파울리 행렬

수학과 물리학에서 파울리 행렬(Pauli matrix)은 3차원 회전군의 생성원인 세 개의 2×2 복소 행렬이다. 기호는 $\sigma _{1}$, $\sigma _{2}$, $\sigma _{3}$로, 다음과 같다.

$\sigma _{1}=\sigma _{x}={\begin{pmatrix}0&1\\1&0\end{pmatrix}}$

$\sigma _{2}=\sigma _{y}={\begin{pmatrix}0&-i\\i&0\end{pmatrix}}$

$\sigma _{3}=\sigma _{z}={\begin{pmatrix}1&0\\0&-1\end{pmatrix}}.$

파울리 행렬은 에르미트 행렬이면서 유니타리 행렬이다. 수학적으로 회전 대칭의 리 대수인 ${\mathfrak {su}}_{2}$의 생성원이며, 양자역학에서 스핀이나 아이소스핀 등을 표현하는 데 쓰인다. 볼프강 파울리가 제이만 효과를 연구하기 위하여 1925년에 도입하였다.

수학적 성질

파울리 행렬은 에르미트 행렬이면서 유니타리 행렬이다.

$\sigma _{i}^{\dagger }=\sigma _{i}$ : 에르미트 행렬

$\sigma _{i}^{\dagger }\sigma _{i}=I$ : 유니타리 행렬

여기서 $I$는 단위행렬이다.

증명 : 파울리 행렬은 에르미트 행렬이다.

$\sigma _{1}^{\dagger }={\begin{pmatrix}0&{\bar {1}}\\{\bar {1}}&0\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}0&1\\1&0\end{pmatrix}}=\sigma _{1}$ $\sigma _{2}^{\dagger }={\begin{pmatrix}0&{\bar {i}}\\{\bar {-i}}&0\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}0&-i\\i&0\end{pmatrix}}=\sigma _{2}$ $\sigma _{3}^{\dagger }={\begin{pmatrix}{\bar {1}}&0\\0&{\bar {-1}}\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}1&0\\0&-1\end{pmatrix}}=\sigma _{3}$

증명 : 파울리 행렬은 유니타리 행렬이다.

파울리 행렬은 에르미트 행렬이기도 하므로, $\sigma _{i}^{\dagger }=\sigma _{i}$ 이다. 따라서 파울리 행렬이 유니타리 행렬이라는 것은 다음과 동치이다. $\sigma _{i}^{2}=I$ 위의 증명은 아래와 같다. $\sigma _{1}^{2}={\begin{pmatrix}0&1\\1&0\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}0&1\\1&0\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}0+1&0+0\\0+0&1+0\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}1&0\\0&1\end{pmatrix}}=I$ $\sigma _{2}^{2}={\begin{pmatrix}0&-i\\i&0\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}0&-i\\i&0\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}0+(-i)\times i&0+0\\0+0&i\times (-i)+0\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}1&0\\0&1\end{pmatrix}}=I$ $\sigma _{3}^{2}={\begin{pmatrix}1&0\\0&-1\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}1&0\\0&-1\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}1+0&0+0\\0+0&0+(-1)^{2}\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}1&0\\0&1\end{pmatrix}}=I$

파울리 행렬은 에르미트 행렬이면서 유니타리 행렬이기 때문에 아래 성질이 성립한다.

$\sigma _{1}^{2}=\sigma _{2}^{2}=\sigma _{3}^{2}=I$

파울리 행렬의 행렬식과 대각합의 값은 다음과 같다.

${\begin{matrix}\det(\sigma _{i})&=&-1&\\[1ex]\operatorname {Tr} (\sigma _{i})&=&0&\quad {\hbox{for}}\ i=1,2,3\end{matrix}}$

이로부터, 파울리행렬의 고윳값은 ±1 임을 알 수 있다.

파울리 행렬은 다음과 같은 교환관계와 반대바꿈관계를 가진다.

${\begin{matrix}[\sigma _{a},\sigma _{b}]&=&2i\sum _{c}\varepsilon _{abc}\,\sigma _{c}\\[1ex]\{\sigma _{a},\sigma _{b}\}&=&2\delta _{ab}\cdot I\end{matrix}}$

여기서 ε_abc는 레비치비타 기호, δ_ab는 크로네커 델타이며, $[\sigma _{a},\sigma _{b}]$는 리 괄호이다.

위의 두 관계를 요약하면 다음과 같다.

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

예를 들어, 몇몇 값을 구해보면

${\begin{matrix}\sigma _{1}\sigma _{2}&=&i\sigma _{3},\\\sigma _{2}\sigma _{3}&=&i\sigma _{1},\\\sigma _{2}\sigma _{1}&=&-i\sigma _{3},\\\sigma _{1}\sigma _{1}&=&I.\\\end{matrix}}$

이다.

또한, 위 행렬 3개를 한번에 벡터로 모아 파울리 벡터(Pauli vector)로 사용하기도 하는데, 자세한 정의는 다음과 같다.

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

교환관계식을 이용하면 파울리 벡터와 교환법칙이 성립하는 임의의 벡터 a와 b에 대해 다음과 같은 성질을 가짐을 알 수 있다.

$(\mathbf {a} \cdot \mathbf {\sigma } )(\mathbf {b} \cdot \mathbf {\sigma } )=\mathbf {a} \cdot \mathbf {b} +i\mathbf {\sigma } \cdot (\mathbf {a} \times \mathbf {b} )\quad \quad \quad \quad \,$

증명
$(\mathbf {a} \cdot \mathbf {\sigma } )(\mathbf {b} \cdot \mathbf {\sigma } )\,$ $=a_{i}\sigma _{i}b_{j}\sigma _{j}\,$ $=a_{i}b_{j}\sigma _{i}\sigma _{j}\,$ $=a_{i}b_{j}\left(\delta _{ij}\cdot I+i\varepsilon _{ijk}\sigma _{k}\right)\,$ $=a_{i}b_{j}\delta _{ij}\cdot I+i\sigma _{k}\varepsilon _{ijk}a_{i}b_{j}\,$ $={\vec {a}}\cdot {\vec {b}}+i{\vec {\sigma }}\cdot ({\vec {a}}\times {\vec {b}})\,$

또한, 임의의 벡터 a와 그 방향 단위벡터 $\textstyle {\hat {n}}$, 그 벡터의 길이 a에 대해 아래의 관계가 성립한다.

$e^{i(\mathbf {a} \cdot \mathbf {\sigma } )}=\cos {a}+i({\hat {n}}\cdot \mathbf {\sigma } )\sin {a}\quad \quad \quad \quad \quad \quad$

증명

먼저 임의의 짝수에 대한 거듭제곱에 대해 $({\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})^{2n}=I\,$ 이 성립함을 알 수 있지만, 홀수에 대한 거듭제곱에 대해서는 $({\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})^{2n+1}={\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }}\,$ 임을 알 수 있다. 이 두 사실과, 지수함수와 사인, 코사인 함수와의 관계 $e^{ix}\,$ $=\sum _{n=0}^{\infty }{\frac {i^{n}x^{n}}{n!}}\,$ $=\sum _{n=0}^{\infty }{\frac {(-1)^{n}x^{2n}}{2n!}}+i\sum _{n=0}^{\infty }{\frac {(-1)^{n}x^{2n+1}}{(2n+1)!}}\,$ 를 이용하고 x에 $x=a({\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})\,$ 을 대입하면, $=\sum _{n=0}^{\infty }{\frac {(-1)^{n}(a{\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})^{2n}}{2n!}}+i\sum _{n=0}^{\infty }{\frac {(-1)^{n}(a{\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})^{2n+1}}{(2n+1)!}}\,$ $=\sum _{n=0}^{\infty }{\frac {(-1)^{n}a^{2n}}{2n!}}+i({\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})\sum _{n=0}^{\infty }{\frac {(-1)^{n}a^{2n+1}}{(2n+1)!}}\,$ 을 얻는다. 여기서 왼쪽의 합은 코사인, 오른쪽의 합은 사인 함수의 급수 형태임을 알 수 있다. 따라서, $e^{ia({\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})}=\cos {a}+i({\hat {n}}\cdot {\vec {\sigma }})\sin {a}\,$ 이다.

리 대수의 발생원

파울리 행렬은 리 대수 ${\mathfrak {su}}(2)$ (또는 ${\mathfrak {a}}_{1}$)의 발생원이다, 즉

$[{\frac {\sigma ^{i}}{2}},{\frac {\sigma ^{j}}{2}}]=\epsilon ^{ijk}\cdot {\frac {\sigma ^{k}}{2}}$

이므로, 그 구조 상수는 $\epsilon ^{ijk}$이다.

클리퍼드 대수의 발생원

파울리 행렬은 클리퍼드 대수의 발생원이며, 다음과 같은 디랙-클리퍼드 연산법칙을 만족한다

$\{\sigma ^{i},\sigma ^{j}\}=2\delta ^{ij}$

따라서 단위행렬과 함께 2x2의 에르미트 행렬의 기저가 된다. 일반적인 n차원의 클리퍼드 행렬을 이루는 기저는 파울리 행렬을 직화곱으로 언제나 표현할 수 있다.

외부 링크

• “Pauli matrices”. 《Encyclopedia of Mathematics》 (영어). Springer-Verlag. 2001. ISBN 978-1-55608-010-4. 
• Weisstein, Eric Wolfgang. “Pauli matrices”. 《Wolfram MathWorld》 (영어). Wolfram Research. 
• 이철희. “대문”. 《수학노트》.