Грубо говоря, POVM для PVM - это то же самое, что смешанное состояние для чистого состояния . Смешанные состояния необходимы для определения состояния подсистемы более крупной системы (см. Очистку квантового состояния ); Аналогично, POVM необходимы для описания воздействия на подсистему проективного измерения, выполняемого в более крупной системе.
POVM - это наиболее общий вид измерения в квантовой механике, который также может использоваться в квантовой теории поля . [1] Они широко используются в области квантовой информации .
В квантовой механике элемент POVM связан с результатом измерения , так что вероятность его получения при измерении квантового состояния определяется выражением
,
где - оператор трассировки . Когда измеряемое квантовое состояние является чистым, эта формула сводится к
Формулы вероятности для PVM такие же, как для POVM. Важное отличие состоит в том, что элементы POVM не обязательно ортогональны. Как следствие, количество элементов POVM может быть больше, чем размерность гильбертова пространства, в котором они действуют. С другой стороны, количество элементов PVM не превышает размерности гильбертова пространства.
В общем, POVM также можно определить в ситуациях, когда количество элементов и размерность гильбертова пространства не конечны:
Определение . Позвольте быть измеримым пространством ; что является σ-алгебра подмножеств . POVM - это функция, определенная, на значениях которой являются ограниченные неотрицательные самосопряженные операторы в гильбертовом пространстве, такие что и для каждого ,
Его ключевое свойство состоит в том, что он определяет вероятностную меру в пространстве результатов, поэтому ее можно интерпретировать как вероятность (плотность) результата при выполнении измерения в квантовом состоянии .
Это определение следует противопоставить определению проекционно-оценочной меры , которое аналогично, за исключением того, что для проекционно-оценочных мер значения должны быть проекционными операторами.
Примечание. Альтернативное написание этого слова - «Теорема Ноймарка».
Теорема Наймарка [3] показывает, как POVM могут быть получены из PVM, действующих на большее пространство. Этот результат имеет решающее значение для квантовой механики, поскольку он позволяет физически реализовать измерения POVM. [4] : 285
В простейшем случае из POVM с конечным числом элементов , действующих на конечномерном гильбертовом пространстве, теорема М. А. Наймарка говорит , что если это POVM действует на гильбертовом пространстве размерности , то существует PVM , действующий на гильбертовом пространстве в размерность и изометрия такие, что для всех
Один из способов построить такую PVM и изометрию [5] [6] , чтобы позволить , и
Обратите внимание, что в этой конструкции размерность большего гильбертова пространства равна . Это не минимально возможное, поскольку более сложная конструкция дает (при условии, что ). [4] : 285
Эту конструкцию можно превратить в рецепт физической реализации POVM, расширив изометрию до унитарной , то есть найдя такую, что
Это всегда можно сделать. Рецепт для реализации измерения POVM, описанного в квантовом состоянии, состоит в том, чтобы подготовить вспомогательную функцию в состоянии , развить ее вместе с помощью унитарного и выполнить проективное измерение на вспомогательной службе, описанной PVM . Тогда легко увидеть, что вероятность получения результата с помощью этого метода такая же, как вероятность получения его с исходной POVM. Это,
Состояние после измерения [ править ]
Состояние после измерения определяется не самим POVM, а скорее PVM, который его физически реализует. Поскольку существует бесконечно много различных PVM, реализующих одну и ту же POVM, операторы сами по себе не определяют, каким будет состояние после измерения. Чтобы убедиться в этом, обратите внимание, что для любых унитарных операторов
также будет обладать свойством , что при использовании изометрии
в приведенной выше конструкции также будет реализован тот же POVM. В случае, когда измеряемое состояние находится в чистом состоянии , результирующая унитарная единица принимает его вместе с вспомогательной функцией для состояния
и проективное измерение на анцилле рухнет до состояния [2] : 84
по получению результата . Когда измеряемое состояние описывается матрицей плотности , соответствующее состояние после измерения задается следующим образом:
.
Таким образом, мы видим, что состояние после измерения явно зависит от унитарности .
Еще одно отличие от проективных измерений состоит в том, что измерение POVM, как правило, не воспроизводится. Если при первом измерении был получен результат , вероятность получения другого результата при втором измерении равна
,
которые могут быть ненулевыми, если и не ортогональны. В проективном измерении эти операторы всегда ортогональны, и поэтому измерение всегда повторяется.
Пример: однозначная дискриминация квантового состояния [ править ]
Представление состояний сферой Блоха (синим цветом) и оптимальная POVM (красным цветом) для однозначной дискриминации квантовых состояний на состояниях и . Отметим, что на сфере Блоха ортогональные состояния антипараллельны.
Предположим, у вас есть квантовая система измерения 2, которая, как вы знаете, находится либо в состоянии, либо в состоянии , и вы хотите определить, в каком из них она находится. Если и ортогональны, эта задача проста: набор будет формировать PVM, и проективное измерение в этом базисе с уверенностью определит состояние. Если, однако, и не являются ортогональными, эта задача невозможна в том смысле, что не существует измерения, ни PVM, ни POVM, которое определило бы их с уверенностью. [2] : 87 Невозможность идеально различать неортогональные состояния является основой для протоколов квантовой информации , таких как квантовая криптография., квантовые монеты и квантовые деньги .
Задача однозначного распознавания квантовых состояний (UQSD) - следующая лучшая вещь: никогда не ошибаться относительно того, является ли состояние или , за счет иногда получения неубедительного результата. Эта задача не может быть сделана проективным измерением, потому что мы должны иметь три результата, , , и неубедительные, и проекционные измерения в размерности 2 могут иметь не более 2 результатов.
POVM, который дает наивысшую вероятность окончательного результата в этой задаче, определяется формулой [7] [8]
где - квантовое состояние, ортогональное , а - ортогональное .
Обратите внимание: когда результат получен, мы уверены, что квантовое состояние есть , а когда результат получен, мы уверены, что квантовое состояние есть .
Предполагая, что квантовая система может находиться в состоянии или с той же вероятностью, вероятность получения окончательного результата определяется выражением
Этот результат известен как предел Ивановича-Дикса-Переса в честь авторов, пионеров исследования UQSD. [9] [10] [11]
Используя приведенную выше конструкцию, мы можем получить проективное измерение, которое физически реализует эту POVM. Квадратные корни элементов POVM задаются формулой
где
Пометка три возможных состояния Ancilla как , , и инициализирует его состояние , мы видим , что в результате унитарная принимает состояние вместе с Ancilla к
и аналогичным образом государство вместе с помощницей
Затем измерение на вспомогательной части дает желаемые результаты с той же вероятностью, что и POVM.
Этот POVM использовался для экспериментального различения неортогональных состояний поляризации фотона с использованием степени свободы пути в качестве вспомогательной. Реализация POVM с проективным измерением немного отличалась от описанной здесь. [12] [13]
См. Также [ править ]
SIC-POVM
Квантовое измерение
Математическая формулировка квантовой механики
Матрица плотности
Квантовая операция
Прогнозно-оценочная мера
Векторная мера
Ссылки [ править ]
^ Перес, Ашер ; Терно, Дэниел Р. (2004). «Квантовая информация и теория относительности». Обзоры современной физики . 76 (1): 93–123. arXiv : квант-ph / 0212023 . Bibcode : 2004RvMP ... 76 ... 93P . DOI : 10.1103 / RevModPhys.76.93 . CS1 maint: discouraged parameter (link)
^ a b c М. Нильсен и И. Чуанг, Квантовые вычисления и квантовая информация, Cambridge University Press, (2000)
^ И. М. Гельфанд, М. А. Ноймарк, О вложении нормированных колец в кольцо операторов в гильбертовом пространстве, Рек. Математика. [Мат. Сборник] НС 12 (54) (1943), 197–213.
^ а б А. Перес. Квантовая теория: концепции и методы. Kluwer Academic Publishers, 1993.
^ Дж. Прескилл, Лекционные заметки по физике: квантовая информация и вычисления, глава 3, http://www.theory.caltech.edu/people/preskill/ph229/#lecture
^ Дж. Уотроус. Теория квантовой информации. Cambridge University Press, 2018. Глава 2.3, https://cs.uwaterloo.ca/~watrous/TQI/
^ JA Bergou; У. Херцог; М. Хиллери (2004). «Дискриминация квантовых состояний». В М. Пэрис; J. eháček (ред.). Квантовое оценивание состояния . Springer. стр. 417 -465. DOI : 10.1007 / 978-3-540-44481-7_11 . ISBN 978-3-540-44481-7.