Mécanique quantique

Dans la conception classique des lois de probabilité, lorsqu'un événement peut se produire de deux façons différentes incompatibles l'une avec l'autre, les probabilités s'additionnent. Tel n'est pas le cas en mécanique quantique, où la probabilité d'un évènement est liée à une amplitude de probabilité susceptible d'interférer, y compris de façon destructive.

Cette propriété est illustrée par l'expérience des fentes de Young, considérée notamment par Richard Feynman comme la plus emblématique du comportement quantique de la matière. Dans son cours de mécanique quantique, Feynman consacre un long chapitre à son analyse détaillée. Cette expérience illustre aussi le concept de dualité onde-corpuscule, à la base de l'interprétation standard de la théorie.

On considère actuellement qu'aux échelles macroscopiques, l'apparente non-observation de ce comportement probabiliste s'explique par un phénomène appelé décohérence. Cependant d'autres explications existent, mais aucune ne fait l'unanimité : elles relèvent essentiellement de différences dans l'interprétation de la mécanique quantique.

La mécanique quantique tire son nom de l'existence de grandeurs ne pouvant se manifester que par multiples de quantités fixes, souvent liées à la constante découverte par Max Planck. Ces grandeurs sont par exemple l'énergie ou le moment cinétique des particules.

L'illustration la plus manifeste et la plus riche en conséquences de ce phénomène se trouve probablement dans la structure de l'atome et plus précisément dans l'organisation des électrons autour du noyau. En effet, les électrons se répartissent en occupant les places laissées libres par les valeurs possibles des nombres quantiques liés à leur énergie et leur moment cinétique. Cette organisation permet d'expliquer le comportement chimique et spectroscopique des éléments naturels.

L'existence des quanta n'est pas une propriété fondamentale de la mécanique quantique, car elle peut être démontrée à partir d'autres considérations, notamment relatives à la règle sur l'additivité des probabilités mentionnée plus haut. Cependant, elle constitue certainement l'un des aspects les plus caractéristiques de la mécanique quantique, car c'est elle qui se manifeste le plus aisément dans les équations, et c'est historiquement par cet aspect que la mécanique quantique fut découverte.

Historiquement, la théorie a d'abord permis de décrire correctement les structures électroniques des atomes et des molécules, ainsi que leurs interactions avec un champ électromagnétique. Elle explique aussi le comportement de la matière condensée, dont :

• la structure des cristaux et leurs vibrations ;
• les propriétés de conductivité électrique et de conduction thermique des métaux grâce à la théorie des bandes ;
• l'existence et les propriétés des semi-conducteurs ;
• l'effet tunnel ;
• la cryptographie et le jeu de hasard[6]
• la supraconductivité et superfluidité.

La mécanique quantique a aussi résolu le paradoxe de Gibbs : en physique statistique classique, des particules identiques sont considérées comme discernables, et l'entropie n'est alors pas une grandeur extensive. L'accord entre la théorie et l'expérience fut rétabli en tenant compte du fait que des particules identiques sont indiscernables en mécanique quantique.

La théorie quantique des champs, généralisation relativiste de la mécanique quantique, permet quant à elle de décrire les phénomènes où le nombre total de particules n'est pas conservé : radioactivité, fission nucléaire (c'est-à-dire la désintégration du noyau atomique) et fusion nucléaire.

En substance, un état quantique est ce qui quantifie ce que l'on peut savoir d'un système quantique. Il permet de calculer les probabilités et les valeurs moyennes mesurées des observables (position, quantité de mouvement, etc.). Les états quantiques sont décrits mathématiquement par vecteur d'état dans un espace de Hilbert, représenté par une notation dédiée introduite par Dirac, dite notation bra-ket[7]. Un état quantique s'écrit alors sous la forme ${\displaystyle |\psi \rangle }$. L'évolution dans le temps de ce vecteur d'état est décrit mathématiquement par la fonction d'onde ${\displaystyle \Psi (t)}$, gouvernée par l'équation de Schrödinger.

Ces deux représentations concernent les états purs, c'est-à-dire les états de systèmes quantiques simples idéalisés et isolés, où chaque composante peut être quantifiée et observée. Pour les états mixtes, représentant les états quantiques en interaction complexe avec un environnement ou un appareil de mesure, où les composantes sont trop nombreuses ou inaccessibles à l'observation, l'état quantique est plutôt représenté par une matrice densité[8].

Dans le cas de la notation bra-ket, on exprime l'état quantique en fonction des états propres, c'est dire les états pour lesquels on est sûr que si on effectuait une mesure d'une observable, on obtiendrait à coup sûr une valeur donnée. On utilise en général pour ces états le même symbole que celui utilisé pour identifier cette valeur. Par exemple, lorsqu'on est sûr que si on effectuait cette mesure, le résultat serait une valeur ${\displaystyle \alpha }$, alors on note l'état ${\displaystyle |\alpha \rangle }$. Il existe en général un certain nombre (voire une infinité) d'états propres pour une observable donnée. Par exemple, si on s'intéresse au spin d'une particule de spin 1/2, on obtient deux états propres de direction opposée : ${\displaystyle |\uparrow \rangle }$ et ${\displaystyle |\downarrow \rangle }$. Pour l'observable de position, on obtient une infinité d'états propres correspondant à chacune de positions possibles ${\displaystyle |x_{1}\rangle }$ ... ${\displaystyle |x_{\infty }\rangle }$.

Ces états propres sont des vecteurs orthogonaux de l'espace vectoriel de Hilbert, et en forment une base, liée à une observable donnée. Un état quantique quelconque est alors exprimé comme une combinaison linéaire de ces états propres, par exemple un état généralisé de spin 1/2 : ${\displaystyle |\nearrow \rangle =a|\uparrow \rangle +b|\downarrow \rangle }$, a et b étant des nombres complexes.

Deux états quantiques quelconques distincts ne sont pas forcément distinguables, car il existe une probabilité que la mesure de deux états distincts donne la même valeur mesurée. Deux états quantiques sont dits distinguables lorsqu'il existe au moins un processus de mesure dans lequel on est absolument sûr que les deux états donnent des résultats différents[9].

Le plus important postulat de la mécanique quantique est probablement le principe de superposition[10]. Selon ce principe, si un système physique peut se trouver dans un état ${\displaystyle |\varphi \rangle }$, et si de même il peut se trouver dans un état ${\displaystyle |\psi \rangle }$, alors il peut aussi se trouver dans un état linéairement composé :

${\displaystyle \alpha |\varphi \rangle +\beta |\psi \rangle }$

où ${\displaystyle \alpha }$ et ${\displaystyle \beta }$ sont deux nombres complexes quelconques.

Autrement dit, l'ensemble des états possibles d'un système physique est un espace vectoriel (ou plus précisément un espace de Hilbert, comme mentionné plus haut), dont la dimension peut être quelconque.

Le point important est qu'un état superposé n'est pas un état traduisant une ignorance vis-à-vis de l'état « réel » du système, mais bien une indétermination intrinsèque au système, qui n'est ni dans l'état ${\displaystyle |\varphi \rangle }$, ni dans l'état ${\displaystyle |\psi \rangle }$. Ce point souleva de nombreux questionnements dans la communauté scientifique. En particulier, le principe de superposition est à l'origine de ce qu'on appelle le problème de la mesure quantique, que Schrödinger popularisa en l'appliquant à un chat qui ne serait, selon le paradoxe de Schrödinger, ni mort, ni vivant.

Le principe de superposition fut aussi analysé et critiqué par Einstein qui, avec Boris Podolsky et Nathan Rosen, imagina une expérience, dite expérience EPR, afin de le mettre en défaut. Une expérience comparable fut menée à la fin du XX^e siècle par Alain Aspect, qui confirma le principe de superposition.

La règle de Born, du nom du physicien Max Born, est une interprétation probabiliste des coefficients linéaires du principe de superposition. Elle est d'ailleurs souvent appelée interprétation probabiliste[note 3].

Cette règle peut être illustrée en considérant par exemple le chat de Schrödinger, évoqué plus haut, et dont l'état quantique peut être écrit ainsi :

${\displaystyle |\phi \rangle =\alpha |\mathrm {mort} \rangle +\beta |\mathrm {vivant} \rangle }$

Une expérience qui chercherait à déterminer si ce chat est mort ou vif ne donnerait aucun résultat avec certitude (dans le cas contraire le chat serait soit dans l'état ${\displaystyle |\mathrm {mort} \rangle }$, soit dans l'état ${\displaystyle |\mathrm {vivant} \rangle }$). De façon simplifiée, il peut être dit que la règle de Born quantifie cette incertitude en stipulant que la probabilité de trouver le chat mort est égale au carré du module de ${\displaystyle \alpha }$, divisé par la somme des carrés des modules de ${\displaystyle \alpha }$ et ${\displaystyle \beta }$.

Plus généralement, pour un système dont le vecteur d'état est une combinaison linéaire d'états distinguables ${\displaystyle (|i\rangle )_{i\in \mathbf {N} }}$, la probabilité pour que le résultat de la mesure définissant la distinguabilité soit le même que si le système avait été dans l'état ${\displaystyle |i\rangle }$ est :

${\displaystyle {\mathcal {P}}_{i}={\frac {|\alpha _{i}|^{2}}{\sum _{i}|\alpha _{i}|^{2}}}}$,

où les ${\displaystyle \alpha _{i}}$ sont les coefficients linéaires du vecteur d'état[note 4].

Pour simplifier les calculs, les vecteurs d'états sont en général normalisés afin que le dénominateur soit égal à un. Cela n'affecte en rien les calculs de probabilités. En pratique, la règle de Born s'écrit donc le plus souvent :

${\displaystyle {\mathcal {P}}_{i}=|\alpha _{i}|^{2}}$,

ou encore :

${\displaystyle {\mathcal {P}}_{i}\propto |\alpha _{i}|^{2}}$, où le coefficient de proportionnalité est sous-tendu par la relation de normalisation : ${\displaystyle \sum _{i}{\mathcal {P}}_{i}=1}$,

La règle de Born est l'un des postulats de la mécanique quantique les plus difficiles à appréhender. Il fait aussi l'objet de controverses, ne serait-ce que parce que son statut axiomatique est mis en doute par au moins deux interprétations : l'interprétation des mondes multiples et l'interprétation transactionnelle. Selon ces deux interprétations, la règle de Born peut être déduite à partir de considérations mathématiques et physiques plus profondes[11].

Lorsqu'à la suite d'une expérience, on est sûr d'obtenir toujours le même résultat de mesure ${\displaystyle \alpha }$, on dit que le système physique considéré est dans l'état ${\displaystyle |\alpha \rangle }$. Ceci ne signifie pas pour autant qu'on connait avec certitude le résultat d'une mesure effectuée avec un dispositif expérimental différent. En d'autres termes, la connaissance même totale de l'état d'un système ne garantit pas la connaissance parfaite de résultats de toute expérience faite sur lui.

Ainsi par exemple, si on mesure la position d'une particule dans l'état ${\displaystyle |{\vec {r}}\rangle }$, on est sûr qu'on obtiendra ${\displaystyle {\vec {r}}}$, mais par contre il n'est a priori pas possible de savoir avec certitude ce que donnera le résultat de mesure d'impulsion, car sinon la particule serait aussi dans l'état ${\displaystyle |{\vec {p}}\rangle }$, ce qui n'est pas le cas général et constitue donc une hypothèse ad hoc.

Plus généralement, si pour un certain processus de mesure A on note ${\displaystyle (|\alpha _{i}\rangle )_{i\in \mathbf {N} }}$ tous les états de résultat de mesure parfaitement déterminés, alors en vertu du principe de superposition, toutes les combinaisons linéaires possibles sont aussi des états possibles pour certains systèmes :

${\displaystyle |\phi \rangle =\sum _{i}\phi _{i}|\alpha _{i}\rangle }$

Parmi ces combinaisons linéaires, certaines peuvent très bien être des états de mesure parfaitement déterminée pour un autre processus de mesure B. La question est donc de savoir quel peut être le résultat de mesure de A pour ces états « propres » à B.

L'interprétation probabiliste des coefficients linéaires suggère alors que le résultat de mesure, s'il n'est pas déterministe, sera tout de même statistiquement égal à l'espérance mathématique :

${\displaystyle \alpha =\sum _{i}{\mathcal {P}}_{i}\,\alpha _{i}=\sum _{i}|\phi _{i}|^{2}\alpha _{i}}$

Cette expression est une forme sesquilinéaire des coefficients ${\displaystyle \phi _{i}}$. Dans le sous-espace vectoriel généré par les ${\displaystyle |\alpha _{i}\rangle }$, on peut donc écrire cette expression en utilisant un produit scalaire dans lequel la base ${\displaystyle (|\alpha _{i}\rangle )_{i\in \mathbf {N} }}$ est orthonormée. C'est le choix de ce produit scalaire qui donne un sens à la notation bra-ket : les vecteurs bra, notés « vers la gauche », sont alors les éléments de l'espace dual de l'espace des états ket. On a alors la relation :

${\displaystyle \langle \alpha _{i}|\alpha _{j}\rangle =\delta _{ij}}$

où ${\displaystyle \delta _{ij}}$ est le symbole de Kronecker.

L'expression de l'espérance mathématique peut alors s'écrire :

${\displaystyle {\begin{aligned}\alpha &=\sum _{i}\phi _{i}^{*}\phi _{i}\alpha _{i}\\&=\sum _{i,j}\phi _{i}^{*}\phi _{j}\alpha _{j}\delta _{ij}\\&=\sum _{i,j}\phi _{i}^{*}\phi _{j}\alpha _{j}\langle \alpha _{i}|\alpha _{j}\rangle \\&=\sum _{i,j}\langle \alpha _{i}|\phi _{i}^{*}\phi _{j}\alpha _{j}|\alpha _{j}\rangle \\&=\sum _{j}\langle \phi |\phi _{j}\alpha _{j}|\alpha _{j}\rangle \\&=\langle \phi |\sum _{j}\phi _{j}\alpha _{j}|\alpha _{j}\rangle \end{aligned}}}$

Le terme ${\displaystyle \alpha _{j}|\alpha _{j}\rangle }$ suggère l'introduction de l'opérateur linéaire dont les vecteurs propres sont les ${\displaystyle (|\alpha _{i}\rangle )_{i\in \mathbf {N} }}$ et dont les valeurs propres associées sont les ${\displaystyle \alpha _{i}}$, valeurs possibles des résultats de mesure. Cet opérateur ${\displaystyle {\hat {A}}}$ est ce qu'on appelle l'observable associé au processus de mesure A. Ce n'est rien d'autre qu'un outil mathématique qui permet le calcul de l'espérance mathématique du résultat de mesure[12], espérance qui s'écrit alors :

${\displaystyle \alpha =\langle \phi |{\hat {A}}|\phi \rangle }$

L'intérêt d'une telle expression est qu'elle ne dépend plus explicitement de la base ${\displaystyle (|\alpha _{i}\rangle )_{i\in \mathbf {N} }}$. On gagne ainsi en abstraction et on simplifie les calculs par une approche synthétique de la mécanique quantique, en opposition à l'approche dite analytique[note 5].

À partir de considérations algébriques élémentaires, il est facile de se convaincre que l'observable ${\displaystyle {\hat {A}}}$ est un opérateur auto-adjoint qui peut s'écrire en fonction de ses vecteurs propres et valeurs propres ainsi :

${\displaystyle {\hat {A}}=\sum _{i}\alpha _{i}|\alpha _{i}\rangle \langle \alpha _{i}|}$

Lorsqu'on dispose de suffisamment d'observables pour décrire tout résultat de mesure, on dit qu'on dispose d'un ensemble complet d'observables qui commutent, et c'est dans l'espace hermitien généré par les vecteurs propres de ces observables que l'on travaille.

Par construction, le produit scalaire dans l'espace ${\displaystyle {\mathcal {E}}}$ des états permet de calculer les probabilités de résultats de mesure. Il est alors facile de comprendre que les opérateurs linéaires qui conservent ce produit scalaire jouent un rôle très important en mécanique quantique. En algèbre linéaire, ces opérateurs qui conservent le produit scalaire sont appelés opérateurs unitaires. Ils ont comme propriété essentielle d'être l'inverse de leur adjoint :

${\displaystyle {\hat {U}}^{\dagger }{\hat {U}}={\hat {I}}}$

Puisqu'il conserve le produit scalaire, un opérateur unitaire transforme ${\displaystyle {\mathcal {E}}}$ en un espace ${\displaystyle {\mathcal {E}}'}$ physiquement indiscernable car donnant exactement les mêmes probabilités de mesure. Inversement, il est raisonnable de supposer qu'un opérateur transformant l'espace d'états en un espace indiscernable est unitaire.

La considération de l'ensemble de tous les opérateurs unitaires sur ${\displaystyle {\mathcal {E}}}$, ainsi que d'un sous-ensemble qui puisse être paramétré de façon continue par un scalaire μ, permet alors d'approcher ${\displaystyle {\hat {U}}}$ au premier ordre en μ :

${\displaystyle {\hat {U}}_{\mu }={\hat {I}}+\mu {\hat {G}}}$

où ${\displaystyle {\hat {G}}}$ est un opérateur linéaire a priori quelconque qui peut, sans perdre en généralité, être écrit sous la forme ${\displaystyle i{\hat {G}}}$[note 6].

En écrivant la relation d'unitarité de ${\displaystyle {\hat {U}}_{\mu }}$, il vient, en restant au premier ordre :

${\displaystyle {\begin{aligned}{\hat {U}}_{\mu }^{\dagger }{\hat {U}}_{\mu }&={\hat {I}}\\({\hat {I}}+i\mu {\hat {G}})^{\dagger }({\hat {I}}+i\mu {\hat {G}})&={\hat {I}}\\({\hat {I}}-i\mu {{\hat {G}}^{\dagger }})({\hat {I}}+i\mu {\hat {G}})&={\hat {I}}\\-i\mu {{\hat {G}}^{\dagger }}+i\mu {\hat {G}}&=0\\{\hat {G}}^{\dagger }&={\hat {G}}\end{aligned}}}$

C'est-à-dire que ${\displaystyle {\hat {G}}}$ est auto-adjoint.

En somme, lorsqu'il existe un paramètre ${\displaystyle \mu }$ qui transforme ${\displaystyle {\mathcal {E}}}$ de façon continue en un espace ${\displaystyle {\mathcal {E}}_{\mu }}$ physiquement indiscernable, alors il existe un opérateur unitaire ${\displaystyle {\hat {U}}_{\mu }}$ et une grandeur observable ${\displaystyle {\hat {G}}}$ tels que ${\displaystyle {\hat {U}}_{\mu }}$ transforme ${\displaystyle {\mathcal {E}}}$ en ${\displaystyle {\mathcal {E}}_{\mu }}$ et :

${\displaystyle {\hat {U}}_{\mu }={\hat {I}}+i\mu {\hat {G}}}$

En assimilant ${\displaystyle {\mathcal {E}}}$ à ${\displaystyle {\mathcal {E}}_{0}}$, et en notant ${\displaystyle |\phi _{\mu }\rangle }$ le vecteur de ${\displaystyle {\mathcal {E}}_{\mu }}$ tel que ${\displaystyle |\phi _{\mu }\rangle ={\hat {U}}_{\mu }|\phi _{0}\rangle }$, ${\displaystyle i{\hat {G}}|\phi _{0}\rangle }$ apparait comme le taux d'accroissement de ${\displaystyle |\phi _{\mu }\rangle }$ pour une variation infinitésimale de μ au voisinage de zéro, de telle sorte qu'il peut être écrit :

${\displaystyle -i{d \over d\mu }|\phi \rangle ={\hat {G}}|\phi \rangle }$

où la dépendance de ${\displaystyle |\phi \rangle }$ en ${\displaystyle \mu }$ est sous-entendue (${\displaystyle |\phi \rangle =|\phi _{\mu }\rangle }$).

Les considérations précédentes peuvent être utilisées pour introduire l'équation de Schrödinger d'un point de vue théorique, grâce à un principe de symétrie selon lequel les lois de la physique sont invariantes dans le temps. Une autre façon de dire cela est de dire qu'une expérience menée dans un espace d'états ${\displaystyle {\mathcal {E}}(t_{1})}$ est indiscernable d'une expérience identique menée dans un espace d'états ${\displaystyle {\mathcal {E}}(t_{2})}$. On peut donc appliquer les résultats précédents en prenant t (ou -t) pour ${\displaystyle \mu }$ :

${\displaystyle i\hbar {d \over dt}|\phi \rangle ={\hat {H}}|\phi \rangle }$

Le facteur ${\displaystyle \hbar }$ est ici réintroduit pour satisfaire aux contraintes dimensionnelles ignorées jusqu'alors. L'expression détaillée de l'observable ${\displaystyle {\hat {H}}}$, appelé hamiltonien par analogie avec la mécanique classique, est le plus souvent obtenue à l'aide du principe de correspondance.

Cette formulation de l'équation de Schrödinger est assez différente de la formulation historique, et à ce titre elle est parfois appelée équation de Schrödinger généralisée et dépendante du temps.

Comme pour l'équation de Schrödinger, mais cette fois par application du principe selon lequel les lois de la physique sont invariantes dans l'espace, on introduit l'observable du moment linéaire (aussi appelée impulsion) et ses trois composantes spatiales :

${\displaystyle -i\hbar {d \over dx}|\phi \rangle ={\hat {P}}_{x}|\phi \rangle ,\qquad -i\hbar {d \over dy}|\phi \rangle ={\hat {P}}_{y}|\phi \rangle ,\qquad -i\hbar {d \over dz}|\phi \rangle ={\hat {P}}_{z}|\phi \rangle }$

Le cas du moment cinétique (parfois appelé de façon plus explicite moment angulaire) se traite de la même façon, mais pour les rotations dans l'espace.

Intuitivement, le commutateur de deux observables détermine s'il est possible de mesurer simultanément leur valeur[13].

Le commutateur intervient dans l'expression des inégalités de Heisenberg et du théorème d'Ehrenfest.

Étant donnés deux opérateurs ${\displaystyle {\hat {A}}}$ et ${\displaystyle {\hat {B}}}$, non nécessairement observables, on définit leur commutateur ainsi :

${\displaystyle [{\hat {A}},{\hat {B}}]={\hat {A}}{\hat {B}}-{\hat {B}}{\hat {A}}}$

Le commutateur est analogue au crochet de Poisson de la mécanique classique.

En pratique, l'état ${\displaystyle |\phi \rangle }$ est le plus souvent écrit dans une base ${\displaystyle (|{\vec {r}}\rangle )_{{\vec {r}}\in \mathbf {R} ^{3}}}$ d'états de position spatiale parfaitement déterminée :

${\displaystyle |\phi \rangle =\int _{{\vec {r}}\in \mathbf {R} ^{3}}\phi ({\vec {r}},t)|{\vec {r}}\rangle \mathrm {d} V}$

Ici l'intégration joue le rôle de la sommation utilisée plus haut notamment dans l'énoncé du principe de superposition, la différence étant qu'il s'agit d'une somme continue, c'est-à-dire de la somme d'une infinité de termes infiniment petits.

La fonction ${\displaystyle \phi ({\vec {r}},t)}$ est appelée « fonction d'onde » et c'est sur elle que se font l'essentiel des calculs obtenus à partir de l'équation de Schrödinger.

L'écriture de l'équation de Schrödinger non plus en fonction de ${\displaystyle |\phi \rangle }$ mais de la fonction d'onde se fait en remplaçant chaque terme de l'hamiltonien par les expressions correspondantes dépendant de la fonction d'onde. Par exemple, l'impulsion ${\displaystyle {d \over dx}|\phi \rangle }$ s'écrit comme vu plus haut ${\displaystyle {d \over dx}{\hat {T}}(x)|\phi \rangle }$ où T(x) est l'opérateur unitaire de translation de longueur x dans l'espace, c'est-à-dire tel que :

${\displaystyle {\hat {T(x)}}|x'\rangle =|x'-x\rangle }$.

Dès lors, il vient :

${\displaystyle {d \over dx}|\phi \rangle ={d \over dx}{\hat {T}}(x)\int \phi (x')|x'\rangle dx'={d \over dx}\int \phi (x'){\hat {T}}(x)|x'\rangle dx'={d \over dx}\int \phi (x')|x'-x\rangle dx'}$

Par un changement de variable sous l'intégrale, et en se rappelant que l'équation est écrite au voisinage de x = 0, il découle[note 7] :

${\displaystyle {d \over dx}|\phi \rangle =\int {\partial \phi \over \partial x}(x)|x\rangle dx}$

Autrement dit, l'opérateur d'impulsion agit sur le vecteur d'état en donnant un vecteur dont les coordonnées dans la représentation spatiale sont les dérivées de la fonction d'onde (à un facteur ${\displaystyle i\hbar }$ près ignoré ici). Ceci permet d'effectuer tous les calculs uniquement sur la fonction d'onde et ainsi de se ramener à la résolution d'une équation aux dérivées partielles, c'est-à-dire à l'équation de Schrödinger sous une forme plus proche de sa forme historique :

${\displaystyle i\hbar {\partial \phi (t,{\vec {r}}) \over \partial t}=-{\hbar ^{2} \over 2m}\Delta \phi (t,{\vec {r}})+V(t,{\vec {r}})\phi (t,{\vec {r}})}$

La règle de Born implique que le résultat d'une expérience peut être indéterminé même lorsque l'état du système est parfaitement déterminé. Cette indétermination est intrinsèque au système, et ce en un sens qui n'a pas d'équivalent classique. Cependant, une ignorance concernant l'état exact du système peut aussi justifier une description probabiliste au sens classique du terme, c'est-à-dire avec l'acceptation usuelle des lois de probabilités.

Ainsi, dans une base orthonormale d'états ${\displaystyle |\phi _{i}\rangle }$, même si l'état exact est inconnu, il est tout de même possible de lui attribuer une distribution de probabilités ${\displaystyle (p_{i})}$, où ${\displaystyle p_{i}}$ est la probabilité pour le système d'être dans l'état quantique ${\displaystyle |\phi _{i}\rangle }$. La question est alors de savoir comment rendre compte de ce type de probabilité dans les calculs.

L'étude du système se réduit à celle de la mesure des observables disponibles, qui elle-même se réduit à la mesure de leur valeur moyenne qui s'écrit, pour une observable ${\displaystyle A}$ et si le système est dans l'état ${\displaystyle |\phi _{i}\rangle }$ :

${\displaystyle \langle A\rangle _{i}=\langle \phi _{i}|A|\phi _{i}\rangle }$

Comme le système est dans un état inconnu, mais avec la distribution de probabilité ${\displaystyle (p_{i})}$, l'espérance mathématique devient :

${\displaystyle \langle A\rangle =\sum _{i}p_{i}\langle A\rangle _{i}=\sum _{i}p_{i}\langle \phi _{i}|A|\phi _{i}\rangle }$

Cette expression est en quelque sorte une double espérance mathématique, prenant en compte à la fois les probabilités quantiques et classiques. Les termes ${\displaystyle \langle A\rangle _{i}=\langle \phi _{i}|A|\phi _{i}\rangle }$ sont en effet des espérances mathématiques, pour des distributions de probabilité associées au principe de superposition et à la règle de Born. L'expression ${\displaystyle \sum _{i}p_{i}\langle A\rangle _{i}}$ est quant à elle une espérance mathématique associée à une distribution de probabilité traduisant une ignorance vis-à-vis de l'état réel du système, c'est-à-dire une distribution de probabilité classique.

L'espérance mathématique peut alors s'écrire :

${\displaystyle {\begin{aligned}\langle A\rangle &=\sum _{i}p_{i}\langle \phi _{i}|A|\phi _{i}\rangle \\&=\sum _{ij}p_{i}\langle \phi _{j}|A|\phi _{i}\rangle \delta _{ij}\\&=\sum _{ij}\langle \phi _{j}|Ap_{i}|\phi _{i}\rangle \langle \phi _{i}|\phi _{j}\rangle \\&=\sum _{j}\langle \phi _{j}|A\left(\sum _{i}p_{i}|\phi _{i}\rangle \langle \phi _{i}|\right)|\phi _{j}\rangle \\&=\sum _{j}\langle \phi _{j}|A\rho |\phi _{j}\rangle \\&=\mathrm {Tr} (A\rho )\end{aligned}}}$

L'expression ${\displaystyle \rho =\sum _{i}p_{i}|\phi _{i}\rangle \langle \phi _{i}|}$ est ce qu'on appelle la matrice densité associée à la distribution de probabilités ${\displaystyle p_{i}}$ dans la base ${\displaystyle |\phi _{i}\rangle }$. ${\displaystyle \mathrm {Tr} }$ est la trace.

La matrice densité n'est, à l'instar des observables, qu'un outil mathématique qui permet le calcul des espérances mathématiques des résultats de mesure, mais contrairement aux observables, la matrice densité incorpore la prise en compte d'une possible ignorance de l'état exact du système.

Les lasers fonctionnent grâce à la propension qu'ont les bosons à occuper le même état quantique.

Les principes fondamentaux énoncés plus haut suffisent déjà à expliquer l'une des propriétés les plus importantes de la matière : la distinction entre bosons et fermions.

En effet, cette distinction découle essentiellement du caractère vectoriel de l'espace des états et de son interprétation probabiliste. Si on considère un système physique (ou plus simplement une particule) et que l'on note ${\displaystyle \phi }$ son état, alors un système physique constitué de deux de ces particules s'écrira ${\displaystyle |\phi _{1}\phi _{2}\rangle =|\phi _{1}\rangle |\phi _{2}\rangle }$ en utilisant le produit tensoriel des deux vecteurs.

La question qui se pose alors est celle de savoir comment se comporte le système si, par la pensée, on intervertit les rôles joués par les deux particules. Autrement dit, on s'interroge sur la relation entre ${\displaystyle |\phi _{1}\phi _{2}\rangle }$ et ${\displaystyle |\phi _{2}\phi _{1}\rangle }$. Ces deux systèmes étant parfaitement analogues, lorsque les particules sont considérées indiscernables, elles doivent se comporter de la même façon. Leur répartition de probabilité est donc la même et elles sont donc reliées par un scalaire ${\displaystyle \alpha }$ :

${\displaystyle |\phi _{2}\phi _{1}\rangle =\alpha |\phi _{1}\phi _{2}\rangle }$

Or, si on intervertit à nouveau les particules, on doit nécessairement réobtenir le système initial, de telle sorte que :

${\displaystyle \alpha ^{2}=1}$

Même parmi les nombres complexes, il n'existe que deux racines carrées de l'unité : 1 et -1. Cela implique qu'il ne peut exister que deux types bien distincts de particules, celles pour lesquelles ${\displaystyle \alpha =1}$, les bosons, et celles pour lesquelles ${\displaystyle \alpha =-1}$, les fermions (ces noms font référence aux physiciens qui ont découvert les statistiques associées : Satyendranath Bose et Enrico Fermi).

De cela il découle directement le principe d'exclusion de Pauli, auquel seuls les fermions obéissent. Considérons par exemple un fermion et imaginons deux particules de cette espèce dans exactement le même état ${\displaystyle \phi }$.

On a : ${\displaystyle |\phi \phi \rangle =|\phi _{2}\phi _{1}\rangle =-|\phi _{1}\phi _{2}\rangle =-|\phi \phi \rangle }$ et donc : ${\displaystyle |\phi \phi \rangle =0}$

Autrement dit la probabilité pour que deux fermions soient dans le même état est toujours nulle. Une telle propriété est d'une importance considérable dans la nature. On lui doit par exemple en grande partie l'impénétrabilité des corps (en).

À l'inverse, les bosons ont tendance à se regrouper les uns avec les autres, car leurs amplitudes de probabilités interfèrent constructivement quand ils sont dans le même état. Ceci est la cause de nombreux phénomènes, comme l'émission stimulée, à la base du fonctionnement des lasers.

Des considérations comparables aux calculs effectués plus haut permettent de comprendre qu'un nombre pair de fermions se comportent comme des bosons. Ceci est la cause de phénomènes comme la supraconductivité, où les électrons forment des paires de Cooper. C'est aussi ce qui explique les différences de comportement entre les différents isotopes de l'hélium : dans un atome d'hélium 4 (⁴He), chaque particule est présente en double (deux électrons, deux protons et deux neutrons, formant des paires de Cooper), ce qui fait de cet atome un boson. Ce qui n'est pas le cas dans l'atome d'hélium 3 (³He), qui n'a qu'un neutron, ce qui fait de cet atome un fermion ; qui peut s'associer à un autre atome d'hélium 3 pour former un boson d'une paire de Cooper.

Le caractère bosonique ou fermionique des particules est lié à leur spin, par ce qu'on appelle le théorème spin-statistique.

Parmi les systèmes que l'on peut résoudre analytiquement en mécanique quantique, l'un d'entre eux a une importance particulière tant sur le plan historique que théorique. Il s'agit de l'oscillateur harmonique.

En mécanique classique, l'oscillateur harmonique est un système de grande importance car il constitue une bonne approximation de n'importe quel système stable autour d'une position d'équilibre. Dans un système d'unités adéquat, l'équation énergétique s'écrit :

${\displaystyle {\frac {{\hat {P}}^{2}}{2}}+{\frac {{\hat {X}}^{2}}{2}}=E}$

Où ${\displaystyle {\hat {P}}}$ et ${\displaystyle {\hat {X}}}$ sont respectivement l'impulsion et la position du mobile.

En mécanique quantique, l'équation est formellement la même, mais les grandeurs impliquées sont de nature différente. Au lieu d'être des scalaires réels dépendant du temps, l'impulsion et la position sont des opérateurs linéaires sur l'espace vectoriel des états. Ces grandeurs peuvent être manipulées de manière algébrique comme avec des scalaires normaux, à ceci près qu'il s'agit d'une algèbre non commutative. Il faut donc prêter attention aux commutateurs entre les opérateurs concernés. En l'occurrence, le commutateur entre ${\displaystyle {\hat {P}}}$ et ${\displaystyle {\hat {X}}}$ est :

${\displaystyle \left[{\hat {X}},{\hat {P}}\right]=i}$

La résolution du système passe alors par une factorisation inspirée de l'identité remarquable ${\displaystyle a^{2}-b^{2}=(a-b)(a+b)}$. En se rappelant que ${\displaystyle i^{2}=-1}$, on introduit donc deux opérateurs (à un facteur de normalisation ${\displaystyle {\sqrt {2}}/2}$ près) :

${\displaystyle {\hat {A}}={\hat {P}}+i{\hat {X}}\qquad {\hat {A}}^{\dagger }={\hat {P}}-i{\hat {X}}}$

Pour des raisons qui apparaissent en cours de calcul (cf article détaillé), ces opérateurs sont appelés opérateurs respectivement de création et d'annihilation de quanta, ou encore opérateurs d'échelle. Ensuite, un raisonnement par récurrence permet de montrer le caractère quantifié des niveaux d'énergie possible, et de calculer leurs valeurs. Ces quanta sont l'analogue mécanique des photons, et à ce titre ils sont parfois appelés phonons.

Cette introduction d'opérateurs de création et d'annihilation est une technique assez emblématique de la physique quantique. On la retrouve par exemple dans la théorie du moment cinétique quantique ou en théorie quantique des champs.

L'effet tunnel désigne la propriété que possède un objet quantique de franchir une barrière de potentiel même si son énergie est inférieure à l'énergie minimale requise pour franchir cette barrière. C'est un effet purement quantique, qui ne peut pas s'expliquer par la mécanique classique. Pour une telle particule, la fonction d'onde, dont le carré du module représente la densité de probabilité de présence, ne s'annule pas au niveau de la barrière, mais s'atténue à l'intérieur de la barrière, pratiquement exponentiellement pour une barrière assez large. Si, à la sortie de la barrière de potentiel, la particule possède une probabilité de présence non nulle, elle peut traverser cette barrière. Cette probabilité dépend des états accessibles de part et d'autre de la barrière ainsi que de l'extension spatiale de la barrière.

Historiquement, le spin de l'électron est d'abord un phénomène expérimental observé notamment lors de l'expérience de Stern et Gerlach. En substance, il apparaît comme une sorte de très faible moment magnétique n'admettant que deux valeurs possibles, qui sont opposées et qui ne varient pas continûment selon l'axe de mesure. Il s'agit donc d'une grandeur qui ne respecte pas, du moins en apparence, les lois spatiales de la trigonométrie, tout en étant directionnelle. Ces observations assez curieuses n'ont pu être expliquées que par la mécanique quantique.

Le spin de l'électron est donc une grandeur a priori directionnelle qui ne peut prendre que deux valeurs de magnitude égale et de sens opposé. Les états quantiques correspondants sont alors en général notés ${\displaystyle |+\rangle }$ et ${\displaystyle |-\rangle }$[note 8]. Ces états dépendent d'un axe d'observation particulier, traditionnellement placé verticalement, c'est-à-dire selon l'axe ${\displaystyle (O,z)}$.

Avec un choix d'unités adéquat, cela signifie que pour un électron dans l'état ${\displaystyle |+\rangle }$, la mesure du moment magnétique de spin selon ${\displaystyle (O,z)}$ donnera à coup sûr +1 comme résultat de mesure. De la même façon un électron dans l'état ${\displaystyle |-\rangle }$ donnera nécessairement -1 comme résultat de mesure selon ce même axe.

Dès lors, ${\displaystyle |+\rangle }$ et ${\displaystyle |-\rangle }$ forment la base d'un espace vectoriel de dimension deux, et l'observable associée à la mesure du spin selon l'axe ${\displaystyle (O,z)}$ s'écrit alors, en représentation matricielle :

${\displaystyle \sigma _{3}={\begin{pmatrix}1&0\\0&-1\end{pmatrix}}}$

(l'indice 3 est ici choisit car l'axe ${\displaystyle (O,z)}$ est traditionnellement le troisième axe du trièdre spatial)

Par application du principe de superposition, toute superposition linéaire de ${\displaystyle |+\rangle }$ et ${\displaystyle |-\rangle }$ est aussi un état possible pour l'électron. Parmi ces combinaisons linéaires, il en est qui sont les vecteurs propres de deux matrices ${\displaystyle \sigma _{1}}$ et ${\displaystyle \sigma _{2}}$ :

${\displaystyle \sigma _{1}={\begin{pmatrix}0&1\\1&0\end{pmatrix}}\mathrm {,} \quad \sigma _{2}={\begin{pmatrix}0&-i\\i&0\end{pmatrix}}}$

${\displaystyle \sigma _{1}}$, ${\displaystyle \sigma _{2}}$ et ${\displaystyle \sigma _{3}}$ forment avec la matrice unité ce qu'on appelle les matrices de Pauli.

La considération d'un vecteur unitaire ${\displaystyle {\vec {n}}=(n_{1},n_{2},n_{3})}$ et de l'observable : ${\displaystyle \sigma =\sigma _{1}n_{1}+\sigma _{2}n_{2}+\sigma _{3}n_{3}}$ permet alors de faire apparaître la valeur moyenne suivante de ${\displaystyle \sigma }$ pour l'état ${\displaystyle |+\rangle }$ :

${\displaystyle {\begin{aligned}\langle +|\sigma |+\rangle &=\langle +|\sigma _{1}n_{1}+\sigma _{2}n_{2}+\sigma _{3}n_{3}|+\rangle \\&=\langle +|\sigma _{1}n_{1}|+\rangle +\langle +|\sigma _{2}n_{2}|+\rangle +\langle +|\sigma _{3}n_{3}|+\rangle \\&=0+0+n_{3}\\&=\cos(\theta )\end{aligned}}}$

où ${\displaystyle \theta }$ est l'angle éloignant ${\displaystyle {\vec {n}}}$ de l'axe ${\displaystyle (O,z)}$.

Autrement dit, dès lors que ${\displaystyle \sigma _{1}}$ et ${\displaystyle \sigma _{2}}$ sont associés aux observables liées à la mesure du spin selon les axes ${\displaystyle (O,x)}$ et ${\displaystyle (O,y)}$, alors les règles de trigonométries apparaissent, mais avec une signification probabiliste. C'est là un résultat typique de la mécanique quantique.

Le spin de l'électron joue un rôle très important en mécanique quantique, d'une part parce que c'est un phénomène qui n'a pas d'équivalent classique, et d'autre part parce que c'est l'un des systèmes quantiques les plus simples dans la mesure où il n'a que deux états (ou plus précisément, que son espace vectoriel est de dimension deux[note 9]). À ce titre il est souvent utilisé comme modèle d'étude pour des systèmes plus complexes, même lorsque le phénomène physique sous-jacent est complètement différent. L'exemple emblématique est le modèle d'Ising.

Considérons par exemple la position ${\displaystyle x\,}$ et l'impulsion ${\displaystyle p_{x}\,}$ d'une particule. En utilisant les règles de la quantification canonique, il est facile de vérifier que les opérateurs de position et d'impulsion satisfont :

${\displaystyle [{\hat {X}},{\hat {P_{x}}}]=i\hbar }$

La relation d'incertitude est définie à partir des écarts quadratiques moyens de grandeurs conjuguées. Dans le cas de la position ${\displaystyle x\,}$ et de l'impulsion ${\displaystyle p_{x}\,}$ d'une particule, elle s'écrit par exemple :

${\displaystyle {\Delta }x\,\cdot \,{\Delta }p_{x}\ {\geq }\ {\frac {\hbar }{2}}}$

Plus l'état possède une distribution resserrée sur la position, plus sa distribution sur les valeurs de l'impulsion qui lui est associée est large. Cette propriété rappelle le cas des ondes, via un résultat de la transformée de Fourier, et exprime ici la dualité onde-corpuscule. Il est clair que ceci mène à une remise en cause de la notion classique de trajectoire comme chemin continu différentiable[note 10].

Il existe également une relation d'incertitude portant sur l'énergie d'une particule et la variable temps. Ainsi, la durée ${\displaystyle \Delta t\,}$ nécessaire à la détection d'une particule d'énergie ${\displaystyle E\,}$ à ${\displaystyle \Delta E\,}$ près[note 11] vérifie la relation :

${\displaystyle {\Delta }E\,\cdot \,{\Delta }t\ {\geq }\ {\frac {\hbar }{2}}}$

Cependant, la dérivation de cette inégalité énergie-temps est assez différente de celle des inégalités position-impulsion[16] - [17].

En effet, si le hamiltonien est bien le générateur des translations dans le temps en mécanique hamiltonienne, indiquant que temps et énergie sont conjuguées[note 12], il n'existe pas d'opérateur temps en mécanique quantique (« théorème » de Pauli), c'est-à-dire qu'on ne peut pas construire d'opérateur ${\displaystyle {\hat {T}}\,}$ qui obéirait à une relation de commutation canonique avec l'opérateur hamiltonien ${\displaystyle {\hat {H}}\,}$ :

${\displaystyle \left[{\hat {H}},{\hat {T}}\right]\ =\ i\hbar \ {\hat {1}}}$

ceci pour une raison très fondamentale : la mécanique quantique a en effet été inventée pour que chaque système physique stable possède un « état fondamental d'énergie minimum ». L'argument de Pauli est le suivant : si l'opérateur temps existait, il posséderait un spectre continu. Or, l'opérateur temps, obéissant à la relation de commutation canonique, serait aussi le générateur des « translations en énergie ». Ceci entraîne alors que l'opérateur hamiltonien posséderait lui aussi un « spectre continu », en contradiction avec le fait que l'énergie de tout système physique stable se doit d'être bornée inférieurement[18].

Ce paradoxe (1935) met en évidence les problèmes d'interprétation du postulat de réduction du paquet d'onde.

Ce paradoxe (1935) met en évidence la non-localité de la physique quantique, impliquée par les états intriqués.

Cette expérience peut être interprétée comme une démonstration que les résultats d'une expérience enregistrée à un instant T dépendent objectivement d'une action effectuée à un temps ultérieur T+t. Selon cette interprétation, la non-localité des états intriqués ne serait pas seulement spatiale, mais également temporelle.

Toutefois, la causalité n'est pas strictement violée car il n'est pas possible — pour des raisons fondamentales — de mettre en évidence, avant l'instant T+t, que l'état enregistré à l'instant T dépend d'un évènement ultérieur. Ce phénomène ne peut donc donner aucune information sur l'avenir.

Selon la mécanique quantique, des évènements qui « auraient pu se produire, mais qui ne se sont pas produits » influent sur les résultats de l'expérience.

• Amaury Mouchet, L'étrange subtilité quantique, Coll. « UniverSciences », Dunod, 2010 (ISBN 978-2-10-054659-6)
• Banesh Hoffmann et Michel Paty, L'étrange histoire des quanta, Coll. « Points-Sciences » (n^o 26), Le Seuil, 1981 (ISBN 2-02-005417-5)
• Emilio Segrè, Les physiciens modernes et leurs découvertes - Des rayons X aux quarks, Fayard, 1984 (ISBN 978-2-213-01383-1). — Une histoire vulgarisée qui couvre la période 1895-1983. L'auteur a reçu le prix Nobel de physique 1959 pour la découverte expérimentale de l'antiproton.
• George Gamow, Trente années qui ébranlèrent la physique (Histoire de la théorie quantique), 1968. Rééd. Jacques Gabay, 2000 (ISBN 2-87647-135-3).
• Stéphane Deligeorges (éd.), Le monde quantique, Coll. « Points-Sciences » (n^o 46), Le Seuil, 1984 (ISBN 2-02-008908-4)
• Emile Noël (éd.), La matière aujourd'hui, Coll. « Points-Sciences » (n^o 24), Le Seuil, 1981 (ISBN 2-02-005739-5)
• Serge Haroche, Physique quantique, Leçon inaugurale au Collège de France, coédition Collège de France/Fayard, 2004.
• Paul Guyot, Physique et quanta, Coll. « Points-Sciences » (n^o 55), Le Seuil, 2012 (ISBN 2-02-005739-5).
• Étienne Klein, Petit voyage dans le monde des quanta, Coll. « Champs » (n^o 557), Flammarion, 2004 (ISBN 2-08-080063-9)
• Roland Omnès, Les indispensables de la mécanique quantique, Coll. « Sciences », Odile Jacob, 2006 (ISBN 978-2-7381-1820-2)
• (en) Helge S. Kragh (de), Quantum Generations: A History of Physics in the Twentieth Century, Princeton University Press, 1999 (ISBN 0-691-01206-7)
• Sven Ortoli et Jean-Pierre Pharabod, Le Cantique des quantiques : le monde existe-t-il ?, La Découverte, 2007 (ISBN 978-2-7071-5348-7).

• Karl Popper, La théorie quantique et le schisme en physique, éd. Hermann, 1996, (ISBN 2-7056-6307-X). Traduit de The postscript to The logic of scientific discovery. III, Quantum theory and the schism in physic par Emmanuel Malolo Dissakè.
• Bernard d'Espagnat, Le Réel voilé, Analyse des concepts quantiques, Fayard, 1994
• Michel Bitbol, Mécanique quantique, une introduction philosophique, 1^re éd. 1996 [détail de l’édition]
• Manuel Bächtold, L'Interprétation de la mécanique quantique : une approche pragmatiste, Hermann, 2009
• Bryce DeWitt and Neil Graham, The Many-Worlds Interpretation of Quantum Mechanics, Princeton University Press, 1973
• David Bohm et Basil Hiley, The Undivided Universe, An Ontological Interpretation of Quantum Mechanics, Routledge, 1993
• (en) Bas van Fraassen, Quantum mechanics : an empiricist view, New York, Oxford University Press, 26 septembre 1991, 560 p. (ISBN 978-0-19-823980-2)
• R. I. G. Hughes, The Structure and Interpretation of Quantum Mechanics, Harvard University Press, 1992
• Roland Omnès, The Interpretation of Quantum Mechanics, Princeton University Press, 1994
• Robert B. Griffiths, Consistent Quantum Theory, Cambridge University Press, 2003 (ISBN 0-521-53929-3)
• John S. Bell, Speakable and Unspeakable in Quantum Mechanics, Second Edition, Collected Papers on Quantum Philosophy, Cambridge University Press, 2004 (ISBN 0-521-52338-9)

Accessibles au niveau d'un premier cycle universitaire.

• Jean-Marc Lévy-Leblond & Françoise Balibar ; Quantique : rudiments, InterEditions/Éditions du CNRS (1984). Réédité par Masson (1997) (ISBN 2-225-85521-8), aujourd'hui racheté par Dunod : (ISBN 2-225-85521-8) Initiation à la physique quantique, accessible dès le premier cycle universitaire. Le bagage mathématique est restreint au minimum, l'accent étant porté sur la compréhension des phénomènes.
• Richard P. Feynman, Robert B. Leighton et Matthew Sands (en), Le Cours de physique de Feynman [détail de l’édition], vol. 3 : Mécanique quantique, issu d'un enseignement donné à CalTech (Californian Institute of Technology, Pasadena), première parution aux États-Unis en 1963, éd. Dunod, (ISBN 2-10-004934-8). Cours de niveau premier cycle universitaire, par le théoricien américain Richard Feynman, prix Nobel de physique 1965. C'est une vision personnelle de la physique orientée vers la pédagogie : Feynman prend pour point de départ les amplitudes de transitions plutôt que la fonction d'onde ${\displaystyle \Psi }$ (l'équation de Schrödinger ne faisant son apparition qu'au chapitre 16 à la page 320). Ces amplitudes constituent l'objet central de sa propre formulation en intégrale de chemins. Cette approche peut dérouter l'étudiant ayant déjà suivi un cours d'initiation standard, l'aspect formel étant réduit. Texte très riche, la complexité de certains points est masquée par l'absence de formalisme mathématique.
• Max Born, Structure atomique de la matière - Introduction à la physique quantique, Collection U, Armand-Colin (8^e édition-1971). Un livre de référence par un professeur de physique théorique de l'université de Göttingen, prix Nobel de physique 1954 pour son interprétation statistique de la fonction d'onde de Schrödinger. Ce livre vaut pour certains détails historiques de première main.
• Bernard Cagnac & Jean-Claude Pebay-Peyroula, Physique atomique - Tome 1 : expériences et principes fondamentaux, Dunod (1975). (ISBN 2-04-002555-3). Ce livre décrit précisément et en détail les aspects expérimentaux suivants : l'effet photoélectrique, les spectres optiques, l'expérience de Franck et Hertz, l'effet Compton, l'émission et l'absorption de photons, le laser, la dualité onde-corpuscule, les modèles atomique planétaires, ainsi que de nombreux aspects du magnétisme orbital et du magnétisme de spin, dont l'expérience de Stern et Gerlach.
• Edouard Chpolski, Physique atomique (2 vol.), Éditions Mir (1977). Un exposé des principes de la physique atomique, qui fournit de nombreux détails historiques.
• (en) Abraham Pais, Inward Bound - Of Matter & Forces in the Physical World, Oxford University Press (1986) (ISBN 0-19-851997-4) Écrite par un ancien assistant d'Einstein à Princeton, cette histoire des développements de la physique moderne démarre en 1895 avec la découverte expérimentale des rayons X, et se termine en 1983 lors de la découverte expérimentale au C.E.R.N. des bosons-vecteurs W et Z. L'auteur décrit avec beaucoup de détails l'évolution des idées, indiquant systématiquement les références des publications originales. Livre non traduit pour l'instant en français.

Accessibles à partir du second cycle universitaire.

• Constantin Piron, Mécanique Quantique : bases et Applications, Presses Polytechniques et Universitaires Romandes (1998) (ISBN 2-88074-399-0). Ce cours expose les bases de la théorie quantique et ses applications élémentaires sous une forme moderne, totalement renouvelée grâce aux travaux et aux découvertes faites ces trente dernières années, tant dans le domaine expérimental que dans le domaine théorique. Les concepts mathématiques sont introduits au fur et à mesure des besoins d'une manière élémentaire mais rigoureuse. Le tout est illustré par de nombreux exercices, avec corrigé.
• Michel Le Bellac, Physique quantique, coll. « Savoirs actuels », EDP Sciences/CNRS Éditions, 2003. (ISBN 2-86883-655-0 et 2-271-06147-4). Cet ouvrage aborde les aspects les plus récents de la théorie.
• J. L. Basdevant et J. Dalibard, Mécanique quantique [détail des éditions].
• Jean-Louis Basdevant, Jean Dalibard, Problèmes quantiques, éditions de l'École polytechnique, 2004 (ISBN 2730211179). Complément du volume de cours précédent, ce livre contient 19 problèmes, avec corrigés, sur une grande diversité d'exemples expérimentaux contemporains.
• C. Cohen-Tannoudji, B. Diu et F. Laloë, Mécanique quantique [détail de l’édition]. Traité en français, généralement donné comme référence aux étudiants du premier et second cycles universitaires.
• Albert Messiah, Mécanique quantique [détail des éditions].
• Lev Landau et Evgueni Lifchits, Physique théorique, t. 3 : Mécanique quantique [détail des éditions]. Écrit par un théoricien soviétique (en collaboration avec un de ses élèves) connu pour ses travaux en physique de l'état condensé, prix Nobel de physique 1962. Ouvrage complet.
• (en) Jun John Sakurai, Modern Quantum Mechanics, édition révisée, Addison-Wesley Publishing Company, 1994 (ISBN 0-201-53929-2). Cet ouvrage d'un niveau avancé présente en particulier des sujets tels que les intégrales de chemin de Feynman, les mesures de corrélations, les inégalités de Bell, etc.
• (en) Peter Atkins, Molecular quantum mechanics, Oxford University Press (2^e édition-1983). Cours très pédagogique, par le célèbre professeur de chimie-physique de l'université d'Oxford.
• Alain Aspect, « Quelques tests expérimentaux des fondements de la mécanique quantique (en optique) », dans Qu'est-ce que l'Univers ?, vol. 4 de l'Université de Tous les Savoirs (sous la direction d'Yves Michaux), Odile Jacob, 2001. Dualité onde-corpuscule, intrication quantique & paradoxe E.P.R., par un professeur d'optique à l'université de Paris-Sud (Orsay), auteur en 1982 d'une expérience testant les inégalités de Bell des corrélations E.P.R. (expérience en faveur des prédictions de la mécanique quantique. Cette expérience fut améliorée en 1998 par Anton Zeilinger et ses collaborateurs de l'université d'Innsbrück, Autriche).
• Anton Zeilinger, « La Téléportation », Pour La Science, n^o 272, juin 2000, p. 36-44.

Accessible sans bagage physique préalable.

• Richard Monvoisin ; Quantoc : l'art d'accommoder le mot quantique à toutes les sauces - Bulletin de l'Union des Physiciens, Vol. 105 n^o 935 p. 679-700, juin 2011.

• José Leite-Lopes et Bruno Escoubes, Sources et évolution de la physique quantique - Textes fondateurs, Masson (1995) (ISBN 2-225-84607-3). Réédité par E.D.P. Sciences.

  Donne une vue générale de l'évolution des idées, du XIX^e siècle à 1993, ainsi que la traduction française de quelques articles fondateurs.

• (en) John Archibald Wheeler et Wojciech Zurek, Quantum Theory and Measurement, Princeton University Press, 1983.

  Un recueil classique d'articles sur le « problème de la mesure ».

• (en) B. L. van der Waerden (dir.), Sources of quantum mechanics, Dover Publications, Inc. (1967) (ISBN 0-486-61881-1).

  Ce volume regroupe quelques-uns des articles pionniers de 1916 à 1926 (en traduction anglaise).

• (en) Paul A. Dirac, The principles of quantum mechanics, Oxford Science Publication, Oxford University Press (4^e édition-1958).

  Le traité historique de base sur les principes de la mécanique quantique, par l'un de ses plus brillants inventeur, professeur de physique théorique à l'université de Cambridge, lauréat du prix Nobel de physique en 1933 (avec Erwin Schrödinger).

• (en) Paul A. M. Dirac, Lectures on Quantum Mechanics, Dover Publications, Inc (2001).

  Quatre conférences faites à l'Université Yeshiva de New York en 1964.

• Erwin Schrödinger, Mémoires sur la mécanique ondulatoire, réédition des articles historiques par Jacques Gabay (1988).
• Werner Heisenberg, Les Principes physiques de la théorie des quanta, réédition du livre historique par Jacques Gabay (1989).
• (en) Enrico Fermi, Notes on Quantum Mechanics, the University of Chicago Press (1961) ISBN.
• John Von Neumann, Les Fondements mathématiques de la mécanique quantique, Librairie Alcan (1946), réédité par Jacques Gabay (1988) ISBN.

  Un ouvrage fondamental sur la structure mathématique de la théorie et les espaces de Hilbert.

• (en) Jagdish Mehra et Helmut Rechenberg, The Historical Development of Quantum Theory, Vol. 1-6, Springer-Verlag (New York-1978 à 2001).

  Ouvrage de plus de 4 500 pages (6 volumes en 9 livres) sur le développement la mécanique quantique, principalement de 1900 à 1941 (un court texte est consacré aux avancées depuis 1941 jusqu'en 1999).

• (en) Max Jammer, The Conceptual Development of Quantum Mechanics, McGraw-Hill (New York-1966) ISBN.
• (en) Max Jammer, The Philosophy of Quantum Mechanics, John Wiley & Sons (New York-1974) ISBN.
• Franck Laloë, Comprenons-nous vraiment la mécanique quantique ?, Préface de Claude Cohen-Tannoudji. EDP Sciences (2011) (ISBN 978-2-7598-0621-8).

• Serge Haroche, Jean-Michel Raimond et Michel Brune, « Le chat de Schrödinger se prête à l'expérience - Voir en direct le passage du monde quantique au monde classique », La Recherche, n^o 301,‎ septembre 1997, p. 50.
• Serge Haroche, « Une exploration au cœur du monde quantique », dans : Qu'est-ce que l'Univers ?, Vol. 4 de l'Université de Tous les Savoirs (sous la direction d'Yves Michaux), Odile Jacob (2001) 571.
• Roland Omnès, Comprendre la mécanique quantique, EDP Sciences (2000) (ISBN 2-86883-470-1).

  Par un professeur de physique théorique émérite de l'Université de Paris-Sud (Orsay), une discussion de l'interprétation de Copenhague de la mécanique quantique, du problème de la mesure et de la théorie des histoires consistantes de Griffiths et de la décohérence, par l'un de ses pionniers.

• (en) E. Joos, H. D. Zeh, C. Kiefer, D. Giulini, K. Kupsch, I. O. Stamatescu, Decoherence and the Appearance of a Classical World in Quantum Theory, Springer-Verlag (1996). Deuxième édition (2003) (ISBN 3-540-00390-8).
• (en) Gennaro Auletta, Foundation & Interpretation of Quantum Mechanics (in the light of a critical - historical analysis of the problems and of a synthesis of the results), World Scientific (2001) ISBN.

  Par un professeur de l'université de Rome, un ouvrage d'environ 1 000 pages sur les fondements conceptuels de la mécanique quantique des origines à nos jours — y compris les questions de décohérence —, mis en relation avec les avancées expérimentales les plus récentes.

• (en) Fred Alan Wolf, Parallel Universes: The Search for Other Worlds, 1988.

• [PDF] Franck Laloë, Comprenons-nous vraiment la mécanique quantique ? : cours de Franck Laloë (Laboratoire Kastler-Brossel, ENS Ulm, Paris).
• [PDF] Franck Laloë, Do we really understand quantum mechanics ? : version anglaise augmentée du cours précédent sur le « paradoxe » E.P.R., le théorème de Bell, les intrications quantiques et la décohérence.
• [PDF] Claude Cohen-Tannoudji, Compléments de mécanique quantique : cours de Claude Cohen-Tannoudji (prix Nobel 1997) sur la formulation Lagrangienne de la mécanique quantique (Feynman-Dirac), et sur l'utilisation des fonctions de Green. Notes rédigées en 1966 par Serge Haroche.
• [PDF] Jean Dalibard, Mécanique quantique avancée : cours sur les systèmes de bosons et de fermions, la seconde quantification et l'espace de Fock, et la théorie des collisions.
• [PDF] Claude Cohen-Tannoudji au Collège de France : cours donnés depuis 1976 par Claude Cohen-Tannoudji (prix Nobel 1997 - chaire de physique atomique).
• [PDF] Serge Haroche au Collège de France : cours donnés par Serge Haroche (chaire de physique quantique).
• [PDF] Michel Le Bellac, Introduction à l'information quantique. Cours de Michel Le Bellac (Institut Non Linéaire de Nice).
• Philippe Jacquier, Physique Quantique et Applications & Atomes et Molécules. Cours de Master M1 donné à l'UPMC (Paris VI).
• Doron Cohen, Lecture Notes in Quantum Mechanics, (2006). Excellente introduction, qui couvre de multiples aspects qu'on trouve rarement abordés à ce niveau. ArXiv : quant-ph/0605180.

• Roger Balian, La physique quantique à notre échelle.

  texte d'une conférence donnée par l'auteur (Service de physique théorique du CEA, Saclay) le 15 décembre 2000 à l'Académie des Sciences de Paris lors du colloque : Les quanta : un siècle après Planck. Publié par Michel Crozon & Yves Saquin (éditeurs), Physique et interrogations fondamentales - Un siècle de quanta, EDP Sciences (2003) p. 59-89.

• [PDF] Max Born, Quelques problèmes de mécanique quantique, Annales de l'Institut Henri Poincaré 1 (3) (1930) p. 205-263.

  Après une introduction à la mécanique quantique, Max Born discute notamment le phénomène d'effet tunnel appliqué à la radioactivité alpha, poursuit par quelques applications à la cinétique des réactions chimiques, et aborde enfin le problème de la largeur des raies spectrales.

• [PDF] P. A. M. Dirac, Quelques problèmes de mécanique quantique, Annales de l'Institut Henri Poincaré 1 (4) (1930) p. 357-400.

  Paul Dirac y expose le formalisme de la physique statistique quantique d'une part, ainsi que l'équation quantique et relativiste de l'électron d'autre part (aujourd'hui appelée « équation de Dirac » en son honneur). Dirac identifie de façon erronée un « trou » de la mer de Dirac des états d'énergie négatives (issues des solutions de son équation) avec le proton. On sait aujourd'hui qu'il s'agit d'un positron, antiparticule de l'électron.

• [PDF] Edmond Bauer, Introduction à la théorie des groupes et à ses applications en physique quantique, Annales de l'Institut Henri Poincaré 3 (4) (1933) p. 1-170.

• Quantum
• Théorie des quanta
  • Diagramme d'énergie
• Postulats de la mécanique quantique
• Les trois axiomes de la mécanique quantique
• Mécanique quantique dans l'espace des phases
• Physique semi-classique
• Limite classique
• Dualité onde-corpuscule
• État quantique
  • Chimie quantique
  • Principe de superposition quantique
  • Intrication quantique
    • Téléportation quantique
• Fonction d'onde
• Principe d'incertitude
• Principe de complémentarité
• Interprétations de la mécanique quantique

Il existe de nombreuses interprétations de la mécanique quantique, certaines étant en contradiction totale avec d'autres. Faute de conséquences observables de ces interprétations, il n'est pas possible de trancher en faveur de l'une ou de l'autre de ces interprétations. Seule exception, l'école de Copenhague dont le principe est justement de refuser toute interprétation des phénomènes.

• 1924 : Hypothèse de De Broglie
• 1927 : École de Copenhague
• 1927 : Théorie de l'onde pilote
• 1952 : Théorie de De Broglie-Bohm
• 1957 : Théorie d'Everett (univers multiples)
• 1970 : Décohérence quantique
• 1986 : Interprétation transactionnelle
• 2015 : Théorie CSM

• Problème de la mesure quantique
• Gravité quantique
• Contrafactualité
• Paradoxes de la mécanique quantique
• Chat de Schrödinger
• Suicide quantique
• Paradoxe EPR
• Expérience d'Aspect
• Expérience de la gomme quantique à choix retardé
• Fentes de Young
• Expérience d’Afshar
• Gomme quantique

• Constante de Planck
• Constante de Planck réduite
• Équation de Schrödinger
• Amplitude de probabilité
• Potentiel quantique
• Notation bra-ket
• Espace de Hilbert
• Oscillateur harmonique quantique
• Phase géométrique
• Transformation de Weyl-Wigner
• Intégrale de chemin
• Spin

• Modèle standard
• Physique quantique
• Théorie quantique des champs
• Principe d'exclusion de Pauli
• Équation de Dirac
• Physique des particules
• Diagramme de Feynman

• Information quantique
• Ordinateur quantique
• Qubit
• Générateur de nombres aléatoires au vrai hasard
• Cryptographie quantique
• Logique quantique

• Énergie du vide
• Effet Casimir
  • Décalage de Lamb
• Évaporation des trous noirs

• Chronologie de la physique microscopique
• Atome d'hydrogène

• Ressource relative à la recherche :
  • (en) Stanford Encyclopedia of Philosophy
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• Scio : Introduction à la mécanique quantique, sans jargon technique
• Introduction à la physique quantique
• Quantum Physics Online : introduction interactive à la mécanique quantique (applets Java)
• Cours de mécanique quantique (1^re année) à l'École polytechnique (vidéo)
• Cours de mécanique quantique (2^e année) à l'École polytechnique (vidéo)
• Réflexions à propos de la théorie des quanta (Simone Weil) (ca)
• Site web avec animations 3D des principes de base de la quantique et des exemples de recherches et d'applications

• Téléportation quantique sur le site de M. Crépeau
• La téléportation sur le site Luxorion
• (en) Téléportation quantique sur le site d'IBM