요르단-위그너 변환 (Jordan-Wigner transformation)

개요

파울리 행렬이 이루는 대수는 다음과 같이 성질을 가짐

$$ \begin{aligned} \{\sigma_j^{+},\sigma_j^{-}\}=1\\ \{\sigma_j^{+},\sigma_j^{+}\}=\{\sigma_j^{-},\sigma_j^{-}\}=0\\ \end{aligned} $$

하지만 $[\sigma_j^{+},\sigma_k^{-}]=0,\quad (j\neq k)$에서 보듯이, 페르미온 연산자(fermion operator)가 만족시켜야 하는 반교환성질을 갖지 못함
요르단-위그너 변환은 이를 페르미온 연산자로 변환시켜줌

\[ \begin{aligned} \{c_j,c_k^\dagger\}=\delta_{jk}\\ \{c_j,c_k\} =\{c_j^\dagger,c_k^\dagger\} =0 \end{aligned} \]

2차원 이징 모형 (사각 격자)의 전달 행렬을 대각화하는데 활용

요르단-위그너 변환

파울리 연산자

이징 스핀이 +1 또는 -1의 값을 갖는데, 각각을 다음과 같은 벡터로 나타냅니다.

\[|+\rangle=\begin{pmatrix}1 \\ 0 \end{pmatrix},\ |-\rangle=\begin{pmatrix}0 \\ 1 \end{pmatrix}\]

스핀을 -1에서 +1로, 또는 +1에서 -1로 뒤집으려면 아래 행렬을 곱해줍니다. \[\begin{pmatrix}0 & 1 \\ 0 & 0 \end{pmatrix}\begin{pmatrix}0 \\ 1 \end{pmatrix}=\begin{pmatrix}1 \\ 0 \end{pmatrix}:\ \sigma^+|-\rangle =|+\rangle,\ \begin{pmatrix}0 & 0 \\ 1 & 0 \end{pmatrix}\begin{pmatrix}1 \\ 0 \end{pmatrix}=\begin{pmatrix}0 \\ 1 \end{pmatrix}:\ \sigma^-|+\rangle=|-\rangle\]

요르단-위그너 변환

M개의 스핀이 원의 둘레 위에 균일하게 놓여 있다고 합시다. 번호를 붙이면 1번부터 M번입니다. 여기서 j번째 스핀에 작용하는 파울리 연산자(Pauli operator) $\sigma_j^{\pm}$를 페르미온 연산자(fermion operator)로 변환시켜주는 게 요르단-위그너 변환입니다. \[ \begin{aligned} c_j^{\dagger} &=\exp\left(-\pi i \sum_{m=1}^{j-1} \sigma_m^+ \sigma_m \right) \sigma_j^+=\exp\left(\pi i \sum_{m=1}^{j-1} \sigma_m^+ \sigma_m \right) \sigma_j^+\\ c_j &=\exp\left(\pi i \sum_{m=1}^{j-1} \sigma_m^+ \sigma_m \right) \sigma_j^- \end{aligned} \]

역변환은 다음과 같이 주어집니다 \[ \begin{aligned} \sigma_j^+ &=\exp\left(\pi i \sum_{m=1}^{j-1} c_m^\dagger c_m\right) c_j^\dagger \\ \sigma_j^- &=c_j \exp\left(-\pi i \sum_{m=1}^{j-1} c_m^\dagger c_m\right) =\exp \left(\pi i \sum_{m=1}^{j-1} c_m^\dagger c_m \right) c_j \end{aligned} \]

페르미온 연산자는 페르미온 입자를 생성하기도 하고 ($c_j^{\dagger}$) 소멸시키기도 하는 ($c_j$) 연산자를 말합니다. 입자가 없는 진공 상태를 $|\rangle$로 나타내겠습니다. 이 진공에 생성연산자를 이용해서 $|j\rangle$라는 입자를 만들겠습니다. \[c_j^\dagger |\rangle=|j\rangle\] $|j\rangle$를 없애볼까요? \[c_j|j\rangle=|\rangle\]

교환관계식

이 연산자들은 다음과 같은 성질을 만족시킵니다. \[ \begin{aligned} \{c_j,c_k^\dagger\}=\delta_{jk}\\ \{c_j,c_k\} =\{c_j^\dagger,c_k^\dagger\} =0 \end{aligned} \]

페르미온 수연산자

아래식에서 보듯이 $c^{\dagger}c$는 입자 m의 개수를 측정합니다: \[c_m^\dagger c_m |m\rangle = |m\rangle,\ c_m^\dagger c_m |\rangle = 0\] 그래서 이름도 페르미온 수연산자(fermion number operator)입니다. 이 연산자의 값은 1 또는 0이므로 결국 J-W에서 지수 위의 합의 값은 음이 아닌 정수가 되고 결국 지수의 값도 +1이나 -1 중 하나입니다. 간단히 다시 쓰면 아래와 같습니다. \[\sigma_j^+ = \left\{\begin{array}{cl} c_j^\dagger & \textrm{if}\ \sum_{m=1}^{j-1}c_m^\dagger c_m\ \textrm{even} \\ -c_j^\dagger & \textrm{if}\ \sum_{m=1}^{j-1}c_m^\dagger c_m\ \textrm{odd}\end{array}\right.\]

이 식에서 파울리 연산자는 j번째 스핀을 -1에서 +1로 뒤집으라는 말이고, 페르미온 연산자는 j라는 입자를 생성하라는 말입니다.

예

그런데 왜 1부터 j-1까지 입자가 몇 개냐가 중요하며 이게 또 부호를 결정할까요. 간단한 예를 들어봅시다. $$ \begin{align} |+-+\rangle & \leftrightarrow |13\rangle \\ \sigma_2^+|+-+\rangle=|+++\rangle & \leftrightarrow c_2^\dagger |13\rangle = |213\rangle= -|123\rangle \end{align} $$

첫째줄부터 보면, 1번, 3번 스핀은 +1이고 2번 스핀만 -1입니다. 이걸 입자 번호로만 표현하면 |13>이 되죠. 둘째줄은 -1인 2번 스핀을 뒤집어서 +1로 만드는 연산을 보여줍니다. 여기에 해당하는 페르미온 연산은 2번 입자를 생성하는 것이죠. 다만 2번 입자는 1번 입자 '왼쪽'에 생성됩니다. 1번 입자와 2번 입자의 위치를 바꿔주는 과정에서 - 부호가 들어오죠. 위에 간단히 다시 쓴 J-W 식을 보면 2번보다 낮은 번호의 입자가 1개, 즉 홀수개 있었으므로 - 부호가 필요합니다.

테이블

\begin{array}{c|c} v & c_2^\dagger v \\ \hline \left|0_{\hat{1}},0_{\hat{2}},0_{\hat{3}},0_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},0_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|0_{\hat{1}},0_{\hat{2}},0_{\hat{3}},0_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},0_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|0_{\hat{1}},0_{\hat{2}},0_{\hat{3}},1_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},1_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|0_{\hat{1}},0_{\hat{2}},0_{\hat{3}},1_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},1_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|0_{\hat{1}},0_{\hat{2}},1_{\hat{3}},0_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},0_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|0_{\hat{1}},0_{\hat{2}},1_{\hat{3}},0_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},0_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|0_{\hat{1}},0_{\hat{2}},1_{\hat{3}},1_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},1_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|0_{\hat{1}},0_{\hat{2}},1_{\hat{3}},1_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},1_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},0_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},0_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},1_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},1_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},0_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},0_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},1_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \left|0_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},1_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \left|1_{\hat{1}},0_{\hat{2}},0_{\hat{3}},0_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & -\left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},0_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|1_{\hat{1}},0_{\hat{2}},0_{\hat{3}},0_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & -\left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},0_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|1_{\hat{1}},0_{\hat{2}},0_{\hat{3}},1_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & -\left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},1_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|1_{\hat{1}},0_{\hat{2}},0_{\hat{3}},1_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & -\left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},1_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|1_{\hat{1}},0_{\hat{2}},1_{\hat{3}},0_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & -\left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},0_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|1_{\hat{1}},0_{\hat{2}},1_{\hat{3}},0_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & -\left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},0_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|1_{\hat{1}},0_{\hat{2}},1_{\hat{3}},1_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & -\left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},1_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|1_{\hat{1}},0_{\hat{2}},1_{\hat{3}},1_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & -\left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},1_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle \\ \left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},0_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},0_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},1_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},0_{\hat{3}},1_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},0_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},0_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},1_{\hat{4}},0_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \left|1_{\hat{1}},1_{\hat{2}},1_{\hat{3}},1_{\hat{4}},1_{\hat{5}}\right\rangle & 0 \\ \end{array}

계산 리소스

http://homepage.cem.itesm.mx/lgomez/quantum/menucomputing.html

사전 형태의 자료

리뷰, 에세이, 강의노트

Derzhko, Oleg. “Jordan-Wigner Fermionization for Spin-1/2 Systems in Two Dimensions: A Brief Review.” arXiv:cond-mat/0101188, January 12, 2001. http://arxiv.org/abs/cond-mat/0101188.
Michael Nielsen, The Fermionic canonical commutation relations and the Jordan-Wigner transform
http://www.imsc.res.in/~rajeev/work/quantum_ising.pdf

요르단-위그너 변환 (Jordan-Wigner transformation)

목차

개요

요르단-위그너 변환

파울리 연산자

요르단-위그너 변환

교환관계식

페르미온 수연산자

예

테이블

관련된 항목들

계산 리소스

사전 형태의 자료

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