【量子力学３】密度演算子と測定の理論【量子情報】

前回は準備された量子状態に対して測定をすることを考えていましたが，どのような状態に準備されているか知らないけれど測定をするということもよくあることです．例えば，熱平衡状態にある系を測るときや，測定したがその結果を知らないときはこのような状況になっています．このような状態を混合状態と言います．（対して，状態の知識が完全な状態は純粋状態と言います．）混合状態の記述方法を今回は考えていきましょう．

密度演算子

状態がわからないときは，古典確率で重みをつけて状態を足していけばよいということになります．これを単にケットベクトルに確率的な重みをつけて足すということをすると，重ね合わせの原理そのものなので，別の新しいケットになってしまいます．これは確定した新しい量子状態（つまり純粋状態）になるだけで，混合状態の記述とは異なります．

係数間の位相関係を保ったまま重ね合わせると，別のケットができるだけです．（位相関係を保った重ね合わせのことをコヒーレントな重ね合わせと言ったりします．「重ね合わせ」というときはいつもコヒーレントなので「コヒーレントな」というのは強調する程度の意味でしかありませんが，これが量子性の最大の特徴ではあるのでよく使います．）混合状態を記述するにはコヒーレントな位相関係を破壊してから足してやれば良さそうです．そのためには，射影演算子に古典確率の重みをつけて足してやればよい．すなわち，

$$
\begin{align*}
\rho = \sum_i f(\alpha_i) P(\alpha_i)
\end{align*}
$$

のようにして新しい状態を定義し，これを密度演算子と呼びます．ここで，$${\alpha_i}$$は実現しうる状態，$${f(\alpha_i)}$$は古典的な確率分布，$${P(\alpha_i)}$$は射影演算子です．各状態$${\alpha_i}$$は別に直交していなくてもよい．

射影演算子は，射影する状態$${\ket{\alpha}}$$に，全体にかかる意味のない位相因子をつけて$${e^{i\phi}\ket{\alpha}}$$としても，対応するブラは$${\bra{\alpha}e^{-i\phi}}$$となるため，

$$
\begin{align*}
P(\alpha) = e^{i\phi}\ket{\alpha} \bra{\alpha}e^{-i\phi} = \ket{\alpha} \bra{\alpha}
\end{align*}
$$

と位相の情報を打ち消しています．したがって，確かにそれらの足し合わせである密度演算子も各ケット間の位相関係には依存しない情報を与えてくれています．物理量，状態ともに射影演算子によって記述できるわけで，射影演算子が量子力学の特徴づけにおいて本質的な役割を果たしていることが感じられることでしょう．

状態が密度演算子で$${\rho = \sum_i f(\beta_i) P(\beta_i)}$$と書けるときに，物理量$${A = \sum_k \alpha_k P(\alpha_k)}$$を測定することを考えます．このときに測定結果が$${\alpha_k}$$となる確率は，状態ケットが$${\ket{\beta}}$$のときに$${\alpha_k}$$を得る確率が$${f(\alpha\mid \beta) = \bra{\beta}P(\alpha)\ket{\beta}}$$だったことを思い出すと

$$
\begin{align*}
f(\alpha) = \sum_i f(\beta_i) \bra{\beta}P(\alpha)\ket{\beta}
\end{align*}
$$

となります．いま，トレースという概念を，任意の演算子$${A}$$に対して正規直交基底$${\ket{k}}$$を用いて

$$
\newcommand{\Tr}{\mathrm{Tr}}
\begin{align*}
\Tr (A) = \sum_k \bra{k} A \ket{k}
\end{align*}
$$

により定義します．トレースは正規直交基底の取り方には依存せず，また二つの任意の演算子$${A,B}$$に対して

$$
\newcommand{\Tr}{\mathrm{Tr}}
\begin{align*}
\Tr(AB) = \Tr (BA)
\end{align*}
$$

という巡回性を満たします（ただしヒルベルト空間がコンパクトでないと成り立つとは限らない）．この性質を使うと，先の確率に関する結果を変形できて

$$
\newcommand{\Tr}{\mathrm{Tr}}
\begin{align*}
f(\alpha) = \Tr (P(\alpha) \rho)
\end{align*}
$$

となります．期待値は

$$
\newcommand{\Tr}{\mathrm{Tr}}
\newcommand{\alr}[1]{\left\langle #1 \right\rangle}
\begin{align*}
\alr{A} = \Tr (A\rho)
\end{align*}
$$

により計算できることもわかります．

測定理論

測定を行うには普通，測りたい系と測定装置をなんらかの相互作用を通して，着目系の情報を測定装置に転写する必要があります．要請１で，ミクロな状態とマクロな測定装置のどこかに量子力学と古典力学の境目（ハイゼンベルグカット）があるとしましたが，この切断箇所には相当の任意性があるはずで，原理的には測定装置も量子力学的な状態と思って状態を記述してみるとどうなるか考えてみましょう．

複合系の状態

二つの系を組み合わせたとき，状態を次のようなテンソル積で書くことにします．つまり，今の場合に沿って着目系を$${\ket{\psi}}$$，測定装置を$${\ket{\mu}}$$と置くとき

$$
\begin{align*}
\ket{\psi}\otimes\ket{\mu}
\end{align*}
$$

のように書きます．これを簡略化して

$$
\begin{align*}
\ket{\psi}\ket{\mu}, \quad \ket{\psi,\mu}
\end{align*}
$$

のような表記もよくあります．このノートでは

$$
\begin{align*}
\begin{matrix}
\ket{\psi}\\
\ket{\mu}
\end{matrix}, \quad
\Ket{\begin{matrix}\psi \\  \mu \end{matrix}}
\end{align*}
$$

のような縦に並べる表記も使っていこうと思います．紙幅をとるせいかあまり見かけない表記ですが，縦に並べると式を一次元的でなく二次元的に拡げて書くことができるため，何がどこに作用するか見やすくなります．

測定器を用いた測定

系全体の状態を$${\ket{\Psi}}$$と置きます．つまり，

$$
\begin{align*}
\ket{\Psi} = \begin{matrix}
\ket{\psi}\\
\ket{\mu}
\end{matrix}
\end{align*}
$$

として，全体$${\ket{\Psi}}$$に関しては閉じた系になっているとします．ある状態に確定していることから状態ベクトルは規格化されています．閉じた系に関しては確率は保存されて欲しいことから，時間発展してもベクトルの大きさは$${1}$$のままであって欲しい．いま状態を時間発展させる演算子を仮に$${U}$$とし，その共役量を$${U^{\dagger}}$$とすると

$$
\begin{align*}
\braket{\Psi | \Psi} = \bra{\Psi} U^{\dagger} U \ket{\Psi}
\end{align*}
$$

となって欲しいわけです．したがって，

$$
\begin{align*}
U^{\dagger} U = I
\end{align*}
$$

（$${I}$$は恒等演算子）が成り立ちます．この関係を満たす$${U}$$をユニタリ演算子といいます．閉じた系の時間発展はユニタリ演算子で記述できるはずだと言えます．

測定したい物理量の基底ケットの集合を$${\ket{\alpha_i}}$$として，

$$
\begin{align*}
\ket{\psi} = \sum_i c_i \ket{\alpha_i}
\end{align*}
$$

とします．ただし，$${c_i = \braket{\alpha_i | \psi}}$$です．
測定が理想的な場合には，着目系と測定器が適当な相互作用により時間発展し，

$$
\begin{align*}
\ket{\Psi'} = U\ket{\Psi} = \sum_i c_i \begin{matrix}
\ket{\alpha_i}\\
\ket{\beta_i}
\end{matrix}
\end{align*}
$$

という完全な相関（完全にエンタングルした状態）を作ることが必要です．測定器に対して射影演算子を考えることで，測定結果$${\alpha_k}$$を得る確率は，

$$
\newcommand{\lr}[1]{\left(#1\right)}
\begin{align*}
f(\alpha_k) &= \lr{\sum_i c_i\begin{matrix}
\bra{\alpha_i}\\
\bra{\beta_i}
\end{matrix}}
\lr{
\begin{matrix}
\\
\ket{\beta_k}\bra{\beta_k}
\end{matrix}}
\lr{
\sum_j c_j \begin{matrix}
\ket{\alpha_j}\\
\ket{\beta_j}
\end{matrix}}\\
&= |c_k|^2
\end{align*}
$$

となり，これは着目系に対して射影演算子を考えたときと同じ結果を与えるので，辻褄が合っています．ところが，測定装置がマクロな系だと考えると，測定系が重ね合わせに汚染されており，奇妙に感じられます．これがシュレディンガーの猫と呼ばれる問題です．ただし，奇妙だとはいえ量子力学の原理的には猫状態も許されていると言えます．

情報の廃棄によるコヒーレンスの消失

マクロ的な（古典的な）性質も扱うために，密度演算子で考えましょう．密度演算子を用いれば，我々の無知を反映した記述が可能となるため，測定や開放系を扱うのに便利です．系全体の時間発展後，上の状態の密度演算子は

$$
\newcommand{\lr}[1]{\left(#1\right)}
\begin{align*}
\rho' = \ket{\Psi'}\bra{\Psi'} =
\lr{\sum_i c_i \begin{matrix}
\ket{\alpha_i}\\
\ket{\beta_i}
\end{matrix}}
\lr{
\sum_j c_j \begin{matrix}
\bra{\alpha_j}\\
\bra{\beta_j}
\end{matrix}}
\end{align*}
$$

と書かれるわけですが，実際に私たちが期待したいのは，観測まではどの状態にいるかが単にわからないだけの状態として

$$
\begin{align*}
\rho'' = \sum_i |c_i|^2
\begin{matrix}
\ket{\alpha_i}\bra{\alpha_i}\\
\ket{\beta_i}\bra{\beta_i}
\end{matrix}
\end{align*}
$$

であるはずです．

測定器はマクロな物体なので，全ての自由度を追いかけることはできず，情報のほとんどが失われると考えてみます．このような情報の廃棄は，わからなくなった部分空間に対してアンサンブル平均を取るという操作で表すことができます．この操作は数学的には部分トレースを取ることで表せ，

$$
\newcommand{\Tr}{\mathrm{Tr}}
\begin{align*}
\Tr_{\beta} (\rho) = \sum_i \bra{\beta_i} \rho \ket{\beta_i}
\end{align*}
$$

のように書きます．ここで$${\beta}$$は平均してしまう部分空間のラベルであり，密度演算子$${\rho}$$はその空間よりも一般に大きな空間に属している演算子です．

完全な相関を作った後の密度演算子に対して，測定器に関する部分トレースを取ってしまえば，

$$
\begin{align*}
\rho_{\alpha}' = \sum_i |c_i|^2 \ket{\alpha_i}\bra{\alpha_i}
\end{align*}
$$

という混合状態となります．したがって，情報を失うことでコヒーレンスが消失し，古典的な確率分布に帰着できることになります．測定器は何らかの方法でどの状態が実現しているかをメモリしておく装置といえ，上の混合状態のうち，どれか一つの状態が実現していることを確認する操作，すなわち射影操作をすることに対応します．

コヒーレンスの消失はエントロピーの増大で定量化することもできます．エントロピーを

$$
\newcommand{\Tr}{\mathrm{Tr}}
\begin{align*}
S = -\Tr (\rho \ln \rho)
\end{align*}
$$

によって定義します．（演算子の対数とは演算子を対角化しその対角成分に対して定義すればよい．）コヒーレンスの消失前後のエントロピーは

$$
\newcommand{\Tr}{\mathrm{Tr}}
\begin{align*}
S' &= -\Tr (\rho' \ln \rho') = - 1 \ln 1 = 0\\
S'' &= -\Tr (\rho'{\alpha} \ln \rho'{\alpha}) = - \sum_i |c_i|^2 \ln |c_i|^2
\end{align*}
$$

となります．純粋状態のエントロピーは$${0}$$で，それに対して混合状態はエントロピーが増大しています．

一般的に，このように情報を一部環境に捨てるときの系の状態変化は

$$
\newcommand{\Tr}{\mathrm{Tr}}
\begin{align*}
\rho_{\alpha}' = \Tr_{\beta} (U\rho U^{\dagger})
\end{align*}
$$

と書けることになりますが，ここで密度演算子の初期状態が

$$
\begin{align*}
\rho = \begin{matrix}
\rho_{\alpha}\\
\otimes\\
\ket{\mu}\bra{\mu}
\end{matrix}
\end{align*}
$$

のように着目系と環境に分けられて，環境については対角化されているとしても一般性を失うことはありません．これを代入すると

$$
\begin{align*}
\rho_{\alpha}' = \sum_i \begin{matrix}
\\
\bra{\beta_i}
\end{matrix}
U
\begin{pmatrix}
\rho_{\alpha}\\
\ket{\mu}\bra{\mu}
\end{pmatrix}
U^{\dagger}
\begin{matrix}
\\
\ket{\beta_i}
\end{matrix}
\end{align*}
$$

と書けます．ここで着目系に作用する演算子を

$$
\begin{align*}
M_i = \begin{matrix}
\\
\bra{\beta_i}
\end{matrix}
U
\begin{matrix}
\\
\ket{\mu}
\end{matrix}
\end{align*}
$$

と定義すれば，

$$
\begin{align*}
\rho_{\alpha}' = \sum_i M_i \rho_{\alpha} M_i^{\dagger}
\end{align*}
$$

と書けることになります．この$${M_i}$$をクラウス演算子と呼びます．環境に情報を捨てることで状態の変化がユニタリ演算子ではなくクラウス演算子で書かれるようになります．

環境が測定器の一部であるなら，環境に流した情報を我々は見るのであって，クラウス演算子は測定演算子としての役割を果たし，系を観測して測定値$${\alpha_k}$$を得る確率は，

$$
\newcommand{\lr}[1]{\left(#1\right)}
\newcommand{\Tr}{\mathrm{Tr}}
\begin{align*}
f(\alpha_k) = \Tr_{\alpha} \lr{M_k^{\dagger}M_k \rho_{\alpha} }
\end{align*}
$$

と書くことができるわけです．$${M_k^{\dagger}M_k }$$という演算子は測定において，射影演算子の代わりに誤差のあるような測定の場合にも拡張したものと見ることができます．この演算子を正値演算子に値を取る測度（positive-operator-valued measure，POVM）と呼びます．

ここまでの議論で，量子力学での状態や観測とその操作の記述法をみてきたわけですが，これらは情報理論の一種と言えます．情報理論は特に適用範囲に制限があるわけでもないので，元より物理に応用することになんの問題もないことですが，個々の系はどのように特徴づけられ，どういう時間発展をするのかというダイナミックな法則は入っていませんでした．情報理論は言ってみれば「絵のない額縁」のようなもので，額縁のなかに物理らしい絵が収まって初めて物理としての量子力学の理論になると私は感じます．ということで一般論としてのダイナミクスを理論の中に入れることを次回は考えようと思います．

今回のまとめ

準備された状態が完全にはわからないときは，射影演算子を古典的確率で重みづけた形の密度演算子を用いて状態を表現すると便利である．密度演算子は開放系や間接測定理論を扱うときにも便利な表現である．情報を失うことでコヒーレンスが消失することは，部分トレースを取ることによって表すことができる．