Дж. Прескилл - Квантовая информация и квантовые вычисления. Тома 1-2, страница 26
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 26 страницы из PDF
В отсутствии за'I)'Хания переменпая:::с-= е-· iHotaeiHot = aeiwt ОСТЗСТСЯ ПОСТОЯННОЙ. Ilpи НаJШЧИИ За1УХЗНИЯ .iiния.ii(3.159)измеюrется в соответствии с уравнением~ (ii.)а из(3. \59)=~ tr(apr) =trap,(3.\60)мы имеемtrap=1' tr ( a 2 p1 at -~aatap 1 - ~aprata)=Гtr(![al,a]apr)=-~tr(ap,) = -~(ii.)(3.161)1n-e возбужденное coc-roJIHИe oclЩ.!UUiтopa может интерпретиронатъся: как состояние nневзаимодействующих частиц; ero темп затухания равен пГ, nоскольку исчезнуrь nри этомможет любаи из2n частиц (.кванrов).Эта модель распространяет наше обсуJКДенне канала затухания ампmпуды, скорее назатухающий осuИЛJ1ятор, а не на за'l)'Хающий кубнт.3.5.
ОСНОВНОЕ УРАВНЕНИЕИнтегрируя зто уравнение, получим(ii(t)) = e-Гt/ 2 (ii{O)).(3.162)Аналогично, число заполнения осци.imятора n = а t а",.,. а t а затухает согласно;ft (п) =~ (ata)= tr(atap1 ) == Гtr (ata2 p1 at- !ataalap1 -~а1ар1 а1а) == Гtra1[a1,a]ap 1 = -Г~ratap 1 = -Г(п),(3.163)что после интегрирования дает{n(t)) = e-r'(n{O)).(3.164)Таким образом, Г представляет собой темп затухания осЦИJUIЯтора. Мы можем интерпретировать и-е возбужденнос состояние осциллятора как состояниеnневзаимодействующих часпщ, каждая из которых распадаетсяс отнесенной к единице времени вероялшс1ъю Г; следоватеш~но, уравнение(3.164) иесть тот самый экспоненциальный закон, которому удовлетворяет численность популяции распадающихся часпщ.Бо.1ее интересно то, что говорит основное уравнение о декогерентизации.
Детали этого анализа будут в домашнем задании. А здесь мы проанализируем более простую задачу-осЦИJUIЯтор, испытывающий затуханиефазы.3,5-4.Затухание фазыЧтобы смоделировать затухание фазы гармонического осцидлятора,возьмем другую связь осциллятора с резервуаром:(3.165)Таким образом, существует только один оператор Линдблада, а основноеуравнение в представ.:"Jении взаимодействия имеет вид(3.166)ГЛАВА1363Здесь Г может интерпретироваться как частота (отнесенная к еципице времени всроятносn>), с которой фотоны резервуара рассеиваются осцюшяmром, находящимся в первом возбужденном состоянии.
Если чис.tо заполнения равно п, ·ro частота рассеяния становится равной п 2 Г. Причина ноявлепил множителя n 2 состоит в том, чrо все вюrады в амплитуду рассеяния откаждой изnосцилляrорных «частиц» складываются когерентно; амrшитудапропорциопальна п, а частота (темп) - n 2Уравнение 1\JIЯ р 1(3.166)легко решить в базисе чисел 1аnолнсния.Разлагая(3.167)n,m(гдеataln) ~ nln)), запишем OC!IOI!HOe уравнение в ВИJ\ег2-2(n- m) Pnm·(3.168)Ею инте1рирование даст(3.169)Если мы приготовим подобную «кот-состоянию» суперnозинию собствсiшых состояний онсратора чисел занолнения с большой разницей значенийnlcat)топсдиагопа.lыiые~ ~ (10)элементы1ln)),матрицыn»(3170)1,плотностибудутза1)'хатькакехр (- Гn 2 t/2).
Фактически э1u точно такой же тип поведения, что и обнаруженный нами нри апа.rшзе затухания фазы оююru кубита. Темп декогерснтизации равен п 2 Г, так как оп равен частоте рассеяния фотонов резервуара осцюu1Ятором, возбужденным в сос1uяние\n).Как и ранее, мы нидим также, что декогерентизация фазы выбирает предпочтительный ба.1ис.Она возникает в базисе собственных состояний оператора чисе:т заполнения, поскольку это именно 10т оператор, который входит в свя.зт~ осциштятора с резервуаром Н'.Вернемся к за·1ухюшю амплитуды. Поскольку в нашей моде.1и зюухания аМJшитуды в связь осци.пятора с резервуаром Н' входит операторуничтожения а (и сопряженный ему оператор рождения at), то можно премпо.rюжи1ъ, что декогерентизация возникает в базисе собственных состояний1373.5.
OCHOBHOF. УРАВНЕНИЕопераюра а. Когереитное состояииеla)= e-lu''/2ea•'IO) . е ,al'/2L= ~ln)n(3.171)n~ablпредстакmет собой собственное состояние оператора а, отвечающее соб~ствешюму значению а. Два когерентных состояния с разными собствсшJы~ми значениями а 1 и а 2 не ортоrоиалъны друг другу:l{a 1 1a2 )1''.,.-;a;fe-'"11e 2 Re(aia.,) = ехр( -la 1 -о. 2 1 2 ),сдедовательно, перскрытие очень мало при большой величинеПредставим, что мы приr'О·ювили «кот-состояние))(3.172)la1 -а2 1 2 .(3.173)супернознцию когерентных состояний сla 1 -а2 1»1. Вы накажете (в домашнем упражнении), что недиагоиальиые элементы матрицы плотности р1а1)'Хают какexp(-~1 la 1 -a21 2 )(при Гl<< 1).(3.174)Таким образом, темп декогерентизацииГd., ~ ~la1- <>2I 2 Гdamp(3.175)оiро,."ен по сравнению с темпом за'I)'Хания.
Такое поведение также легкоинтерпретируется. В когерентном сосюянии ожидаемое значение числа заполпения равно {alatala) ~- lal 2 Следова:,·слыю, если <> 1, 2 сравнимы номодулю, но имеют существеюю разные фазы (как в суперпозиции волновых лакстав с минимальной всонределенностью, центрированных в ТОЧ"Кахf х и -х), темп цскогерентизации имеет порядок темна эмиссии одногофотона. Он очень велик по сравнению с темном диссинации значите.:Iьнойчасти энергии осншыятора.Аналогично можно рассмотреть осцилсJЯтор, связанный с резервуаром,нахо;(ящимся при конечной тсмпера:rуре. Вновь темn декогерситизации бу;.tет иметь норядок частоты кшучения и;rи поглощения одного фотона, нотеперь она гораздо выше, чем при пулевой темпера1уре.
Поскольку фотон~пыс моды с час1отой, сравнимой с частотой осцил.Jтя1uраw,имеют терми~чески равновесное чис.1о запо;шения(3.176)!38!ЛАВА(при Т ~лемn1 .3hw ), то интенсивность взаимодействия уве;шчивастся множитеТогда мы имеем(3.177}где хамiШИтуда осцилляuий, а >.т--тепловая длина во;mы ;(е Бройля.Декогерентизация протекает очень быстро.3.6.В чем проблема? (Здесь есть проблема?)Наш обзор оснований квантовой теории почти завершен. По преждечем мы займе?.t:ся своим главным делом, кратко проанализируем состояниезтих оснований. Находится ли квантовая: теория в «хорошей форме» ИJТИв ее корнях имеются фундаментальные пробнемы, до сих пор требующиесвоего решения?Одной такой нотенциально серьезной нроблемой, впервые упомяну2.1, является пробле.uа ю.wерения. Мы отмечали странный дуаJШЗМ,присущий аксиомам квантовой теории.
Существует два способа изменетой в§ния кванrовоrо состояния: детерминистская уиитариая ,')волюция и веро~ятностное измерение. По почему измерение должно принцнпиа.1ъно отличаться от любого дpyroru физического нроцссса? Э·rот дуали~lм вселяетв некоторых людей подозрение, что современная формулировка квантовойтеории вес еще не полна.В этой шаве мы многое узнаJIИ об измерениях. В§ 3.1. 1мы обсудили, как унитарная эволюция может привести к появлению корреляций (запутывания) между системой и <<nеременной-указателем» измерительногопрнбора.
Таким образом, чистое состояние системы может эволюционировать в смешанное (после взятия следа по сосmяниям «указателя))), котороедопускает интерпретацию как апсамбля взаимно ортогональных чистых состояний (собственных состояний оператора плотности рассматриваемой си~стемы), каждое из которых возникает с вполне определенной вероятностью.Таким образом, уже в этом простом высказывании .заложены зерна болеешубокого понимания того, как исюпочительпо в рамках унитарной эволюцнн может возникнуть <<КОJшапс» (редукция) вектора состояния.
С друтоiiстороны, в§ 2.5мы говорили о том, что интерпретация матрицы юотностн как ансамбJIЯ неоднозначна. В§ 2.5.5мы особенно ясно видели, Ч1Оес.11и мы снособны измерить «указатеJIЬ)> в любом понра:вивmемся нам базисе, то мы можем приготовить систему в любом из множества «~кзотических.)> состояний, суперпознций собственных состояний системы р (теоре-3.6. В ЧЕМ ПРОБЛЕМА? (ЗДЕСЬ ЕСТЬ ПРОБЛЕМА?}139ма ЖХЙВ). Следовательно, редукция (разрушающая относитет.ные фазысостояний в суперпозицин) не может быть объяснена одним тот.ко запутыванием.В§3.4 и§ 3.5 мы изучали друrой важиый аспект процесса измерениядекогеренmU3ацию.
Главная идея состоит в том, что в случае макроскопических систем мы не можем надеяться ус.i1едить за всеми микросiQ)nичс~скими степенями свободы. Нам прихQiщтся дово.JIЬстооваться сглажепным(caarse-grained) описанием, получающимся в результате взятия следа помножеству ненабшодаемi.rх перемснных. В случае макроскоnического измерительного прибора мы должны взять след по степеням свободы окружения, с которым прибор неизбежно взаимодействует. Тогда мы обнаружим,что прибор искшочитеJIЪно быстро релакснрует в некоторый предпочтнтельный базис, определяемый прирадой связи прибора с его окружением.Похоже, чrо особенностью гамильтониана Вседенной яв.пяется то, что фунда.\оiентальные взаимодействия хорошо локализованы в пространстве, следовательно, избираемый в процессе декогерентк•ации базис также хорошолокаJШЗован в пространстве.