Дж. Прескилл - Квантовая информация и квантовые вычисления. Тома 1-2, страница 11
Описание файла
PDF-файл из архива "Дж. Прескилл - Квантовая информация и квантовые вычисления. Тома 1-2", который расположен в категории "". Всё это находится в предмете "квантовые вычисления" из 7 семестр, которые можно найти в файловом архиве МГУ им. Ломоносова. Не смотря на прямую связь этого архива с МГУ им. Ломоносова, его также можно найти и в других разделах. .
Просмотр PDF-файла онлайн
Текст 11 страницы из PDF
](убитом является состояние1,в двумерном гильбертовом пространстве, которое может принимать любоезначение, описываемо~ уравнением(2.11). Мы можем выполнить измерение, проецирующее кубит на базисII}}. Тогда с вероятностью 2мы получим рез)"!ыатIO},{IO},а с вероятностью IЬI 2 -результатго, за искточением случаев а =О и Ь =lal11}.Более тоО измерение неизбежно ведетк возмущению состояния. Если начальное значение :кубита неизвестно,ro-rдa нет способа определить а и Ь ·с помощью одного такого юш любогодpyruro мыслимого измерения. Однако после измерения кубит оказываетсяв извесm1Юм состоянии--IO}или11} -отличающемся (вообще говоря) отего предыдущего состояния.В зwм отношении кубит отличается от классического бита; мы можемизмерить ютассический бит, не возмущая его, и расшифроватrJ всю закодированную в нем информацию.
Донустим, мы имеем классический бит, который в действительности и:мест определенное, но неизнестное пам значение(О или1).Опираясь па ;(оступную информацию, мы можем только сказать,что с вероятностью р 0 бит имеет значение О, а с верояnюсn.ю р 1 чение1,причем р 0+ р1= 1.знаИзмеряя бит, мы получаем дополнительнуюинформацию, позволяющую узнать Cl'O зпачсние со100% уверенностью.Важный вопрос: в чем суть различия между кубитом и верояml/остным классическим биrом? По разным причипам, коrорые мы с вами изучим, это действительно не одно и то же.2.2_1,Спив-1/2Прежде всего заметим, что коэффициенты а и Ь в уравнении(2.11)содержат нечто большее, чем просто вероятности результатов измеренияв базисе{10}, \1}}.В частности, оm1Юситепьная фаза а к Ь также имеетфизическое значение.Дня физика естественно интернреrировать уравнение(2.11) как спиновое состояние объекта со спином-1/2 (типа электрона). Тогда состоянияиll}11редставляют собой состояния спин вверх1Т} и спин вниз11}IO}вдольнекоюрой оси, например, оси z.
,l1,ва вещественных числа, характеризуютих кубит (комплексные числа а и Ь, без учета их общей фазы и нормы), описывают ориентацию спина в трехмерном пространстве (полярныйугол0И !LЗИмутальный YJ'OJl <р).!'ЛАВА522\1ы не имеем возможносm утлубляться здесь в теорию симметриив квантовой механике, напомним лишь кратко ее некоmрые элеменn,t, которые окажутся полезными в дальнейшем.
Симметрия представляет собойпреобра1ование, действие которого на состояние системы оставляет низменными все наб.ilюдаемые свойства системы. В квантовой механике наблюдениями являются измерения самосопряженных операторов. ЕсШI Аизм~'])яетея в состоянии l·ф), то с вершmюстью l(aiФ)I 2 будет получен результатla)(собственный вектор оператора А). Симметрия до.1жна оставлять неизменпы\iи эти верояnюсти (если мы «поворачиваем)} систему вместе с приборами).Операция симметрии представляет собой отображение векторов в гильбертовам нространстве(2.12)сохраняющее абсолютные значе1шя внутренних произведенийl(?l~i·)l = 1(·/IФ')Iмя любых11")(2.13)и IФ). Сошаснu знаменитой теореме Вигнера, отображениес таким свойством всегда может быть выбрано (принимая соответствующее соглашение относительно фазы) унитарным или антиунитарным. Важная )1..'1Я.
дискiJеruых симметрий антиунитарная а.;IЬтернатива может бытьисключена в случае непрерывных сим~етрий. Тш·да преобразовапие симметрии лсйствует какIФ)где__,IФ')=UIФ),(2.14)U - унитарный оператор (и, в частности, линейный).Симметрии образуют группу: преобра.wвание симметрии можно обратить, а произведеimе )~иух симметрий, R свою очередь, является симметрией_ Каждой операции симметрии R, действующей на нашу систСJ\.fУ, соответствует унитарное преобразование U (R).
Пере:множение этих унитарныхоnераторов должно соответствовать t])упгювому закону перемножения симметрий ~ при).о{енениеR 1 о R 2 до;1жно быть эквивалентно пос;Iедоватеш~ному применению сначала R 2 , а затем R 1 . Таким образом, мы требуем(2.15)В уравнении(2.15)допускается фазовый миожитеш, поскольку квантовыми состояниями являются лучи; нам нужно требовать JШПiь того, чтобы U(R 1 о Н.,) дейС'Iвоиал так же, как и U(R 1 )U(R2 ), на лучи, а не навекторы.
U ( R) обеспечивает унитарное (с точностью 110 фазы) представление группы симметрии.532.2. КУБИТДо сих пор наше понятие симметрии не имело связи с динамикой.Обычно мы требуем от симметрии:, чтобы она сохраняла динамическуюэволюцию системы. Это означает, что не должно иметь значения, преобра.зусм ли мы сначала систему, а затем она эвотоционирует, или наоборот,сначала происходит эволюция системы, а затем мы преобразуем се.
Другими словами, диаграммадина.,uикаНача;rьноеКонечноесостояниесостояниеповоротповоротдинамикаНовое начальноеНовое конечноесостояниесостояниекоммутативна. Э-ю означает, '!;по оператор зволюr~и во времени долженкоммутировать с преобразованиями симметрииU(R)e-itH=еU (R)itHU(R).Разла1·ая зто уравнение до mшейного порядка поU(R)H~HU(R).В с:тучае непрерывной симметрии операцияутодно бJшзкой к единицеоператоруR= 1t,получаем(2.17)R+ tT, тоiДа U(2.16)может быть выбрана скольтакже бпизок к единичному1:U(R) ~ 1- ieQ + О(е 2 ).(2.18)Из унятарности (в иинейном порядке но е)U сдедует, что Q является наблюдаемой Q = Qt. Ра-сшгая уравнение (2.17) до ииuейных по t слагае-мых, находим(Q,н]~о;наблюдаемаяQУравнение(2.19)коммутирует с гамильтонианом.(2.19)прс,!Ставляет собой .закон сохранения. Он говорит,например, что если мы приготовили собственнос состояние оператораQ,то упраюяемая уравнением Шредингера эволюция во времени будет сохранять.
это собственное состояние. Таким образом, симметрии влекут 'Ш54ГЛАВА 2собой законы сохранения. И наоборот. по заданной сохраняющейся величине Q, удовлетворяющей уравнению (2.19), можно построить соответствующее преобразование симметрии. Конечное преобраmвапис может бытьпостроено как произведение множества ифинитезимальных преобразований(2.20)(в пределеN->оо). Выяснив, как выглядит унитарное представление инфинитезимальпых преобразований, мы тем самым определили прс;tставление конечных преобразований; они могуr быть построены как произnедепия инфинитезимальных преобразований.
Мы говорим, чтоQ- геиераторсимметрии.Кратко напомним, как эта общая теория применяется к пространствеиным поворотам и моменту количеСТIIа днижения (импульса). Бесконечномалый новорот на уголJЮМdlJ вокруг оси, определяемойii = (n 1, п 2 , n 3), может быть предстаи:Iеп в Rидеединичным вектоV(ii,de) ~ 1- ideii .i,где(J 1 , J 2 , J 3 ) - компоненты момента(2.21)импульса. Конечный поворот выра-жается какV(ii, 8)= ехр( -iO ii· i).(2.22)Новороты во крут разных осей не коммутируют между собой. Из их злементарных свойств вытекают I<Оммутационные соотношения(2.23)гдее klm(.s 123 = 1),~nоmюстъюантисимметричныйединичныйпсевдотензора по повторяющимся индексам предполагается суммирование.Чтобы совершать повороты квантовой системы, найдем удовлетворяютискоммутационным соотношениямJ 2, J 3(2.23)н гильбертоном пространстве.самосонряженные операторыJ 1,<<Определяющее>> представление группы поворотов трехмерно, однакопростейшее нетривиальное веприводимое представ..1ение явпяется двумерным и задается генераторами(2.24)2.2.55КУБИТгде(1'2=( оi -i)о(2.25)tматрицы Паули.
С точностью до унитарного прообразования базисаэто единственное двумерное неnриводимое представление. Поскольку собJ k раины ± l/2, мы называем его представлепиJ с моментом импульса, мы неявно выбрал.и1). Матрицы Паули также обладают свойствамиственные чис.:та операrоровсм спина-1/2. (Отождес.твляяединицы, в которыхh~взаимной антикоммутации и идемпотентности(2.26)Таким образом, (ii ·if) 2 = nkn,".k".t= nknkl =1. Разлатая экспонентув ряд, мы видим, что конечный поворот представпяется как~ е) =U( n,схр( - t..е n.~ ·)2и=1 cos е2-.( n.•~~J sm. о.·и(2.27)2n такой форме можно представить наиболее общую унитарную 2 х 2-матрицу с единичным онредеmпслем.
Это позво:Iяст думать о кубите как о состоянии объекта со спииом-1/2, а о произвольлом унитарном прсобразовании(кроме возможного поворО!·а общей фазы), действующем на это состояние(кубит),- как о повороте спина.Необычным свойством прсдстав.аспияU(ii,О) является его двузначность. В частности, нетриоиально представляется поворот на угол2r.вокрут любой оси:U(ri,O= Z1r)=-1.(2.28)Наше представление группы вращений в действительности является представ.:Iением «с точностью до знака»(2.29)Но. как уже отмечалось, зто вполне приемлемо, посmльку rpynnoвoe умножение относится к лучам:, а не к векторам. Эти двузначные представлениягруппы вращений называются спинорными представлениями.
(Существование спиноров слелуст из топологического свойс-mа труппы-она не односнязна.)Несмотря на то. что поворот на угол211действительно не ведет к наблюдаемому изменению состояния объекта со спином-1/2, бьmо бы ошибкой считать, что спинорное свойство не имеет набтодаемых следствий.ГЛАВА562Допусти", у меня естъ машина, которая дейе>вует на пару спинов. Ьслинервый спин направлен вверх, то она ничего не мепяе1~ но сс.-!и первыйспин напранлен вниз, она поворачивает второй спин на угол2w.Ilусть теперь зта машина )tсйствует на состояние, в котором вервый спин находитсяв суперпозиции состояний «вверю> и «вниз».