עקרון האיסור של פאולי

עקרון האיסור של פאולי הוא עיקרון פיזיקלי בתורת הקוונטים הקובע ששני פרמיונים לא יכולים להימצא באותו מצב קוונטי, באותה מערכת קוונטית, בו-זמנית. העיקרון נוסח על ידי וולפגנג פאולי בשנת 1925. כיוון שהאלקטרונים הסובבים את גרעין האטום הם פרמיונים, עקרון האיסור של פאולי חל עליהם, ובכך הוא עוזר להבין את מבנה קליפות האלקטרונים באטום. קליפות אלה קובעות בין היתר חלק מתכונות היסודות הכימיים ואת מבנה הטבלה המחזורית. העיקרון חל גם על הנוקלואידים ומשפיע על מבנה הגרעין. עקרון האיסור של פאולי הוא גם הבסיס לדחייה בין אטומים ומולקולות במרחקים קצרים, שמונעת מהם להתקרב זה לזה יתר על המידה. בקירוב ניתן לתאר זאת כך: כאשר מסלולים מלאים של אלקטרונים בקליפות החיצוניות של אטומים שכנים מתקרבים זה לזה, על האלקטרונים באחד המסלולים לעבור למסלול אחר, בשל עקרון האיסור של פאולי. בדרך כלל מסלול זה יהיה בעל אנרגיה גבוהה יותר, כיוון שהמסלולים בעלי האנרגיה הנמוכה יותר (או שווי האנרגיה) תפוסים כבר בידי אלקטרונים אחרים. לפיכך, התקרבות מעבר למידה מסוימת עולה באנרגיה. כמו כן מגדיר העיקרון את המושג של לחץ פרמי, כוח דחייה בין פרמיונים שמונע מהם להגיע לאותו מצב קוונטי, ובכך הוא מסייע להבין את המבנה ואת התכונות של ננסים לבנים ושל כוכבי נייטרונים. בפיזיקה קלאסית ניתן לעקוב אחרי חלקיקים לאורך כל תנועתם, לכן אם בשלב ראשוני מתייגים את החלקיקים בתגיות ׳חלקיק 1׳ ו׳חלקיק 2׳, ניתן להגיד בכל נקודת זמן מה המצב הפיזיקלי של כל אחד מהם בנפרד. במכניקה קוונטית, המצב הפיזיקלי של חלקיק הוא אוסף מלא של גדלים קומיוטטיבים ניתנים לצפייה (לדוגמה רמת האנרגיה וכיוון הספין של האלקטרון באטום המימן). לכן אי אפשר לתייג את החלקיקים בשמות ׳חלקיק 1׳ ו׳חלקיק 2׳. מאחר שכל מדידה של מיקום החלקיק משפיעה על המערכת, אי אפשר לעקוב אחרי מסלול החלקיקים באופן רציף. חלקיקים קוונטיים הם בלתי ניתנים להבחנה באופן מהותי. עובדה זו גורמת לכך שבמערכת עם מספר חלקיקים, גם אם ניתן לדעת את המצב העצמי המדויק של כל אחד מרכיבי המערכת (לדוגמה על ידי מדידת המיקום והספין של כל החלקיקים באותו זמן), המצב המלא של המערכת לא ידוע. הוא סופרפוזיציה של מצבים בהם המדידות של חלקיק בודד נמצא באחד מערכי המדידות. לדוגמה, אם נמדדו שני חלקיקים, ובוצעו שתי מדידות שגילו את המצבים | ψ 1 ⟩ , | ψ 2 ⟩ {\displaystyle |\psi _{1}\rangle ,|\psi _{2}\rangle } אין דרך לדעת האם המערכת שכוללת את שני החלקיקים נמצאת במצב | ψ 1 ⟩ | ψ 2 ⟩ {\displaystyle |\psi _{1}\rangle |\psi _{2}\rangle } , במצב | ψ 2 ⟩ | ψ 1 ⟩ {\displaystyle |\psi _{2}\rangle |\psi _{1}\rangle } או במצב הכללי α | ψ 2 ⟩ | ψ 1 ⟩ + 1 − α 2 e i ϕ | ψ 1 ⟩ | ψ 2 ⟩ {\displaystyle \alpha |\psi _{2}\rangle |\psi _{1}\rangle +{\sqrt {1-\alpha ^{2}}}e^{i\phi }|\psi _{1}\rangle |\psi _{2}\rangle } . ניתן להניח באופן כללי שהסיכוי לסידור הראשון והשני שווה, אולם הנחה זו עדיין לא פותרת את בעיית הפאזה. המצב הכללי של המערכת תחת הנחה כזו יהיה 1 2 ( | ψ 2 ⟩ | ψ 1 ⟩ + e i ϕ | ψ 1 ⟩ | ψ 2 ⟩ ) {\displaystyle {\frac {1}{\sqrt {2}}}\left(|\psi _{2}\rangle |\psi _{1}\rangle +e^{i\phi }|\psi _{1}\rangle |\psi _{2}\rangle \right)} כשאין שום דרך אפריורית לדעת מה הערך של ϕ {\displaystyle \phi } . את המצבים האלה ניתן להרחיב למספר גדול יותר של חלקיקים. עקרון האיסור של פאולי קובע שיש זן מסוים של חלקיקים, הנקראים פרמיונים, שמקיימים את הכלל הבא: ניסוח חלש - שני פרמיונים לא יכולים להימצא באותו מצב קוונטי. ניסוח חזק - מערכת מרובת חלקיקים היא אנטיסימטרית להחלפה בין כל זוג פרמיונים זהים במערכת. הניסוח החלש נובע מתוך הניסוח החזק, עבור שני פרמיונים שנמצאים באותו מצב קוונטי המצב היחיד האנטיסימטרי להחלפה הוא: | ψ ⟩ = 1 2 ( | ψ 1 ⟩ | ψ 2 ⟩ − | ψ 2 ⟩ | ψ 1 ⟩ ) {\displaystyle |\psi \rangle ={\frac {1}{\sqrt {2}}}\left(|\psi _{1}\rangle |\psi _{2}\rangle -|\psi _{2}\rangle |\psi _{1}\rangle \right)} אך אם שני הפרמיונים נמצאים באותו מצב קוונטי, הרי ש: | ψ 1 ⟩ = | ψ 2 ⟩ {\displaystyle |\psi _{1}\rangle =|\psi _{2}\rangle } ולכן: | ψ ⟩ = 0 {\displaystyle |\psi \rangle =0} חלקיקים שלא מקיימים את עקרון האיסור מצייתים לכלל לפיו המערכת היא סימטרית להחלפה בין כל זוג חלקיקים זהים. חלקיקים אלה נקראים בוזונים, ושני בוזונים כן יכולים להימצא באותו מצב קוונטי. המצב שמייצג מערכת של פרמיונים הוא מצב אנטיסימטרי. לכל מספר של חלקיקים, קיים רק מצב אנטיסימטרי אחד, שניתן להיבנות באופן פשוט מהמצבים הבודדים של כל אחד מחלקי המערכת. אם סט המצבים שמתאר את כל אחד מחלקי המערכת הוא: | n 1 ⟩ , | n 2 ⟩ , . . . , | n N ⟩ {\displaystyle |n_{1}\rangle ,|n_{2}\rangle ,...,|n_{N}\rangle } כך ש- | n 1 , n 2 , . . . , n N ⟩ {\displaystyle |n_{1},n_{2},...,n_{N}\rangle } היא מכפלה של מצבים של חלקיקים בודדים בסדר מסוים. עבור פרמוטציה מסוימת   p {\displaystyle \ p} של סדרת המספרים הקוונטיים   n i {\displaystyle \ n_{i}} . אופרטור השחלוף של אותה פרמוטציה P ^ p {\displaystyle {\hat {P}}_{p}} פועל על המצב באופן הבא: P ^ p | n 1 , n 2 , . . . , n N ⟩ = | n p 1 , n p 2 , . . . , n p N ⟩ {\displaystyle {\hat {P}}_{p}|n_{1},n_{2},...,n_{N}\rangle =|n_{p_{1}},n_{p_{2}},...,n_{p_{N}}\rangle } אופרטור האנטיסימטריזציה כולל סיכום על כל הפרמוטציות האפשריות ומוגדר באופן הבא: A ^ = 1 N ! ∑ p ∈ S N sgn ⁡ ( p ) P ^ p {\displaystyle {\hat {A}}={1 \over {\sqrt {N}}!}\sum _{p\in S_{N}}\operatorname {sgn}(p){\hat {P}}_{p}} זהו אופרטור הרמיטי. המצב אנטיסימטרי של המערכת יקיים: A ^ | n 1 , n 2 , . . . , n N ⟩ {\displaystyle {\hat {A}}|n_{1},n_{2},...,n_{N}\rangle } . עניין מיוחד קיים במערכות בהן יש שני חלקיקים שיכולים להיות רק בשני מצבים | ψ 1 ⟩ , | ψ 2 ⟩ {\displaystyle |\psi _{1}\rangle ,|\psi _{2}\rangle } . במקרה כזה, קיים רק מצב אנטיסימטרי אחד שיכול לתאר את המערכת הכוללת: הסינגלט - | ψ ⟩ = 1 2 ( | ψ 1 ⟩ | ψ 2 ⟩ − | ψ 2 ⟩ | ψ 1 ⟩ ) {\displaystyle |\psi \rangle ={\frac {1}{\sqrt {2}}}\left(|\psi _{1}\rangle |\psi _{2}\rangle -|\psi _{2}\rangle |\psi _{1}\rangle \right)} . לעומת זאת, קיימים שלוש מצבים סימטריים אפשריים: הטריפלט - | ψ ⟩ = 1 2 ( | ψ 1 ⟩ | ψ 2 ⟩ + | ψ 2 ⟩ | ψ 1 ⟩ ) , | ψ 2 ⟩ | ψ 2 ⟩ , | ψ 1 ⟩ | ψ 1 ⟩ {\displaystyle |\psi \rangle ={\frac {1}{\sqrt {2}}}\left(|\psi _{1}\rangle |\psi _{2}\rangle +|\psi _{2}\rangle |\psi _{1}\rangle \right),|\psi _{2}\rangle |\psi _{2}\rangle ,|\psi _{1}\rangle |\psi _{1}\rangle } . אם למצבים | ψ 1 ⟩ , | ψ 2 ⟩ {\displaystyle |\psi _{1}\rangle ,|\psi _{2}\rangle } יש רמות אנרגיה שונות, נקבל שבמקרה של הסינגלט יש רק אנרגיה אחת למערכת, ולעומת זאת למערכת הטריפלט קיימים שלושה ערכי אנרגיה אפשריים. בתחילת המאה ה-20 התפתחה תורת הקוונטים, מודל האטום של בוהר הסביר למה לאטום המימן יש קווי פליטה שמקבלים ערכים בדידים. מודל זומרפלד שהוצג ב-1913 הראה שלרמות האנרגיה המעורערות של אטום המימן יהיה תנע זוויתי שונה מאפס. בסוף המאה ה-19 פיטר זימן ביצע מדידות של ספקטרום אטום המימן בנוכחות שדה מגנטי. הוא גילה שקווי הפליטה מתפצלים בנוכחות שדה מגנטי התיאוריה הסבירה היטב את אפקט זימן באטום המימן, אולם עבור אטומים אחרים כמו אבץ ונתרן, קווי הפליטה פוצלו לשש או לארבע רמות, כאשר מודל זומרפלד חזה פיצול לשלוש רמות. האפקט הלא מוסבר זכה לשם אפקט זימן האנומלי, והסבר שלו היה אתגר משמעותי בתיאוריה הקוונטית בשנות ה-20 של המאה ה-20. מבחינה כימית, התגלה בראשית המאה ה-20 שיסודות עם כמות זוגית של אלקטרונים יציבים יותר מבחינה כימית, בפרט נוצר צורך להסביר את ה׳אדישות׳ הכימית של הגזים האצילים שזוהו בסוף המאה ה-19, ושמספר האלקטרונים בהם התנהג לפי סדרה מוגדרת. ב-1925, הציע פאולי את עקרון האיסור ביחס לאלקטרונים באטום. הוא טען שהמצבים שכל אלקטרון בנפרד יכול לקבל מסביב לאטום דומים לפתרונות של אטום המימן. לכן בכל רמת אנרגיה יש n 2 {\displaystyle n^{2}} מצבים אפשריים. פאולי שיער שלאלקטרונים יש עוד מצב עצמי חופשי פנימי שיכול לקבל שני ערכים שונים, וששני אלקטרונים לא יכולים להיות באותו מצב מלא כולל המצב הפנימי הזה. לכן לפי התיאור של פאולי בכל רמת אנרגיה יש 2 n 2 {\displaystyle 2n^{2}} מצבים אפשריים. פאולי הראה איך תיאור זה מסביר את קווי הפליטה של אטומים שונים, ואת מבנה הטבלה המחזורית. המצב הפנימי החופשי התגלה כספין של החלקיק, וב-1927 פאולי הראה שיש לו מבנה של תנע-זוויתי קוונטי. ב-1926 הייזנברג ודיראק הציגו את המבנה האנטיסימטרי של פונקציית הגל - כלומר ניסחו את הניסוח החזק של עקרון האיסור. הם הראו שהניסוח החלש נובע מיידית מהניסוח החזק. באותה שנה פרמי הציג את התפלגות פרמי-דיראק שמתארת את מצבי האנרגיה המתקבלים של חלקיקים המקיימים את עקרון האיסור וצמודים לאמבט טמפרטורות. חלקיקים שמקיימים את העיקרון נקראו פרמיונים על שמו של פרמי. מודלים אלו שימשו לתיאור האסטרופיזיקלי של ננסים לבנים, ולהסבר מדוע הם לא מוסיפים לקרוס, למרות הטמפרטורה הנמוכה בה הם נמצאים. ב-1931 הרחיבו ארנפסט ואופנהיימר את העיקרון והחילו אותו גם על חלקיקים מורכבים שמכילים מספר אי זוגי של אלקטרונים ופרוטונים. עם גילוי הנייטרון ב-1932 הייזנברג הראה שאפשר לתאר את הגרעין כמורכב מנייטרונים ופרוטונים שמתנהגים כמו אותו חלקיק, למעט ערך קוונטי נוסף שהייזנברג קרא לו אייזוטרופיק ספין. החלקיקים בגרעין מקיימים את עקרון האיסור. ב-1939 וב-1940 פאולי הציג יחד עם תלמידו את משפט ספין-סטטיסטיקה, וטען שכל חלקיק עם ספין חצי שלם הוא פרמיון שמציית לעקרון האיסור, בעוד חלקיקים עם ספין שלם הם בוזונים שלא מקיימים את עקרון האיסור. המשפט והוכחתו נחשבים עד היום למסובכים להבנה, והתמונה שהם מספקים לא שלימה. הוכחות עוקבות סובלות מהנחות לא מוצדקות, או שהן אף קשות יותר להבנה ולהצדקה. ב-1945 קיבל פאולי את פרס נובל לפיזיקה על ״גילוי עקרון האיסור הקרוי גם עקרון פאולי״. ערך מורחב – משפט ספין-סטטיסטיקה עקרון האיסור של פאולי חל רק על חלק מהחלקיקים הקוונטיים. משפט ספין-סטטיסטיקה קובע שהעיקרון חל על כל חלקיק בעל ספין חצי שלם, כלומר כל חלקיק כזה הוא פרמיון. לעומת זאת, המשפט לא חל על חלקיקים בעלי ספין שלם. המשפט הוכח לראשונה על ידי פאולי ב-1940, והוא בעל חשיבות רבה בפיזיקה קוונטית ופיזיקה סטטיטית. הלפטונים (כולל האלקטרון), הקווראקים הבאריונים והנייטרינו הם כולם חלקיקים בעלי ספין חצי, ולכן כולם יתנהגו לפי עקרון האיסור של פאולי. פוטונים הם בוזונים. חלקיקים לא יסודיים שמורכבים ממספר חלקיקים יסודיים יתנהגו בהתאם לספין הכולל של החלקיק. לכן הליום 3 יתנהג כמו פרמיון ועקרון האיסור יחול עליו, והליום 4 יתנהג כמו בוזון. ערך מורחב – קליפת אלקטרונים האלקטרונים הם פרמיונים ועקרון האיסור חל עליהם. בכל רמת אנרגיה n {\displaystyle n} יש m = n {\displaystyle m=n} אפשרויות לערך התנע-הזוויתי הכולל של האלקטרון (מסביב לגרעין), בכל רמה כזו יש 2 m − 1 {\displaystyle 2m-1} אפשרויות לערך התנע-הזוויתי ביחס לציר ה-z. בסה"כ לכל רמת אנרגיה באטום יש n 2 {\displaystyle n^{2}} מצבים עצמיים של פונקציית הגל של מיקום האלקטרון מסביב לאטום. בכל מצב עצמי כזה יכולים להיות שני אלקטרונים בלבד, אחד בעל ספין למעלה והשני בעל ספין למטה. מתוצאה זו מתקבל שמספר האלקטרונים ברמות האנרגיה השונות מסביב לאטום הוא 2,8,18,32 וכן הלאה. ההגבלה של מספר האלקטרונים בכל רמה, ובכל מצב תנע-זוויתי (אורביטל) קובעת את הסידור של האלקטרונים מסביב לגרעין, ובכך עיקרון האיסור משפיע על התכונות הכימיות של יסודות שונים. לעקרון האיסור של פאולי חשיבות רבה גם במבנה הגרעין. בגרעינים הפרוטונים והניטרונים מוחזקים יחד בזכות הכוח הגרעיני החזק קצר הטווח, אך פרוטונים דוחים זה את זה דחייה חשמלית. האנרגיה המתקבלת מן הכוח הגרעיני החזק מספיקה כדי שפרוטונים יוכלו להפוך לנייטרונים (תוך פליטת פוזיטרון ונייטרינו), אך למרות הדחייה החשמלית בין הפרוטונים, יש עלות אנרגטית בהפיכתם לניטרונים מעבר למספר מסוים, כיוון שבין הניטרונים (כמו גם בין הפרוטונים) מתקיים עקרון האיסור של פאולי, כך שמעבר למספר מסוים (המשתנה מגרעין לגרעין) ניטרונים נוספים צריכים להיות במסלולים בעלי אנרגיה גבוהה יותר מאשר ניטרונים קיימים. לכן החלפה של פרוטון בנייטרון בתוך הגרעין מעלה את האנרגיה הכוללת של הגרעין, ולכן היא לא מתקיימת באופן ספונטני. באסטרופיזיקה, עיקרון האיסור מקבל חשיבות רבה בתהליך מותם של כוכבים בעלי מסה גבוהה. במהלך חייו של כוכב, האנרגיה של התגובה הגרעינית שמניעה אותו שומרת על הכוכב מקריסה תחת כוח הכבידה שהוא מפעיל על עצמו. כאשר הדלק הגרעיני של הכוכב אוזל, הכבידה מתחילה להקריס את הכוכב כלפי פנים. אם מסתו של הכוכב לא גדולה מדי, בשלב מסוים של הקריסה עיקרון האיסור של פאולי שאוסר על האלקטרונים בכוכב להיות באותו מצב קוונטי ייכנס לפעולה וימנע מהכוכב להמשיך לקרוס. במצב זה השאריות של הכוכב ייצרו ננס לבן. אם המסה של הכוכב גדולה ממסת צ'נדראסקאר אז הדחייה הקוונטית בין האלקטרונים לא תהיה חזקה מספיק כדי למנוע את קריסתו של הכוכב. במצב זה, האלקטרון יילכדו בפרוטונים של גרעיני האטום, ויהפכו לנייטרונים תוך כדי פליטה של ניוטרינו. תהליך זה יאפשר לכוכב להידחס עוד יותר תחת הכבידה העצמית שלו. עבור כוכבים עם מסה גדולה ממסת צ'נדראסקאר אבל קטנה ממסת טולמן-אופנהיימר-וולקוף, הקריסה תיעצר כאשר עקרון האיסור יימנע מהנייטרונים להתקרב אחד לשני. במצב כזה הכוכב יסיים את חייו ככוכב נייטרונים. כאשר מסת הכוכב גדלה אף מגבול זה, הכוכב יקרוס לחור שחור, ולאחר הקריסה לסינגולריות נראה שעקרון האיסור מופר. עם זאת, יש לזכור שאירועים שמתרחשים מעבר לאופק האירועים של חור שחור אינם משפיעים על צופה חיצוני, ולכן אין משמעות פיזיקלית לשאלה האם החומר בתוכו מקיים את עקרון האיסור או לא. בהתאם לניסוח החזק של עקרון האיסור, פונקציית הגל המלאה של פרמיונים היא אנטיסימטרית. המסלול והספין של החלקיקים הם קומוטטיבים, ולכן פונקציית גל אנטיסימטרית תהיה מכפלה של פונקציית גל סימטרית מרחבית באנטיסימטרית במרחב הספין, או להפך. ערך התצפית של המרחק בין שני חלקיקים מושפעת רק מהחלק המרחבי של פונקציית הגל. חישוב של ערך התצפית עבור מצב מרחבי סימטרי או אנטיסימטרי | ψ ⟩ = 1 2 ( | ψ a ⟩ ± | ψ b ⟩ ) {\displaystyle |\psi \rangle ={\frac {1}{\sqrt {2}}}\left(|\psi _{a}\rangle \pm |\psi _{b}\rangle \right)} יתן ⟨ ψ | ( x 1 − x 2 ) 2 | ψ ⟩ = ⟨ ψ a | x 2 | ψ a ⟩ + ⟨ ψ b | x 2 | ψ b ⟩ − 2 ⟨ ψ a | x | ψ a ⟩ ⟨ ψ b | x | ψ b ⟩ ∓ 2 ⟨ ψ b | x | ψ a ⟩ ⟨ ψ a | x | ψ b ⟩ {\displaystyle \langle \psi |(x_{1}-x_{2})^{2}|\psi \rangle =\langle \psi _{a}|x^{2}|\psi _{a}\rangle +\langle \psi _{b}|x^{2}|\psi _{b}\rangle -2\langle \psi _{a}|x|\psi _{a}\rangle \langle \psi _{b}|x|\psi _{b}\rangle \mp 2\langle \psi _{b}|x|\psi _{a}\rangle \langle \psi _{a}|x|\psi _{b}\rangle } . אם ההימילטוניאן תלוי במרחק בין שני החלקיקים, למצב המרחבי האנטיסימטרי ולמצב המרחבי הסימטרי יש אנרגיות שונות. במודלים כמו אטום ההליום, בו האלקטרונים דוחים אחד את השני, מתקבל שהמצב המרחבי הסימטרי מקבל אנרגיות גבוהות יותר מהמצב המרחבי האנטיסימטרי. במצב כזה, המערכת תעדיף להיות במצב המרחבי האנטיסימטרי, כלומר במצב הספין הסימטרי, על אף שההמילטוניאן לא תלוי ישירות במצב הספין. מצבי הספין מתקבלים מהאופרטור 1 2 ( 1 + 4 ℏ 2 S 1 ⋅ S 2 ) {\displaystyle {\frac {1}{2}}\left(1+{\frac {4}{\hbar ^{2}}}\mathbf {S} _{1}\cdot \mathbf {S} _{2}\right)} שמקבל ערך עצמי 1 למצבים סימטריים ומינוס אחד למצב האנטי סימטרי. לכן יתקבל שהאנרגיה תלויה בפרמטר שמתכונתי ל- S 1 ⋅ S 2 {\displaystyle \mathbf {S} _{1}\cdot \mathbf {S} _{2}} . האינטראקציה הזו נקראת אינטראקציית חילוף, והכוחות שמתקבלים בין החלקיקים כתוצאה ממנה נקראים כוחות החילוף והם פועל יוצא של עקרון האיסור. בעזרת כוחות אלו ניתן למשל להבין את תופעת הפרומגנטיזם (מודל אייזינג). התפלגות פרמי-דיראק התפלגות בוז-איינשטיין סימון דיראק משפט הספין סטטיסטיקה מודל אייזינג אנרגיית פרמי כללי הונד עקרון האיסור של פאולי באתר hyperphysics (באנגלית) עקרון האיסור של פאולי, באתר אנציקלופדיה בריטניקה (באנגלית) לדוגמה עבור שלושה חלקיקים 1 6 ( | ψ 1 ⟩ | ψ 2 ⟩ | ψ 3 ⟩ + e i ϕ | ψ 1 ⟩ | ψ 3 ⟩ | ψ 2 ⟩ + e i ϕ | ψ 2 ⟩ | ψ 1 ⟩ | ψ 3 ⟩ + e 2 i ϕ | ψ 2 ⟩ | ψ 3 ⟩ | ψ 1 ⟩ + e 2 i ϕ | ψ 3 ⟩ | ψ 1 ⟩ | ψ 2 ⟩ + e 3 i ϕ | ψ 3 ⟩ | ψ 2 ⟩ | ψ 1 ⟩ ) {\displaystyle {\frac {1}{\sqrt {6}}}\left(|\psi _{1}\rangle |\psi _{2}\rangle |\psi _{3}\rangle +e^{i\phi }|\psi _{1}\rangle |\psi _{3}\rangle |\psi _{2}\rangle +e^{i\phi }|\psi _{2}\rangle |\psi _{1}\rangle |\psi _{3}\rangle +e^{2i\phi }|\psi _{2}\rangle |\psi _{3}\rangle |\psi _{1}\rangle +e^{2i\phi }|\psi _{3}\rangle |\psi _{1}\rangle |\psi _{2}\rangle +e^{3i\phi }|\psi _{3}\rangle |\psi _{2}\rangle |\psi _{1}\rangle \right)} כלומר הפאזה מקיימת ϕ = π {\displaystyle \phi =\pi } עד כדי פאזה Ilya Kaplan, Pauli Exclusion Principle and its theoretical foundation. https://arxiv.org/pdf/1902.00499.pdf להרחבה בנושא ראו: Quantum Mechanics (Non-relativistic Theory) by Landau & Lifshitz (vol.3) 3rd Ed. QC174.12L3513 1976 530.12 page 228 section 62