WikiDer > Теорема Вигнера - Википедия

E.P. Вигнер (1902–1995), ForMemRS, первым доказал теорему, носящую его имя. Это был ключевой шаг к современной схеме классификации типов частиц, согласно которой типы частиц частично характеризуются какими представление из Группа Лоренца под которым он трансформируется. Группа Лоренца - это группа симметрии любой релятивистской квантовой теории поля. Ранние работы Вигнера заложили основу для того, что многие физики назвали болезнь группы^[1] в квантовой механике - или как Герман Вейль (со-ответственный) помещает это в свой Теория групп и квантовая механика (предисловие ко 2-му изд.), "Ходили слухи, что групповой вредитель постепенно исключается из квантовой механики. Это, конечно, неправда ... "

Теорема Вигнера, доказано Юджин Вигнер в 1931 г.,^[2] краеугольный камень математическая формулировка квантовой механики. Теорема определяет, как физические симметрии такие как вращения, переводы и CPT представлены на Гильбертово пространство из состояния.

Согласно теореме любой преобразование симметрии из лучевое пространство представлен унитарный или же антиунитарный преобразование гильбертова пространства. Представление группа симметрии в гильбертовом пространстве является либо обычным представление или проективное представление.

Лучи и пространство лучей

Это постулат квантовой механики что векторы в Гильбертово пространство скалярные ненулевые кратные друг другу представляют собой одно и то же чистое состояние. А луч принадлежащий вектору ${ Displaystyle Psi in { mathcal {H}} setminus {0 }}$ это набор^[3][4]

${ displaystyle { underline { Psi}} = left {e ^ {i alpha} Psi: alpha in mathbb {R} right }}$

а луч, векторы которого имеют единичную норму, называется единичный луч. Если Φ ∈ Ψ, тогда Φ это представитель из Ψ. Между физическими чистыми состояниями и единичными лучами существует взаимно однозначное соответствие.^{[nb 1]} Пространство всех лучей называется лучевое пространство.

Формально,^[5] если ЧАС комплексное гильбертово пространство, то пусть B быть подмножеством

${ Displaystyle B = { Psi in { mathcal {H}}: lVert Psi rVert = 1 }}$

векторов с единичной нормой. Если ЧАС конечномерно с комплексной размерностью N, тогда B (как многообразие) имеет реальное измерение 2N − 1. Определите отношение ≅ на B к

${ Displaystyle Psi cong Phi Leftrightarrow Psi = e ^ {i alpha} Phi, quad alpha in mathbb {R}.}$

Отношение ≅ является отношение эквивалентности на съемочной площадке B. Пространство единичных лучей, S, определяется как множество классов эквивалентности

${ Displaystyle S = B / { cong}.}$

Если N конечно, S имеет реальное измерение 2N − 2 следовательно, сложное измерение N − 1. Аналогично для этих целей можно определить ≈ on ЧАС к

${ Displaystyle Psi приблизительно Phi Leftrightarrow Psi = z Phi, quad z in mathbb {C} smallsetminus {0 },}$

куда ℂ {0} - множество ненулевых комплексных чисел, и положим

${ displaystyle S ^ { prime} = { mathcal {H}} smallsetminus emptyset / { приблизительно}.}$

Это определение проясняет, что пространство единичных лучей является проективное гильбертово пространство. Также можно пропустить нормализацию и взять лучевое пространство в качестве^[6]

${ Displaystyle R = { mathcal {H}} smallsetminus emptyset / { cong},}$

где ≅ теперь определено на всех ЧАС по той же формуле. Настоящее измерение р является 2N − 1 если N конечно. Такой подход используется в дальнейшем. Разница между р и S довольно тривиально, и переход между ними осуществляется умножением лучей на ненулевое настоящий число, определяемое как луч, генерируемый любым представителем луча, умноженный на действительное число.

Иногда бывает неудобно работать с лучевым пространством. Это, например, не векторное пространство с четко определенными линейными комбинациями лучей. Но преобразование физической системы - это преобразование состояний, следовательно, математически преобразование лучевого пространства. В квантовой механике преобразование физической системы порождает биективный преобразование единичного луча Т единичного лучевого пространства,

${ Displaystyle T: S ni { underline { Psi}} subset { mathcal {H}} mapsto S ' ni { underline { Psi'}} = T { underline { Psi}} subset { mathcal {H}} '.}$

Таким образом, набор всех преобразований единичного луча группа перестановок на S. Не все эти преобразования допустимы как преобразования симметрии, которые будут описаны ниже. Преобразование единичного луча может быть расширено до р посредством умножения на действительные числа, описанного выше согласно^[7]

${ Displaystyle T: R rightarrow R '; T left ( lambda { underline { Psi}} right) Equiv lambda T { underline { Psi}}, quad { underline { Psi }} in S, lambda in mathbb {R}.}$

Чтобы сохранить единообразие обозначений, назовите это преобразование лучей. Это терминологическое различие не проводится в литературе, но здесь необходимо, поскольку рассматриваются обе возможности, в то время как в литературе выбирается одна возможность.

Преобразования симметрии

Грубо говоря, преобразование симметрии - это изменение, при котором «ничего не происходит».^[8] или "изменение нашего взгляда"^[9] это не меняет результатов возможных экспериментов. Например, перевод системы в однородный окружающая среда не должна качественно влиять на результаты экспериментов, проводимых над системой. Точно так же для вращения системы в изотропный среда. Это становится еще яснее, если учесть математически эквивалентную пассивные преобразования, т.е. просто меняем координаты и пусть система будет. Обычно гильбертовы пространства области и значений совпадают. Исключением могло бы быть (в нерелятивистской теории) гильбертово пространство электронных состояний, которое подвергается зарядовое сопряжение трансформация. В этом случае электронные состояния отображаются в гильбертово пространство позитронных состояний и наоборот. Чтобы сделать это точным, введите лучевой продукт,

${ Displaystyle { подчеркивание { Psi}} cdot { underline { Phi}} = left | left ( Psi, Phi right) right |,}$

куда (,) гильбертово пространство внутренний продукт, и Ψ, Φ являются нормализованными элементами этого пространства. Сюръективное преобразование луча Т: р → Р' называется преобразование симметрии если^[10]

${ displaystyle T { underline { Psi}} cdot T { underline { Phi}} = { underline { Psi}} cdot { underline { Phi}}, quad forall Psi, Phi in { mathcal {H}}.}$

Его также можно определить в единицах пространства лучей; т.е. Т: S → S ' без других изменений.^[11][12] В этом случае его иногда называют Автоморфизм Вигнера. Затем его можно расширить до р посредством умножения на действительные числа, как описано ранее. В частности, единичные лучи переводятся в единичные лучи. Значение этого определения в том, что вероятности перехода сохраняются. В частности Родившееся правило, еще один постулат квантовой механики, будет предсказывать одни и те же вероятности в преобразованных и нетрансформированных системах,

${ Displaystyle P ( Psi rightarrow Phi) = | ( Psi, Phi) | ^ {2} = left [{ underline { Psi}} cdot { underline { Phi}} right ] ^ {2} = left [T { underline { Psi}} cdot T { underline { Phi}} right] ^ {2} = left | left ( Psi ', Phi' right) right | ^ {2} = P left ( Psi ' rightarrow Phi' right), quad Psi ' in T { underline { Psi}}, Phi' in T { underline { Phi}}.}$

Из определений ясно, что это не зависит от выбранных представителей лучей.

Группы симметрии

Некоторые факты о преобразованиях симметрии, которые можно проверить с помощью определения:

• Произведение двух преобразований симметрии, то есть двух преобразований симметрии, применяемых последовательно, является преобразованием симметрии.
• Любое преобразование симметрии имеет обратное.
• Преобразование идентичности - это преобразование симметрии.
• Умножение преобразований симметрии ассоциативно.

Таким образом, набор преобразований симметрии образует группа, то группа симметрии системы. Некоторые важные часто встречающиеся подгруппы в группе симметрии системы являются реализации из

• В симметричная группа со своими подгруппами. Это важно при обмене метками частиц.
• В Группа Пуанкаре. Он кодирует фундаментальные симметрии пространство-время.
• Группы внутренней симметрии типа SU (2) и SU (3). Они описывают так называемые внутренние симметрии, подобно изоспин и цветной заряд свойственны квантово-механическим системам.

Эти группы также называются группами симметрии системы.

Утверждение теоремы Вигнера

Предварительные мероприятия

Для формулировки теоремы необходимы некоторые предварительные определения. Преобразование U гильбертова пространства унитарный если

${ Displaystyle (U Psi, U Phi) = ( Psi, Phi),}$

и преобразование А является антиунитарный если

${ Displaystyle (A Psi, A Phi) = ( Psi, Phi) ^ {*} = ( Phi, Psi).}$

Унитарный оператор автоматически линейный. Точно так же антиунитарная трансформация неизбежна. антилинейный.^{[nb 2]} Оба варианта действительно линейны и аддитивны.

Учитывая унитарное преобразование U гильбертова пространства, определим

${ Displaystyle T: { underline { Psi}} = left {e ^ {i alpha} Psi mid alpha in mathbb {R} right } mapsto { underline { Psi '}} = left {e ^ {i beta} U Psi mid beta in mathbb {R} right }.}$

Это преобразование симметрии, поскольку

${ displaystyle T { underline { Psi}} cdot T { underline { Phi}} = { underline { Psi '}} cdot { underline { Phi'}} = left | left (e ^ {i alpha} U Psi, e ^ {i beta} U Phi right) right | = | ( Psi, Phi) | = { underline { Psi}} cdot { underline { Phi}}.}$

Таким же образом антиунитарное преобразование гильбертова пространства индуцирует преобразование симметрии. Один говорит, что преобразование U гильбертова пространства совместимый с преобразованием Т лучевого пространства, если для всех Ψ,^[11]

${ displaystyle T { underline { Psi}} = left {e ^ {i alpha} U Psi mid alpha in mathbb {R} right },}$

или эквивалентно

${ displaystyle U Psi in T { underline { Psi}}.}$

Преобразования гильбертова пространства с помощью унитарного линейного преобразования или антиунитарного антилинейного оператора, очевидно, совместимы с преобразованиями или пространством лучей, которые они индуцируют, как описано.

Заявление

Теорема Вигнера утверждает обратное вышесказанному:^[13]

Теорема Вигнера (1931 г.): Если ЧАС и K являются гильбертовыми пространствами и если

${ Displaystyle T: { underline { Psi}} subset { mathcal {H}} mapsto { underline { Psi '}} subset { mathcal {K}}}$

является преобразованием симметрии, то существует преобразование V:ЧАС → K который совместим с Т и такой, что V является либо унитарным, либо антиунитарным, если тусклый ЧАС ≥ 2. Если тусклый ЧАС = 1 существует унитарное преобразование U:ЧАС → K и антиунитарное преобразование А:ЧАС → K, оба совместимы с Т.

Доказательства можно найти у Вигнера (1931, 1959), Баргманн (1964) и Вайнберг (2002).

Антиунитарные и антилинейные преобразования менее заметны в физике. Все они связаны с изменением направления течения времени.^[14]

Представления и проективные представления

Преобразование, совместимое с преобразованием симметрии, не уникально. Одно из них (аддитивные преобразования включают как линейные, так и антилинейные преобразования).^[15][16]

Теорема: Если U и V два аддитивных преобразования ЧАС на K, оба совместимы с преобразованием лучей Т с тусклый ЧАС ≥ 2, тогда

${ Displaystyle V = Ue ^ {я альфа}, альфа in mathbb {R}.}$

Смысл этой теоремы в том, что она определяет степень единственности представления на ЧАС. На первый взгляд, можно подумать, что

${ displaystyle Vh = Ue ^ {i alpha (h)} h, alpha in mathbb {R}, h in { mathcal {H}} quad ({ text {неверно, если}} alpha (h) { text {is const.}})}$

допустимо, с α (час) ≠ α (k) за ⟨H | k⟩ = 0, но согласно теореме это не так.^{[№ 3]} Если грамм является группой симметрии (в этом последнем смысле вкладывается как подгруппа группы симметрии системы, действующей в пространстве лучей), и если ж, грамм, час ∈ грамм с фг = час, тогда

${ Displaystyle Т (е) Т (г) = Т (ч),}$

где Т являются лучевыми преобразованиями. Из последней теоремы для совместимых представителей имеем U,

${ Displaystyle U (е) U (g) = omega (f, g) U (fg) = e ^ {я xi (f, g)} U (fg),}$

куда ω(ж, грамм) - фазовый фактор.^{[№ 4]}

Функция ω называется 2-коцикл или же Множитель Шура. Карта U:грамм → GL (V) удовлетворяющий приведенному выше соотношению для некоторого векторного пространства V называется проективное представление или лучевое представление. Если ω(ж, грамм) = 1, то он называется представление.

Следует отметить, что терминология математики и физики различается. В связанной статье термин проективное представление имеет немного другое значение, но термин, представленный здесь, входит как ингредиент, и математика сама по себе, конечно, та же самая. Если реализация группы симметрии, грамм → Т(грамм), задается в терминах действия на пространстве единичных лучей S = PH, то это проективное представление грамм → PGL (ЧАС) в математическом смысле, а его представителем в гильбертовом пространстве является проективное представление грамм → GL (ЧАС) в физическом смысле.

Применяя последнее соотношение (несколько раз) к продукту фгх и апеллируя к известной ассоциативности умножения операторов на ЧАС, можно найти

${ Displaystyle { begin {align} omega (f, g) omega (fg, h) & = omega (g, h) omega (f, gh), xi (f, g) + xi (fg, h) & = xi (g, h) + xi (f, gh) quad ( operatorname {mod} 2 pi). end {align}}}$

Они также удовлетворяют

${ Displaystyle { begin {align} omega (g, e) & = omega (e, g) = 1, xi (g, e) & = xi (e, g) = 0 quad ( operatorname {mod} 2 pi), omega left (g, g ^ {- 1} right) & = omega (g ^ {- 1}, g), xi left (g, g ^ {- 1} right) & = xi (g ^ {- 1}, g) = 0 quad ( operatorname {mod} 2 pi). конец {выровнено}}}$

После переопределения фаз,

${ Displaystyle U (g) mapsto { hat {U}} (g) = eta (g) U (g) = e ^ {я zeta (g)} U (g),}$

что допускается последней теоремой, находим^[17][18]

${ Displaystyle { begin {выровнено} { hat { omega}} (g, h) & = omega (g, h) eta (g) eta (h) eta (gh) ^ {- 1 }, { hat { xi}} (g, h) & = xi (g, h) + zeta (g) + zeta (h) - zeta (gh) quad ( operatorname { mod} 2 pi), end {align}}}$

где количество, обозначенное шляпой, определяется как

${ displaystyle { hat {U}} (f) { hat {U}} (g) = { hat { omega}} (f, g) { hat {U}} (fg) = e ^ {i { hat { xi}} (f, g)} { hat {U}} (fg).}$

Полезность фазовой свободы

Следующие довольно технические теоремы и многие другие можно найти с доступными доказательствами в Баргманн (1954).

Свобода выбора фаз может использоваться для упрощения фазовых коэффициентов. Для некоторых групп фазу можно полностью исключить.

• Теорема: если грамм полупросто и односвязно, то ω(грамм, час) = 1 возможно.^[19]

В случае Группа Лоренца и его подгруппа группа вращения SO (3), фазы могут быть выбраны для проективных представлений так, чтобы ω(грамм, час) = ± 1. Для их соответствующих универсальные накрывающие группы, SL (2, С) и Отжим (3), согласно теореме возможно иметь ω(грамм, час) = 1, т.е. они являются собственными представлениями.

Изучение переопределения фаз предполагает: групповые когомологии. Две функции, связанные как версия со шляпой и без нее. ω выше, как говорят, когомологичный. Они принадлежат к одному второй класс когомологий, т.е. они представлены одним и тем же элементом в ЧАС²(грамм), то вторая группа когомологий из грамм. Если элемент ЧАС²(грамм) содержит тривиальную функцию ω = 0, то говорят, что это банальный.^[18] Тему можно изучить на уровне Алгебры Ли и Когомологии алгебры Ли также.^[20][21]

Предполагая проективное представление грамм → Т(грамм) слабо непрерывна, можно сформулировать две соответствующие теоремы. Непосредственным следствием (слабой) непрерывности является то, что компонент идентичности представлен унитарными операторами.^{[№ 5]}

• Теорема: (Wigner 1939). Фазовую свободу можно использовать так, чтобы в некоторой окрестности тождества отображение грамм → U(грамм) сильно непрерывно.^[22]
• Теорема (Баргманн). В достаточно малой окрестности точки e выбор ω(грамм₁, грамм₂) ≡ 1 возможно для полупростых групп Ли (таких как ТАК(п), SO (3,1) и аффинные линейные группы (в частности, группа Пуанкаре). Точнее, это как раз тот случай, когда вторая группа когомологий ЧАС²(грамм, ℝ) алгебры Ли грамм из грамм тривиально.^[22]

Смотрите также

• Физика элементарных частиц и теория представлений

Замечания

Примечания

Рекомендации

• Баргманн, В. (1954). «Об унитарных лучевых представлениях непрерывных групп». Анна. математики. 59 (1): 1–46. Дои:10.2307/1969831. JSTOR 1969831.CS1 maint: ref = harv (связь)
• Баргманн, В. (1964). «Заметка о теореме Вигнера об операциях симметрии». Журнал математической физики. 5 (7): 862–868. Bibcode:1964JMP ..... 5..862B. Дои:10.1063/1.1704188.CS1 maint: ref = harv (связь)
• Боголюбов, Н.; Логунов, А.А .; Тодоров, И. Т. (1975). Введение в аксиоматическую квантовую теорию поля. Серия монографий по математической физике. 18. Перевод на английский язык Стефана А. Фуллинга и Людмилы Г. Поповой. Нью-Йорк: Бенджамин. КАК В B000IM4HLS.CS1 maint: ref = harv (связь)
• Bäurle, C.G.A .; де Керф, Э.А. (1999). E.A. Ван Грёзен; Э. М. Де Ягер (ред.). Алгебры Ли. Часть 1: Конечные и бесконечномерные алгебры Ли и их приложения в физике.. Исследования по математической физике. 1 (2-е изд.). Амстердам: Северная Голландия. ISBN 0 444 88776 8.CS1 maint: ref = harv (связь)
• Зейтц, Ф .; Vogt, E .; Вайнберг, А. М. (2000). "Юджин Поль Вигнер. 17 ноября 1902 - 1 января 1995". Биогр. Mem. Стипендиаты Р. Соц. 46: 577–592. Дои:10.1098 / rsbm.1999.0102.
• Саймон, Р .; Мукунда, Н.; Chaturvedi, S .; Srinivasan, V .; Хамхальтер, Дж. (2008). «Два элементарных доказательства теоремы Вигнера о симметрии в квантовой механике». Phys. Lett. А. 372 (46): 6847–6852. arXiv:0808.0779. Bibcode:2008ФЛА..372.6847С. Дои:10.1016 / j.physleta.2008.09.052.CS1 maint: ref = harv (связь)
• Штрауманн, Н. (2014). «Унитарные представления неоднородной группы Лоренца и их значение в квантовой физике». В А. Аштекаре; В. Петков (ред.). Справочник Спрингера по пространству-времени. С. 265–278. arXiv:0809.4942. Bibcode:2014шст.book..265S. CiteSeerX 10.1.1.312.401. Дои:10.1007/978-3-642-41992-8_14. ISBN 978-3-642-41991-1.CS1 maint: ref = harv (связь)
• Вайнберг, С. (2002), Квантовая теория полей, я, Издательство Кембриджского университета, ISBN 978-0-521-55001-7
• Вигнер, Э. (1931). Gruppentheorie und ihre Anwendung auf die Quanten Mechanik der Atomspektren (на немецком). Брауншвейг, Германия: Friedrich Vieweg und Sohn. С. 251–254. КАК В B000K1MPEI.CS1 maint: ref = harv (связь)
• Вигнер, Э. П. (1959). Теория групп и ее приложение к квантовой механике атомных спектров. перевод с немецкого Дж. Дж. Гриффина. Нью-Йорк: Academic Press. С. 233–236. ISBN 978-0-1275-0550-3.CS1 maint: ref = harv (связь)

дальнейшее чтение

• Муше, Амори (2013). «Альтернативное доказательство теоремы Вигнера о квантовых преобразованиях на основе элементарного комплексного анализа». Письма о физике A. 377 (39): 2709–2711. arXiv:1304.1376. Bibcode:2013ФЛА..377.2709М. Дои:10.1016 / j.physleta.2013.08.017.
• Молнар, Лайош (1999). "Алгебраический подход к унитарно-антиунитарной теореме Вигнера" (pdf). J. Austral. Математика. Soc. (Серия А). 65 (3): 354–369. arXiv:математика / 9808033. Bibcode:1998математика ...... 8033M. Дои:10,1017 / с144678870003593x.