泡利矩阵

在数学和数学物理中，泡利矩阵是一组三个2×2的幺正厄米复矩阵，^[1]一般都以希腊字母σ来表示，但有时当他们在和同位旋的对称性做连结时，会被写成τ。他们在泡利表像（σ_z表像）可以写成：

${\displaystyle {\begin{aligned}\sigma _{1}=\sigma _{x}&={\begin{bmatrix}0&1\\1&0\end{bmatrix}}\\\sigma _{2}=\sigma _{y}&={\begin{bmatrix}0&-i\\i&0\end{bmatrix}}\\\sigma _{3}=\sigma _{z}&={\begin{bmatrix}1&0\\0&-1\end{bmatrix}}\end{aligned}}}$

这些矩阵是以物理学家沃尔夫冈·泡利命名的。在量子力学中，它们出现在泡利方程中描述磁场和自旋之间相互作用的一项。所有的泡利矩阵都是厄米矩阵，它们和单位矩阵I（有时候又被称为为第零号泡利矩阵σ₀），的线性张成为2×2厄米矩阵的向量空间。

从量子力学的角度来看，埃尔米特矩阵（算符）代表可观测的物理量，因此，σ_k, k= 0,1,2,3的线性张成代表所有作用在二维希尔伯特空间的物理量所形成的空间。从泡利本人的的研究来看，σ_k , k=1,2,3所代表的物理量是自旋在三维欧几里得空间ℝ³中第k个坐标轴的投影分量。

数学性质

三个泡利矩阵可以共同用一种单一形式表达：

${\displaystyle \sigma _{a}={\begin{bmatrix}\delta _{a3}&\delta _{a1}-i\delta _{a2}\\\delta _{a1}+i\delta _{a2}&-\delta _{a3}\end{bmatrix}}}$

其中δ_ab是克罗内克δ函数。当a=b时，其值为1；当a≠b时，其值为0。

本征值和本征向量

这些矩阵是对合的：

${\displaystyle \sigma _{1}^{2}=\sigma _{2}^{2}=\sigma _{3}^{2}=-i\sigma _{1}\sigma _{2}\sigma _{3}={\begin{bmatrix}1&0\\0&1\end{bmatrix}}=I}$

其中I是单位矩阵。

此外，泡利矩阵的行列式和它们的迹分别为：

${\displaystyle {\begin{aligned}\det(\sigma _{i})&=-1\\\operatorname {tr} (\sigma _{i})&=0\end{aligned}}}$

故从上述关系可以推得每个泡利矩阵σ_i的本征值分别为±1。

每个泡利矩阵有两个本征值，+1和−1，其对应的归一化本征向量为：

${\displaystyle {\begin{array}{lclc}\psi _{x+}=\displaystyle {\frac {1}{\sqrt {2}}}\!\!\!\!\!&{\begin{bmatrix}{1}\\{1}\end{bmatrix}}&\psi _{x-}=\displaystyle {\frac {1}{\sqrt {2}}}\!\!\!\!\!&{\begin{bmatrix}{1}\\{-1}\end{bmatrix}}\\\psi _{y+}=\displaystyle {\frac {1}{\sqrt {2}}}\!\!\!\!\!&{\begin{bmatrix}{1}\\{i}\end{bmatrix}}&\psi _{y-}=\displaystyle {\frac {1}{\sqrt {2}}}\!\!\!\!\!&{\begin{bmatrix}{1}\\{-i}\end{bmatrix}}\\\psi _{z+}=&{\begin{bmatrix}{1}\\{0}\end{bmatrix}}&\psi _{z-}=&{\begin{bmatrix}{0}\\{1}\end{bmatrix}}\end{array}}}$

泡利向量

泡利向量定义为：

${\displaystyle {\vec {\sigma }}=\sigma _{1}{\hat {x}}+\sigma _{2}{\hat {y}}+\sigma _{3}{\hat {z}}\,}$

这个定义提供了将一般向量基底对应到泡利矩阵的基底的机制

${\displaystyle {\begin{aligned}{\vec {a}}\cdot {\vec {\sigma }}&=(a_{i}{\hat {x}}_{i})\cdot (\sigma _{j}{\hat {x}}_{j})\\&=a_{i}\sigma _{j}{\hat {x}}_{i}\cdot {\hat {x}}_{j}\\&=a_{i}\sigma _{j}\delta _{ij}\\&=a_{i}\sigma _{i}\end{aligned}}}$

相同的下标是使用了爱因斯坦求和约定。此外：

${\displaystyle \det {\vec {a}}\cdot {\vec {\sigma }}=-{\vec {a}}\cdot {\vec {a}}=-|{\vec {a}}|^{2}}$。

对易关系

泡利矩阵有以下的对易关系：

${\displaystyle [\sigma _{a},\sigma _{b}]=2i\varepsilon _{abc}\,\sigma _{c}\,,}$

以及以下的反对易关系。

${\displaystyle \{\sigma _{a},\sigma _{b}\}=2\delta _{ab}\,I}$。

其中ε_abc是列维-奇维塔符号，δ_ab是克罗内克函数，是I是2 ×2的单位矩阵。而一样的，上面使用了爱因斯坦求和约定。

和内积、外积的关系

将泡利矩阵的对易和反对易相加得：

${\displaystyle {\begin{aligned}\left[\sigma _{a},\sigma _{b}\right]+\{\sigma _{a},\sigma _{b}\}&=(\sigma _{a}\sigma _{b}-\sigma _{b}\sigma _{a})+(\sigma _{a}\sigma _{b}+\sigma _{b}\sigma _{a})\\2i\sum _{c}\varepsilon _{abc}\,\sigma _{c}+2\delta _{ab}I&=2\sigma _{a}\sigma _{b}\end{aligned}}}$

因此可得：

${\displaystyle \sigma _{a}\sigma _{b}=i\sum _{c}\varepsilon _{abc}\,\sigma _{c}+\delta _{ab}I}$

为了避免符号重复，将a, b, c改成p, q, r，然后把上式和三维向量a_p和b_q内积，可得：

${\displaystyle {\begin{aligned}a_{p}b_{q}\sigma _{p}\sigma _{q}&=a_{p}b_{q}\left(i\sum _{r}\varepsilon _{pqr}\,\sigma _{r}+\delta _{pq}I\right)\\a_{p}\sigma _{p}b_{q}\sigma _{q}&=i\sum _{r}\varepsilon _{pqr}\,a_{p}b_{q}\sigma _{r}+a_{p}b_{q}\delta _{pq}I\end{aligned}}}$

将它变换成向量积的表达式：

${\displaystyle ({\vec {a}}\cdot {\vec {\sigma }})({\vec {b}}\cdot {\vec {\sigma }})=({\vec {a}}\cdot {\vec {b}})\,I+i({\vec {a}}\times {\vec {b}})\cdot {\vec {\sigma }}}$

泡利向量的指数

令${\displaystyle {\vec {a}}=a{\hat {n}}}$，而且${\displaystyle |{\hat {n}}|=1}$对于偶数n可得：

${\displaystyle ({\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})^{2n}=I\,}$

另外加上之前求得在n = 1的情况可在n为奇数的情况：

${\displaystyle ({\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})^{2n+1}={\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }}\,}$

利用矩阵指数的概念，加上正弦和余弦的泰勒级数展开式，可得：

${\displaystyle {\begin{aligned}e^{ia({\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})}&=\sum _{n=0}^{\infty }{\frac {i^{n}\left[a({\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})\right]^{n}}{n!}}\\&=\sum _{n=0}^{\infty }{\frac {(-1)^{n}(a{\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})^{2n}}{(2n)!}}+i\sum _{n=0}^{\infty }{\frac {(-1)^{n}(a{\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})^{2n+1}}{(2n+1)!}}\\&=I\sum _{n=0}^{\infty }{\frac {(-1)^{n}a^{2n}}{(2n)!}}+i{\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }}\left(\sum _{n=0}^{\infty }{\frac {(-1)^{n}a^{2n+1}}{(2n+1)!}}\right)\\\end{aligned}}}$

第一项的总和为${\displaystyle \cos {a}}$，第二项括号里的总和是${\displaystyle \sin {a}}$，于是：

${\displaystyle e^{ia({\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})}=I\cos {a}+i({\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})\sin {a}\,}$

2

这可以看做是欧拉公式的类比。

完备性关系

另一个常用来区别泡利矩阵的方法是用上标i，用不同的i来代表不同的泡利矩阵，而下标则代表不同的矩阵元素。因此第i个泡利矩阵的第α行第β列的元素可表示为σ ⁱ_αβ

利用这种表示方法，泡利矩阵的完备性关系可写作：

${\displaystyle {\vec {\sigma }}_{\alpha \beta }\cdot {\vec {\sigma }}_{\gamma \delta }\equiv \sum _{i=1}^{3}\sigma _{\alpha \beta }^{i}\sigma _{\gamma \delta }^{i}=2\delta _{\alpha \delta }\delta _{\beta \gamma }-\delta _{\alpha \beta }\delta _{\gamma \delta }\ }$

证明

因为所有的泡利矩阵，和2×2的单位矩阵可做为所有2×2矩阵在希尔伯特空间中的正交基底，表示任何一个复系数矩阵M皆可表示为：

${\displaystyle M=c\mathbf {I} +\sum _{i}a_{i}\sigma ^{i}}$

其中c是一复数，a_i是一复向量中的三个系数。

利用之前给的关系式，容易证明：

${\displaystyle \mathrm {tr} \,\sigma ^{i}\sigma ^{j}=2\delta _{ij}}$

"tr"表示对该矩阵取其迹，因此，${\displaystyle c={\frac {1}{2}}\mathrm {tr} \,M}$和${\displaystyle a_{i}={\frac {1}{2}}\mathrm {tr} \,\sigma ^{i}M}$成立。

故，

${\displaystyle 2M=I\mathrm {tr} \,M+\sum _{i}\sigma ^{i}\mathrm {tr} \,\sigma ^{i}M}$

用矩阵的标号表示的话就成为：

${\displaystyle 2M_{\alpha \beta }=\delta _{\alpha \beta }M_{\gamma \gamma }+\sum _{i}\sigma _{\alpha \beta }^{i}\sigma _{\gamma \delta }^{i}M_{\delta \gamma }}$

在等号右边，针对了两个重复出现的标号γ和δ，使用了爱因斯坦求和约定。而因为这关系对所有矩阵M都成立，因此要证的完备性关系必然成立。

有时习惯上将2×2单位举写成σ₀，也就是，σ⁰_αβ = δ_αβ。如此一来完备性关系可以更为简洁的表示成：

${\displaystyle \sum _{i=0}^{3}\sigma _{\alpha \beta }^{i}\sigma _{\gamma \delta }^{i}=2\delta _{\alpha \delta }\delta _{\beta \gamma }\,}$

和换位算符的关系

令算符P_ij为换位算符（或称为置换算符）。对于两个在张量积空间ℂ² ⊗ ℂ²中的自旋σ_i和σ_j该算符有：

${\displaystyle P_{ij}|\sigma _{i}\sigma _{j}\rangle =|\sigma _{j}\sigma _{i}\rangle \,}$

的关系。这个算符可以更进一步的用泡利矩阵来表示：

${\displaystyle P_{ij}={\tfrac {1}{2}}({\vec {\sigma }}_{i}\cdot {\vec {\sigma }}_{j}+1)\,}$

该算符有两个本征值，分别1和-1，这个算符可以用于代表某些哈密顿量的相互作用项，产生对称和反对称的本征态分裂的效果。

SU (2)

四元数与泡利矩阵

{I, iσ₁, iσ₂, iσ₃}的实数张成与四元数ℍ的实代数同构，可透过下列映射得到对应关系（注意到泡利矩阵的负号）：

${\displaystyle 1\mapsto I,\quad \mathbf {i} \mapsto -\sigma _{2}\sigma _{3}=-i\sigma _{1},\quad \mathbf {j} \mapsto -\sigma _{3}\sigma _{1}=-i\sigma _{2},\quad \mathbf {k} \mapsto -\sigma _{1}\sigma _{2}=-i\sigma _{3}.}$

另外一种方式的映射为将泡利矩阵的次序反转^[2]

${\displaystyle 1\mapsto I,\quad \mathbf {i} \mapsto i\sigma _{3},\quad \mathbf {j} \mapsto i\sigma _{2},\quad \mathbf {k} \mapsto i\sigma _{1}.}$

既然单位四元数与SU(2)为群同构，此亦代表泡利矩阵也可用来描述SU(2)。从SU(2)到SO(3)的2对1同态性，也可以用泡利矩阵来表述。

四元数构成可除代数——所有非零元素皆有逆元，然而泡利矩阵并非如此。泡利矩阵生成的代数的四元数版，参见复四元数，其共有8个实维度。

相关条目

• 四元数
• 泡利方程
• 庞加莱群
• 盖尔曼矩阵
• 代数几何

参考文献

1. Pauli matrices. Planetmath website. 28 March 2008 [28 May 2013]. （原始内容存档于2017-09-26）.
2. Nakahara, Mikio. Geometry, topology, and physics 2nd. CRC Press. 2003. ISBN 978-0-7503-0606-5., pp. xxii （页面存档备份，存于互联网档案馆）.

延伸阅读

• Liboff, Richard L. Introductory Quantum Mechanics. Addison-Wesley. 2002. ISBN 0-8053-8714-5.
• Schiff, Leonard I. Quantum Mechanics. McGraw-Hill. 1968. ISBN 978-0070552876.
• Leonhardt, Ulf. Essential Quantum Optics. Cambridge University Press. 2010. ISBN 0-521-14505-8.