Clebsch-Gordan-Koeffizient: Unterschied zwischen den Versionen

Aktuelle Version vom 21. September 2021, 17:17 Uhr

Die Clebsch-Gordan-Koeffizienten finden ihre Verwendung in der Kopplung quantenmechanischer Drehimpulse. Es handelt sich dabei um Entwicklungskoeffizienten, mit denen man aus der Basis der Einzeldrehimpulse in die Basis des Gesamtdrehimpulses übergeht. Sie werden zur Berechnung der Spin-Bahn-Kopplung sowie im Isospin-Formalismus verwendet.

Sie wurden nach Alfred Clebsch (1833–1872) und Paul Gordan (1837–1912) benannt. Statt Clebsch-Gordan-Koeffizienten kann man auch nach Eugene Wigner die damit verwandten 3j-Symbole verwenden.

Drehimpulskopplung

→ siehe auch den Abschnitt Addition von Drehimpulsen im Artikel Drehimpulsoperator

Man geht von zwei Drehimpulsen ${\vec{J}}_{1}$ und ${\vec{J}}_{2}$ aus, die jeweils die Quantenzahlen $j_{1}$ und $m_{1}$ (z-Komponente), bzw. $j_{2}$ und $m_{2}$ besitzen. Dabei nehmen $m_{1}$ und $m_{2}$ folgende Werte an: $m_{1} \in {- j_{1}, - j_{1} + 1, \dots, j_{1}}$ und $m_{2} \in {- j_{2}, - j_{2} + 1, \dots, j_{2}}$ , und die Drehimpulse vertauschen untereinander: $[{\vec{J}}_{1}, {\vec{J}}_{2}] = 0$ (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 $| j_{1}, m_{1} ⟩$ bzw. $| j_{2}, m_{2} ⟩$ aufgespannt wird. In der Basis dieser Eigenvektoren $| j_{1}, m_{1} ⟩$ hat das Quadrat von ${\vec{J}}_{1}$ und eine Komponente dieses Operators eine diagonale Gestalt. Das Gleiche gilt in analoger Weise auch für ${\vec{J}}_{2}$ .

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

| j_{1} - j_{2} | \leq J \leq | j_{1} + j_{2} |

und

M = [- J, - J + 1, \dots, J]

.

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

| j_{1}, m_{1}; j_{2}, m_{2} ⟩ = | j_{1}, m_{1} ⟩ \otimes | j_{2}, m_{2} ⟩,

wobei $\otimes$ das Tensorprodukt bezeichnet.

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

Eigenbasis des Gesamtdrehimpulsoperators

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

{\vec{J}}^{2} | J, M, j_{1}, j_{2} ⟩ = J (J + 1) ℏ^{2} | J, M, j_{1}, j_{2} ⟩

J_{z} | J, M, j_{1}, j_{2} ⟩ = M ℏ | J, M, j_{1}, j_{2} ⟩

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

| J, M, j_{1}, j_{2} ⟩ = \sum_{m_{1}, m_{2}} | j_{1}, m_{1}; j_{2}, m_{2} ⟩ ⟨ j_{1}, m_{1}; j_{2}, m_{2} | J, M, j_{1}, j_{2} ⟩ .

Dabei sind $⟨ j_{1}, m_{1}; j_{2}, m_{2} | J, M, j_{1}, j_{2} ⟩$ die Clebsch-Gordan-Koeffizienten.

Eigenschaften der Clebsch-Gordan-Koeffizienten

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

⟨ j_{1}, m_{1}; j_{2}, m_{2} | J, M, j_{1}, j_{2} ⟩ \neq 0 \Rightarrow | j_{1} - j_{2} | \leq J \leq j_{1} + j_{2} \land M = m_{1} + m_{2}

(„Auswahlregeln“).

Die Clebsch-Gordan-Koeffizienten sind konventionsgemäß reell:

⟨ j_{1}, m_{1}; j_{2}, m_{2} | J, M, j_{1}, j_{2} ⟩ \in ℝ .

Folgender Clebsch-Gordan-Koeffizient zu $M = J$ ist konventionsgemäß positiv:

⟨ j_{1}, j_{1}; j_{2}, J - j_{1} | J, J, j_{1}, j_{2} ⟩ > 0 .

Der Clebsch-Gordan-Koeffizient zu $M$ ist betragsmäßig gleich dem Clebsch-Gordan-Koeffizient zu $- M$ gemäß

⟨ j_{1}, m_{1}; j_{2}, m_{2} | J, M, j_{1}, j_{2} ⟩ = (- 1)^{j_{1} + j_{2} - J} ⟨ j_{1}, - m_{1}; j_{2}, - m_{2} | J, - M, j_{1}, j_{2} ⟩ .

Die Clebsch-Gordan-Koeffizienten erfüllen die Orthogonalitätsrelation

\sum_{m_{1}, m_{2}} ⟨ j_{1}, m_{1}; j_{2}, m_{2} | J, M, j_{1}, j_{2} ⟩ ⟨ j_{1}, m_{1}; j_{2}, m_{2} | J^{'}, M^{'}, j_{1}, j_{2} ⟩ = δ_{J J^{'}} δ_{M M^{'}} .

Die Clebsch-Gordan-Koeffizienten erfüllen die Orthogonalitätsrelation

\sum_{J, M} ⟨ j_{1}, m_{1}; j_{2}, m_{2} | J, M, j_{1}, j_{2} ⟩ ⟨ j_{1}, m_{1^{'}}; j_{2}, m_{2^{'}} | J, M, j_{1}, j_{2} ⟩ = δ_{m_{1} m_{1^{'}}} δ_{m_{2} m_{2^{'}}} .

Ermittlung der Clebsch-Gordan-Koeffizienten

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

| j_{1} + j_{2}, j_{1} + j_{2}, j_{1}, j_{2} ⟩ = | j_{1}, j_{1}; j_{2}, j_{2} ⟩

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

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

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

SU(N)-Clebsch-Gordan-Koeffizienten

Die Kommutatorrelationen der Drehimpulsoperatoren zeigen, dass jeder so definierte Drehimpuls eine Algebra bildet, die im mathematischen Sinne isomorph zu der der Lie-Algebra der speziellen unitären Gruppe SU(2) ist.

In der Quantenmechanik lassen sich jedoch nicht nur Zustände koppeln, die Drehimpulsquantenzahlen bzw. su(2)-Quantenzahlen tragen, sondern auch Zustände mit su(N)-Quantenzahlen. Dies passiert z. B. in der Quantenchromodynamik. Um die dabei auftretenden Clebsch-Gordan-Koeffizienten zu berechnen, sind 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 $u_{α_{1}}^{γ_{1}} \cdot u_{α_{2}}^{γ_{2}} (\cdot \dots)$ aufgespannte „Produktdarstellung“ ${\hat{γ}}_{1} \otimes {\hat{γ}}_{2} (\otimes \dots)$ i. a. reduzibel ist. Sie kann daher nach den irreduziblen Darstellungen $\hat{J}$ „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 $u_{m_{l}}^{l} \cdot v_{m_{s}}^{s}$ und die zugehörige irreduzible Darstellung wird durch Funktionen der Form $w_{M_{J}}^{J}$ aufgespannt.

Also abstrakt, mit den irreduziblen Darstellungen der Drehgruppe

{\hat{γ}}_{1} \otimes {\hat{γ}}_{2} \overset{ausred.}{=} \hat{J},

wobei z. B.

{\hat{γ}}_{1}

der Größe l entspricht und

{\hat{γ}}_{2}

analog zu s ist.

Die bei dieser Ausreduzierung auftretenden komplexwertigen Entwicklungskoeffizienten sind 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 $1 / 2$ betrachtet. Das ergibt die vier Funktionen ${| s = 1 / 2, m_{s} = \pm 1 / 2 ⟩} \otimes {| s = 1 / 2, m_{s} = \pm 1 / 2 ⟩},$ 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 $J = 0$ ,

| J = 0, M_{J} = 0 ⟩ \hat{=} (1 / \sqrt{2}) (↑ ↓ - ↓ ↑)

sowie drei sog. Triplett-Zustände mit $J = 1$ , nämlich

| J = 1, M_{J} = + 1 ⟩ \hat{=} ↑ ↑,

| J = 1, M_{J} = 0 ⟩ \hat{=} (1 / \sqrt{2}) (↑ ↓ + ↓ ↑)

und

| J = 1, M_{J} = - 1 ⟩ \hat{=} ↓ ↓ .

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

Bei Abwesenheit magnetischer Felder haben die drei Triplettzustände ein 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 $j_{1} \to l$ und $j_{2} \to s$ setzt.^[3] Dies ergibt vielfältige Anwendungen in Kern- und Teilchenphysik.

Weblinks

Literatur

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

Einzelnachweise

↑ 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. Jahrgang, Februar 2011, S. 023507, doi:10.1063/1.3521562 (scitation.org [PDF; abgerufen am 13. April 2011]).
↑ Siehe alle Standardlehrbücher über Darstellungstheorie von Gruppen; speziell solche mit Hauptanwendungen in der Physik.
↑ A. Lindner: Grundkurs theoretische Physik, Wiesbaden, Vieweg & Teubner, 3. Auflage (2012), ISBN 978-3-8348-1895-9

[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. Jahrgang, Februar 2011, S. 023507, doi:10.1063/1.3521562 (scitation.org [PDF; 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

[1]

[2]

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 Die '''Clebsch-Gordan-Koeffizienten''' finden ihre Verwendung in der Kopplung [[Drehimpulsoperator|quantenmechanischer Drehimpulse]]. Es handelt sich dabei um Entwicklungskoeffizienten, mit denen man aus der Basis der Einzeldrehimpulse in die Basis des Gesamtdrehimpulses übergeht. Sie werden zur Berechnung der [[Spin-Bahn-Kopplung]] sowie im [[Isospin]]-Formalismus verwendet.
-Sie wurden nach [[Alfred Clebsch]] (1833–1872) und [[Paul Gordan]] (1837–1912) benannt.
+Sie wurden nach [[Alfred Clebsch]] (1833–1872) und [[Paul Gordan]] (1837–1912) benannt. Statt Clebsch-Gordan-Koeffizienten kann man auch nach [[Eugene Wigner]] die damit verwandten [[3j-Symbol]]e verwenden.
 == Drehimpulskopplung ==
-''Siehe auch'' den Abschnitt „Addition von Drehimpulsen“ im Artikel [[Drehimpulsoperator#Addition_von_Drehimpulsen|Drehimpulsoperator]].
+* → siehe auch den Abschnitt [[Drehimpulsoperator#Addition von Drehimpulsen|Addition von Drehimpulsen]] im Artikel [[Drehimpulsoperator]]
-Man geht von zwei Drehimpulsen <math>\vec{J_1}</math> und <math>\vec{J_2}</math> aus, die jeweils die Quantenzahlen <math>j_1</math> und <math>m_1</math> (z-Komponente), bzw. <math>j_2</math> und <math>m_2</math> besitzen. Dabei nehmen <math>m_1</math> und <math>m_2</math> folgende Werte an: <math>m_1 \in \{-j_1, -j_1+1, \dots, j_1\}</math> und <math>m_2 \in \{-j_2, -j_2+1, \dots, j_2\}</math>, und die Drehimpulse vertauschen untereinander: <math>[\vec{J_1},\vec{J_2}] = 0</math> (s. Quantenmechanischer [[Kommutator (Mathematik)|Kommutator]]). Das bedeutet, dass man die einzelnen Drehimpulse unabhängig voneinander scharf messen kann. Jeder dieser Drehimpulse hat seinen eigenen Eigenraum, der durch die [[Eigenwertproblem|Eigenvektoren]] <math>\left| j_1, m_1 \right\rangle</math> bzw. <math>\left| j_2, m_2 \right\rangle</math> aufgespannt wird. In der Basis dieser Eigenvektoren <math>\left| j_1, m_1 \right\rangle</math> hat <math>\vec{J_1}</math> eine einfache diagonale Gestalt; analoges gilt für <math>\vec{J_2}</math> (genauer gesagt für das Quadrat und die z-Komponente des jeweiligen Operators).
+Man geht von zwei Drehimpulsen <math>\vec{J}_1</math> und <math>\vec{J}_2</math> aus, die jeweils die Quantenzahlen <math>j_1</math> und <math>m_1</math> (z-Komponente), bzw. <math>j_2</math> und <math>m_2</math> besitzen. Dabei nehmen <math>m_1</math> und <math>m_2</math> folgende Werte an: <math>m_1 \in \{-j_1, -j_1+1, \dots, j_1\}</math> und <math>m_2 \in \{-j_2, -j_2+1, \dots, j_2\}</math>, und die Drehimpulse vertauschen untereinander: <math>[\vec{J}_1,\vec{J}_2] = 0</math> (s. Quantenmechanischer [[Kommutator (Mathematik)|Kommutator]]). Das bedeutet, dass man die einzelnen Drehimpulse unabhängig voneinander scharf messen kann. Jeder dieser Drehimpulse hat seinen eigenen Eigenraum, der durch die [[Eigenwertproblem|Eigenvektoren]] <math>\left| j_1, m_1 \right\rangle</math> bzw. <math>\left| j_2, m_2 \right\rangle</math> aufgespannt wird. In der Basis dieser Eigenvektoren <math>\left| j_1, m_1 \right\rangle</math> hat das Quadrat von <math>\vec{J}_1</math> und eine Komponente dieses Operators eine diagonale Gestalt. Das Gleiche gilt in analoger Weise auch für <math>\vec{J}_2</math>.
-Nun [[Spin-Bahn-Kopplung#jj-Kopplung bei mehreren Elektronen|koppeln]] die einzelnen Drehimpulse <math>\vec{J_1}</math> und <math>\vec{J_2}</math> zu einem Gesamtdrehimpuls <math> \vec{J} = \vec{J_1} + \vec{J_2} </math> (Addition der einzelnen Komponenten).
+Die einzelnen Drehimpulse <math>\vec{J}_1</math> und <math>\vec{J}_2</math> [[Spin-Bahn-Kopplung#jj-Kopplung bei mehreren Elektronen|koppeln]] nun zu einem Gesamtdrehimpuls <math> \vec{J} = \vec{J}_1 + \vec{J}_2 </math>. D.h. die einzelnen Komponenten addieren sich vektoriell.
-Dieser Gesamtdrehimpuls besitzt  die Quantenzahlen <math>J</math> und <math>M</math>, die folgende Werte annehmen können:
+Die [[Eigenzustand | Eigenzustände]] des Gesamtdrehimpulses besitzen die Quantenzahlen <math>J</math> und <math>M</math>. Sie können die folgenden Werte annehmen:
-:<math> | j_1 - j_2 | \le J \le | j_1 + j_2 | </math> und <math> M = [-J, \dots , J] </math> (in ganzzahligen Schritten).
+:<math> | j_1 - j_2 | \le J \le | j_1 + j_2 | </math> und <math> M = [-J, -J+1, \dots , J] </math>.
-Da der Gesamtdrehimpuls <math> \vec{J} </math> aus beiden Drehimpulsen <math>\vec{J_1}</math> und <math>\vec{J_2}</math> besteht, kann er im Produktraum der einzelnen Eigenzustände dargestellt werden:
+Da der Gesamtdrehimpuls <math> \vec{J} </math> aus beiden Drehimpulsen <math>\vec{J}_1</math> und <math>\vec{J}_2</math> besteht, können die Zustände des Gesamtdrehimpulses im Produktraum der einzelnen Eigenzustände dargestellt werden:
 :<math> \left| j_1, m_1; j_2, m_2 \right\rangle = \left| j_1, m_1 \right\rangle \otimes  | j_2, m_2 \rangle,</math>
 wobei <math>\otimes</math> das [[Tensorprodukt]] bezeichnet.
-Allerdings sind dies keine Eigenvektoren des Gesamtdrehimpulses <math> \vec{J} </math>, so dass er in dieser Basis keine Diagonalgestalt besitzt.
+Allerdings sind diese Zustände im Allgemeinen keine Eigenvektoren des Gesamtdrehimpulses <math> \vec{J} </math>, so dass er in dieser Basis keine Diagonalgestalt besitzt.
 == Eigenbasis des Gesamtdrehimpulsoperators ==
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 * Die Clebsch-Gordan-Koeffizienten sind konventionsgemäß reell:
 :<math>\langle j_{1},m_{1};j_{2},m_{2}|J,M,j_{1},j_{2}\rangle\in\mathbb{R}.</math>
 * Folgender Clebsch-Gordan-Koeffizient zu <math>M=J</math> ist konventionsgemäß positiv:
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 Durch Anwenden des Absteigeoperators <math>J_{-}=J_{1\, -}+J_{2\, -}</math> erhält man die Zustände <math>|j_{1}+j_{2},j_{1}+j_{2}-1,j_{1},j_{2}\rangle</math> bis <math>|j_{1}+j_{2},-j_{1}-j_{2},j_{1},j_{2}\rangle</math>, also zu <math>J=j_1 + j_2</math> alle Zustände mit <math>M=-J, \dots, J=-j_{1}-j_{2}, \dots, j_{1}+j_{2}</math>.
 Den Zustand <math>|j_{1}+j_{2}-1,j_{1}+j_{2}-1,j_{1},j_{2}\rangle</math> erhält man aus der Forderung nach Orthogonalität zu <math>|j_{1}+j_{2},j_{1}+j_{2}-1,j_{1},j_{2}\rangle</math> und der Konvention, dass der Clebsch-Gordan-Koeffizient für <math>M=J</math> positiv ist.
 Mit dem Absteigeoperator können zu <math>J=j_{1}+j_{2}-1</math> wieder alle Zustände mit <math>M=-j_{1}-j_{2}+1, \dots, j_{1}+j_{2}-1</math> erzeugt werden. Dieses Verfahren wird nun iterativ wiederholt bis <math>J=|j_{1}-j_{2}|</math>.
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 == SU(N)-Clebsch-Gordan-Koeffizienten ==
-Die Drehimpulsalgebra entspricht im mathematischen Sinne der Algebra su(2), der Lie-Algebra der [[Spezielle unitäre Gruppe|speziellen unitären Gruppe]]. In der Quantenmechanik lassen sich nicht nur Zustände koppeln, die Drehimpulsquantenzahlen bzw. su(2)-Quantenzahlen tragen, sondern auch Zustände mit su(N)-Quantenzahlen. Dies passiert z.&nbsp;B. in der [[Quantenchromodynamik]]. Um die dabei auftretenden Clebsch-Gordan-Koeffizienten zu berechnen, sind inzwischen Algorithmen bekannt<ref>{{cite journal |last=Alex |first=A. |coauthors=M. Kalus, A. Huckleberry, and J. von Delft |title=A numerical algorithm for the explicit calculation of SU(N) and SL(N,C) Clebsch-Gordan coefficients |journal=J. Math. Phys. |volume=82 |year=2011 |month=February |pages=023507 |doi=	10.1063/1.3521562 |url=http://link.aip.org/link/doi/10.1063/1.3521562 |accessdate=2011-04-13}}</ref>.
+Die Kommutatorrelationen der Drehimpulsoperatoren zeigen, dass jeder so definierte Drehimpuls eine [[Algebra]] bildet, die im mathematischen Sinne isomorph zu der der [[Lie-Algebra]] der [[Spezielle unitäre Gruppe|speziellen unitären Gruppe]] SU(2) ist.
-==Verallgemeinerung: Ausreduzierung einer Produktdarstellung==
+In der Quantenmechanik lassen sich jedoch nicht nur Zustände koppeln, die Drehimpulsquantenzahlen bzw. su(2)-Quantenzahlen tragen, sondern auch Zustände mit su(N)-Quantenzahlen. Dies passiert z.&nbsp;B. in der [[Quantenchromodynamik]]. Um die dabei auftretenden Clebsch-Gordan-Koeffizienten zu berechnen, sind ebenfalls [[Algorithmus|Algorithmen]] bekannt<ref>{{cite journal |last=Alex |first=A. |coauthors=M. Kalus, A. Huckleberry, and J. von Delft |title=A numerical algorithm for the explicit calculation of SU(N) and SL(N,C) Clebsch-Gordan coefficients |journal=J. Math. Phys |volume=82 |year=2011 |month=February |pages=023507 |doi=10.1063/1.3521562 |url=https://aip.scitation.org/doi/pdf/10.1063/1.3521562 |accessdate=2011-04-13 }}</ref>.
-Man kann die Theorie der Clebsch-Gordan-Koeffizienten als Spezialfall aus der Darstellungstheorie der Gruppen auffassen.<ref>Siehe alle Standardlehrbücher über Darstellungstheorie von Gruppen; speziell solche mit Hauptanwendungen in der Physik.</ref> Und zwar gilt, dass die von zwei (oder mehr) Produkten der Funktionen <math>u^{\gamma_1}_{\alpha_1}\cdot u^{\gamma_2}_{\alpha_2}\,\,(\cdot \dots )</math> aufgespannte „Produktdarstellung“ <math>\hat \gamma_1\otimes\hat \gamma_2\,\,(\otimes \dots )</math> i.&nbsp;a. reduzibel ist. Sie kann daher nach den irreduziblen Darstellungen <math>\hat J </math> „ausreduziert“ werden, wobei die  ganzzahligen „Vielfachheiten“, mit denen diese im allgemeinen Fall vorkommen können, bei der Drehgruppe nur den Wert 1 annehmen.
+== Verallgemeinerung: Ausreduzierung einer Produktdarstellung ==
+Man kann die Theorie der Clebsch-Gordan-Koeffizienten als Spezialfall aus der [[Darstellungstheorie]] der Gruppen auffassen.<ref>Siehe alle Standardlehrbücher über Darstellungstheorie von Gruppen; speziell solche mit Hauptanwendungen in der Physik.</ref> Und zwar gilt, dass die von zwei (oder mehr) Produkten der Funktionen <math>u^{\gamma_1}_{\alpha_1}\cdot u^{\gamma_2}_{\alpha_2}\,\,(\cdot \dots )</math> aufgespannte „Produktdarstellung“ <math>\hat \gamma_1\otimes\hat \gamma_2\,\,(\otimes \dots )</math> i.&nbsp;a. reduzibel ist. Sie kann daher nach den irreduziblen Darstellungen <math>\hat J </math> „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 <math>u^l_{m_l}\cdot v^s_{m_s}</math> und die zugehörige irreduzible Darstellung wird durch Funktionen der Form <math>w^J_{M_J}</math> aufgespannt.
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 :<math>\hat \gamma_1\otimes\hat \gamma_2 \ \ \stackrel{\text{ausred.}}{=} \ \ \hat J ,</math> wobei z.&nbsp;B. <math>\hat \gamma_1</math> der Größe ''l'' entspricht und <math>\hat \gamma_2</math> analog zu ''s'' ist.
 Die bei dieser Ausreduzierung auftretenden komplexwertigen Entwicklungskoeffizienten sind die Clebsch-Gordan-Koeffizienten.
-===Ein einfaches Beispiel===
+=== 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 <math>1/2</math> betrachtet. Das ergibt die ''vier'' Funktionen <math>\{ |s=1/2, m_s=\pm 1/2\rangle \}  \otimes \{ |s=1/2, m_s=\pm 1/2\rangle \} ,</math> 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 <math>J=0</math>,
 :<math>| J=0,\, M_J=0\rangle \ \hat =(1/\sqrt{2})\  (\uparrow \downarrow  -\downarrow \uparrow )</math>
 sowie ''drei'' sog. Triplett-Zustände mit <math>J=1</math>, nämlich
 :<math> | J=1, M_J=+1\rangle \  \hat =\uparrow\uparrow ,</math>
 :<math>|J=1,\, M_J=0\rangle \ \hat =(1/\sqrt{2})\ (\uparrow \downarrow  +\downarrow \uparrow )</math>  und
 :<math>|J=1, M_J=-1\rangle \  \hat =\downarrow\downarrow .</math>
 Die Clebsch-Gordan-Koeffizienten entsprechen in diesem Fall den Werten <math>\pm 1/\sqrt 2</math> bzw. <math>1</math>, die bei dieser Darstellung auftreten.
-Bei Abwesenheit magnetischer Felder haben die drei Triplettzustände ein- und dieselbe Energie.
+Bei Abwesenheit magnetischer Felder haben die drei Triplettzustände ein und dieselbe Energie.
-===Anwendungen===
+=== 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.&nbsp;B. bei [[homöopolare Bindung|homöopolarer Bindung]], dominiert der Singulett-Zustand und das resultierende Molekül bzw. der Festkörper sind unmagnetisch  bzw. [[Diamagnetismus|diamagnetisch]]. Falls dagegen die gegenseitige ''Coulomb'abstoßung'' der Elektronen dominiert, erhält man [[Paramagnetismus|paramagnetische]] Moleküle bzw. [[Ferromagnetismus|ferromagnetische]] Festkörper.
+Wenn der dominierende Mechanismus die ''Anziehung'' der Elektronen durch den Kern ist, z.&nbsp;B. bei [[homöopolare Bindung|homöopolarer Bindung]], dominiert der Singulett-Zustand und das resultierende [[Molekül]] bzw. der [[Festkörper]] sind unmagnetisch  bzw. [[Diamagnetismus|diamagnetisch]]. Falls dagegen die gegenseitige ''Coulomb'abstoßung'' der Elektronen dominiert, erhält man [[Paramagnetismus|paramagnetische]] Moleküle bzw. [[Ferromagnetismus|ferromagnetische]] Festkörper.
-Die im ersten Teil des Artikels implizit dominierende [[Quantenmechanik|quantenmechanisch]] vertiefte [[Drehimpuls|Drehimpulsphysik]] („Drehimpulsgymnastik“) erhält man mit der Standardinterpretation, dass man erstens nicht zwei, sondern nur ein einziges Teilchen betrachtet und <math>j_1\to l</math> und <math> j_2\to s</math> setzt.<ref>A. Lindner: ''Grundkurs theoretische Physik'', Wiesbaden, Vieweg & Teubner, 3. Auflage (2012), ISBN 978-3-8348-1895-9</ref> Dies ergibt vielfältige Anwendungen in [[Kernphysik|Kern-]] und [[Elementarteilchenphysik|Teilchenphysik]].
+Die im ersten Teil des Artikels implizit dominierende [[Quantenmechanik|quantenmechanisch]] vertiefte [[Drehimpuls]]physik („Drehimpulsgymnastik“) erhält man mit der Standardinterpretation, dass man erstens nicht zwei, sondern nur ein einziges Teilchen betrachtet und <math>j_1\to l</math> und <math> j_2\to s</math> setzt.<ref>A. Lindner: ''Grundkurs theoretische Physik'', Wiesbaden, Vieweg & Teubner, 3. Auflage (2012), ISBN 978-3-8348-1895-9</ref> Dies ergibt vielfältige Anwendungen in [[Kernphysik|Kern-]] und [[Elementarteilchenphysik|Teilchenphysik]].
 == Weblinks ==
-* [http://pdg.lbl.gov/2017/reviews/rpp2016-rev-clebsch-gordan-coefs.pdf Tabelle mit Beispielen zu bestimmten Werten für <math>j_1</math> und <math>j_2</math> (Particle Data Group)] (PDF, 732 kB)
+* [https://pdg.lbl.gov/2016/reviews/rpp2016-rev-clebsch-gordan-coefs.pdf Tabelle mit Beispielen zu bestimmten Werten für <math>j_1</math> und <math>j_2</math> (Particle Data Group)] (PDF, 732 kB)
-* [http://homepages.physik.uni-muenchen.de/~vondelft/Papers/ClebschGordan/ Webschnittstelle zur Auflistung der SU(N)-Clebsch-Gordan-Koeffizienten]
+* [https://homepages.physik.uni-muenchen.de/~vondelft/Papers/ClebschGordan/ Webschnittstelle zur Auflistung der SU(N)-Clebsch-Gordan-Koeffizienten]
 == Literatur ==
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 [[Kategorie:Quantenmechanik]]
-[[Kategorie:Darstellungstheorie von Gruppen]]
+[[Kategorie:Darstellungstheorie von Lie-Gruppen]]