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3.3. Nicht-projektive Zustandsaktualisierung: atomare Instrumente

Im Allgemeinen werden die statistischen Eigenschaften jeder Messung dadurch gekennzeichnet

1. die Ausgabewahrscheinlichkeitsverteilung ${\textstyle Pr\{{\text{x}}=x\parallel \rho \}}$ , die Wahrscheinlichkeitsverteilung der Ausgabe ${\textstyle x}$der Messung im Eingangszustand ${\textstyle \rho }$
2. die Quantenzustandsreduktion ${\textstyle \rho \rightarrow \rho _{(X=x)}}$ , die Zustandsänderung vom Eingangszustand ${\textstyle \rho }$ zum Ausgangszustand ${\textstyle \rho \rightarrow \rho _{(X=x)}}$abhängig vom Ergebnis ${\textstyle {\text{X}}=x}$ der Messung.

In von Neumann’s formulation, the statistical properties of any measurement of an observable  is uniquely determined by Born’s rule (5) and the projection postulate (6), and they are represented by the map (9), an instrument of von Neumann type. However, von Neumann’s formulation does not reflect the fact that the same observable  represented by the Hermitian operator  in ${\textstyle {\mathcal {H}}}$ can be measured in many ways.8 Formally, such measurement-schemes are represented by quantum instruments.

In von Neumanns Formulierung werden die statistischen Eigenschaften jeder Messung einer Observablen eindeutig durch die Bornsche Regel (5) und das Projektionspostulat (6) bestimmt, und sie werden durch die Karte (9), ein Instrument vom Typ von Neumann, dargestellt. Die Formulierung von von Neumann spiegelt jedoch nicht die Tatsache wider, dass dieselbe Observable dargestellt durch den hermiteschen Operator ${\hat {A}}$ In $A$kann auf vielfältige Weise gemessen werden.8 Formal werden solche Messschemata durch Quanteninstrumente repräsentiert.

Wir betrachten die einfachsten Quanteninstrumente vom Nicht-von-Neumann-Typ, die als atomare Instrumente bekannt sind. Wir beginnen mit der Erinnerung an den Begriff POVM (Probability Operator Valued Measure); wir beschränken Betrachtungen auf POVMs mit einem diskreten Definitionsbereich ${\textstyle X=\{x_{1}....,x_{N}.....\}}$ . POVM ist eine Karte ${\textstyle x\rightarrow {\hat {D}}(x)}$ so dass für jeden , ist ein positiver kontraktiver hermitescher Operator (Effekt genannt) (d. h. ${\textstyle {\hat {D}}(x)^{*}={\hat {D}}(x),0\leq \langle \psi |{\hat {D}}(x)\psi \rangle \leq 1}$ oder irgendein ${\textstyle x\in X}$, ${\textstyle \psi \in {\mathcal {H}}}$ ) und die Normalisierungsbedingung

${\textstyle \sum _{x}{\hat {D}}(x)=I}$

hält, wo ${\textstyle I}$ ist der Einheitsoperator. Es wird davon ausgegangen, dass für jede Messung die Wahrscheinlichkeitsverteilung ausgegeben wird

${\textstyle Pr\{{\text{x}}=x||\rho \}}$ wird von gegeben

${\textstyle Pr\{{\text{x}}=x||\rho \}=Tr[{\hat {D}}(x)\rho ]}$

$(10)$

Wo ${\textstyle {\hat {D}}(x)}$ ist ein POVM. Bei atomaren Instrumenten wird davon ausgegangen, dass Wirkungen konkret in der Form dargestellt werden

${\textstyle {\hat {D}}(x)={\hat {V}}(x)^{*}{\hat {V}}(x)}$

$(11)$

Wo ${\textstyle {V}(x)}$ ist ein linearer Operator in ${\textstyle {\mathcal {H}}}$. Die Normierungsbedingung hat also die Form ${\textstyle \sum _{x}V(x)^{*}V(x)=I}$.9 Die Born-Regel kann ähnlich wie (5) geschrieben werden:

${\textstyle Pr\{{\text{x}}=x||\rho \}=Tr[{V}(x)\rho {V}^{*}(x)]}$

$(12)$

Es wird angenommen, dass die Zustandstransformation nach der Messung auf der Karte basiert:

*

${\textstyle \rho \rightarrow {\mathcal {L_{A}(x)\rho =V(X)\rho V^{*}(x)}}}$

$(13)$

die Quantenzustandsreduktion ist also gegeben durch

*

${\textstyle \rho \rightarrow \rho _{({\text{x}}=x)}={\frac {{\mathcal {L}}_{A}(x)\rho }{Tr[{\mathcal {L}}_{A}(x)\rho ]}}}$

$(14)$

Die Karte $x\rightarrow {\mathcal {L_{A}(x)}}$ gegeben durch (13) ist ein atomares Quanteninstrument. Wir bemerken, dass die Born-Regel (12) in der Form geschrieben werden kann

*

${\textstyle Pr\{{\text{x}}=x||\rho \}=Tr[\Im _{A}(x)\rho ]}$

$(15)$f

Lassen ${\hat {A}}$ sei ein hermitescher Operator in ${\textstyle {\mathcal {H}}}$. Betrachten Sie eine POVM ${\textstyle {\hat {D}}={\biggl (}{\hat {D}}^{A}(x){\Biggr )}}$ mit dem Definitionsbereich, der durch das Spektrum von gegeben ist ${\hat {A}}$. Dieses POVM repräsentiert eine Messung von Observable $A$ wenn die Bornsche Regel gilt:

${\textstyle Pr\{{\text{A}}=x||\rho \}=Tr[{\widehat {D}}^{A}(x)\rho ]=Tr[{\widehat {E}}^{A}(x)\rho ]}$

$(16)$

Somit sind im Prinzip Ergebniswahrscheinlichkeiten immer noch in der spektralen Zerlegung von Operatoren kodiert ${\hat {A}}$ oder mit anderen Worten Operatoren ${\textstyle {\biggl (}{\hat {D}}^{A}(x){\Biggr )}}$ sollten so gewählt werden, dass sie die Wahrscheinlichkeiten erzeugen, die der spektralen Zerlegung der symbolischen Darstellung entsprechen ${\hat {A}}$ von Observablen $A$, d. h., ${\textstyle {\biggl (}{\hat {D}}^{A}(x){\Biggr )}}$ ist eindeutig bestimmt durch ${\hat {A}}$ als ${\textstyle {\hat {D}}^{A}(x)={\hat {E}}^{A}(x)}$. Wir können sagen, dass dieser Operator im Gegensatz zum Operator des von Neumann-Schemas nur Informationen über die Wahrscheinlichkeiten von Ergebnissen enthält ${\hat {A}}$ codiert nicht die Regel der Zustandsaktualisierung. Bei einem atomaren Instrument Messungen des Observablen $A$ hat die eindeutige Ausgabewahrscheinlichkeitsverteilung nach der Bornschen Regel (16), hat aber viele verschiedene Quantenzustandsreduktionen, abhängig von der Zerlegung des Effekts ${\textstyle {\hat {D}}(x)={\hat {E}}^{A}(x)=V(x)^{*}V(x)}$ Sodass

${\textstyle \rho \rightarrow \rho _{({\text{A}}=x)}={\frac {{V}(x)\rho V(x)^{*}}{Tr[{V}(x)\rho V(x)^{*}]}}}$

$(17)$

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