Die Quantentheorie der einfachen Alternative ( K o m p l e m e n t a r i t ä t u n d L o g i k II) V o n C. F. v. Weizsäcker Aus dem Philosophischen Seminar der Universität Hamburg ( z . Naturforschg. 13 a, 245—253 [1958] ; eingegangen am 3. Februar 1958) Die von J. v. NEUMANN gegebene Formulierung der Quantentheorie wird auf einen zweidimensionalen Zustandsraum spezialisiert. In 1. wird dieses Verfahren im Sinne der Arbeit I logisch interpretiert. Die in diesem Fall sich ergebende Mathematik der Zweierspinoren wird in 2. in ihrem Zusammenhang mit der Theorie eines drei- bzw. vierdimensionalen reellen Raumes noch einmal dargestellt. In 3. sind vier physikalisch verschiedene Beispiele erörtert: Elektronenspin, Isotopenspin, Polarisation des Lichts und YouNcscher Versuch. Dieselbe abstrakte Mathematik erhält in jedem Fall eine andere physikalische Bedeutung. In 4. werden einige Grundbegriffe der v. NEUMANNschen Deutung spezialisiert: Projektionsoperatoren, ScHRÖDiNGER-Gleichung. Zerlegung der Einheit und statistische Deutung. Ein für spätere Arbeiten wesentliches Resultat dieser Arbeit ist die allgemeingültige Gleichung ( 2 , 1 7 ) . 1. Alternativen in der Quantentheorie gegeben werden. Die F o r m e l n , die sich dabei er- geben, werden ferner in einer nachfolgenden Arbeit D i e Quantenmechanik beschreibt die der möglichen stems als Zustände einen linearen eines Gesamtheit physikalischen komplexen Vektorraum. Die statistische Deutung benutzt eine Metrik, die in diesem R a u m definiert ist. Der R a u m hat im allgemeinen unendlich HiLBERT-Raum. viele Dimensionen, J . v . N e u m a n n 1 ist also ein hat wohl als erster den begrifflichen A u f b a u der Quantentheorie über mehrfache Quantelung gebraucht werden. Sy- unter dem mathematischen Aspekt, daß sie eine T h e o r i e im HiLBERT-Raum ist, zusammenhängend analysiert. Als « - f a c h e Alternative wollen wir logisch M e n g e von n Aussagen a/; (k = 1 , . . . , n) nen, die den folgenden beiden eine bezeich- Bedingungen ge- nügen : 1. Wenn eine Aussage ak wahr ist, sind alle übrigen a/ (l=/=k) falsch. 2. Wenn alle Aussagen a/ bis auf eine, ak , falsch sind, so ist ak wahr. Das Verständnis seiner Analyse ist vielleicht dadurch Physikalisch kann man statt dessen auch v o n n Zu- etwas erschwert worden, daß er zwei P r o b l e m e zu- ständen eines Systems sprechen mit den Eigenschaf- gleich behandelt hat: die neuen physikalischen Ge- ten, daß das V o r l i e g e n eines von ihnen danken der Quantentheorie und den mathematischen NichtVorliegen aller anderen impliziert und Übergang von Vektorräumen endlicher das NichtVorliegen aller anderen das des einen ip/{ zahl zum HiLBERT-Raum. Die Dimensions- vorliegende Arbeit (y.'k) das ebenso impliziert. versucht einen Beitrag zur Erleichterung dieses Ver- Es gibt in der Quantenmechanik «-dimensionale ständnisses zu geben, indem sie die beiden P r o b l e m e Zustandsräume mit trennt und die physikalischen Gedanken der Quan- und positiven) n. Ein Beispiel ist die beliebigen endlichen (ganzen Gesamtheit tentheorie am mathematisch wohl einfachsten denk- der baren komplexen j ' h ; hier ist n = 2 /' + 1 . n orthogonale Basisvekto- W i r knüpfen hierzu an den Begriff der «-fachen bilden genau eine «-fache Alternative. Ist z. B. ein Alternative an, der in einer vorangegangenen Arbeit Drehimpuls mit j = 1 v o r g e g e b e n und weiß m a n , daß Beispiel des zweidimensionalen Vektorraumes erläutert. Einstellungsmöglichkeiten eines ren eines solchen n-dimensionalen Drehimpulses Zustandsraumes (weiterhin als I die magnetische Quantenzahl m bezüglich einer vor- zitiert) entwickelt w o r d e n ist 2 . Doch ist eine Kennt- gegebenen Richtung den W e r t + 1 hat, so ist sicher, über Komplementarität und L o g i k nis jener Arbeit hier nicht vorausgesetzt, und ihre daß sie nicht die Werte 0 o d e r ins Philosophische gehende Fragestellung wird hier umgekehrt, daß die W e r t e 0 und nicht verfolgt. Hier soll lediglich ein einfaches M o - nicht v o r k o m m e n , so ist er ein Zustand mit dell der NEUMANNschen Deutung der Quantentheorie scharfen W e r t + 1. 1 J. v. NEUMANN, Mathematische Grundlagen mechanik. Springer-Verlag. Berlin 1932. der Quanten- 2 C. F. v. WEIZSÄCKER. Naturwiss. 42, — 1 hat, weiß man Nr. — 1 im Zustand 19/20, 548 dem [1955], Dieses Werk wurde im Jahr 2013 vom Verlag Zeitschrift für Naturforschung in Zusammenarbeit mit der Max-Planck-Gesellschaft zur Förderung der Wissenschaften e.V. digitalisiert und unter folgender Lizenz veröffentlicht: Creative Commons Namensnennung-Keine Bearbeitung 3.0 Deutschland Lizenz. This work has been digitalized and published in 2013 by Verlag Zeitschrift für Naturforschung in cooperation with the Max Planck Society for the Advancement of Science under a Creative Commons Attribution-NoDerivs 3.0 Germany License. Zum 01.01.2015 ist eine Anpassung der Lizenzbedingungen (Entfall der Creative Commons Lizenzbedingung „Keine Bearbeitung“) beabsichtigt, um eine Nachnutzung auch im Rahmen zukünftiger wissenschaftlicher Nutzungsformen zu ermöglichen. On 01.01.2015 it is planned to change the License Conditions (the removal of the Creative Commons License condition “no derivative works”). This is to allow reuse in the area of future scientific usage. Im letzten Satz deuten die W o r t e „nicht v o r k o m - xen Wahrheitswerte" der drei Aussagen „m = l " , m e n " den Unterschied der Quantentheorie von der „ m = 0 " , „rn = — 1 " im Zustand xp . Mit dieser Aus- klassischen T h e o r i e an. Nach klassischer A u f f a s s u n g drucksweise soll hier keine Hypothese über die M ö g - dürfte man sagen: „ w e i ß m a n , d a ß m die Werte 0 lichkeit o d e r Unmöglichkeit verborgener und — 1 nicht hat, so hat m den W e r t 1 " . Nach der verbunden werden. Sie ist vielmehr rein deskriptiv Quantentheorie ist es möglich, daß m gar g e m e i n t : wenn man nicht mehr über den Zustand keinen Parameter bestimmten Wert hat; man m u ß daher die schärfere weiß, als die Quantentheorie angibt, so kann man F o r d e r u n g stellen, daß in der Entwicklung des Zu- bei standes nach der durch die drei möglichen nicht als wahr oder falsch, wohl aber durch die ihnen Werte gegebenem Zustand gewisse Aussagen v o n m definierten Basis die beiden W e r t e 0 und — 1 zukommenden nicht v o r k o m m e n . Das heißt die betreffenden ihrer Verifizierbarkeit kennzeichnen. Ent- wicklungskoeffizienten sollen verschwinden. Im Sinne der statistischen Deutung kann man s a g e n : es soll sicher sein, daß m die Werte 0 und b) Entwicklungskoeffizienten zwar bezüglich V o n einer L o g i k wird verlangt, daß sie für alle Aussagen unabhängig von deren Inhalt gilt. Nun — 1 nicht hat. ist in der Tat die mathematische Struktur des quan- Nur wenn man das W o r t „ f a l s c h " in den Bedingun- tentheoretischen Zustandsraums der n-fachen Alter- gen 1. und 2. in diesem Sinne als „sicher native eindeutig festgelegt, ohne j e d e Rücksicht dar- falsch" interpretiert, bleibt in der Quantentheorie der Be- auf, was die 7i-Aussagen physikalisch bedeuten; sie griff der <rc-fachen Alternative auf müssen nur die Bedingungen 1. und 2. erfüllen. D i e die Basis eines n-dimensionalen Zustandsraumes anwendbar. I m Anschluß an v. Neumann folgenden die Quantentheorie Quantentheorie ist demnach nicht eine Theorie über und I werden wir im spezielle physikalische des alle Gegenstände, über die überhaupt Aussagen ge- rc-dimensionalen Gegenstände, sondern über abgeänderte macht werden können, die sich zu Alternativen zu- der n-fachen Alternative bezeichnen. D a wir sammenfassen lassen. In diesem Sinne soll die Zu- das philosophische P r o b l e m des W e s e n s der L o g i k standsraum-Theorie als eine L o g i k bezeichnet wer- Zustandsraumes Logik gelegentlich als eine hier beiseitelassen, wollen wir genau a n g e b e n , was den. Natürlich ist die Geltung dieser L o g i k auf den mit dieser T e r m i n o l o g i e in der vorliegenden. A r b e i t Geltungsbereich der Quantentheorie beschränkt, des- gemeint sein soll. Es handelt sich um zwei definierte sen Grenzen uns unbekannt sind. W i r erheben für Schritte: eine empirisch a) die Einführung statistischer Wahrheitswerte, spruch einer Geltung a priori. Damit ist aber die b) die F o r d e r u n g der Allgemeingültigkeit. gar nicht relativ zu der Achse orientiert, welche bei der Definition von m ausgezeichnet w u r d e , so ist Aussage wahr weder sicher noch die sicher falsch, sondern hat eine Wahrscheinlichkeit, sich bei Nachprüfung als wahr zu erweisen. M a n kann der Aussage als „m = l " „Wahrheitswert" diese Wahrscheinlichkeit zuschreiben. Bekanntlich definiert aber auch die A n g a b e der Wahrscheinlichkeiten drei Basiszustände m = l , 0 , nicht den Anins Unbekannte verlegt. Uns genügt es hier, daß sie im Ist etwa im Falle j = 1 der D r e h i m p u l s „m = l " Theorie mögliche Grenze der Geltung unserer „ L o g i k " Beide Schritte sollen kurz erläutert werden. a) begründete — 1 den Zustand der im allgemeinen noch nicht vollständig, sondern es müs- bekannten Bereich so allgemein gilt wie die L o g i k : unsere positiven Kenntnisse weisen ihr keine Grenze an. Der einzige Einwand, der hiergegen heute wohl e r h o b e n werden könnte, ist, daß die Mathematik, mit deren Hilfe wir sie definieren, selbst der klassischen L o g i k unterliege. Dieser Einwand ist in I besprochen und wird in den nachfolgenden über mehrfache Quantelung wieder Arbeiten aufgenommen. Hier lassen wir ihn beiseite. W i r wenden uns nun der „einfachen Alternative", d. h. dem Falle n = 2 zu. sen noch relative Phasen bekannt sein. Erst die drei Entwicklungskoeffizienten cm in der Darstellung des 2. D i e Mathematik der einfachen Alternative Zustandes Es seien, zwei Aussagen at und a2 gegeben, die +1 v = 2 c eine Alternative bilden. Im nächsten Abschnitt wer- > » m=- 1 den definieren den Zustand y>. In I wurde d a f ü r Ausdruck gebraucht, C\ , c 0 , c der \ seien die „ k o m p l e - wir Beispiele betrachten; vorerst Hinweis, daß sie z. B. die beiden genüge der Einstellungsmög- lichkeiten eines Elektronenspins, die beiden Polari- sationsrichtungen eines Lichtquants, die beiden m ö g lichen L a d u n g e n eines Nukleons unterscheiden können. Es ist eine Eigentümlichkeit des Falles n = 2 , d a ß a2 zur Negation v o n äquivalent ist und um- gekehrt. Nach der Quantentheorie kann j e d e der beiden A u s s a g e n einen „ k o m p l e x e n W a h r h e i t s w e r t " haben, den wir mit u x bzw. u 2 bezeichnen wollen. Als Variable f ü r den Index benützen wir g r o ß e lateinische B u c h s t a b e n : die A u s s a g e a 4 hat den Wahrheitswert 114 (A = 1 , 2 ) . Das k o m p l e x e Zahlenpaar uj, u2 fas- s^ s22 - s2 (2.4) s2l = 1 . Solche S j B heißen unimodular. D i e übliche N o r m i e - rung ist definiert durch den Begriff des inneren Produkts (u, v) = ut* vt + u2* v2 . D i e inneren P r o d u k t e b l e i b e n invariant, wenn s = So2* Die Sl2 = _ 5 2 I*, unimodularen IV |2 + 1 s * |2 = 1 . Transformationen Fläche des v o n zwei V e k t o r e n u, v (genauer: Paralellogramms heißt. Die Gesamtheit B ist: unitär V sen w i r zum V e k t o r u zusammen, der auch S p i n o r Zweierspinor) (2. 5) aller S p i n o r e n u ist ein V e k t o r r a u m . In ihm bilden f = u1v2 die V e k t o r e n ( 1 , 0 ) und ( 0 , 1 ) , welche die W a h r h e i t (2. 6) lassen die aufgespannten (2.7) — u2v1 v o n a j b z w . a2 anzeigen, eine Basis. Diese Begriffe invariant. W i r definieren bezüglich der durch / be- sind physikalisch sinnvoll wegen des quantentheore- stimmten tischen S u p e r p o s i t i o n s p r i n z i p s : eines S p i n o r s durch die Gleichungen Bezeichnen die Spi- „Metrik" n o r e n u und v mögliche Zustände und sind a und ß k o m p l e x e Zahlen, so bezeichnet auch (2. 1) w = au+ ß v einen m ö g l i c h e n Zustand. Dies gilt uneingeschränkt, wenn m a n auf N o r m i e r u n g verzichtet; sonst müssen a und ß der F o r d e r u n g |a|2 + | £ | 2 = l unterworfen (2.2) werden. Es wird sich im Lauf dieser und der f o l g e n d e n Arbeiten als zweckmäßig herausstellen, die N o r m i e r u n g zunächst zu unterlassen und erst in einer späteren Stufe, in der sie sich als A u s druck einer bestimmten A u f f a s s u n g von selbst er- kontravariante ul = — u2 , u2 = Komponenten Uj . ( 2 . 8 ) M a n kann dann schreiben / = u 1 vx + u2 v2 = uA VA (2. 9) • In diesem Sinne sollen auch die oberen Indizes der s B verstanden werden. W i r werden im folgenden über doppelte S p i n o r i n d i z e s nur summieren, wenn einer o b e n , einer unten steht. Es ist bekannt, d a ß m a n einen S p i n o r durch einen reellen Dreier- bzw. Vierervektor repräsentieren kann und umgekehrt. Unter Benutzung der Pauli- Matrizen ao (10'j lo 1 / gibt, e i n z u f ü h r e n . In der jetzigen Betrachtungsstufe „1,(0 1\ a 2 = U or /O - £ \ \i 0! a 3 = (l \0 0\ -1/ (2. 10) m u ß man dann alle S p i n o r e n , die durch Multiplikation mit einer k o m p l e x e n Zahl auseinander hervor- definieren wir zu j e d e m S p i n o r u einen v i e r k o m p o - g e h e n , d e m s e l b e n Zustand zuordnen. nentigen reellen V e k t o r Eine lineare T r a n s f o r m a t i o n ua=S ab UB (2.3) mit einer beliebigen festen Matrix s,B ren B e z i e h u n g e n ( 2 . 1) invariant. (2.11) k" = uA* O"abUb, explizit: k1 = läßt die lineaMan kann T r a n s f o r m a t i o n in bekannter W e i s e als den g a n g zur Darstellung desselben Zustands die k2 = Über- k3 = u^ bezüglich einer neuen Basis oder als eine A b b i l d u n g des Zu- k° = ux* ut + u2* u2 , u2 + u2 (z^* «j, u2 — u2* U j ) , (2.12) — u2* u2 . Diese Beziehung ist nicht ein-eindeutig. Z w a r ist ein standsraumes auf sich auffassen. Die T r a n s f o r m a t i o - S p i n o r durch zwei k o m p l e x e , also vier reelle Zahlen nen bestimmt. A b e r zwischen den vier Zahlen k" besteht (2. 3) bilden eine G r u p p e , wenn nicht singulär ist. Verzichten wir auf so brauchen wir s,B die Matrix Normierung, keinen weiteren Einschränkun- gen zu unterwerfen. Eine für das f o l g e n d e unwesentliche Einschränkung ist die F o r d e r u n g , die minante v o n SAB solle 1 sein: Deter- eine algebraische B e z i e h u n g : - (A; 0 ) 2 + (A: 1 ) 2 ^- (A; 2 ) 2 + (k3)2 = k"ku = 0. (2. 13) W i r haben hier v o n de.r aus der Relativitätstheorie bekannten Schreibweise Gebrauch gemacht mit der stätigen. Definition k0=-k°, ki = (1= 1 , 2 , 3 ) . kl (2.14) Also genügt der dreidimensionale reelle Vektor f = {k\k2,k3}, Ihre geometrische (2. 12) (^0 + ^3) "1 (2.15) willkürlich gelegt) . In der Tat definieren die als positiv ku fest- den Spinor u besprechen ein Gleichungspaar: + ( ^ - 1 ^ 2 ) "2 = 0 , {kx + i k2) ux+(k0-ks) um alle vier k" zu bestimmen (das Vorzeichen von ist durch Bedeutung wir im 4. Abschnitt. Explizit geschrieben ist (2. 17) u2 ^ =0. Aus (2. 17) bzw. (2. 18) kann man (2. 11) nur bis auf einen unbestimmt (a reell) (2. 18) nur lösbar, wenn (2. 13) gilt. Unter dieser dieselben k". Da aber in der Quantentheorie ein Phasenfaktor physikalisch belanglos ist, bestimmen das homogene zurück- senfaktor e'3 sich ist Faktor nicht vollständig, denn wenn man u mit einem Phamultipliziert, ergeben Zunächst bleibenden gewinnen.. Bedingung folgt das Verhältnis uju2, System während der Absolutwert unbestimmt bleibt. die k" gerade so viel von u als wir physikalisch wissen wollen. 3. Physikalische Beispiele Daß wir den Spinor nicht durch die drei Zahlen f, a) sondern durch die vier Zahlen kn beschreiben, bedeutet im Sprachgebrauch der eine redundante Informationstheorie Ausdrucksweise. Der mathematische Grund für die Wahl dieser vier Zahlen ist, daß einer linearen Transformation der Spinoren eine lineare Transformation der k" , aber im allgemeinen nicht der f entspricht. Die vier Matrizen o " bilden nämlich eine Basis im vierdimensionalen Vektorraum der hermiteschen zweireihigen Matrizen. Daher müssen sich bei einer linearen Transformation der u die reellen k"(u) linear durch die k" (u) ausdrücken lassen. Dabei entsprechen den unimodularen Transformationen der k" eigentliche LoRENTZ-Transformationen (ohne Raum- und Zeitspiegelung). Die uni- täre Transformation läßt k° invariant, bedeutet also eine Drehung im dreidimensionalen f-Raum. All dies erlaubt eine anschauliche Deutung der uA im reellen im dreidimensionalen Raum. Führt f-Raum Polarkoordinaten um die k3-Achse man ein, so ist Elektronenspin Das Beispiel, in dem die soeben entwickelten Formeln ihre vertraute physikalische Bedeutung haben, ist der Spin eines Fermions. W i r beschränken uns hier auf die PAULische Näherung der Spintheorie. Die DiRAcsche Theorie wird in den nachfolgenden Arbeiten über mehrfache Quantelung behandelt. Ein Strahl von Atomen mit einem einzelnen Leuchtelektron wird im STERN-GERLACH-Versuch aus, daß das Elektron im Magnetfeld zwei mögliche Einstellungen hat. Wir unterscheiden sie durch die Ziffern 1 und 2. Quantentheoretisch muß der = yk° cos(#/2) e-('V2) e (ixl2) « 2 = y k ° s i n ( $ / 2 ) e(«>/2) e (i z /2) _ Zu- stand bezüglich dieser Alternative durch einen Spinor (iij , u2) dargestellt werden. Diesem Spinor entspricht ein Vektor f . Wir behaupten, daß die Richtung dieses Vektors identisch ist mit der Richtung des Elektronenspins im gewöhnlichen physikalischen Raum. Dies folgt sofort aus der bekannten Formel für den Operator der Wechselwirkungsenergie Ul in genau zwei Strahlen aufgespalten. Man folgert dar- des Elektrons mit einem äußeren Magnetfeld ? (2. 16) /}, (p und x sind EuLERsche Winkel. # und (p definie- £=(£,a). ( 3 a . 1) W i r nehmen an, daß der Spin des Elektrons von sei- ren die Richtung des Vektors f, k° seinen Betrag. ner Bahn entkoppelt ist (nur dann hat das Reden Der Phasenwinkel X kann als eine Drehung um den von einer einfachen Alternative einen klaren S i n n ) . Vektor f aufgefaßt werden. Dann ist seine Wellenfunktion Zwischen den k" und uA gilt die „WEYLsche Gleichung" k„ o"AB uji = 0 . (2.17) Man kann diese Gleichung durch Einsetzen der Ausdrücke (2. 11) für k" und explizites Ausrechnen be3 xp{l,A) (3a. =(p{%)-uA 2) 3 Diese Bezeichnung der Gleichung wird in der Arbeit über mehrfache Quantelung motiviert werden. Im dortigen Sinne ist (2. 17) die „WEYLsche Gleichung erster Stufe." und der Erwartungswert der Energie im Magnetfeld E= 2/V*Eydr=(u A *o A B u B ,$)=(L%). A (3a. 3) Dieses vertraute Ergebnis ist eigentlich sehr wunderbar. Es ist nur möglich infolge einer „prästabi- Herten H a r m o n i e " zwischen der Quantentheorie des entgegengesetzte Spins und der Geometrie des physikalischen gegengesetzte Rau- Bewegungsrichtungen verwandeln. Am in nicht-ent- anschaulichsten ist mes, nämlich eben der im vorigen Abschnitt b e s p r o - das wohl bei Impulsrichtungen. chenen Beziehung der S p i n o r e n zu den chen, die von ihrem gemeinsamen Schwerpunkt aus dreidimen- Zwei gleiche Teil- sionalen reellen V e k t o r e n . Der Spin w i r d ja in der betrachtet in entgegengesetzter Richtung Quantentheorie gen v o n einem quer dazu bewegten System aus ge- eigentlich in doppelter Weise ein- fliegen, flie- geführt. Traditionell erscheint er als ein D r e h i m p u l s sehen unter einem W i n k e l gegeneinander. A n a l o g e s im physikalischen R a u m . A u f G r u n d der Spektren gilt für D r e h b e w e g u n g e n um entgegengesetzte Ach- und des STERN-GERLACH-Versuchs behandelt man ihn sen. Nun scheint freilich aus dem zu A n f a n g g e g e b e - jedoch als einfache Alternative. D i e Quantentheorie nen Beweis zu f o l g e n , daß quantentheoretisch ortho- der eindeutig gonale Spinzustände stets entgegengesetzt einfachen Alternative ist aber fest- gerichtet gelegt. W ä r e der physikalische R a u m nun z. B. vier- sind. A b e r die Formel ( 3 a. 1) gilt nur in A b w e s e n - dimensional heit v o n elektrischen Feldern und B a h n b e w e g u n g e n . oder wiche er dreidimensional-euklidischen sonst vom bekannten Verhalten ab, so wäre Der Stern-Gerlach-Versuch zeichnet das Bezugs- die Identifizierung b e i d e r A u f f a s s u n g e n v o m Spin system aus, in dem der Magnet ruht. In einem rasch unmöglich: würde nicht bewegten Bezugssystem treten elektrische Felder auf definieren. Hier und der Widerspruch verschwindet. D e r M e ß a p p a r a t einfach eine einen einfache Alternative räumlichen Vektor können wir diesen Z u s a m m e n h a n g nur aussprechen. ist dann ein solcher, der zwei nicht-entgegengesetzte In ver- Richtungen voneinander eindeutig trennt. In bezug suchen, ihn durch den P r o z e ß der mehrfachen Quan- auf diese Basis hat dann die metrische Fundamental- den nachfolgenden Arbeiten werden wir telung zu erklären. Zwei bezüglich f o r m eine andere Gestalt, die aus ( 2 . 5 ) der Metrik (2. 5) orthogonale Spinoren entsprechen räumlichen V e k t o r e n entgegen- durch die der LoRENTZ-Transformation entsprechende u n i m o d u lare T r a n s f o r m a t i o n folgt. gesetzter Richtung. Eine o r t h o g o n a l e Basis im Spinraum ist also einer Achse im Ortsraum zugeordnet. Einer unitären Transformation im Spinraum spricht die in 2. genannte D r e h u n g im Ortsraum. Man kann auch umgekehrt s a g e n : j e d e r D r e h u n g im Ortsraum entspricht eine unitäre Transformation der Spinalternative. A u f den ersten Blick überrascht es, daß der allgemeinen LoRENTZ-Transformation keine unitäre Transformation zustände, im Spinraum die von entspricht. einem Zwei LoRENTZ-System b) ent- Spinaus ge- sehen orthogonal sind, können doch v o n einem an- Heisenberg brauch von sein; m . a. W . , das Ubereinstimmungswahr- scheinlichkeit Null h a b e n , zwei Zustände mit licher Übereinstimmungswahrscheinlichkeit end- machen. Die Antwort ist, daß die Zustände im neuen System zwar natürlich quantentheoretisch orthogonal blei- ben, aber räumlich nicht m e h r entgegengesetzte Spinrichtungen haben. als erster bewußten der Ge- Quanten- S p i n f o r m a l i s m u s auf die Alternative anwandte, ob ein Nukleon ein P r o t o n oder ein Neutron ist. D e r Isotopenspin-Raum ist das bekannteste Beispiel eines aus dieser Allgemeingültigkeit f o l g e n d e n dreidimensionalen euklidischen R a u m e s , der mit „ d e m " R a u m der Physik nichts zu tun hat. c) Bezugssystem kann nicht aus zwei Zuständen, die, in einem anderen System betrachtet, die wohl Allgemeingültigkeit theorie der einfachen Alternative gemacht, als er den deren LoRENTZ-System aus gesehen nicht auf einmal nicht-orthogonal hat der Isotopenspin Ist eine Polarisation ebene Lichtwelle Fortschreitungsrichtung des Lichts fester vorgegeben, Frequenz so und bleibt ihr bezüglich der Polarisation und Intensität noch eine dreidimensionale Zustände. Der reelle Mannigfaltigkeit allgemeinste möglicher Polarisationstyp ist j a die elliptische Polarisation. D i e Ellipse, die z. B. der elektrische V e k t o r dabei beschreibt, hat drei reelle P a r a m e t e r : etwa die Längen der b e i d e n Achsen und Unter Verzicht auf die DiRACsche T h e o r i e k ö n n e n den W i n k e l der g r o ß e n Achse gegen eine g e g e b e n e wir dies nur qualitativ diskutieren. D i e Spinrichtung Richtung in der Wellenebene. Diese drei Parameter ist als Richtung eines Drehimpulses nicht rein g e o - hat metrisch, einen F o r m a l i s m u s verknüpft, der essentiell der der sondern durch einen Bewegungsvorgang definiert. Eine LoRENTZ-Transformation kann aber Stokes Spinoren bereits 1 8 5 2 mit den Feldstärken durch ist. Quantentheoretisch kann man um- gekehrt das Auftreten der drei Parameter schon dar- Interferenzfigur die drei reellen Parameter bestim- aus ableiten, daß es Apparate (z. B. NicoLsche Pris- men kann. men) gibt, die ein Lichtquant zwingen, zwischen ge- Im Schirm S sind zwei um die Strecke 2 c voneinander entfernte Löcher verschiedener Größe, 1 und 2, durch die von der Quelle Q Strahlung (z. B. Licht oder Elektronen) auf die zu S parallele photographische Platte P fällt. Q liegt in der Ebene, welche die Verbindungslinie 12 mit ihrer Mittelsenkrechten, der Figurenachse A, bildet, aber gegen A um y verschoben. Wir betrachten Strahlung, die auf einen in derselben Ebene liegenden Aufpunkt R auf P im Abstand x von A fällt. x, y und c seien klein gegen a und b . Die Durchmesser der Löcher seien nicht groß gegen die Wellenlänge der Strahlung. nau zwei Polarisationsrichtungen zu wählen. W i r wählen die Fortschreitungsrichtung des Lichts als positive 2-Richtung und fassen die Feldstärken an einem festen Ort zu einem komplexen Vektor zusammen : Fx = Es + i H„, (3 c. 1) Fy = Eu — iHj. Für in der x-Richtung linear polarisiertes Licht ist dann F j t i - F ^ » ' , (3 c. 2 ) F„W = 0; für in der ?/-Richtung linear polarisiertes Licht ist FJ2) = 0 , F y / 2 ) = F0 eio>t. (3 c. 3 ) Superponieren wir beide Lösungen mit den Amplituden und u2 , so ergibt sich die allgemeine Lösung Fy = u2 F0 eiwt = F0 k° sin (&/2) der Polarisationsebene d' — Tij2 und cp=+7i/2 gegen die sind die zwei x-Achse. Richtungen des zirkulär polarisierten Lichtes. Im A-Raum sind diese Richtungen entgegengesetzt, also bilden auch diese beiden Richtungen eine quantentheoretische orthogonale Basis. Auch in der Möglichkeit, in dieser Weise eine einfache Alternative in die MAXwELLsche Theorie einzubetten, steckt ein nichttrivialer Sachverhalt, über den im Zusammenhang der mehrfachen Quantelung noch einmal zu reden sein wird. cl) YouNGscAer Löchern ist das klassische f2 = b2 + ( c — x ) 2 , e W g2 = b2 + (c + x)2, + (c + y)2, (3d- 1} und für ihre Differenzen gilt genähert = 2 c y a , l= g - f = 2 c J b (3d. 2) . Im Teilchenbild kann nun ein von Q ausgegangenes und in R eingetroffenes Quant nur durch eins der beiden Löcher, aber nicht durch beide zugleich gegangen sein. Dies ist die einfache Alternative. Das Wellenbild bewertet diese beiden Aussagen mit den komplexen Zahlen ux und u2 . Die Beträge von ut und u2 ergeben sich dabei aus der Größe der Löcher (da c l ^ e angenommen ist), ihre Phasendifferenz aus der seitlichen Verschiebung y der Quelle. Die Wellenfunktion xp sei so normiert, daß sie einen zeitlich konstanten Strom darstellt. Die mit ihr gebildeten Erwartungswerte beziehen sich dann auf die Zeiteinheit. xp mag eine Elektronenwelle oder sein Realteil m a g eine Vektorkomponente des elektromagneti- Versuch Der Durchgang von Strahlung durch einen Schirm mit zwei d2 = a2+{c-y)2, L = e-d ei(-°)t+,,l'2). (p = 0 ist linear polarisiertes Licht; 0/2 ist der Winkel Für clie Abstände der Löcher von Q und R gilt streng Diskussions- schen Feldes bedeuten. Schwingt xp im Umkreis einer Wellenlänge um Q wie xpQ = i beispiel für einfache Alternativen in der Quantentheorie. W i r wollen hier zeigen, wie man aus der ( p 3 d . 3) so erreicht es die Löcher in der F o r m xp, = {XId) xp0 ei(kd—o}t) ? rp2 = {l/g) ei(ke-mt) . (3d. 4) k = 2 n/k ist die Wellenzahl. Nach rechts strahlen die kleinen Löcher wie Punktquellen, deren Intensität durch die Lochgröße bestimmt ist. Bis auf einen gemeinsamen Phasenfaktor, der im Zeitnullpunkt untergeht, sind also die Schwingungen rechts in der Nachbarschaft der beiden Löcher u1 = s mit 1 e ~ O V ä ) u 2 = s2e(irr'^'iwt cp = kL ( 3 d . 5) (3d. 6) und reellen 5X , s2 . In R ist dann die W e l l e n f u n k t i o n ux eik'+(l/g) y>=(X/f) « c o n s t • (si + Projektionen auf u und die zu u senkrechte S g c i(v+*)/2) e~i<°t (3 d Aus (3d. 8) Z = kl. ( 3 d . 7) ergibt sich die Interferenzfigur der Platte. Ein S c h w ä r z u n g s m a x i m u m tritt ein so kennt man also q= für . D e r zweite W i n - 2 k x0(c/b) tg ( 0 / 2 ) bestimmt, und Minimum und das (3d. 9) Intensitätsverhältnis Maximum der Schwärzung (4a. 6) ( u , u) = 1 folgt auf kel, ft, ist durch 1 /*,+ &, A-x-i \ _ 2 \k, + iÄ, k0~ks ) - - 1 , 2 K" ist ge- D i e P r o j e k t i o n von u auf die zu u senkrechte Richtung verschwindet: Q„u= -±k"o„u (4a. 8) = 0. D i e s ist die WEYLsche Gleichung ( 2 . 1 7 ) , die also mißt (A; 0 ) 2 = 5 X 2 + s22 die einen u annullierenden P r o j e k t i o n s o p e r a t o r ^ zu 1+ Pa= Gesamtintenv. betrachtet die Neumann (4a. 9) \kuO". Projektionsoperatoren als quantenmechanische A n a l o g a v o n Aussagen. 4 . Lineare Operatoren idempotente Als Abschluß illustrieren wir ein paar B e g r i f f e des NEUMANNschen Buches an unserem zweidimensiona- len Zustandsraum. Operatoren haben sie nur die werte 0 und 1. P„ + 1 heißt: „u liegt v o r " P„v Als Eigen- (explizit: = v heißt: u und v sind derselbe Z u s t a n d ; liegt also v v o r , so liegt u v o r ) ; P„ = 0 h e i ß t : „u liegt v o r " . A b e r es ist möglich, daß P„ nicht in D i a g o n a l - a) Jeder Vektor fin- den. Für Pu können wir nun auch schreiben sität. f o r m ist. Dies ist die „ M e h r w e r t i g k e i t " der quanten- Projektionsoperatoren theoretischen L o g i k . D i e Übertragung auf die P r o - u definiert eine Richtung im Zu- standsraum, in der alle seine Vielfachen a u liegen. jektion nicht auf einzelne „oder": u hat, sofern u auf 1 normiert ist, die L ä n g e (u, v) Zustände liegt v o r . und die Richtung u . Heißt der auf die Richtung v o n u : P„, Vektoren, sondern auf U n t e r r ä u m e entspricht der E i n f ü h r u n g des logischen D i e P r o j e k t i o n eines Vektors v auf die Richtung v o n irgendeiner der im Unterraum liegenden Projektionsoperator so ist b) ( 4 a. 1) Pu v = (u v) u oder explizit ScHRÖDINGER-G/e/c/lUTJg W i r lassen den Zustand von der Zeit abhängen. V o n einer individuellen „ B a h n " eines Zustands im (u1*v1 Pu21 vx + Pu22 V2 = (u* + ui*v2) vt + u2 ut, v2) u2 . ( 4 a. 2 ) Eine Matrix P„ , die diese Gleichungen für alle v erfüllt, ist Zustandsraum unterscheidet sich ein allgemeines Gesetz zeitlicher V e r ä n d e r u n g : es ist durch eine zeitabhängige Abbildung des ganzen Zustandsraumes in sich bestimmt. Sie ist durch einen Operator T (t) beschrieben. M a n nennt -iT d.h. ' als die L ö s u n g der A u f g a b e angesehen werden kann, /min _ / S i - S g \ 2 _ /cos(ff/2) —sin(ff/2)\ 2 /max \s1 + s,) \ cos (ff/2)+sin (ff/2)/ ' Punv1+Pul2v2= , zwischen nähert Schließlich Pu + Qu = 1 . Mit der N o r m i e r u n g s b e d i n g u n g für x = x0 = (b/a) y . Ist x0 gemessen, <P = — X , z.B. ( 4 a. 5 ) Pu v + Qu v = v 7) oder mit Rich- tung: u2eik° Pu Aß = uA uB* . Man bestätigt leicht die I d e m p o t e n z den hamilton-Operator. = P„ . Im zweidimensionalen R a u m gibt es zu einer gegebenen Richtung nur eine o r t h o g o n a l e . W i r nen- nen den P r o j e k t i o n s o p e r a t o r auf die zu u senkrechte Richtung Qu . Jeder V e k t o r v ist die S u m m e seiner u ( £ + d«) = T(dt) u(t) ( 4 b . 1) = H Aus = (1 +Tdt) u{t) = u{t) ( 4 b . 2) +u(t) d£ f o l g t die Sc.HRÖDiNGER-Gleichung u = iHu. ( 4 b . 3) In dieser Allgemeinheit ist die ScHRÖDiNGER-Glei- chung also lediglich der Ausdruck der Forderung, d a ß sich der Zustand nach einem allgemeinen Gesetz Es f o l g t H — X I = bu ou ( 4 b . 11) ö}. ( 4 b . 12) mit b = {+a, stetig ä n d e r e ; wir sagen, sie sei Ausdruck der Kau- D i e z e i t u n a b h ä n g i g e ScHRÖDiNGER-Gleichung hat die salität. Gestalt M a n pflegt zu verlangen, daß T unitär, also H hermitesch sei. N u r dann bleibt die Metrik des Zustandsraumes zeitlich bewahrt. Nicht nötig ist d a f ü r , d a ß T b z w . H v o n u u n a b h ä n g i g , also die Schrö- d i n g e r - G l e i c h u n g linear sei. Die allgemeinste Schrö- dinger-Gleichung mit hermiteschem H können wir in unserem Fall s o f o r t angeben. Die a-Matrizen sind eine Basis der hermiteschen Matrizen, also ist H = afi o " (4b. 4) mit beliebigen reellen a u die allgemeinste hermite- sche HAMILTON-Funktion. S i n d die au v o n u und t u n a b h ä n g i g , so wird die ScHRÖDiNGER-Gleichung durch den Ansatz (H -X) die an die WEYLsche Gleichung ( 2 . 1 7 ) erinnert. Sie ist in der Tat mit ihr identisch bis auf einen konstanten F a k t o r ; denn bis auf einen solchen Faktor ist der u annullierende O p e r a t o r Q u eindeutig be- stimmt. D a a > 0 , be- /r0<0, ist mit irgendeinem stimmten £ > 0 a = — £ k0 . ( 4 b. 1 4 ) A l s o ist H — X. =H — an — a= + £ k Z o" = 6„ o" , H — l_=H — a0 + a= — £ k ^ o'1 = bu ou . Für / (4b. 5) u = u0ent ( 4 b. 1 3 ) u = bu o" u = 0 , + ( 4 b . 15) ist somit Q = £ f , f ü r X _ aber a = — £ f . Hier ist a ein fest g e g e b e n e r V e k t o r . Dies bedeutet nichts anderes als d a ß f + entgegengesetzt gleich f ~ und u + gelöst, die zu d e m E i g e n w e r t p r o b l e m Hu0 führt. Dieser o r t h o g o n a l auf u _ ist. ( 4 b. 6 ) = Xu0 Ansatz m a g übrigens vielleicht c) eine Zerlegung der Einheit Art „ d a r w i n i s t i s c h e r " Rechtfertigung der F o r d e r u n g Diese, von g e b e n , daß H hermitesch sei. Auch für nichthermite- ches eingeführte sche H wäre der Ansatz möglich, aber X wäre nicht sionszahl reell und der Zustand wäre nicht Ziel ist, solche mathematischen G r ö ß e n einzuführen, „lebenstüchtig", Neumann dem in Abschnitt II, 7 seines Bu- Methode ist für endliche Eigenwertproblem Dimen- äquivalent. Sein s o n d e r n würde durch Riesen- oder Z w e r g w u c h s ver- die durch das E i g e n w e r t p r o b l e m eindeutig bestimmt lorengehen. sind. D i e Eigenwerte sind eindeutig, nicht aber die Mit konstanten au ist H im Beispiel des Elektro- E i g e n v e k t o r e n , die stets einen skalaren Faktor und Magnetfeld, bei Entartung s o g a r eine lineare T r a n s f o r m a t i o n zu- vermehrt um eine b e l i e b i g e additive Konstante a0 . lassen. Eindeutig sind h i n g e g e n wieder die linearen nenspins genau die Energie in einem Dies ist also schon das allgemeinste mögliche W i r k ö n n e n das E i g e n w e r t p r o b l e m s o f o r t explizit lösen. W i r schreiben die vier da wie U n t e r r ä u m e des Zustandsraums, in denen die zu den j e w e i l i g e n Eigenwerten g e h ö r i g e n Eigenvektoren lie- „ ä u ß e r e F e l d " für eine einfache Alternative. Quaternionen gen. Diese linearen Unterräume charakterisiert man durch die P r o j e k t i o n s o p e r a t o r e n , die auf sie p r o j i - { a 0 , q } , w o b e i der Betrag des Vektors ö mit a be- zieren. v. zeichnet werde. Nun hat das h o m o g e n e lineare Glei- G r ö ß e . Jedem Eigenwert XT entspricht der auf seinen chungssystem Eigen-Unterraum = 0 {H~X)u (wir schreiben wieder u statt u 0 ) ( 4 b . 7) die Lösbarkeits- \ H - X I \ = X2 - S X +D = 0 . (4b. 8) 5 und D sind Spur und Determinante v o n H. Es ist 5 = 2 a0 , und folglich D = a2-a2 X+ = a 0 ±a . (4b. 9) .(4 b. 1 0 ) projizierende Projektionsoperator E r . D a n n wird eine O p e r a t o r f u n k t i o n E ( l ) der reellen Zahl X definiert als die S u m m e aller der Fr, deren Eigenwert Xx kleiner o d e r gleich /. ist. Ist X kleiner bedingung ordnet die Eigenwerte nach ihrer Neumann E(X) als der kleinste Eigenwert, so setzt man = 0 ; ist X g r ö ß e r als der g r ö ß t e Eigenwert, so ist der R a u m , auf den projiziert Z u s t a n d s r a u m , also E{X) = 1 . E(X) w i r d , der ganze heißt eine Zer- l e g u n g der Einheit. I m z w e i d i m e n s i o n a l e n Zustandsraum können wir den Fall der Entartung ausschließen, denn er würde bedeuten, d a ß der ganze Zustandsraum aus Eigenvektoren v o n H bestünde, also ein Vielfaches w = I! pu v !l = (pu v, Plt v) = (P„ v, v) = (v u) (u v) der ( 4 d . 3) = \(u,v)\*. Einheitsmatrix wäre. W i r setzen also / _ < / . + . Z u m Eigenvektor zu u+ gehört der P r o j e k t i o n s o p e r a t o r , g e h ö r t P + . Es ist P_+P = l, + ( 4 c. 1) und die Z e r l e g u n g der Einheit ist = E(l) I0 für X < X _ , j für / _ i v. NEUMANNS Erw (/?, v) = {R v, v) = Spur ( P , R). ( 4 c . 2) des, u zu s e i n " , d. h. P„ einsetzen und erhält E r w ( P M , ü) = (Pu v, v). < Darstellung des HAMILTON-Operators durch ein SUELTJES-Integral wird einfach Schreiben wir für einen +/ = X_ /\ . + ( 4 c . 3) — oo 0 0 = 00 Als Statistische Grundlagen v. NEUMANN die der o iv = o ( 1 + f 1) = c o s 2 ( 0 / 2 ) , Aussagen wobei 0 Deutung statitischen W. v) = a , J ' < = a 0 + ( ö 1) , (Rv, Deutung (S. 1 0 4 ) wählt oder E. vektor u die Wahrscheinlichkeit w so definieren wir wenn / : / ' < / < / " . (4 d. 1) In unserem Falle ist w , wenn nur / + in / , Eigenvektor in den des beiden in / mittleren enthaltenen Fällen ( 4 d . 2) habe (4d. 9) (4d. 10) . ander ausschließenden Zuständen additiv. A l s o ist + ) +w_(R u , u_) mit ( 4 d . 11) U = w+ P+ +w_ P_ . ( 4 d . 12) W i r definieren einen Operator N durch u den Eigenwerts der Energie und ist R die Energie, so folgt die „ Ü b e r einstimmungswahrscheinlichkeit von u und + w . = 1, = Spur ( f / R) 1 , wenn b e i d e /.+ in I Bezeichnet und it + Im Sinne der Statistik sind Erwartungswerte in einE r w ( R ) = tv + (R u + P _ , wenn n u r / _ in / , + + W = iv + - w 0 , wenn kein X± in / , P (4d. 8) bekannt, welcher Zustand vorliegt. H a b e der Eigen- (S. 1 5 7 ) . Mit angepaßten Bezeichnungen lautet: -E(X'), ist. Setzt der W i n k e l zwischen f und 1 ist. W . Die Wahrscheinlichkeit w dafür, daß im Zustande v die Größe R einen Wert aus dem Intervall I annimmt, ist \\E(I)v\\. Dabei ist definiert u als Länge des Vektors u und E(I)=E(X") ( 4 d . 7) In einem G e m e n g e ist nur mit Wahrscheinlichkeit iv + , mit E(I) ( 4 d. 6 ) man für R nach ( 4 a. 9 ) P„ ein, so folgt 0 H = 0 1 so folgt (4c. 4) d) hermiteschen wobei l" der v z u g e o r d n e t e Vierervektor und u + als Basis, so wird 1 0 = beliebigen R = auo", J XdE{X) W ä h l t man (4d. 5) Operator + oo H= (4 d. 4) Hier m u ß man für R die „ E i g e n s c h a f t des Zustan- /.</ für Dasselbe folgt aus E. Der Erwartungswert einer Größe R im Zustand v ist v": N = P+-P_ Es folgt und U = 2 = l+ka-af. { \ + W Q ) E r w ( # ) =a0+W(a.t~). ( 4 d . 13) ( 4 d . 14) ( 4 d . 15)