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2023-07-20T12:03:41Z

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Die '''Berry-Phase''' oder '''geometrische Phase''' tritt bei einem [[Quantenmechanik|quantenmechanischen]] System auf, wenn beim langsamen (''[[Adiabatische Zustandsänderung|adiabatischen]]'') Durchlaufen eines geschlossenen Wegs im Parameterraum des Systems das System nicht wieder in seinen Anfangszustand zurückkehrt, sondern seine [[Wellenfunktion]] einen [[Zustand (Quantenmechanik)#Phasenfaktor und Superposition|Phasenfaktor]] erhält, eben die Berry-Phase. Die Berry-Phase ist nicht auf quantenmechanische Systeme beschränkt, ein analoger Effekt findet sich auch in klassischen Systemen (siehe [[#Auftreten in der klassischen Mechanik|unten]]).

Die Berry-Phase ist nach [[Michael Berry (Physiker)|Michael Berry]] benannt, der sie 1983 einführte.<ref name="Barry1984">{{Literatur |Autor=M. V. Berry |Titel=Quantal Phase Factors Accompanying Adiabatic Changes |Sammelwerk=Proceedings of the Royal Society of London. A. Mathematical and Physical Sciences |Band=392 |Nummer=1802 |Datum=1984-08-03 |Seiten=45–57 |DOI=10.1098/rspa.1984.0023}}</ref> Es gab allerdings schon andere Vorläufer, die wieder in Vergessenheit gerieten.<ref>Einige der Vorläufer beschreibt Berry in: {{Literatur |Autor=Michael Berry |Titel=Anticipations of the Geometric Phase |Sammelwerk=Physics Today |Band=43 |Nummer=12 |Datum=1990 |Seiten=34–40 |DOI=10.1063/1.881219}}</ref> Zum Beispiel entdeckte [[S. Pancharatnam]] das Phänomen im Rahmen der klassischen Physik bei Polarisations-Zyklen (1956)<ref>{{Literatur |Autor=S. Pancharatnam |Titel=Generalized Theory of Interference, and Its Applications. Part I. Coherent Pencils |Sammelwerk=Proceedings of the Indian Academy of Sciences, Section A |Band=44 |Nummer= |Datum=1956 |Seiten=247–262 |Online=[http://www.ias.ac.in/j_archive/proca/44/5/247-262/viewpage.html online]}}</ref>, und manchmal wird sie deshalb auch zusätzlich nach Pancharatnam benannt.

== Beschreibung ==
Für [[Adiabatische Zustandsänderung|adiabatische Änderungen]] folgt aus dem [[Adiabatisches Theorem der Quantenmechanik|adiabatischen Theorem der Quantenmechanik]], dass das System in seinen Ausgangszustand zurückkehrt, allerdings kann, wie [[Michael Berry (Physiker)|Michael Berry]] entdeckte, ein von der Geometrie des Parameterraums abhängiger Phasenfaktor in der Wellenfunktion auftreten.

Im Allgemeinen muss ein System (beschrieben durch den [[Hamiltonoperator]]) von mindestens zwei Parametern abhängen, und der Parameterraum zum Beispiel [[Definitionslücke|Singularitäten]] aufweisen bzw. eine nichttriviale [[Topologie (Mathematik)|Topologie]] (anschaulich: Löcher), um bei einem geschlossenen Weg im Parameterraum einen nicht-trivialen (von 1 abweichenden) Phasenfaktor zu erhalten. Von besonderer Bedeutung sind dabei Punkte im Parameterraum, in denen sich die Energieniveaus von „benachbarten“ Zuständen der Energie des Ausgangszustands annähern (Entartungspunkte), denn nur dort können solche nicht-trivialen Phasenfaktoren entstehen, wenn die Zyklen diese umschließen. Der um diese Entartungspunkte verminderte Parameterraum erhält eine nicht-triviale Topologie. Da die Geometrie des ([[Augmentation|augmentierten]]) Parameterraums von ausschlaggebender Bedeutung ist, wird die Berry-Phase auch als geometrische Phase bezeichnet.

== Beispiele für das Auftreten ==
=== Quantenmechanische Berry-Phase ===

Beispiele für die Berry-Phase sind [[adiabatisch]]e Zyklen in den Molekülkoordinaten, die einen Phasenfaktor in der [[Wellenfunktion]] der [[Elektron]]en erzeugen können, die in der [[Born-Oppenheimer-Näherung]] behandelt werden kann: der [[Hamiltonoperator]] und die Wellenfunktion der Elektronen lassen sich durch die Kernkoordinaten parametrisieren. Das war eines der ursprünglichen Beispiele von Berry und ein solches Beispiel wurde schon 1958 von [[Christopher Longuet-Higgins]] entdeckt.<ref>Siehe {{Literatur |Autor=Michael Berry |Titel=Anticipations of the Geometric Phase |Sammelwerk=Physics Today |Band=43 |Nummer=12 |Datum=1990 |Seiten=34–40 |DOI=10.1063/1.881219}} Eine weitere frühe Arbeit war {{Literatur |Autor=[[Gerhard Herzberg]], H. C. Longuet-Higgins |Titel=Intersection of potential energy surfaces in polyatomic molecules |Sammelwerk=Discussions of the Faraday Society |Band=35 |Nummer= |Datum=1963-01-01 |Seiten=77–82 |DOI=10.1039/DF9633500077}}</ref> Der Fall der geometrischen Phase in der Molekülphysik wurde insbesondere durch [[Alden Mead]] und Donald Truhar behandelt, mit ersten Arbeiten 1979<ref>{{Literatur |Autor=C. Alden Mead, Donald G. Truhlar |Titel=On the determination of Born–Oppenheimer nuclear motion wave functions including complications due to conical intersections and identical nuclei |Sammelwerk=The Journal of Chemical Physics |Band=70 |Nummer=5 |Datum=1979-03-01 |Seiten=2284–2296 |DOI=10.1063/1.437734}}</ref>. Spektroskopische Experimente dazu, die die Theorie von Alden und Mead bestätigten, erfolgten in den 1980er Jahren.<ref>{{Literatur |Autor=Guy Delacrétaz, Edward R. Grant, Robert L. Whetten, Ludger Wöste, Josef W. Zwanziger |Titel=Fractional Quantization of Molecular Pseudorotation in Na<sub>3</sub> |Sammelwerk=Physical Review Letters |Band=56 |Nummer=24 |Datum=1986-06-16 |Seiten=2598–2601 |DOI=10.1103/PhysRevLett.56.2598}}</ref>

In seinem Aufsatz von 1984 gibt Berry ein Beispiel an, in dem die Berry-Phase relativ einfach explizit berechnet werden kann: ein [[Spin]] in einem magnetischen Feld, das langsam variiert wird, indem die Richtung des Magnetfelds <math>B</math> einer geschlossenen Kurve <math>C</math> folgt. Die Phase ist in diesem Fall proportional <math> n \cdot \Omega (C)</math>, wobei n die Spin-Quantenzahl (<math>-s \leq n \leq s</math>) und <math>\Omega (C)</math> der Öffnungswinkel von <math>C</math> gesehen vom Ursprung <math>B=0</math> aus ist. Für Spin 1/2 entsprach das einer Formel, die Pancharatnam 1956 für polarisiertes Licht abgeleitet hatte.

Das Spin 1/2 Beispiel lässt sich auf allgemeine quantenmechanische Zweizustandssysteme erweitern, beschrieben durch komplexe hermitesche 2×2-Matrizen. Auch hier gibt es einen Entartungspunkt und eine Formel, die die Berry-Phase durch den räumlichen Öffnungswinkel beschreibt, unter dem der Zyklus vom Entartungspunkt aus betrachtet wird (Phase <math>\frac {\Omega (C)}{2}</math>).

Ein noch einfacheres Beispiel ergibt sich im Fall reell symmetrischer 2×2-Matrizen, die in der Quantenmechanik zeitumkehrinvarianten Systemen entsprechen.<ref>Was insbesondere Systeme mit Magnetfeldern ausschließt.</ref> Der Fall entspricht einem Satz aus der elementaren Matrizentheorie (Berry<ref>{{Literatur |Autor=Michael Berry |Titel=Anticipations of the Geometric Phase |Sammelwerk=Physics Today |Band=43 |Nummer=12 |Datum=1990 |Seiten=34–40 |DOI=10.1063/1.881219}}</ref>), deren Parameter-Abhängigkeit betrachtet wird. Im einfachsten Fall reeller symmetrischer 2×2-Matrizen:

:<math> \begin{pmatrix}
u \, v \\
v \, w
\end{pmatrix}</math>

sind die Eigenvektoren reell und es kommen somit bei Zyklen im Parameterraum für die „Berry-Phasen“ nur die Vorfaktoren +1 (Phase 0 oder <math>2\pi</math>) und −1 (Phase <math>\pi</math>) in Betracht. Nichttriviale Berry-Phasen mit Vorfaktor −1 (Vorzeichenwechsel) gibt es nur, falls mit dem Zyklus ein Entartungspunkt im Parameterraum umrundet wird. Diese sind durch die Gerade <math>v=0</math>, <math>u=w</math> im Parameterraum (u, w, v) gegeben. Nur falls die Zyklen die Gerade umschließen, gibt es Vorzeichenwechsel in den Eigenvektoren.

Ein weiteres Beispiel ist der [[Aharonov-Bohm-Effekt]]. Der Parameterraum ist hier der übliche Ortsraum,<ref>Eine adiabatische Näherung ist hier nicht erforderlich.</ref> der aber aufgrund des [[Magnetisches Feld|magnetischen Feldes]] im Innern des geschlossenen Wegs (für das Feld des [[Magnetisches Vektorpotential|Vektorpotentials]] ist dort eine Singularität) nicht mehr als einfach zusammenhängend aufgefasst wird. Die Wellenfunktion eines das Magnetfeld umzirkelnden Elektrons erhält einen Phasenfaktor proportional zum [[Magnetischer Fluss|magnetischen Fluss]], obwohl am Ort des Elektrons selbst das Magnetfeld überall verschwindet (nicht aber das zugehörige Vektorpotential).

Die Berry-Phase ist zum Beispiel in [[Interferenz (Physik)|Interferenzexperimenten]] beobachtbar. Ein experimenteller Nachweis der Berry-Phase in optischen Experimenten an linear polarisiertem Licht mit um einen Zylinder (helikal) gewundenen Glasfasern gelang 1986 Akira Tomita und [[Raymond Chiao]].<ref>{{Literatur |Autor=Akira Tomita, Raymond Y. Chiao |Titel=Observation of Berry’s Topological Phase by Use of an Optical Fiber |Sammelwerk=Physical Review Letters |Band=57 |Nummer=8 |Datum=1986-08-25 |Seiten=937–940 |DOI=10.1103/PhysRevLett.57.937}} Theoretische Vorschläge zu erfolgten zuvor in {{Literatur |Autor=Raymond Y. Chiao, Yong-Shi Wu |Titel=Manifestations of Berry’s Topological Phase for the Photon |Sammelwerk=Physical Review Letters |Band=57 |Nummer=8 |Datum=1986-08-25 |Seiten=933–936 |DOI=10.1103/PhysRevLett.57.933}} Das Experiment gilt als erster moderner Nachweis des Berry-Effekts. Es gab anschließend Diskussionen, ob es sich im Experiment um einen klassischen oder Quanteneffekt handelt.</ref> Das Experiment ist im Rahmen von Berrys oben diskutiertem Spin-Fall beschreibbar und misst den Raumwinkel bei der Drehung der „Spin-Richtung“. Analoge Experimente mit Neutronen, die durch ein helikal veränderliches Magnetfeld geschickt wurden, wurden ebenfalls in den 1980er Jahren von T. Bitter (Heidelberg) und D. Dubbers ([[Institut Laue-Langevin]]) durchgeführt<ref>{{Literatur |Autor=T. Bitter, D. Dubbers |Titel=Manifestation of Berry’s topological phase in neutron spin rotation |Sammelwerk=Physical Review Letters |Band=59 |Nummer=3 |Datum=1987-07-20 |Seiten=251–254 |DOI=10.1103/PhysRevLett.59.251}}</ref>. Robert Tycko ([[Bell Laboratories]]) führte 1987 ein Experiment zum Nachweis der Berry-Phase aus, bei dem die Drehung von Kernspins, die an Kristallachsen gebunden waren, durch Drehung des Gesamtkristalls um von seinen Symmetrieachsen verschiedenen Achsen erfolgte.<ref>{{Literatur |Autor=Robert Tycko |Titel=Adiabatic Rotational Splittings and Berry’s Phase in Nuclear Quadrupole Resonance |Sammelwerk=Physical Review Letters |Band=58 |Nummer=22 |Datum=1987-06-01 |Seiten=2281–2284 |DOI=10.1103/PhysRevLett.58.2281}}</ref>

=== Auftreten in der klassischen Mechanik ===
In der klassischen Mechanik liefert das [[Foucaultsches Pendel|Foucault’sche Pendel]] ein Beispiel für eine geometrische Phase<ref>Behandelt u. a. in dem zitierten Aufsatz: {{Literatur |Autor=Michael Berry |Titel=Anticipations of the Geometric Phase |Sammelwerk=Physics Today |Band=43 |Nummer=12 |Datum=1990 |Seiten=34–40 |DOI=10.1063/1.881219}}</ref>. Das Pendel kehrt nicht bei einer vollen Umdrehung der Erde in 24 Stunden (geschlossener Weg im Parameterraum) zu seinem Ausgangspunkt zurück, sondern es tritt eine von der geographischen Breite abhängige Phasenverschiebung auf. Die geometrische Phase in der klassischen Mechanik wird auch als Hannay-Winkel bezeichnet (nach [[John Hannay]], einem Kollegen von Berry in Bristol).<ref>{{Literatur |Autor=J. H. Hannay |Titel=Angle variable holonomy in adiabatic excursion of an integrable Hamiltonian |Sammelwerk=Journal of Physics A: Mathematical and General |Band=18 |Nummer=2 |Datum=1985-02-01 |Seiten=221–230 |DOI=10.1088/0305-4470/18/2/011}}</ref>

== Mathematische Definition ==
Mathematisch ist die Berry-Phase Ausdruck einer [[Holonomie]].<ref>Berry selbst bevorzugt die Bezeichnung {{lang|en|''anholonom''}}, {{Literatur |Autor=Michael Berry |Titel=Anticipations of the Geometric Phase |Sammelwerk=Physics Today |Band=43 |Nummer=12 |Datum=1990 |Seiten=34–40 |DOI=10.1063/1.881219}} In seiner Originalarbeit von 1984 verweist Berry darauf, dass [[Barry Simon]] ihn auf die Interpretation als Holonomie hinwies. Siehe auch {{Literatur |Autor=Barry Simon |Titel=Holonomy, the Quantum Adiabatic Theorem, and Berry’s Phase |Sammelwerk=Physical Review Letters |Band=51 |Nummer=24 |Datum=1983-12-12 |Seiten=2167–2170 |DOI=10.1103/PhysRevLett.51.2167}}</ref> Ein einfaches Beispiel für eine Holonomie ist der Paralleltransport eines Vektors auf der Kugeloberfläche in einem Dreieck aus Großkreisen: Startet man vom Nordpol, geht zum Äquator, folgt diesem 90 Grad und kehrt dann zum Nordpol zurück, bewirkt das eine 90-Grad-Drehung des paralleltransportierten Vektors (eine Analogie zur Berry-Phase). Diese Drehung hängt einzig von der Geometrie (Krümmung) des zugrunde liegenden Raumes (der Sphäre) ab.

Formal ist die geometrische Phase gegeben durch:

:<math>\gamma_n[C] = i\oint_C \! \langle n (\vec {R}) | \left( \nabla_{\vec {R}} \, n (\vec {R}) \right)\,\rangle \cdot d\vec {R} \, </math>

wobei über einen geschlossenen Pfad ''C'' im Parameterraum (Variable <math>\vec {R}</math>, die im Allgemeinen [[vektor]]iell ist) integriert wird. Es wird die [[Bra-Ket]]-Notation für die Zustände verwendet, <math> | n (\vec {R}) \rangle </math> ist ein [[Eigenzustand]] des Hamiltonoperators des Systems. <math>\nabla_{\vec {R}}</math> ist der [[Nabla-Operator]] der Ableitung nach den Parametern. Wegen der Normalisierung der Zustände <math> | n (\vec {R}) \rangle </math> ist <math>\langle n (\vec {R}) | \nabla_{\vec {R}} \, n (\vec {R}) \rangle </math> imaginär und damit <math>\gamma[C] </math> reell.

Die Wellenfunktion transformiert sich nach Durchlaufen des Zyklus im Parameterraum zu:

:<math>|n_\text{nach Pfad C}\rangle=|n_\text{Start}\rangle\cdot e^{\mathrm{i}\cdot\gamma_n [C]}</math>

Im dreidimensionalen Fall kann die Formel für die geometrische Phase in eine für die Anwendung günstigere Form gebracht werden durch Anwendung des [[Satz von Stokes|Satzes von Stokes]] (Umwandlung in ein Oberflächenintegral):<ref name="Barry1984" />

:<math>\gamma_n[C] =- \, Im \iint_{\mathcal C} (\nabla_{\vec {R}}\, \times \, \langle n (\vec {R}) | \left( \nabla_{\vec {R}} \, n (\vec {R}) \right)\,\rangle ) \cdot d\vec {F}=- \, \iint_{\mathcal C} \vec V_n (\vec {R}) \cdot d\vec {F} </math>

:<math>\vec V_n (\vec {R})= Im \sum_{m \neq n} \frac { \langle n (\vec {R}) | \nabla_{\vec {R}} \, \hat H | m (\vec {R}) \,\rangle \, \times \langle m (\vec {R}) | \nabla_{\vec {R}} \, \hat H | n (\vec {R}) \,\rangle }{{(E_m(\vec {R}) - E_n(\vec {R}) )}^2}</math>

In dieser Formel tauchen nur noch die Erwartungswerte der Ableitung des Hamiltonoperators <math>\nabla_{\vec {R}} \, \hat H </math> auf. Außerdem wird der dominierende Beitrag der zu <math>|n\rangle</math> entarteten Zustände deutlich. Die Formel kann in Analogie zur Elektrodynamik so interpretiert werden, dass <math>\vec V_n (\vec {R})</math> einem ''Magnetfeld'' entspricht (mathematisch: Krümmung einer Zusammenhangsform) und <math> \langle n (\vec {R}) | \left( \nabla_{\vec {R}} \, n (\vec {R}) \right)\,\rangle</math> seinem Vektorpotential (mathematisch: Zusammenhangsform).<ref>Roman Jackiw spricht hier auch von Berry-Krümmung und Berry-Zusammenhang</ref>

Für höhere Dimensionen des Parameterraums muss der [[Differentialform]]enkalkül benutzt werden.

Die Berry-Phase ist in verschiedener Weise verallgemeinert worden, zum Beispiel auf den Fall entarteter Zustände, die durch eine [[unitäre Matrix]] gemischt werden (die hier an Stelle eines einfachen Phasenfaktors auftritt). Dieser Fall ist als [[Abelsche Gruppe|nicht-abelsche]] Berry-Phase oder Wilczek-Zee-Phase bekannt (nach [[Frank Wilczek]] und [[Anthony Zee]]).<ref>{{Literatur |Autor=Frank Wilczek, A. Zee |Titel=Appearance of Gauge Structure in Simple Dynamical Systems |Sammelwerk=Physical Review Letters |Band=52 |Nummer=24 |Datum=1984-06-11 |Seiten=2111–2114 |DOI=10.1103/PhysRevLett.52.2111}}</ref>

Die Berry-Phase ist dazu verwendet worden viele verschiedene physikalische Phänomene unter einem einheitlichen Gesichtspunkt zu beschreiben, darunter auch [[Anomalie (Quantenfeldtheorie)|Anomalien]] in der [[Quantenfeldtheorie]].<ref>z. B. {{Literatur |Autor=Philip Nelson, [[Luis Alvarez-Gaumé]] |Titel=Hamiltonian interpretation of anomalies |Sammelwerk=Communications in Mathematical Physics |Band=99 |Nummer=1 |Datum=1985-03 |Seiten=103–114 |DOI=10.1007/BF01466595}}</ref>

== Literatur ==
* Alfred Shapere, Frank Wilczek (Hrsg.): ''Geometric Phases in Physics''. World Scientific, 1989 (Reprint-Band in Einführungen von Berry: ''The quantum phase- five years after'' und [[Roman Jackiw]]: ''Three elaborations on Berry’s connection, curvature and phase'', als Reprint aus ''International J. Mod. Phys.'', Band 3, 1988, S. 285–297)
* {{Literatur
|Autor=Jeeva Anandan, Joy Christian, Kazimir Wanelik
|Titel=Resource Letter GPP-1: Geometric Phases in Physics
|Sammelwerk=American Journal of Physics
|Band=65
|Nummer=3
|Datum=1997
|Seiten=180
|arXiv=quant-ph/9702011
|DOI=10.1119/1.18570}}
* {{Literatur
|Autor=[[C. Alden Mead]]
|Titel=The geometric phase in molecular systems
|Sammelwerk=Reviews of Modern Physics
|Band=64
|Nummer=1
|Datum=1992-01-01
|Seiten=51–85
|DOI=10.1103/RevModPhys.64.51}}
* {{Literatur
|Autor=Michael V. Berry
|Titel=The geometric phase
|Sammelwerk=Sci. Amer.
|Band=259
|Nummer=6
|Datum=1988-12
|Seiten=46–52
|Online=[http://www.phy.bris.ac.uk/people/Berry_mv/the_papers/Berry178.pdf phy.bris.ac.uk]
|Format=PDF
|KBytes=}}
* {{Literatur
|Autor=Roman Jackiw
|Titel=Berry’s phase: topological ideas from atomic, molecular and optical physics
|Sammelwerk=Comments on Atomic and Molecular Physics
|Band=21
|Datum=1988
|Seiten=71–82
|Online=[http://cdsweb.cern.ch/record/178435/files/MIT-CTP-1475.pdf?version=1 cern.ch]
|Format=PDF
|KBytes=}}
* [[Arno Bohm]], Quian Niu, Ali Mostafazadeh, Hiroyasu Koizumi, Josef Zwanziger: ''The geometric phase in quantum systems - foundations, mathematical concepts and applications in molecular and condensed matter physics''. Springer Verlag, 2003 (behandelt u. a. den Quanten-Hall-Effekt)
* Dariusz Chruscinski, Andrzej Jamiolkowski: ''Geometric phases in classical and quantum mechanics'', Birkhäuser 2004
*David Vanderbilt: ''Berry Phases in Electronic Structure Theory: Electric Polarization, Orbital Magnetization and Topological Insulators'', Cambridge UP 2018
* [[Bernhard Schiekel]]: [https://oparu.uni-ulm.de/xmlui/handle/123456789/49603 Festkörperphysik und Topologie - eine Einführung], Kapitel 5: Geometrische Phasen in der Quantentheorie, Ulm, 2023.

== Weblinks ==
* {{Internetquelle
|autor=
|url=http://www.mi.infm.it/manini/berryphase.html
|titel=Berry’s geometric phase: a review
|hrsg=Universität Mailand
|datum=2013-03-18
|sprache=en
|abruf=2016-06-18
|archiv-url=https://web.archive.org/web/20150327152821/http://www.mi.infm.it/manini/berryphase.html
|archiv-datum=2015-03-27
|offline=1}}
* Daniel Rohrlich: ''Berry’s Phase''. In: Greenberger u. a.: ''Compendium of Quantum Physics'', Preprint 2007, {{arXiv|0708.3749}}

== Einzelnachweise ==
<references />

[[Kategorie:Quantenmechanik]]

Berry-Phase - Versionsgeschichte

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