Дж. Прескилл - Квантовая информация и квантовые вычисления. Тома 1-2, страница 45
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 45 страницы из PDF
Таким образом, теория квантовойинформации в значитеm~пой мере занимается интерпретацией и применсниями энтропии фон Неймана, подобно rому как к:тассическая теория информации главным образом занимает~я интерпретацией и применениямиэнтропии Шеннона.Фактически необходимый д.LЯ развития кванiuвой теории информапии математический аппарат оченr, похож на математику Шеинона (типичные rюс.:rедовательности, случайное кодирование, ... ); похож :настолько, чmвременами скрывается то, что н концептуальном плане они на самом i1Сле весьма различны. Цсн1ральной проблемой квантовой теории информации является то, что нсор·rоrональные чистые квантовые состонпия нельзя идеально различитьособенность, не имеющая юшссического анаJюr·а.5-2.1.
Математические свойства S(p)Имеется несколько часто испо,1ьзуемых свойств 8(р) [мпогие из которых являются близкими апалогами свойств/f(X)].Ниже я привожу списокнекоторых из этих с1юйств. Большей частью их доказательства не сложны(заметвым исключением является доказате:1ьство сильной субаддитивности) и включены в упражнения в конце ПJаRы 1 .(l) Чистота.
Чистое состояние р = I'P) ('PI имеет 8(р) ~О.(2)Инвариантность. Энтропия не изменяется нри унитарных преобразоватtиях базиса(5.47)1Некоторые доказательства можiю также найти н обзоре А. Wehrl, Genera/ Properties ofRntropy, Rev. Mod. Ph.ys. 50,221 (1978); или в главе 9 книги А. Peres, Quantum Тheor/: Concepta.nd Melhods, Кlu'-''er Лcademic PuЫishers, New York et al 2002. [Подробное обсуждение математичсскю..
(.:iJUЙств ·япропии фQн Пеймана можно найти в книге М. IIиJiъccн, И. Чанг,КванmоRЫ<' вычисления и квантовая информация, \1.: Мир, 2006. ~ Прим. ред.]230ГллnлЭто очевидно, поскольку5зависит только от собственных значеS(p)ний р.(3)Максимум. Если р имеетиенулевых собственных значений, 10DS(p) "'log D,(5.48)где равенство достигается, когда все иенулевые собственные значенияравны между собой. (Энтропия максимальна, когда квантовые состояния ратювероятны.)(4)Вогнутость. Для Л 1 , Л 2 , .. _ Лп ;:"О и Л 1+ Л 2 + ... + Лп =JS(Л 1 р 1 +Л 2 р 2 + ..
+ЛпРп)) Л,S(р 1 )+Л,S(р 2 ) \ ..• .\пS(рп)-(5.49)То есть энтропия фон Неймана тем больше, чем нам _;wеньше известноо том, как было nриrотовлено состояние. Э1о свойстRо является с:,сдствием выпуклости логарифмической фунщии.(5)Энтропия измерения. Предпо.1ожим, что в состоянии р измеряетсянабшодаемаяА=L /ay)a.(ayi,(5.50)утак что результат а11поЯiыяется с вероятностьюр(ау) ~(a.lp/ay)-(5.51)Тоща энтропия Шеинона ансамбпя всех исходов измерения У== { а•, р( а•)} удовлетворяетН(У)) S(p),(5 52)где равенство л:остигается для коммутирующих А и р. Математическиото утверждение означает, ч-rо"любом базисеS(p)возрастает призамене нулями всех недиагональных матричных элеменmв р. Физически зто означае1~ что случайность результата измерения минимизуется,если выбирается измерение наблюдаемой, коммутирующей с матрицейплотности.
Но если мы измеряем «плохую» наблюдаемую, то результатбудет менее предсказуем.(6) Энтропия приготовления. Если чистое состояние случайным образом извлекается из ансамбля{i'Px),р,}, так что матрица юотностиравна(5.53)·"5.2. ЭНТРОПИЯ ФОН НЕЙМАНА231тоН(У)где равенстно достигается,ec;m;:;, S(p),(5.54)сигнальные состояния /)Ох) взаимно ортогона.~Iьны. Это утверждение указывает на то, что персмешивание неортоrоналъных чистых состояний ведет к потере paзлuчUМfJcmu.[Мы не можем полнос1ъю восстановюъ информацию о юм, какоесостояние бьmо нриrотовлено, поскольку, как мы обсудим позже. достижимый при выполнении измерения прирост информации не можетпревзойтиS(p).](7) Субаддитивность.
Рассмотрим бинарную систему А В в состоянии р АВ.Тогда(5.55)где Рл = tr 8 Рлв• Рв ·с trл Рлв• а равенство достигается при Рлв =р А 0 р 8 . Таким образом, энтропия аддитu6На для некоррелиро=ванных систем, н. противном случае энтропия всей системы меныuесуммы знтроний ее частей. Это соойстоо является аналогом свойстваэнтропии ШеинонаII(X,Y)~ll(X)+ II(Y),(5.56)(или I(X; У)) О); оно имеет место, поскольку пекоторая информацияв ХУ (или АВ) закодирована в корреляциях между Х и У (А и R).Сильная субаддитивносп•.
Для любого состояния р лвс трехкомпо(8)нентной системыS(Рлвс)+ S(рв)~ S(РАв)+ S(Рвс).(5.57)Это свойство называется «сильной» субаддитивностью, поскольку оносводится к (обычной) субаддитивиости в случае одномерной Н. Доказательство соответствующего свойства энтропии Шеинона довольнопросто, однако для энтропии фон Неймаиа оно оказывается иа удивление трудным 1 . Свойство сильной субающтивпости легче запомнить,если интерпретировюъ его следующим образом: АВ и ВС можно рассматривать как две перекрывающиеся подсистемы.
Энтропия их обьединения (АВС) плюс зитропия их пересечения (В) не превышает1Набросок доха·~льствu СИ.'!hНОЙ суGа:дднtиБIIОСПl эиrропми фон Нейм:ана приведеив статье А.Wehrl, General Properties of Entropy, Rcv. Mod. Phys. 50, 221 (1978);[На русскомязыке см. М. Ни::~ъсен, И. Чанг, Квантовые вычисления и квантовая информация, М.: Мир,2006.~-Прw.. ред.]ГЛАВА 5232сумму энтропий подсистем (АВ и НС).
Мы увидим, что сильная субаддитивность имеет глубокие и важные следствия.(9)Неравенство треуголLнвка (Неравепство Аракн-Лвба), /~ля бинарной системы(5.58)Перавенство треуrольника резко контрастируст с аналогичным снойством энтропии ПiеннонаН(К У);" Н(Х), Н(У)(5.59)ИJIИH(XIY), H(YIX)?О.(5.60)Энтропия Шеинона классической бинарной системы прсвосходит энтропию Шеинона тобой се части- вовсей системе содержится больше информации о ней, нежели в ее части! Но эrо не так для энтропии фон Неймана.
В предет.ном случае бинарного чистого квантовогосостояния мы имеем S(p.4 ) = S(рв) (не равные нулю, если состояние запутано), в то оремя как S(P.;R) =О. Бинарное состояние опрецс.il'снпым образом приготовлено, но еспи мы измеряем наблюдаемыераз..1ичных подсистем, то результаты и1мерений с неизбежностью становятся случайными и непредсказуемыми . .Мы не можем ра1личить,как было 11рш-отовлено состояние, наблюдая две подсистемы отдельно, поско.'Iьку информация закодирована скорее в вслока.rн,.ных квантовых коррслятщях. Сопоставление положительности условной энтропии lllсннона (н классическом случае) с перавеяством треуrо.1ьника(в квантовом случае) за.\fечатенr.но характеризует к.rючсвос различиемежду квантовой и классической информапией.5.2.2.Энтропия и термодиоа'dикаКонечно, понятие энтропии внсрвые было введено в науку в термодинамике. Здесь я нсналоiП'О отвлекусь на некоторые термодина."\оtическиепри.1ожения математических соойствS(p).Существует два различных (но связанных межлу собой) оозможныхподхода к основаниям кванrовой статистической физики.
В первом мырассматриваем эволюцию изо:тированной (замкнутой) квантовой системы,но произнодим неко10рое сглаживание(coarse graining),чтобы опрелслить термодинамические переменные. Во втором: подходе, который, возможно, физически бонее мотивирован, мы рассматриваем открытую систе-5.2. ЭНТРОПИЯ ФОН НЕЙМАНА233му, квантовую систему в контакте с окружением, и следим за ее эволюцией,не контролируя окружение.Дriя открытой системы определяющим математическим свойством энтропии фон Неймана яюяется ее субаддитивносто. Если система (А)и окружение (Е) первоначально не корредирсваны друт с другом(5.61)то эн1рония аддитивна(5.62)Предположим теnерь, что открытая система эвошоционирует в течениенекотороm времени. Эволюция описывается унитарным опсра·юромЕ:действующим на комбинироваННУЮ систему А'РАЕ -----о~- РАЕ::.:..+u АЕРАЕ u-'АЕ'а поскольку унитарная эвоmоция сохраняетS,U АЕ•(563)то(5.64)Наконец, применим свойство субаддитивности к состояниюS(pA_E),получая в результате(5.65)гнс равенство имеет место в случае, когда А и Е остаются некорреШфованными.
Ес;ш мы опреде;шм «полную» энтропию Вселенной как сумму энтропии системы и зитрепин окружения, то придем к выводу, что энтропияВселенной не может убывать. Это одна из формулировок второго законатермодинамики. Заметим, однако, чтобы вывести э1uт «закон», мы предпо,;южили, что в 11ачальном состоянии система и окружение были не:корредирсваны.Обычно ЕНаимодействие системы и Оkружсния будет генерироватькорреляции, так чrо (в предположении отсутствия нача.JJЬНых корреляций)энтропия действительно будет нарастать. Вспомните из нашеrо обсуждения основного уравнения в§3.5, что обычно окружение быстрс юабываеn>,так что, ес.1и наше время разрешения достаточно велико, то в каждый момент времени систему и окружение (фактически) можно рассматривал> как!'ЛАВА2345«первоначально>> неl('()ррелированные (мapi('()BCI('()e приближение).
В этомпредположении ((ПОЛНая» знтропия будет монотонно возрастать, асимптотически приб.:шжаясь к своему теоретическому максимуму, максимальномудостижимому значению,соr:~асующсмуся со всеми законами сохранения(энергии, заряда, барионного числа н т. д.).Действите.'Iьно, обычное предположение, лежащее в основании квантовой статистическойфизики, состоит вrом. что система и окружение находятся в «наиболее вероятной конфигурапии», максимизируюпrейS(рл)+ S(рв). В эщй l('()нфитурации все «дОС1)'Пные)) состояния равновсроятны.С микроскопической точки зрения первона(rально закодированная в системе информация (наша способность отличать одно начапьное состояниеот друпн-о, первоначально орrоаша..'1ь.ного, состояния) теряется; она оказывается закодированной в квантовом запутывании системы и окружения.В принципс эта информация мorna бы быть восстановлена, но па прахтикелокальным наб.:тюдателям это совершенно нсдоСJУПНО.
Следовательно, мь1наблюл;аем термодинамическую необратимосп•.Конечно, мы можем применить эти рассуж;\ения к большой замкнутой системе (всей Вселенной?). Мы можем раз)tелить систему на малуюее часть и остаток (окружение малой части). Тогда сумма .')Птропий311fXчастей будет неубывающей. Это частный тип сг;Jаживания. Эта часть замкнутой системы ведет себя подобно открытой системе, поэтому для больших систем микрокаионический и канонический ансамбли статистическоймеханики дают одинаковые предсказания.5.3.Сжатие квантовых данныхЧто является кван·ювым aнa.Jiomм теоремы о кодировании бе.з шума?Рассмотрим длинное сообщение, состоящее нзnбукв, где каждая буква случайным образом выбирается из ансамблв чистых состояний(5.66)а самиl'l'xl не обязательно ор-оогональны. (Например, I'Pxlможет представнять собой состояние поляризации одного фо-оона.) Таким образом, каждаябуква описьmается матрицей IШОrnости(5.67)х5.3.
СЖАГИЕ КВАНТОВЫХ ДАННЫХа вес сообщение целиком-- матрицейплотностир® р0 · · · 0 р.pn =235(5.68)Задади" вопрос: насколько избыточм эта квантовая информапия?Мы хотели бы придумать квантовый код, который позволит сжать сообщение в б<шее узкое гильбертоно nространство без нотери точности е1овоспроизведения.
Например, допустим, что у нас есть устройство квантовой памяти (жестЮfй диск квантового комnьютера?), и нам и~Jвестны статистические свойства записанных данных (то есть мы знаем р). Сжимаяданные, мы хотим сэкономить объем памяти.Оптимальное сжатие, которое может быть достигнуто, бьшо найленоБеном Illyмaxepoм. Можете ли вы угадать ответ? НаИJ-туt-ппим возможнымсжатием, совместимым со сколь угодно высокой точностью воспроизведения nри п. ~ оо является сжатие в rильбсртово пространствоlog( dim 1i)·сnS(p ).1iс(5.69)В зто" отношении энтропия фон Неймана представляет собой количествокубитов квантовой информации, нереносимых одной буквой сообщения.Например, если сообщение состоит из1u мы можем сжюъ его доза исЮJюченисм случая рт=:=nфотонных состояний поляризации,nS(p) фотонов -сжатие все1да возможно,~ 1.
(Мы не можем сжать случайные кубитыточно так же, как не можем сжать СJiучайные биты.),Цоказатс;IЬство теоремы Шумахера не составляет труда, если из~~естныи ПОI!Ятны результаты Шсннона. Большой заслугой Шумахера была правильная постановка вопроса, что позволило впервые дать точную (квантово-) ннформационную теоретическую интерпретацию знтропии фон Неймана1.5.3.1.Сжатие квантовых данных: nримерПрежде чем обсуждать в общем виде протокол Шумахера сжатия квантовых данных, полезно рассмотреть простой примср. Предположим, чтонашими буквами являются отдельные кубиты, извлекаемые из ансам.б.пяр= ~·р=!·(5. 70)'Как мы вскоре увидим, интерпретация S(p) на языке Юlarcwoerкoй информации, закодированной в ква1ПОВЫХ состояниях, дей<:rвите.•JЫJО была изве\.:тна раньше.ГЛАВА 5236так что матрица плотности каждой буквы имеет видp~411,)(T,I+~IIx)(lxl==1 ( 12о)+:z] (о о1/2 1/2 )( 3/4 1/4 )1/2 1/2 =1/4 1/4 .(5.71)Как оче1~идно из симметрии, собственными состояниями р являются ~<убиты, ориентированные вверх и ЩШ'j вдо.пь осиn= -1-(Х + Z):IO')l l ')i)=1Т;,) = (cos'sin i ,= 1 1• \-.\.rtl~-(v'2(5.72)siнE)8.-cos ~!соответствующие им собственные значения:Л( О')=!+ - 12.\(1') =2,/2=сов 2 Е,8(5 73)l - - 1- ~ siв 2 !'.;22,/28[ОЧСВИJ\НО, ЧТО .\(0') t- .\(1') = 1, а .\(0').\(1') = 1/8 = detp).