Pauli-Matrizen

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Die Pauli-Matrizen \sigma _1, \sigma _2, \sigma _3 (nach Wolfgang Pauli) sind spezielle komplexe hermitesche 2×2-Matrizen. Zusammen mit der 2×2-Einheitsmatrix, die in diesem Zusammenhang mit \sigma _0 bezeichnet wird, bilden sie sowohl eine Basis des 4-dimensionalen reellen Vektorraums aller komplexen hermiteschen 2×2-Matrizen als auch eine Basis des 4-dimensionalen komplexen Vektorraums aller komplexen 2×2-Matrizen.

Sie wurden von Wolfgang Pauli 1927 zur Beschreibung des Spins eingeführt[1], waren in der Mathematik aber auch schon vorher bekannt.

Definition[Bearbeiten]

Die Pauli-Matrizen lauten ursprünglich:


\sigma_1 =
\begin{pmatrix}
0 & 1\\
1 & 0
\end{pmatrix},\quad

\sigma_2 =
\begin{pmatrix}
0 & -\mathrm{i}\\
\mathrm{i} & 0
\end{pmatrix},\quad

\sigma_3 =
\begin{pmatrix}
1 & 0\\
0 & -1
\end{pmatrix}.

Hierbei bezeichnet \mathrm{i} die imaginäre Einheit. Die Matrizen wurden ursprünglich in der Quantenmechanik eingeführt, um die grundlegenden Kommutationsregeln der Komponenten des Spin-Operators zu erfüllen (siehe unten). Häufig wird, besonders in der relativistischen Quantenmechanik, noch die Einheitsmatrix als nullte Paulimatrix dazugenommen:


\sigma_0 =
\begin{pmatrix}
1 & 0\\
0 & 1
\end{pmatrix}.

Multiplikation[Bearbeiten]

Bei der Multiplikation einer Pauli-Matrix mit einer anderen Pauli-Matrix, folgt aus den Rechenregeln der Matrixmultiplikation:


\begin{pmatrix}
\sigma_0 \, \sigma_0 & \sigma_0 \, \sigma_1 & \sigma_0 \, \sigma_2 & \sigma_0 \, \sigma_3 \\
\sigma_1 \, \sigma_0 & \sigma_1 \, \sigma_1 & \sigma_1 \, \sigma_2 & \sigma_1 \, \sigma_3 \\ 
\sigma_2 \, \sigma_0 & \sigma_2 \, \sigma_1 & \sigma_2 \, \sigma_2 & \sigma_2 \, \sigma_3 \\ 
\sigma_3 \, \sigma_0 & \sigma_3 \, \sigma_1 & \sigma_3 \, \sigma_2 & \sigma_3 \, \sigma_3 \\ 
\end{pmatrix}
=
\begin{pmatrix}
\sigma_0 & \sigma_1 & \sigma_2 & \sigma_3 \\
\sigma_1 & \sigma_0 & \mathrm{i}\,\sigma_3 & -\mathrm{i}\,\sigma_2 \\ 
\sigma_2 & -\mathrm{i}\,\sigma_3 & \sigma_0 & \mathrm{i}\,\sigma_1 \\ 
\sigma_3 & \mathrm{i}\,\sigma_2 & -\mathrm{i}\,\sigma_1 & \sigma_0 \\ 
\end{pmatrix}

Dekomposition von Matrizen[Bearbeiten]

Gegeben sei eine komplexe 2×2-Matrix \mathbf{A} mit den Elementen \left\{ a_{ij}\ |\ i,j \in \left\{ 0,1 \right\}, a_{ij} \in \mathbb{C} \right\}. Dann lassen sich komplexe Zahlen \left\{ z_i\ |\ i \in \left\{ 0,1,2,3 \right\}, z_i \in \mathbb{C} \right\} finden, für die gilt:

     \mathbf{A} = \begin{pmatrix} a_{00} & a_{01} \\ a_{10} & a_{11} \end{pmatrix} 
= 
\begin{pmatrix}
z_{0}+z_{3} & z_{1}-\mathrm{i}\,z_{2} \\
z_{1}+\mathrm{i}\,z_{2} & z_{0}-z_{3} \\
\end{pmatrix}
=z_0\,\begin{pmatrix} 1 & 0 \\ 0 & 1 \end{pmatrix} +\, z_1\,\begin{pmatrix} 0 & 1 \\ 1 & 0 \end{pmatrix} +\, z_2\,\begin{pmatrix} 0 & -\mathrm{i} \\ \mathrm{i} & 0 \end{pmatrix} +\, z_3\,\begin{pmatrix} 1 & 0 \\ 0 & -1 \end{pmatrix}
=z_0\;\;\sigma_0 +\, z_1\;\;\sigma_1 +\, z_2\;\;\sigma_2 +\, z_3\;\;\sigma_3 \; .

Es gelten die Umrechnungen:

a_{00} = z_0 + z_3,\quad a_{01} = z_1 - \mathrm{i}\,z_2,\quad a_{10} = z_1 + \mathrm{i}\,z_2,\quad a_{11} = z_0-z_3,

bzw.:


z_0 = \frac{a_{00} + a_{11}}{2},\quad 
z_1 = \frac{a_{01} + a_{10}}{2},\quad 
z_2 = \mathrm{i}\frac{a_{01} - a_{10}}{2},\quad 
z_3 = \frac{a_{00} - a_{11}}{2}.

Eine komplexe 2×2-Matrix kann also als Linearkombination der \sigma_i geschrieben werden, und diese Darstellung ist eindeutig. M. a. W.: die Pauli-Matrizen bilden eine Basis des \C-Vektorraums (und Matrizenrings) \C^{2\times 2}, und diese Basis ist eine orthogonale unter dem Frobenius-Skalarprodukt, welch letzteres \C^{2\times 2} zu einem Hilbertraum macht.

Die Umrechnungen definieren einen Ringisomorphismus

\C^{2\times 2} \to \C^{4}

mit der üblichen Vektoraddition, der üblichen \C-Skalarmultiplikation und der Vektor-Multiplikation

     (x_0,x_1,x_2,x_3)\star (y_0,y_1,y_2,y_3) := ( x_0 y_0 + \, x_1 y_1 + \, x_2 y_2 + \, x_3 y_3,
x_0 y_1 + \, x_1 y_0 + \mathrm{i} x_2 y_3 - \mathrm{i} x_3 y_2,
x_0 y_2 - \mathrm{i} x_1 y_3 + \, x_2 y_0 + \mathrm{i} x_3 y_1,
x_0 y_3 + \mathrm{i} x_1 y_2 - \mathrm{i} x_2 y_1 + \, x_3 y_0 \, )

in \C^4. Zwei Vektoren sind genau dann miteinander vertauschbar, wenn

\begin{align}
    & x_2 y_3 - x_3 y_2 = \begin{vmatrix} x_2 & x_3 \\ y_2 & y_3 \end{vmatrix} = 0 \\
    & x_3 y_1 - x_1 y_3 = \begin{vmatrix} x_3 & x_1 \\ y_3 & y_1 \end{vmatrix} = 0 \\
    & x_1 y_2 - x_2 y_1 = \begin{vmatrix} x_1 & x_2 \\ y_1 & y_2 \end{vmatrix} = 0 , 
\end{align}

wenn also die Vektorteile (x_1,x_2,x_3) und (y_1,y_2,y_3) \C-linear voneinander abhängen.

Die inverse Matrix von \mathbf{A}=z_0\,\sigma_0 + z_1\,\sigma_1 + z_2\,\sigma_2 + z_3\,\sigma_3 berechnet sich im Fall von z_0^2 - z_1^2 - z_2^2 - z_3^2 \ne 0 hieraus zu

\mathbf{A}^{-1} = \frac{z_0\,\sigma_0 - z_1\,\sigma_1 - z_2\,\sigma_2 - z_3\,\sigma_3}{z_0^2 - z_1^2 - z_2^2 - z_3^2}.

Hermitesche 2×2-Matrizen[Bearbeiten]

Die Teilmenge der hermiteschen 2×2-Matrizen, also der Matrizen \mathbf{A} mit

\mathbf{A} = \overline{\mathbf{A}}^{\mathrm T},

ist ein \R-Untervektorraum, für den die Pauli-Matrizen ebenfalls eine Basis bilden, die Koeffizienten z_i sind aber reell. Anders gesagt: es gibt bei hermiteschen 2×2-Matrizen vier (reelle) freie Parameter, da a_{00} und a_{11} reell sind und a_{01} = \overline{a_{10}}.

Das Produkt zweier hermitescher Matrizen ist hermitesch, wenn sie kommutieren. Der Untervektorraum ist also kein (Unter)ring.

Isomorphie zu den Quaternionen[Bearbeiten]

(Unter)ring ist aber ein anderer Untervektorraum von \C^4, der sich durch Koeffizienten z_0\in\R, z_1\in \mathrm i\R, z_2\in \mathrm i\R, z_3\in \mathrm i\R von (\sigma_0, \sigma_1, \sigma_2, \sigma_3) aufspannen lässt. Er ist ebenfalls mit der \R-Skalarmultiplikation verträglich und zusätzlich hinsichtlich der Multiplikation \star abgeschlossen. Dieser \R-Untervektorraum ist isomorph zu den Quaternionen \mathbb H.

Als Basis für reelle Koeffizienten kann man die mit der imaginären Einheit multiplizierten Pauli-Matrizen zusammen mit der Einheitsmatrix nehmen, also die Menge \{\sigma_0, \mathrm i \sigma_1, \mathrm i \sigma_2, \mathrm i \sigma_3\}, mit der isomorphen Zuordnung:


1 \mapsto \sigma_0, \quad
i_{\mathbb H} \mapsto - \mathrm i \sigma_1, \quad
j_{\mathbb H} \mapsto - \mathrm i \sigma_2, \quad
k_{\mathbb H} \mapsto - \mathrm i \sigma_3,

mit i_{\mathbb H},j_{\mathbb H},k_{\mathbb H} als den bekannten Einheitsquaternionen. Vor diese Zuordnung lässt sich jeder der 24 Automorphismen der Quaternionengruppe Q8 schalten. So kann auch ein Isomorphismus „in umgekehrter Ordnung“ gebaut werden:[2]


1 \mapsto \sigma_0, \quad
i_{\mathbb H} \mapsto +\mathrm i \sigma_3, \quad
j_{\mathbb H} \mapsto +\mathrm i \sigma_2, \quad
k_{\mathbb H} \mapsto +\mathrm i \sigma_1.

Anwendung[Bearbeiten]

In der Quantenphysik, in der Observablen hermitesche Operatoren bzw. Matrizen entsprechen, wird der Drehimpulsoperator \hat S_i ,\ i\in\{1,2,3\} von Spin-½-Zuständen, beispielsweise bei Elektronen, durch die Paulimatrizen dargestellt:

\hat S_i \doteq \tfrac{\hbar}{2} \sigma _i,

wobei \doteq „wird dargestellt durch” bedeutet.

In der relativistischen Quantenmechanik, wo man entsprechend dem relativistischen Vierervektor Formalismus vier Raum-Zeit bzw. Energie-Impuls Variablen hat, tritt die Einheitsmatrix gleichberechtigt zu den drei Pauli-Matrizen (als „nullte“ Pauli-Matrix) und es wird mit ihrer Hilfe die Dirac-Gleichung mit den Dirac-Matrizen aufgebaut.

Direkt tauchen die Pauli-Matrizen in der Pauli-Gleichung zur quantenmechanischen Beschreibung von Teilchen mit Spin im Magnetfeld auf, die sich aus der nichtrelativistischen Reduktion der Diracgleichung ergibt, und in der Beschreibung von Majorana-Fermionen (Majorana-Gleichung).

Darstellung[Bearbeiten]

Die Pauli-Matrizen können neben der Darstellung als Matrizen mit Hilfe der Dirac-Notation dargestellt werden: Dabei können für die Linearkombination entweder die Standard-Basisvektoren oder die Eigenvektoren der Pauli-Matrizen verwendet werden.

Pauli-Matrix Matrix Linearkombination (Standard-Basisvektoren) Linearkombination (Eigenvektoren)
\sigma_1=\sigma_x \begin{pmatrix}0 & 1\\1 & 0 \end{pmatrix} |0\rangle\langle1|+|1\rangle\langle0| |+\rangle\langle+|\,-\,|-\rangle\langle-|
\sigma_2=\sigma_y \begin{pmatrix}0 & -\mathrm i\\\mathrm i & 0 \end{pmatrix} \mathrm i \left( |1\rangle\langle0| - |0\rangle\langle1| \right) |\phi^+\rangle\langle\phi^+|-|\phi^-\rangle\langle\phi^-|
\sigma_3=\sigma_z \begin{pmatrix}1 & 0\\0 & -1 \end{pmatrix} |0\rangle\langle0|-|1\rangle\langle1| |0\rangle\langle0|-|1\rangle\langle1|

Die verwendeten Vektoren sind wie folgt definiert, wobei die verwendeten Bras durch Vektoren des \C ^2 dargestellt werden, was durch „\doteq“ gekennzeichnet ist:

\begin{align}
|0\rangle&=|s_z+\rangle \doteq \begin{pmatrix}1\\0\end{pmatrix} ,&
|1\rangle&=|s_z-\rangle \doteq \begin{pmatrix}0\\1\end{pmatrix} ,\\[0.5em]
|+\rangle& \doteq \frac{1}{\sqrt2}\begin{pmatrix}1\\1\end{pmatrix},&
|-\rangle& \doteq \frac{1}{\sqrt2}\begin{pmatrix}1\\-1\end{pmatrix},\\[0.5em]
|\phi^+\rangle& \doteq \frac{1}{\sqrt2}\begin{pmatrix}1\\\mathrm i\end{pmatrix},&
|\phi^-\rangle& \doteq \frac{1}{\sqrt2}\begin{pmatrix}1\\-\mathrm i\end{pmatrix}
\end{align}

Eigenschaften[Bearbeiten]

Die Pauli-Matrizen sind hermitesch und unitär. Daraus folgt mit dem durch \sigma_0:=
\begin{pmatrix}
1 & 0\\
0 & 1
\end{pmatrix} definierten vierten Basiselement

\sigma_1^2 = \sigma_2^2 = \sigma_3^2 = \sigma_0^2 = \sigma_0.

Die Determinanten und Spuren der Pauli-Matrizen sind

\begin{matrix}
\det \sigma_i &=& -1 & \\[1ex]
\operatorname{tr} \sigma_i &=& 0 & \quad \mbox{für}\ i = 1, 2, 3.
\end{matrix}

Aus Obigem folgt, dass jede Pauli-Matrix \mathbf{\sigma}_i die Eigenwerte +1 und -1 besitzt.

Des Weiteren:

\sigma_1 \, \sigma_2 \, \sigma_3 = \mathrm i \, \sigma_0

Die Pauli-Matrizen erfüllen die algebraische Relation

\sigma_i \, \sigma_j  = \delta_{ij}\sigma_0 + \mathrm i\, \sum_{k=1}^3 \epsilon_{ijk}\; \sigma_k \quad \mbox{für}\ i,j = 1, 2, 3\,

(\epsilon_{ijk} ist das Levi-Civita-Symbol), also insbesondere bis auf einen Faktor 2 dieselben Relationen wie die Drehimpulsalgebra

[\sigma_i\,,\sigma_j] = \sigma_i \, \sigma_j - \sigma_j \, \sigma_i = 2\, \mathrm i\, \sum_{k=1}^3 \epsilon_{ijk}\; \sigma_k \quad \mbox{für}\ i,j = 1, 2, 3.

und die Clifford- oder Dirac-Algebra \mathrm{Cl}(0,3,\mathbb R)

\{\sigma_i\,,\sigma_j\} = \sigma_i \, \sigma_j + \sigma_j \, \sigma_i  = 2\, \delta_{ij}\sigma_0 \quad \mbox{für}\ i,j = 1, 2, 3.

Die Pauli-Matrizen gehören zum Spezialfall l=1/2 von Drehimpulsoperatoren, die auf Basisvektoren \Lambda_{m} eines Drehimpuls-l-Multipletts mit Quantenzahlen m in Maßsystemen mit \hbar=1 folgendermaßen wirken:

L_3 \Lambda_{m}=m \Lambda_{m}\,,\ m\in\{-l,-l+1,\dots ,l\}\,,
L_+ \Lambda_{m}=\sqrt{(l-m)(l+m+1)}\, \Lambda_{m+1}\,,
L_- \Lambda_{m}=\sqrt{(l+m)(l-m+1)}\, \Lambda_{m-1}\,.

Dabei ist 2l+1 eine natürliche Zahl und für m treten die 2l+1 verschiedenen Quantenzahlen m=-l,-l+1,\dots ,l auf. Für l=1/2 wirken die Drehimpulsoperatoren auf die Komponenten von Linearkombinationen der beiden Basisvektoren \Lambda_{1/2} und \Lambda_{-1/2} demnach durch Multiplikation mit den folgenden Matrizen

L_3 = \frac{1}{2}\begin{pmatrix}1 & 0\\ 0& -1 \end{pmatrix}\,,
L_+ = \begin{pmatrix}0 & 1 \\ 0 & 0 \end{pmatrix}\,,
L_- = \begin{pmatrix} 0& 0\\ 1 & 0 \end{pmatrix}\,.

Mit L_1=\frac{1}{2}(L_++L_-) und L_2=\frac{1}{2\mathrm i}(L_+-L_-) ergibt sich dann, dass die Drehimpulsoperatoren auf die Komponenten von Spin-1/2-Zuständen durch Multiplikation mit den halben Pauli-Matrizen wirken.

Zugeordnete Drehgruppe, Zusammenhang mit Spin-1/2-Systemen[Bearbeiten]

Die lineare Hülle der mit \mathrm i multiplizierten[3] Pauli-Matrizen \mathrm i\,\sigma_1,\,\mathrm i\,\sigma_2,\,\mathrm i\,\sigma_3 ist mit der üblichen Matrizenmultiplikation eine Lie-Algebra. Aufgrund der mit \vec n \cdot \vec{\sigma} \,= n_1 \sigma_1 + n_2 \sigma_2 + n_3 \sigma_3 für jeden Einheitsvektor \vec n\in\mathbb R^3 geltenden Identität[4]

\exp\Bigl(\!\!-\mathrm i\,\tfrac{\alpha}{2} \; \vec n \cdot \vec{\sigma} \Bigr)
= \sigma_0\,\cos\tfrac{\alpha}{2} - \mathrm{i}\, (\vec n \cdot \vec{\sigma})\, \sin\tfrac{\alpha}{2}

sind diese drei Matrizen die Generatoren der komplexen Drehgruppe SU(2).

Der Faktor 1/2 in der obigen Gleichung ist zwar mathematisch verzichtbar. Die Gleichung wird jedoch in der physikalischen Anwendung häufig in genau dieser Form benötigt. Denn (wie in der Einleitung erwähnt) stellen in der Quantenphysik die Matrizen S_i = \tfrac{\hbar}{2} \sigma _i die Operatoren für die Spinkomponenten eines Spin-1/2-Systems (beispielsweise eines Elektrons) dar. Andererseits beschreibt die durch den Exponentialausdruck gegebene Matrix die Veränderung des Spinzustands bei einer räumlichen Drehung. \alpha ist dabei der Drehwinkel, \vec n die Drehachse. Für \alpha = 2\pi ergibt sich \exp\bigl(\!\!-\mathrm i\,\pi \; \vec n \cdot \vec{\sigma} \bigr) = -\sigma_0 ; d. h. der Zustandsvektor eines Spin-1/2-Systems wird durch Drehung um den Winkel 2\pi in sein Negatives und erst durch Drehung um den Winkel 4\pi wieder in sich selbst übergeführt („Spinordrehungen“).

Eigenvektoren[Bearbeiten]

Die Matrix \sigma_3 hat die Eigenvektoren

 \chi_{31} = \begin{pmatrix} 1 \\ 0 \end{pmatrix}, \quad
       \chi_{32} = \begin{pmatrix} 0 \\ 1 \end{pmatrix}

wie man leicht erkennen kann:

 \sigma_3 \chi_{31} = \begin{pmatrix} 1 & 0\\0 & -1 \end{pmatrix} \begin{pmatrix} 1 \\ 0 \end{pmatrix}
                          = \begin{pmatrix} 1 \\ 0 \end{pmatrix}, \quad
       \sigma_3 \chi_{32} = \begin{pmatrix} 1 & 0\\0 & -1 \end{pmatrix} \begin{pmatrix} 0 \\ 1 \end{pmatrix}
                          = \begin{pmatrix} 0 \\ -1 \end{pmatrix}
                          = -1 \begin{pmatrix} 0 \\ 1 \end{pmatrix}

entsprechend den Eigenwerten \pm 1. Die Eigenvektoren von \sigma_1 sind

 \chi_{11} = \begin{pmatrix} 1 \\ 1 \end{pmatrix}, \quad
       \chi_{12} = \begin{pmatrix} 1 \\ -1 \end{pmatrix}:
 \sigma_1 \chi_{11} = \begin{pmatrix} 0 & 1\\1 & 0 \end{pmatrix} \begin{pmatrix} 1 \\ 1 \end{pmatrix}
                          = \begin{pmatrix} 1 \\ 1 \end{pmatrix}, \quad
       \sigma_1 \chi_{12} = \begin{pmatrix} 0 & 1\\1 & 0 \end{pmatrix} \begin{pmatrix} 1 \\ -1 \end{pmatrix}
                         = \begin{pmatrix} -1 \\ 1 \end{pmatrix}
                         = -1 \begin{pmatrix} 1 \\ -1 \end{pmatrix}

und die Eigenvektoren von \sigma_2

 \chi_{21} = \begin{pmatrix} 1 \\ \mathrm i \end{pmatrix}, \quad
       \chi_{22} = \begin{pmatrix} \mathrm i \\ 1 \end{pmatrix}:
 \sigma_2 \chi_{21} = \begin{pmatrix} 0 & - \mathrm i\\ \mathrm i & 0 \end{pmatrix} \begin{pmatrix} 1 \\ \mathrm i \end{pmatrix}
                          = \begin{pmatrix} 1 \\ \mathrm i \end{pmatrix}, \quad
       \sigma_2 \chi_{22} = \begin{pmatrix} 0 & - \mathrm i\\ \mathrm i & 0 \end{pmatrix} \begin{pmatrix} \mathrm i \\ 1 \end{pmatrix}
                         = \begin{pmatrix} - \mathrm i \\ -1 \end{pmatrix}
                         = -1 \begin{pmatrix} \mathrm i \\ 1 \end{pmatrix}

Kronecker-Produkt von Pauli-Matrizen[Bearbeiten]

In der Mathematik können mit Hilfe des Tensorprodukts (Kronecker-Produkts) von Pauli-Matrizen (mit Einheitsmatrix) die Darstellungen der höheren Clifford-Algebren über den reellen Zahlen aufgebaut werden.

Pauli-Matrizen können zur Darstellung von Hamilton-Operatoren und zur Näherung der Exponentialfunktion solcher Operatoren verwendet werden. Sind  \sigma_0 , \sigma_1 , \sigma_2 , \sigma_3 die vier Pauli-Matrizen, so kann man mit Hilfe des Kronecker-Produkt höherdimensionale Matrizen erzeugen.

 p := \sigma_{\mu_{1}} \otimes \sigma_{\mu_{2}} \otimes ... \otimes \sigma_{\mu_{n}} \quad ; \quad \mu_{1},\mu_{2},...,\mu_{n} \in \{0,1,2,3\} \quad ; \quad n \in \N

Eigenschaften der Pauli-Matrizen vererben sich auf diese Matrizen. Sind  p_1 und  p_2 zwei Kronecker Produkte von Pauli-Matrizen, so gilt:

  •  p_1 , p_2 sind  2^n \times 2^n Matrizen
  •  p_1^2 = p_2^2 = 1 \qquad (Die  2^n \times 2^n Einheitsmatrix)
  •  p_1 p_2 = p_2 p_1 oder  p_1 p_2 = - p_2 p_1 \qquad (Kommutativität)
  • \operatorname{Spur} \sigma_{\mu_1} \otimes \sigma_{\mu_2} \otimes ... \otimes \sigma_{\mu_n} = 2^{n} \delta_{\mu_1,0} \delta_{\mu_2,0} ... \delta_{\mu_n,0}
  • Die Kronecker-Produkte von Pauli-Matrizen sind linear unabhängig und bilden eine Basis im Vektorraum der  2^n \times 2^n -Matrizen. Hamilton-Operatoren  H vieler physikalischer Modelle lassen sich aufgrund der Basiseigenschaft als Summe solcher Matrizen ausdrücken (Linearkombination). Insbesondere lassen sich Erzeuger und Vernichter von Fermionen, die endlich viele Zustände einnehmen können, einfach durch sie ausdrücken.
 H = \sum_{k=0}^{N} h_{k} p_{k} \quad mit \quad N \in \N , h_{k} \in \R , p_{k} ist Kronecker-Produkt von Pauli-Matrizen.

Beispiele für derartige Modelle sind Hubbard-Modell, Heisenberg-Modell (Quantenmechanik) und Anderson-Modell.

Das Kronecker-Produkt von Pauli-Matrizen tritt bei der Beschreibung von Spin-1/2-Systemen auf, die aus mehreren Teilsystemen aufgebaut sind. Der Zusammenhang ist dadurch gegeben, dass das Tensorprodukt zweier Operatoren in der zugehörigen Matrixdarstellung gerade durch das Kronecker-Produkt der Matrizen gegeben ist (siehe Kronecker-Produkt#Zusammenhang mit Tensorprodukten).

Näherung der Exponentialfunktion des Hamilton-Operators[Bearbeiten]

Häufig interessiert man sich für die Exponentialfunktion des Hamilton-Operators.

 \exp\{-\beta H\} = \sum_{l=0}^{\infty} \frac{(-\beta)^l}{l!} \biggl( \sum_{k=0}^{N} h_{k} p_{k} \biggr)^l \quad \text{mit} \quad \beta \in \R

Aufgrund der Kommutativität kann man in einem Produkt die Matrizen beliebig anordnen. Ist  \pi eine Permutation, so ist:

 p_{\pi_{1}} p_{\pi_{2}} ... p_{\pi_{n}} = a p_{1} p_{2} ... p_{n} \quad \text{mit} \quad n \in \N , a \in \{1,-1\}

Deshalb existieren rationale Zahlen  E_{k_{1}k_{2}...k_{N}} mit:


\exp\{-\beta H\} = \sum_{k_{1}=0}^{\infty} \sum_{k_{2}=0}^{\infty} ... \sum_{k_{N}=0}^{\infty} E_{k_{1}k_{2}...k_{N}} (-\beta h_{1})^{k_{1}} (-\beta h_{2})^{k_{2}}...(-\beta h_{N})^{k_{N}} p_{1}^{k_{1}} p_{2}^{k_{2}} ... p_{N}^{k_{N}}

Diese rationalen Zahlen sind, von Ausnahmen abgesehen, schwer zu berechnen.

Eine erste Näherung ergibt sich, indem man nur Summanden berücksichtigt, die aus kommutierenden Matrizen bestehen.

 E_{k_{1}k_{2}...k_{N}} = 0 falls ein Paar  1 \le a,b \le N mit  p_{a} p_{b} = - p_{b} p_{a} und  k_{a},k_{b} > 0 existiert
 E_{k_{1}k_{2}...k_{N}} = \frac{1}{k_{1}!} \frac{1}{k_{2}!} ... \frac{1}{k_{N}!} sonst

Die Näherung lässt sich weiter verbessern, indem man Paare, Tripel, … von nicht kommutierenden Matrizen berücksichtigt.

Literatur[Bearbeiten]

  • Willi-Hans Steeb: Kronecker Product of Matrices and Applications. B.I. Wissenschaftsverlag, Mannheim 1991, ISBN 3-411-14811-X.

Siehe auch[Bearbeiten]

Weblinks[Bearbeiten]

Einzelnachweise und Kommentare[Bearbeiten]

  1. Wolfgang Pauli „Zur Quantenmechanik des magnetischen Elektrons“, Zeitschrift für Physik, Bd.43, 1927, S. 601
  2. Mikio Nakahara: Geometry, topology, and physics, CRC Press, 2003, Seiten xxii ff (Google Books).
  3. Durch die Multiplikation mit \pm\mathrm i entstehen aus hermiteschen Matrizen schiefhermitesche Matrizen. Eine Darstellung mit Hilfe von Hermiteschen Operatoren und Matrizen wird von Physikern bevorzugt, weil in der Quantenmechanik messbare Größen (sog. Observablen) stets durch Hermitesche Operatoren beschrieben werden.
  4. Charles Misner, Kip S. Thorne, John. A. Wheeler: Gravitation. S. 1142, W. H. Freeman, San Francisco 1973, ISBN 0-7167-0344-0