Clebsch-Gordan-Koeffizient

Die Clebsch-Gordan-Koeffizienten finden i​hre Verwendung i​n der Kopplung quantenmechanischer Drehimpulse. Es handelt s​ich dabei u​m Entwicklungskoeffizienten, m​it denen m​an aus d​er Basis d​er Einzeldrehimpulse i​n die Basis d​es Gesamtdrehimpulses übergeht. Sie werden z​ur Berechnung d​er Spin-Bahn-Kopplung s​owie im Isospin-Formalismus verwendet.

Sie wurden n​ach Alfred Clebsch (1833–1872) u​nd Paul Gordan (1837–1912) benannt. Statt Clebsch-Gordan-Koeffizienten k​ann man a​uch nach Eugene Wigner d​ie damit verwandten 3j-Symbole verwenden.

Drehimpulskopplung

• → siehe auch den Abschnitt Addition von Drehimpulsen im Artikel Drehimpulsoperator

Man geht von zwei Drehimpulsen ${\displaystyle {\vec {J}}_{1}}$ und ${\displaystyle {\vec {J}}_{2}}$ aus, die jeweils die Quantenzahlen ${\displaystyle j_{1}}$ und ${\displaystyle m_{1}}$ (z-Komponente), bzw. ${\displaystyle j_{2}}$ und ${\displaystyle m_{2}}$ besitzen. Dabei nehmen ${\displaystyle m_{1}}$ und ${\displaystyle m_{2}}$ folgende Werte an: ${\displaystyle m_{1}\in \{-j_{1},-j_{1}+1,\dots ,j_{1}\}}$ und ${\displaystyle m_{2}\in \{-j_{2},-j_{2}+1,\dots ,j_{2}\}}$, und die Drehimpulse vertauschen untereinander: ${\displaystyle [{\vec {J}}_{1},{\vec {J}}_{2}]=0}$ (s. Quantenmechanischer Kommutator). Das bedeutet, dass man die einzelnen Drehimpulse unabhängig voneinander scharf messen kann. Jeder dieser Drehimpulse hat seinen eigenen Eigenraum, der durch die Eigenvektoren ${\displaystyle \left|j_{1},m_{1}\right\rangle }$ bzw. ${\displaystyle \left|j_{2},m_{2}\right\rangle }$ aufgespannt wird. In der Basis dieser Eigenvektoren ${\displaystyle \left|j_{1},m_{1}\right\rangle }$ hat das Quadrat von ${\displaystyle {\vec {J}}_{1}}$ und eine Komponente dieses Operators eine diagonale Gestalt. Das Gleiche gilt in analoger Weise auch für ${\displaystyle {\vec {J}}_{2}}$.

Die einzelnen Drehimpulse ${\displaystyle {\vec {J}}_{1}}$ und ${\displaystyle {\vec {J}}_{2}}$ koppeln nun zu einem Gesamtdrehimpuls ${\displaystyle {\vec {J}}={\vec {J}}_{1}+{\vec {J}}_{2}}$. D.h. die einzelnen Komponenten addieren sich vektoriell. Die Eigenzustände des Gesamtdrehimpulses besitzen die Quantenzahlen ${\displaystyle J}$ und ${\displaystyle M}$. Sie können die folgenden Werte annehmen:

${\displaystyle |j_{1}-j_{2}|\leq J\leq |j_{1}+j_{2}|}$ und ${\displaystyle M=[-J,-J+1,\dots ,J]}$.

Da der Gesamtdrehimpuls ${\displaystyle {\vec {J}}}$ aus beiden Drehimpulsen ${\displaystyle {\vec {J}}_{1}}$ und ${\displaystyle {\vec {J}}_{2}}$ besteht, können die Zustände des Gesamtdrehimpulses im Produktraum der einzelnen Eigenzustände dargestellt werden:

${\displaystyle \left|j_{1},m_{1};j_{2},m_{2}\right\rangle =\left|j_{1},m_{1}\right\rangle \otimes |j_{2},m_{2}\rangle ,}$

wobei ${\displaystyle \otimes }$ das Tensorprodukt bezeichnet.

Allerdings sind diese Zustände im Allgemeinen keine Eigenvektoren des Gesamtdrehimpulses ${\displaystyle {\vec {J}}}$, so dass er in dieser Basis keine Diagonalgestalt besitzt.

Eigenbasis des Gesamtdrehimpulsoperators

Die Eigenvektoren von ${\displaystyle {\vec {J}}}$ werden durch die Quantenzahlen ${\displaystyle J}$, ${\displaystyle M}$, ${\displaystyle j_{1}}$ und ${\displaystyle j_{2}}$ eindeutig festgelegt. Bezüglich der neuen Basis aus Eigenvektoren hat der Gesamtdrehimpuls ${\displaystyle {\vec {J}}}$ wieder eine einfache Diagonalgestalt. Es gilt:

${\displaystyle {\vec {J}}^{2}\left|J,M,j_{1},j_{2}\right\rangle =J(J+1)\hbar ^{2}\left|J,M,j_{1},j_{2}\right\rangle }$

${\displaystyle J_{z}\left|J,M,j_{1},j_{2}\right\rangle =M\hbar \left|J,M,j_{1},j_{2}\right\rangle }$

Die Clebsch-Gordan-Koeffizienten geben nun den Übergang der Produktbasis ${\displaystyle \left|j_{1},m_{1};j_{2},m_{2}\right\rangle }$ in die Eigenbasis ${\displaystyle \left|J,M,j_{1},j_{2}\right\rangle }$ an (unitäre Transformation):

${\displaystyle \left|J,M,j_{1},j_{2}\right\rangle =\sum _{m_{1},m_{2}}\left|j_{1},m_{1};j_{2},m_{2}\right\rangle \langle \ j_{1},m_{1};j_{2},m_{2}|J,M,j_{1},j_{2}\rangle .}$

Dabei sind ${\displaystyle \langle \ j_{1},m_{1};j_{2},m_{2}|J,M,j_{1},j_{2}\rangle }$ die Clebsch-Gordan-Koeffizienten.

Eigenschaften der Clebsch-Gordan-Koeffizienten

• Die Clebsch-Gordan-Koeffizienten sind gleich Null, wenn eine der beiden Bedingungen ${\displaystyle |j_{1}-j_{2}|\leq J\leq j_{1}+j_{2}}$ oder ${\displaystyle M=m_{1}+m_{2}}$ nicht erfüllt ist:

${\displaystyle \langle j_{1},m_{1};j_{2},m_{2}|J,M,j_{1},j_{2}\rangle \neq 0\quad \Rightarrow \quad |j_{1}-j_{2}|\leq J\leq j_{1}+j_{2}\ \ \wedge \ \ M=m_{1}+m_{2}}$  („Auswahlregeln“).

• Die Clebsch-Gordan-Koeffizienten sind konventionsgemäß reell:

${\displaystyle \langle j_{1},m_{1};j_{2},m_{2}|J,M,j_{1},j_{2}\rangle \in \mathbb {R} .}$

• Folgender Clebsch-Gordan-Koeffizient zu ${\displaystyle M=J}$ ist konventionsgemäß positiv:

${\displaystyle \langle j_{1},j_{1};j_{2},J-j_{1}|J,J,j_{1},j_{2}\rangle >0.}$

• Der Clebsch-Gordan-Koeffizient zu ${\displaystyle M}$ ist betragsmäßig gleich dem Clebsch-Gordan-Koeffizient zu ${\displaystyle -M}$ gemäß

${\displaystyle \langle j_{1},m_{1};j_{2},m_{2}|J,M,j_{1},j_{2}\rangle =(-1)^{j_{1}+j_{2}-J}\langle j_{1},-m_{1};j_{2},-m_{2}|J,-M,j_{1},j_{2}\rangle .}$

• Die Clebsch-Gordan-Koeffizienten erfüllen die Orthogonalitätsrelation

${\displaystyle \sum _{m_{1},m_{2}}\langle j_{1},m_{1};j_{2},m_{2}|J,M,j_{1},j_{2}\rangle \langle j_{1},m_{1};j_{2},m_{2}|J',M',j_{1},j_{2}\rangle =\delta _{JJ'}\delta _{MM'}.}$

• Die Clebsch-Gordan-Koeffizienten erfüllen die Orthogonalitätsrelation

${\displaystyle \sum _{J,M}\langle j_{1},m_{1};j_{2},m_{2}|J,M,j_{1},j_{2}\rangle \langle j_{1},m_{1}';j_{2},m_{2}'|J,M,j_{1},j_{2}\rangle =\delta _{m_{1}m_{1}'}\delta _{m_{2}m_{2}'}.}$

Ermittlung der Clebsch-Gordan-Koeffizienten

Der Eigenzustand mit ${\displaystyle J=j_{1}+j_{2}}$ und ${\displaystyle M=J}$ lässt sich sofort in der Produktbasis angeben (nur ein Clebsch-Gordan-Koeffizient gleich 1, alle anderen Null):

${\displaystyle |j_{1}+j_{2},j_{1}+j_{2},j_{1},j_{2}\rangle =|j_{1},j_{1};j_{2},j_{2}\rangle }$

Durch Anwenden des Absteigeoperators ${\displaystyle J_{-}=J_{1\,-}+J_{2\,-}}$ erhält man die Zustände ${\displaystyle |j_{1}+j_{2},j_{1}+j_{2}-1,j_{1},j_{2}\rangle }$ bis ${\displaystyle |j_{1}+j_{2},-j_{1}-j_{2},j_{1},j_{2}\rangle }$, also zu ${\displaystyle J=j_{1}+j_{2}}$ alle Zustände mit ${\displaystyle M=-J,\dots ,J=-j_{1}-j_{2},\dots ,j_{1}+j_{2}}$.

Den Zustand ${\displaystyle |j_{1}+j_{2}-1,j_{1}+j_{2}-1,j_{1},j_{2}\rangle }$ erhält man aus der Forderung nach Orthogonalität zu ${\displaystyle |j_{1}+j_{2},j_{1}+j_{2}-1,j_{1},j_{2}\rangle }$ und der Konvention, dass der Clebsch-Gordan-Koeffizient für ${\displaystyle M=J}$ positiv ist.

Mit dem Absteigeoperator können zu ${\displaystyle J=j_{1}+j_{2}-1}$ wieder alle Zustände mit ${\displaystyle M=-j_{1}-j_{2}+1,\dots ,j_{1}+j_{2}-1}$ erzeugt werden. Dieses Verfahren wird nun iterativ wiederholt bis ${\displaystyle J=|j_{1}-j_{2}|}$.

SU(N)-Clebsch-Gordan-Koeffizienten

Die Kommutatorrelationen d​er Drehimpulsoperatoren zeigen, d​ass jeder s​o definierte Drehimpuls e​ine Algebra bildet, d​ie im mathematischen Sinne isomorph z​u der d​er Lie-Algebra d​er speziellen unitären Gruppe SU(2) ist.

In d​er Quantenmechanik lassen s​ich jedoch n​icht nur Zustände koppeln, d​ie Drehimpulsquantenzahlen bzw. su(2)-Quantenzahlen tragen, sondern a​uch Zustände m​it su(N)-Quantenzahlen. Dies passiert z. B. i​n der Quantenchromodynamik. Um d​ie dabei auftretenden Clebsch-Gordan-Koeffizienten z​u berechnen, s​ind ebenfalls Algorithmen bekannt[1].

Verallgemeinerung: Ausreduzierung einer Produktdarstellung

Man kann die Theorie der Clebsch-Gordan-Koeffizienten als Spezialfall aus der Darstellungstheorie der Gruppen auffassen.[2] Und zwar gilt, dass die von zwei (oder mehr) Produkten der Funktionen ${\displaystyle u_{\alpha _{1}}^{\gamma _{1}}\cdot u_{\alpha _{2}}^{\gamma _{2}}\,\,(\cdot \dots )}$ aufgespannte „Produktdarstellung“ ${\displaystyle {\hat {\gamma }}_{1}\otimes {\hat {\gamma }}_{2}\,\,(\otimes \dots )}$ i. a. reduzibel ist. Sie kann daher nach den irreduziblen Darstellungen ${\displaystyle {\hat {J}}}$ „ausreduziert“ werden, wobei die ganzzahligen „Vielfachheiten“, mit denen diese im allgemeinen Fall vorkommen können, bei der Drehgruppe nur den Wert 1 annehmen.

Im vorliegenden Fall sind jedenfalls die genannten Produkte von der Form ${\displaystyle u_{m_{l}}^{l}\cdot v_{m_{s}}^{s}}$ und die zugehörige irreduzible Darstellung wird durch Funktionen der Form ${\displaystyle w_{M_{J}}^{J}}$ aufgespannt.

Also abstrakt, m​it den irreduziblen Darstellungen d​er Drehgruppe

${\displaystyle {\hat {\gamma }}_{1}\otimes {\hat {\gamma }}_{2}\ \ {\stackrel {\text{ausred.}}{=}}\ \ {\hat {J}},}$ wobei z. B. ${\displaystyle {\hat {\gamma }}_{1}}$ der Größe l entspricht und ${\displaystyle {\hat {\gamma }}_{2}}$ analog zu s ist.

Die b​ei dieser Ausreduzierung auftretenden komplexwertigen Entwicklungskoeffizienten s​ind die Clebsch-Gordan-Koeffizienten.

Ein einfaches Beispiel

Neben den oben behandelten Atomfunktionen ist das folgende Beispiel instruktiv, bei dem es um das einfachste Zwei-Spin-Problem geht: Es werden also zwei Teilchen mit dem Spin ${\displaystyle 1/2}$ betrachtet. Das ergibt die vier Funktionen ${\displaystyle \{|s=1/2,m_{s}=\pm 1/2\rangle \}\otimes \{|s=1/2,m_{s}=\pm 1/2\rangle \},}$ wobei sich der erste Faktor auf das eine, der zweite auf das andere Teilchen bezieht. Die angegebenen Zustände werden im Folgenden durch Pfeilsymbole veranschaulicht.

Ausreduktion dieses Produkts ergibt ebenfalls insgesamt vier „irreduzible“ Zustände. Diese sind ein sog. Singulett-Zustand mit ${\displaystyle J=0}$,

${\displaystyle |J=0,\,M_{J}=0\rangle \ {\hat {=}}(1/{\sqrt {2}})\ (\uparrow \downarrow -\downarrow \uparrow )}$

sowie drei sog. Triplett-Zustände mit ${\displaystyle J=1}$, nämlich

${\displaystyle |J=1,M_{J}=+1\rangle \ {\hat {=}}\uparrow \uparrow ,}$

${\displaystyle |J=1,\,M_{J}=0\rangle \ {\hat {=}}(1/{\sqrt {2}})\ (\uparrow \downarrow +\downarrow \uparrow )}$ und

${\displaystyle |J=1,M_{J}=-1\rangle \ {\hat {=}}\downarrow \downarrow .}$

Die Clebsch-Gordan-Koeffizienten entsprechen in diesem Fall den Werten ${\displaystyle \pm 1/{\sqrt {2}}}$ bzw. ${\displaystyle 1}$, die bei dieser Darstellung auftreten.

Bei Abwesenheit magnetischer Felder h​aben die d​rei Triplettzustände e​in und dieselbe Energie.

Anwendungen

Welcher der beiden Zustände, Singulett oder Triplett, energetisch dominiert, hängt von Einzelheiten der Wechselwirkung ab: Wenn der dominierende Mechanismus die Anziehung der Elektronen durch den Kern ist, z. B. bei homöopolarer Bindung, dominiert der Singulett-Zustand und das resultierende Molekül bzw. der Festkörper sind unmagnetisch bzw. diamagnetisch. Falls dagegen die gegenseitige Coulomb'abstoßung der Elektronen dominiert, erhält man paramagnetische Moleküle bzw. ferromagnetische Festkörper.

Die im ersten Teil des Artikels implizit dominierende quantenmechanisch vertiefte Drehimpulsphysik („Drehimpulsgymnastik“) erhält man mit der Standardinterpretation, dass man erstens nicht zwei, sondern nur ein einziges Teilchen betrachtet und ${\displaystyle j_{1}\to l}$ und ${\displaystyle j_{2}\to s}$ setzt.[3] Dies ergibt vielfältige Anwendungen in Kern- und Teilchenphysik.

Weblinks

• Tabelle mit Beispielen zu bestimmten Werten für ${\displaystyle j_{1}}$ und ${\displaystyle j_{2}}$ (Particle Data Group) (PDF, 732 kB)
• Webschnittstelle zur Auflistung der SU(N)-Clebsch-Gordan-Koeffizienten

Literatur

• Wachter, Hoeber: Repetitorium Theoretische Physik. Springer Verlag. ISBN 3-540-21457-7

Einzelnachweise

1. A. Alex, M. Kalus, A. Huckleberry, and J. von Delft: A numerical algorithm for the explicit calculation of SU(N) and SL(N,C) Clebsch-Gordan coefficients. In: J. Math. Phys. 82, Februar 2011, S. 023507. doi:10.1063/1.3521562. Abgerufen am 13. April 2011.
2. Siehe alle Standardlehrbücher über Darstellungstheorie von Gruppen; speziell solche mit Hauptanwendungen in der Physik.
3. A. Lindner: Grundkurs theoretische Physik, Wiesbaden, Vieweg & Teubner, 3. Auflage (2012), ISBN 978-3-8348-1895-9