Équation de Pauli

L'équation de Pauli est une équation non relativiste de la mécanique quantique qui correspond à celle de Schrödinger pour les particules de spin 1/2 dans un champ électromagnétique.

En 1927, Wolfgang Pauli a postulé cette équation comme étant l'équation de l'électron, puis, en 1928, elle a été démontrée par Paul Dirac comme approximation non relativiste de son équation. En 1969, Jean-Marc Lévy-Leblond l'a redémontrée en linéarisant l'équation de Schrödinger.

Formulation

En notant :

• $\Psi (t,{\vec {r}})={\binom {\Psi _{+}}{\Psi _{-}}}$ la fonction d'état de la particule, où $\Psi _{\pm }$ est l'amplitude de probabilité d'observer le spin $\pm 1/2$,
• $\ q$ la charge de la particule, $\ m$ sa masse,
• $\mathbb {A} =\left(U({\vec {r}},t),{\vec {A}}({\vec {r}},t)\right)$ le quadri-potentiel du champ électromagnétique ambiant, ${\vec {B}}=\nabla \times {\vec {A}}$ le champ magnétique,
• ${\vec {\sigma }}=\left(\sigma _{1},\sigma _{2},\sigma _{3}\right)$ le vecteur des matrices de Pauli.

L'équation de Pauli est :

$i\hbar {\partial \Psi ({\vec {r}},t) \over \partial t}=\left({1 \over 2m}\left({\vec {P}}+q{\vec {A}}({\vec {r}},t)\right)^{2}+qU({\vec {r}},t)-{q\hbar \over 2m}{\vec {\sigma }}.{\vec {B}}({\vec {r}},t)\right)\Psi ({\vec {r}},t)$

De l'expression précédente se déduit l'Hamiltonien de Pauli:

$H={1 \over 2m}\left({\vec {\sigma }}.[{\vec {P}}-q{\vec {A}}({\vec {r}},t)]\right)^{2}+qU({\vec {r}},t)$

Démonstration

On rappelle que: ${\vec {\sigma }}.{\vec {B}}={\vec {\sigma }}.({\vec {\nabla }}\times {\vec {A}})=\sigma _{x}[{\vec {\nabla }}\times {\vec {A}}]_{x}+\sigma _{y}[{\vec {\nabla }}\times {\vec {A}}]_{y}+\sigma _{z}[{\vec {\nabla }}\times {\vec {A}}]_{z}$

Avec les matrices de Pauli: $\sigma _{x}={\begin{pmatrix}0&1\\1&0\end{pmatrix}}\quad \sigma _{y}={\begin{pmatrix}0&-i\\i&0\end{pmatrix}}\quad \sigma _{z}={\begin{pmatrix}1&0\\0&-1\end{pmatrix}}$

Le rotationnel a pour expression: ${\vec {\nabla }}\times {\vec {A}}={\begin{pmatrix}\nabla _{y}A_{z}-\nabla _{z}A_{y}\\\nabla _{z}A_{x}-\nabla _{x}A_{z}\\\nabla _{x}A_{y}-\nabla _{y}A_{x}\end{pmatrix}}$

$\Rightarrow {\vec {\sigma }}.{\vec {B}}={\begin{pmatrix}({\vec {\nabla }}\times {\vec {A}})_{z}&({\vec {\nabla }}\times {\vec {A}})_{x}-i({\vec {\nabla }}\times {\vec {A}})_{y}\\({\vec {\nabla }}\times {\vec {A}})_{x}+i({\vec {\nabla }}\times {\vec {A}})_{y}&-({\vec {\nabla }}\times {\vec {A}})_{z}\end{pmatrix}}$

$={\begin{pmatrix}\nabla _{x}A_{y}-\nabla _{y}A_{x}&\nabla _{y}A_{z}-\nabla _{z}A_{y}-i(\nabla _{z}A_{x}-\nabla _{x}A_{z})\\\nabla _{y}A_{z}-\nabla _{z}A_{y}+i(\nabla _{z}A_{x}-\nabla _{x}A_{z})&-\nabla _{x}A_{y}+\nabla _{y}A_{x}\end{pmatrix}}$

En appliquant cet opérateur au spineur $[\psi ]({\vec {r}})={\begin{pmatrix}\psi _{+}({\vec {r}})\\\psi _{-}({\vec {r}})\end{pmatrix}}$ on obtient:

♦ Pour le terme $[{\vec {\sigma }}.{\vec {B}}]_{11}:$

$(\nabla _{x}A_{y}-\nabla _{y}A_{x})\psi _{+}=\nabla _{x}A_{y}\psi _{+}-\nabla _{y}A_{x}\psi _{+}$

$=\nabla _{x}(A_{y}\psi _{+})-A_{y}\nabla _{x}\psi _{+}-\nabla _{y}(A_{x}\psi _{+})+A_{x}\nabla _{y}\psi _{+}$

$=[\nabla _{x}A_{y}-\nabla _{y}A_{x}+A_{x}\nabla _{y}-A_{y}\nabla _{x}]\psi _{+}=[[{\vec {\nabla }}\times {\vec {A}}]_{z}+[{\vec {A}}\times {\vec {\nabla }}]_{z}]\psi _{+}$

♦ Pour le terme $[{\vec {\sigma }}.{\vec {B}}]_{12}:$

$\nabla _{y}A_{z}\psi _{-}-\nabla _{z}A_{y}\psi _{-}-i(\nabla _{z}A_{x}\psi _{-}-\nabla _{x}A_{z}\psi _{-})=:\nabla _{y}(A_{z}\psi _{-})-A_{z}\nabla _{y}\psi _{-}-\nabla _{z}(A_{y}\psi _{-})$

$+A_{y}\nabla _{z}\psi _{-}-i(\nabla _{z}(A_{x}\psi _{-})-A_{x}\nabla _{z}\psi _{-}\nabla _{x}(A_{z}\psi _{-})+A_{z}\nabla _{x}\psi _{-})$

$=[({\vec {\nabla }}\times {\vec {A}})_{x}+({\vec {A}}\times {\vec {\nabla }})_{x}]\psi _{-}-i[({\vec {\nabla }}\times {\vec {A}})_{y}+({\vec {A}}\times {\vec {\nabla }})_{y}]\psi _{-}$

Ce qui permet de conclure: ${\vec {\sigma }}.{\vec {B}}={\vec {\sigma }}({\vec {\nabla }}\times {\vec {A}})+{\vec {\sigma }}({\vec {A}}\times {\vec {\nabla }})$

On rappellera:${\vec {P}}={\frac {\hbar }{i}}{\vec {\nabla }}\Rightarrow$ ${\vec {\sigma }}.{\vec {B}}={\frac {i}{q\hbar }}.{\vec {\sigma }}[({\vec {P}}\times q{\vec {A}})+(q{\vec {A}}\times {\vec {P}})]=-{\frac {i}{q\hbar }}.{\vec {\sigma }}[({\vec {P}}-q{\vec {A}})\times ({\vec {P}}-q{\vec {A}})]$

On rappelle la relation, avec ${\vec {M}},{\vec {N}}$ deux opérateurs quelconques et I l'opérateur unitaire:

$({\vec {\sigma }}.{\vec {M}})({\vec {\sigma }}.{\vec {N}})={\vec {M}}.{\vec {N}}I+i{\vec {\sigma }}({\vec {M}}\times {\vec {N}})$

$\Rightarrow i{\vec {\sigma }}[({\vec {P}}-q{\vec {A}})\times ({\vec {P}}-q{\vec {A}})]=({\vec {\sigma }}.({\vec {P}}-q{\vec {A}}))^{2}-({\vec {P}}-q{\vec {A}})^{2}I$

$\Rightarrow {\vec {\sigma }}{\vec {B}}=-{\frac {1}{q\hbar }}[{\vec {\sigma }}({\vec {P}}-q{\vec {A}})]^{2}+{\frac {1}{q\hbar }}[{\vec {P}}-q{\vec {A}}]^{2}I$

Il vient alors:

$H={\frac {1}{2m}}[{\vec {P}}-q{\vec {A}}]^{2}+qU-{\frac {q\hbar }{2m}}{\vec {\sigma }}.{\vec {B}}$

$={\frac {1}{2m}}[{\vec {P}}-q{\vec {A}}]^{2}+qU+{\frac {1}{2m}}[{\vec {\sigma }}({\vec {P}}-q{\vec {A}})]^{2}-{\frac {1}{2m}}[{\vec {P}}-q{\vec {A}}]^{2}I$

$={\frac {1}{2m}}[{\vec {\sigma }}({\vec {P}}-q{\vec {A}}({\vec {r}},t))]^{2}+qU({\vec {r}},t)$

Bibliographie

• Lev Landau et Evgueni Lifchits, Physique théorique, t. 4 : Électrodynamique quantique [détail des éditions].