困难”？严格地讲，我们并非关心箭头的“多寡”，而是相空
间体积的流率。把相空间想象成充满了某种 （高维的！）不可压缩的流体。
箭头代表流体的流动。回忆在第五章203 页描述过的刘维尔定理。刘维尔
定理断言，相空间体积被流线维持着，也就是说，相空间流体的确是不可
压缩的！刘维尔定理似乎告诉我们，从A 到B和从 B 到A 的流量必须相等。
因为相空间“流体”是不可压缩的，不能在任何一边累积起来。这样看来，
从热辐射产生黑洞正如消灭它一样地 “困难”！
这的确是霍金自己的结论，虽然他是基于某种不同的考虑而得到这个
观点。霍金的主要论点是，所有牵涉到此问题中的基本物理都是时间对称
的 （广义相对论、热力学、量子力学的标准的么正过程），所以如果我们
把钟往后倒转，我们就应得到和向前走一样的答案。这归结于很简单把在
P 中的所有箭头方向反转。从这个论证的确得出，从A 到B和从 B 到A 应
有同样多的箭头，只要区域B 的时间反演仍为区域B （而且同样，A 的时间
反演还是A）。这条件归结为霍金一个鲜明的设想，黑洞与其时间反演，
即白洞在物理学上其实是一模一样的！他的推论是，应用时间对称物理，
热平衡态必须也是时间对称的。我不想在这里对这种奇异可能性详细讨
论。霍金的思想是，在一定程度上量子力学的霍金辐射可被看作经典的物
质被黑洞 “吞没”的时间反演。虽然他的建议极为天才，但遇到了严重的
理论困难，我不相信这能行得通。
这一建议和我这里提出的观念无论如何不能相协调，我论证过，由于
魏尔曲率假设，黑洞必须存在而白洞是被禁止的！WCH 把时间不对称引进
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讨论，而霍金没有考虑到这一点。必须指出，由于黑洞及其空间——时间
奇性的确是关于霍金盒子中发生事件非常重要的一部分，这里一定需要牵
涉到制约这些奇点行为的未知物理。霍金认为未知物理必须是时间对称的
量子引力理论，而我断言它必须是时间不对称的CQG！我声称，CQG 的主要
含义之一应是WCH （由此导出热力学第二定律的众所周知形式），所以我
们要弄清WCH 对我们这个问题的含义。
由于态矢量缩减引起流线分叉
由于在奇点处信息的损失引起的流线的汇合
图8.6在区域 B 中，由于黑洞奇点处的信息丧失，流线应该合并到一
起。这是否被量子过程 R （尤其是区域A 中）流线的产生所平衡呢？
让我们看看纳入WCH 会如何影响讨论 P 中 “不可压缩流体”的流动。
黑洞奇点在空间——时间中的效应是吸收并消灭所有撞到上面的物质。对
我们现在的目的而言更重要的是，它消灭信息！这一效应在P 中是某些流
线合并到一起 （见图8.6）。两种原先不同的态，只要把将它们区别开来
的信息消灭后就会变成同一个态。但流线在P 中合并到一起，我们就实质
上违反了刘维尔定理。我们的 “流体”不再是不可压缩的，而是在区域B
内被连续地湮灭！
我们现在似乎陷入了麻烦。如果 “流体”在区域B 中连续被消灭，那
么从A 到B 的流线就会比从B 到A 的更多——这样产生黑洞比消灭黑洞更
为 “容易”！现在若不是“流体”从区域A 流出比流入的更多，则这的确
是有意义的。区域A 没有黑洞，白洞可能性已被WCH 排除掉——所以刘维
尔定理在区域A 应该能完美成立！然而，现在我们似乎需要某种在区域A
“产生流体”的手段以补充在区域B 的损失。哪些机制可以增加流线的数
量呢？我们所需要的是同一个态有时能多于一个结果（亦即流线的分叉）。
在将来物理系统的演化上，这类不确定性具有量子理论的 “味道”——R
部分。R 在某一意义上能否是WCH 的 “硬币的另一面”呢？ WCH 引起了流
线在B 内的合并，量子力学步骤R 使流线分叉。我要宣称，正是量子力学
客观的态缩减 （R）引起流线分叉，并由此准确地补偿了因WCH 引起的流
线合并 （图8.6）！
为了使这样的分叉发生，我们必须让R 时间不对称，正如我们已经在
上述的灯泡、光电管和半镀银镜子实验中看到。在灯泡发射出一个光子后，
最终有两个 （等概率的）选择：或是该光子打到光电管上并被它记录，或
打到墙上的A 处而光电管没有记录到。该实验的相空间中，我们有一根代
表光子发射的流线，它分叉成两条：一条描述光电管被点燃的情形，而另
一条是没有点燃的情形。这是真正的分叉，因为只允许一个输入，而却有
两个可能的输出。人们也许必须考虑的另一输入是光子从墙上的B处发射
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出来，这时就有了两个输入和两个输出。但是，这另一选择由于它和热力
学第二定律，也就是在向过去方向演化追溯时被最后表达成WCH 的观点，
不相协调而被排除掉。
我必须反复说明，我所表达的观点的确不是 “传统的”——尽管我一
点也不清楚，一位 “传统的”物理学家为解决此问题有何高见。（我怀疑
他们之中很少人认真地考虑过这些问题！）我当然听到过许多不同的观点。
例如，时时总有一些物理学家提议，霍金辐射永远不会使一个黑洞完全消
失，而某一很小的 “金块”将永存下来。（所以，按照这种观点，从B 到
A 没有流线！）这对我的论证影响很小 （而实际上还会加强它）。人们还
可假设相空间P体积实质为无限大来逃避我的结论，但是这和有关黑洞熵
某些基本思想相左，也和一个封闭 （量子）系统之中相空间的性质相左。
而我听到的其他在技术上逃避我结论的方法就更不能令人满意了。有一个
反对观点显得稍微认真些，即在实际建造霍金盒子时需要太大的理想条
件，在假定它可被造出时违背了某些原则。我本人对此并不肯定，但倾向
于相信，所需的理想条件的确是可以容忍的！
最后，我承认我掩饰了一个要点。在开始讨论时，假定我们有一经典
的相空间——而刘维尔定理适合于经典物理。但是霍金辐射的量子现象必
须予以考虑。 （量了理论对于P 的有限维数以及有限体积是必须的）。正
如我们在第六章看到，相空间的量子版本为希尔伯特空间，所以在整个讨
论中我们应当使用希尔伯特空间，而不是相空间。在希尔伯特空间中也存
在类似的刘维尔定理。这是由时间演化U 的 “么正”性质引起的。我的整
个论证也许能按照希尔伯特空间，而不是经典相空间来表述，但是很难了
解，如何用这种方法来讨论牵涉到黑洞时空间——时间几何的经典现象。
我自己的观点是，既非希尔伯特空间也非经典相空间适用于正确的理论。
人们必须利用某种迄今尚未发现的处于两者之间的数学空间。根据此观
点，我的论证只能认为是处于启发性的水平上，它仅仅是建议性的、而非
结论性的。尽管这样，它为WCH 和 R根本上相互连接，并因此为R 必须是
量子引力效应的想法提供有力的实例。
重述我的结论：我提出量子力学的态矢量缩减的确是WCH 的另一面。
根据这一观点，我们所寻求的 “正确量子引力理论”（CQG）两个重要含义
为WCH 和 R。WCH 的效应为相空间中流线的合并，而R 的效应刚好是补偿
流线的散开。两个过程都和热力学定律紧密相关。
注意，流线的合并完全发生在区域B 中，而流线的散开可在A 或者B
中发生。我们记得A 代表黑洞的不存在，所以态矢量缩减的确在黑洞不存
在时可以发生。很清楚，为了 R 起作用 （正如在我们刚才考虑的光子实验
中），不必要在实验室中有一个黑洞。我们在这里只关心在可能发生的事
情中一般整体的平衡。按照我所表达的观点，只不过是说，在某一阶段形
成黑洞 （并因此消灭信息）的可能性必须被量子理论中不决定性所平衡！
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态矢量何时缩减？
假设在前面论证的基础上，接受态矢量的缩减也许最终为引力现象。
R 和引力的关系能解释得更显明吗？在这观点的基础上，一个态矢量的坍
缩实际上应在何时发生呢？
我应首先指出，甚至在量子引力理论的 “更传统的”方法中，在合并
广义相对论原理和量子理论规则时，存在某种严重的技术困难。这些规则
（首先在薛定谔方程的表达式中，动量被重新解释为对位置取微分的方法
步骤，参阅332 页）根本不能顺应于弯曲空间——时间几何的观点。我本
人的观点是只要引进 “相当”大的空间——时间曲率，则量子线性叠加的
规则就失效。在此处不同态的可能选择的复幅度叠加，正是被实际，也就
是实在发生的，可能选择的概率权重所取代。
所谓 “相当大的”曲率是何含义呢？我是指引入的曲率测度达到水平
6
大约为一个引力子 或更大的尺度。 （回忆一下，根据量子理论的规则，
电磁场被量子化成单独的称为 “光子”的单位。当场被分解成为它单独的
频率，频率v 的部分只能以整数个光子出现，每一光子具有hv 的能量。类
似的规则应可适用于引力场。）根据量子理论，一个引力子应是被允许的
最小曲率的单位。其想法是，只要到达这个水平，依据U 过程的线性叠加
的通常规则在应用到引力子时就被修正，而某种时间不对称的 “非线性不
稳定性”就出现。在这一阶段，其中一种选择就脱颖而出，该系统就 “跌
跌撞撞”地落到这种选择之上，而不再以复数线性叠加不同选择的形式永
远存在下去。也许选择的结果是由机遇造成，也许在这后面还有更深刻的
东西。但是现在，现实已成为这种或那种选择。R 步骤就这么得以完成。
请注意，根据这个思想，步骤R 以一种完全客观的方式自动发生，和
任何人为的干涉无关。其想法是，“单引力子”水平必须安宁地处于原子、
分子等通常量子理论的线性规则U 成立的 “量子水平”以及我们日常经验
的 “经典水平”之间。单引力子水平的“尺度”多大呢？应强调的是，这
实在不应当是物理上的大小的问题；它更应是质量和能量分布的问题。我
们看到只要不牵涉到太多的能量，量子干涉的效应可在大距离上发生。（回
忆在293 页描述的光子自干涉以及克劳塞和阿斯匹克特331 页的EPR 实
验。）质量的量子引力的特征尺度为所谓的普郎克质量 （大约估计）
-5
m =10 克
p
这似乎比人们希望的大很多，由于质量比这小很多的物体，诸如灰尘，以
经典方式行为就能直接感受到。 （质量m 比虱子的质量小些。）然而，我
p
认为单引力子的标准不可以就这么生硬地使用。我试图弄得更显明一些，
但就在我写作的现在，关于如何准确使用单引力子的标准，还有许多模糊
之处。
首先，让我们考虑一个观察粒子非常直接的方式，也就是利用威尔逊
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云雾室。此处有一个小室充满了刚好处于就要凝聚成液滴的蒸汽。当一个
快速运动的带电粒子，譬如刚从位于小室外的放射性原子衰变而产生的，
进入这个小室时，在它通过蒸汽的路途中，会使近处的某些原子电离 （也
就是，由于失去电子而带电）。这种离化了的原子成为蒸汽凝聚成小液滴
的中心。我们以这种方法得到实验者可直接观察的小液滴的轨迹 （图
8.7）。
图8.7 一个带电粒子进入威尔逊云雾室并引起一串液滴的凝聚。
现在，如何利用量子力学对此作描述呢？在我们放射性原子衰变的时
刻，它发射出一个粒子。但是，该粒子可往许多不同的方向飞离。在这一
方向有一幅度，在那一方向又有一幅度，在其他每一方向都有一幅度，所
有这些都在量子线性叠加上同时发生。这些叠加的不同选择的总体组成了
从衰变原子出发的球面波：被发射出的粒子的波函数。当每一可能的粒子
轨道进入云雾室，它就和一串电离的原子相关联，每一个原子成为蒸汽凝
聚的中心。所有这些不同可能的离化原子串也须在量子线性叠加中共存，
所以我们现在有大量不同的凝聚水滴串的线性叠加。在某一个阶段，当按
照步骤R 取复幅度加权的平方模后，这个复数的量子线性叠加变成了实在
的不同选择的实概率加权集合。这些选择只有一个在经验的物理世界中实
现，而这一个特殊选择即被实验者所观测到。我于是根据这一种观点提议，
只要不同选择的引力场差别达到一个引力子水平，这一个阶段就发生。
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这在什么时候发生呢？根据非常粗略的计算 ，如果只有一个完全均
匀的球滴，则当水滴长大到大约一百分之一m 也就是一克的一千万分之一
p
时，即达到了单引力子的阶段。在此计算中存有许多不确定性 （包括某些
原则上的困难），而且为保险起见，值取得稍大一些，但其结果并非完全
不合理。人们期望以后将会得到更精密的结果，并能处理整串液滴而不仅
仅是一粒液滴。当人们考虑水滴是由大量的小原子组成而非整体均匀的，
这事实也许会导致某些重大的差别。另一方面， “单引力子”标准本身在
数学上必须变得更加精密。
我已在上面的情况考虑了在一个量子过程 （放射性原子衰变）中的实
际观察。量子效应被放大到这种程度，此时不同的量子选择产生不同的、
直接可观察的不同选择。我的看法是，即使当这种显明的放大不存在时，
R 还可客观地发生。假定一个粒子不进入云雾室，而是直接进入到一个装
满气体 （或流体）的大盒子，气体（或流体）密度使得它肯定和粒子碰撞，
或者该粒子扰乱大量的气体原子。让我们仅仅考虑粒子的两种不同选择，
