Линдбладиан - Lindbladian

В квантовая механика, то Уравнение Горини – Косаковского – Сударшана – Линдблада. (Уравнение ГКСЛ, названный в честь Витторио Горини, Анджей Косаковски, Георгий Сударшан и Йоран Линдблад ), главное уравнение в форме Линдблада, квантовый лиувиллианский, или же Линдбладиан это самый общий тип Марковский и однородный по времени главное уравнение описывающий (в общем неунитарный) эволюцию матрица плотности ρ который сохраняет законы квантовой механики (т.е. сохраняющий след и полностью положительный для любого начального состояния).^[1]

В Уравнение Шредингера является частным случаем более общего уравнения Линдблада, которое привело к некоторым предположениям о том, что квантовая механика может быть продуктивно расширена и расширена путем дальнейшего применения и анализа уравнения Линдблада.^[2] Уравнение Шредингера имеет дело с векторы состояния, который может описать только чистые квантовые состояния и поэтому менее общие, чем матрицы плотности, который может описать смешанные состояния также.

Мотивация

В канонической формулировке квантовой механики эволюция системы во времени управляется унитарной динамикой. Это означает, что затухания нет и фазовая когерентность сохраняется на протяжении всего процесса, и является следствием того, что учитываются все участвующие степени свободы. Однако любая реальная физическая система не является абсолютно изолированной и будет взаимодействовать со своим окружением. Это взаимодействие со степенями свободы, внешними по отношению к системе, приводит к рассеиванию энергии в окружающую среду, вызывая распад и рандомизацию фазы. Эти эффекты являются причиной того, что квантовую механику трудно наблюдать в макроскопическом масштабе. Более того, понимание взаимодействия квантовой системы с окружающей средой необходимо для понимания многих обычно наблюдаемых явлений, таких как спонтанное излучение света возбужденными атомами или работа многих квантовых технологических устройств, таких как лазер.

Некоторые математические методы были введены для изучения взаимодействия квантовой системы с окружающей средой. Один из них - использование матрица плотности, и связанное с ним главное уравнение. Хотя в принципе такой подход к решению квантовой динамики эквивалентен Картина Шредингера или же Картинка Гейзенберга, он позволяет более легко включать несвязные процессы, которые представляют собой взаимодействия с окружающей средой. Оператор плотности обладает тем свойством, что он может представлять классическую смесь квантовых состояний и, таким образом, жизненно важен для точного описания динамики так называемых открытых квантовых систем.

Определение

В более общем плане главное уравнение Линдблада для Nматрица плотности -мерной системы ρ можно записать как^[1] (для педагогического введения вы можете обратиться к^[3])

${\displaystyle {\dot {\rho }}=-{i \over \hbar }[H,\rho ]+\sum _{n,m=1}^{N^{2}-1}h_{nm}\left(A_{n}\rho A_{m}^{\dagger }-{\frac {1}{2}}\left\{A_{m}^{\dagger }A_{n},\rho \right\}\right)}$

куда ЧАС это (Эрмитский ) Гамильтониан часть, и ${\displaystyle \{A_{m}\}}$ является произвольной ортонормированной основа из Операторы Гильберта-Шмидта на системе Гильбертово пространство с ограничением, что А_N ² пропорциональна оператору идентичности. Наше соглашение подразумевает, что другой А_м бесследны, и обратите внимание, что суммирование выполняется только до N ² − 1 таким образом исключая единственную базисную матрицу с ненулевым следом. матрица коэффициентов часвместе с гамильтонианом определяет динамику системы. Матрица час должно быть положительно полуопределенный чтобы убедиться, что уравнение сохраняет следы и является полностью положительным. В антикоммутатор определяется как ${\displaystyle \{a,b\}=ab+ba.}$

Если час_млн все равны нулю, то это сводится к квантовое уравнение Лиувилля для закрытой системы, ${\displaystyle {\dot {\rho }}=-(i/\hbar )[H,\rho ]}$. Это также известно как уравнение фон Неймана и является квантовым аналогом классического Уравнение Лиувилля.

Поскольку матрица час положительно полуопределенный, может быть диагонализованный с унитарное преобразование ты:

${\displaystyle u^{\dagger }hu={\begin{bmatrix}\gamma _{1}&0&\cdots &0\\0&\gamma _{2}&\cdots &0\\\vdots &\vdots &\ddots &\vdots \\0&0&\cdots &\gamma _{N^{2}-1}\end{bmatrix}}}$

где собственные значения γ_я неотрицательны. Если мы определим другой ортонормированный операторный базис

${\displaystyle L_{i}=\sum _{j=1}^{N^{2}-1}u_{ji}A_{j}}$

мы можем переписать уравнение Линдблада в виде диагональ форма

${\displaystyle {\dot {\rho }}=-{i \over \hbar }[H,\rho ]+\sum _{i=1}^{N^{2}-1}\gamma _{i}\left(L_{i}\rho L_{i}^{\dagger }-{\frac {1}{2}}\left\{L_{i}^{\dagger }L_{i},\rho \right\}\right).}$

Новые операторы L_я обычно называются операторами Линдблада или скачками системы.

Квантовая динамическая полугруппа

Карты, созданные линдбладианцем за разное время, в совокупности называются квантовая динамическая полугруппа- семья квантовые динамические карты ${\displaystyle \phi _{t}}$ на пространстве матрицы плотности индексируется одним временным параметром ${\displaystyle t\geq 0}$ которые подчиняются полугруппа свойство

${\displaystyle \phi _{s}(\phi _{t}(\rho ))=\phi _{t+s}(\rho ),\qquad t,s\geq 0.}$

Уравнение Линдблада можно получить следующим образом:

${\displaystyle {\mathcal {L}}(\rho )=\mathrm {lim} _{\Delta t\to 0}{\frac {\phi _{\Delta t}(\rho )-\phi _{0}(\rho )}{\Delta t}}}$

что в силу линейности ${\displaystyle \phi _{t}}$, - линейный супероператор. Полугруппа восстанавливается как

${\displaystyle \phi _{t+s}(\rho )=e^{{\mathcal {L}}s}\phi _{t}(\rho ).}$

Свойства инвариантности

Уравнение Линдблада инвариантно относительно любого унитарного преобразования v операторов и констант Линдблада,

${\displaystyle {\sqrt {\gamma _{i}}}L_{i}\to {\sqrt {\gamma _{i}'}}L_{i}'=\sum _{j=1}^{N^{2}-1}v_{ij}{\sqrt {\gamma _{j}}}L_{j},}$

а также при неоднородном преобразовании

${\displaystyle L_{i}\to L_{i}'=L_{i}+a_{i}I,}$

${\displaystyle H\to H'=H+{\frac {1}{2i}}\sum _{j=1}^{N^{2}-1}\gamma _{j}\left(a_{j}^{*}L_{j}-a_{j}L_{j}^{\dagger }\right)+bI,}$

куда а_я комплексные числа и б является действительным числом, однако первое преобразование нарушает ортонормированность операторов L_я (если все γ_я равны), а второе преобразование уничтожает бесследность. Следовательно, вплоть до вырождений среди γ_я, то L_я диагональной формы уравнения Линдблада однозначно определяются динамикой до тех пор, пока мы требуем, чтобы они были ортонормированными и бесследными.

Картинка Гейзенберга

Эволюция матрицы плотности типа Линдблада в Картина Шредингера можно эквивалентно описать в Картинка Гейзенберга используя следующее (диагонализованное) уравнение движения^{[нужна цитата ]} для каждой квантовой наблюдаемой Икс:

${\displaystyle {\dot {X}}={\frac {i}{\hbar }}[H,X]+\sum _{i=1}^{N^{2}-1}\gamma _{i}\left(L_{i}^{\dagger }XL_{i}-{\frac {1}{2}}\left\{L_{i}^{\dagger }L_{i},X\right\}\right).}$

Подобное уравнение описывает временную эволюцию ожидаемых значений наблюдаемых, задаваемых Теорема Эренфеста В соответствии со свойством сохранения следа уравнения картины Шредингера Линдблада, уравнение картины Гейзенберга имеет вид единый, т.е. сохраняет тождественный оператор.

Физическое происхождение

Основное уравнение Линдблада описывает эволюцию различных типов открытых квантовых систем, например система, слабо связанная с марковским резервуаром.^[1]Обратите внимание, что ЧАС в уравнении нет обязательно равняется гамильтониану затравочной системы, но может также включать эффективную унитарную динамику, возникающую из взаимодействия системы и окружающей среды.

Эвристический вывод, например, в примечаниях Прескилла,^[4] начинается с более общей формы открытой квантовой системы и преобразует ее в форму Линдблада, делая марковское предположение и расширяясь за малое время. Более физически мотивированное стандартное лечение^[5][6] охватывает три распространенных типа выводов линдбладиана, начиная с гамильтониана, действующего как на систему, так и на окружающую среду: предел слабой связи (подробно описанный ниже), приближение низкой плотности и предел сингулярной связи. Каждый из них основан на определенных физических предположениях, касающихся, например, корреляционных функций окружающей среды. Например, при выводе предела слабой связи обычно предполагается, что (а) корреляции системы с окружающей средой развиваются медленно, (б) возбуждения среды, вызванные распадом системы, и (в) члены, которые быстро осциллируют. по сравнению с интересующей системной шкалой времени можно пренебречь. Эти три приближения называются борновской, марковской и вращающейся волной соответственно.^[7]

Вывод предела слабой связи предполагает квантовую систему с конечным числом степеней свободы, связанную с термостатом, содержащим бесконечное число степеней свободы. Система и ванна обладают гамильтонианом, записанным в терминах операторов, действующих только на соответствующем подпространстве полного гильбертова пространства. Эти гамильтонианы управляют внутренней динамикой несвязанной системы и ванны. Существует третий гамильтониан, который содержит произведения операторов системы и ванны, таким образом связывая систему и ванну. Самая общая форма этого гамильтониана:

${\displaystyle H=H_{S}+H_{B}+H_{BS}\,}$

Динамику всей системы можно описать уравнением движения Лиувилля: ${\displaystyle {\dot {\chi }}=-i[H,\chi ]}$. Это уравнение, содержащее бесконечное число степеней свободы, невозможно решить аналитически, за исключением очень частных случаев. Более того, при определенных приближениях нет необходимости учитывать степени свободы ванны, и эффективное главное уравнение может быть получено в терминах матрицы плотности системы, ${\displaystyle \rho =\operatorname {tr} _{B}\chi }$. Проблему легче проанализировать, если перейти к картине взаимодействия, определяемой унитарным преобразованием ${\displaystyle {\tilde {M}}=U_{0}MU_{0}^{\dagger }}$, куда ${\displaystyle M}$ - произвольный оператор, а ${\displaystyle U_{0}=e^{i(H_{S}+H_{B})t}}$. Также обратите внимание, что ${\displaystyle U(t,t_{0})}$- полный унитарный оператор всей системы. Несложно подтвердить, что уравнение Лиувилля принимает вид

${\displaystyle {\dot {\tilde {\chi }}}=-i[{\tilde {H}}_{BS},{\tilde {\chi }}]\,}$

где гамильтониан ${\displaystyle {\tilde {H}}_{BS}=e^{i(H_{S}+H_{B})t}H_{BS}e^{-i(H_{S}+H_{B})t}}$ явно зависит от времени. Также, согласно картинке взаимодействия, ${\displaystyle {\tilde {\chi }}=U_{BS}(t,t_{0})\chi U_{BS}^{\dagger }(t,t_{0})}$, куда ${\displaystyle U_{BS}=U_{0}^{\dagger }U(t,t_{0})}$. Это уравнение можно интегрировать напрямую, чтобы получить

${\displaystyle {\tilde {\chi }}(t)={\tilde {\chi }}(0)-i\int _{0}^{t}dt'[{\tilde {H}}_{BS}(t'),{\tilde {\chi }}(t')]}$

Это неявное уравнение для ${\displaystyle {\tilde {\chi }}}$ можно подставить обратно в уравнение Лиувилля, чтобы получить точное дифференциально-интегральное уравнение

${\displaystyle {\dot {\tilde {\chi }}}=-i[{\tilde {H}}_{BS},{\tilde {\chi }}(0)]-\int _{0}^{t}dt'[{\tilde {H}}_{BS}(t),[{\tilde {H}}_{BS}(t'),{\tilde {\chi }}(t')]]}$

Мы продолжаем вывод, предполагая, что взаимодействие инициируется в ${\displaystyle t=0}$, и в то время нет корреляции между системой и ванной. Это означает, что начальное условие факторизуемо как ${\displaystyle \chi (0)=\rho (0)R_{0}}$, куда ${\displaystyle R_{0}}$ изначально является оператором плотности ванны.

Прослеживая степени свободы ванны, ${\displaystyle \operatorname {tr} _{R}{\tilde {\chi }}={\tilde {\rho }}}$, вышеупомянутого дифференциально-интегрального уравнения дает

${\displaystyle {\dot {\tilde {\rho }}}=-\int _{0}^{t}dt'\operatorname {tr} _{R}\{[{\tilde {H}}_{BS}(t),[{\tilde {H}}_{BS}(t'),{\tilde {\chi }}(t')]]\}}$

Это уравнение является точным для временной динамики матрицы плотности системы, но требует полного знания динамики степеней свободы ванны. Упрощающее допущение, называемое приближением Борна, основывается на большом размере ванны и относительной слабости связи, то есть связь системы с ванной не должна существенно изменять собственные состояния ванны. В этом случае полная матрица плотности может быть разложена на все времена как ${\displaystyle {\tilde {\chi }}(t)={\tilde {\rho }}(t)R_{0}}$. Основное уравнение становится

${\displaystyle {\dot {\tilde {\rho }}}=-\int _{0}^{t}dt'\operatorname {tr} _{R}\{[{\tilde {H}}_{BS}(t),[{\tilde {H}}_{BS}(t'),{\tilde {\rho }}(t')R_{0}]]\}}$

Уравнение теперь явное в системе степеней свободы, но его очень трудно решить. Последним предположением является приближение Борна-Маркова, согласно которому производная по времени матрицы плотности зависит только от ее текущего состояния, а не от ее прошлого. Это предположение справедливо при быстрой динамике ванны, когда корреляции внутри ванны теряются очень быстро и сводятся к замене ${\displaystyle \rho (t')\rightarrow \rho (t)}$ в правой части уравнения.

${\displaystyle {\dot {\tilde {\rho }}}=-\int _{0}^{t}dt'\operatorname {tr} _{R}\{[{\tilde {H}}_{BS}(t),[{\tilde {H}}_{BS}(t'),{\tilde {\rho }}(t)R_{0}]]\}}$

Если предположить, что гамильтониан взаимодействия имеет вид

${\displaystyle H_{BS}=\sum \alpha _{i}\Gamma _{i}}$

для системных операторов ${\displaystyle \alpha _{i}}$ и банные операторы ${\displaystyle \Gamma _{i}}$, главное уравнение принимает вид

${\displaystyle {\dot {\tilde {\rho }}}=-\sum \int _{0}^{t}dt'\operatorname {tr} _{R}\{[\alpha _{i}(t)\Gamma _{i}(t),[\alpha _{j}(t')\Gamma _{j}(t'),{\tilde {\rho }}(t)R_{0}]]\}}$

который может быть расширен как

${\displaystyle {\dot {\tilde {\rho }}}=-\sum \int _{0}^{t}dt'\left(\alpha _{i}(t)\alpha _{j}(t')\rho -\alpha _{j}(t')\rho (t)\alpha _{i}(t)\right)\langle \Gamma _{i}(t)\Gamma _{j}(t')\rangle +\left(\rho (t)\alpha _{j}(t')\alpha _{i}(t)-\alpha _{i}(t)\rho (t)\alpha _{j}(t')\right)\langle \Gamma _{j}(t')\Gamma _{i}(t)\rangle }$

Ожидаемые значения ${\displaystyle \langle \Gamma _{i}\Gamma _{j}\rangle =\operatorname {tr} \{\Gamma _{i}\Gamma _{j}R_{0}\}}$ относительно степеней свободы ванны, предполагая быстрое затухание этих корреляций (в идеале ${\displaystyle \langle \Gamma _{i}(t)\Gamma _{j}(t')\rangle \propto \delta (t-t')}$) достигается вышеуказанная форма супероператора Линдблада L.

Примеры

Для одного оператор перехода ${\displaystyle F}$ и никакой унитарной эволюции, Линдблад супероператор, действуя на матрица плотности ${\displaystyle \rho }$, является

${\displaystyle {\mathcal {D}}[F](\rho )=F\rho F^{\dagger }-{\frac {1}{2}}\left(F^{\dagger }F\rho +\rho F^{\dagger }F\right)}$

Такой член регулярно встречается в уравнении Линдблада, которое используется в квантовая оптика, где он может выражать поглощение или испускание фотонов из резервуара. Если кто-то хочет иметь и поглощение, и излучение, для каждого потребуется оператор перехода. Это приводит к наиболее распространенному уравнению Линдблада, описывающему затухание квантовый гармонический осциллятор (представляющий, например, Полость Фабри – Перо ) в сочетании с термальная ванна, с операторами перехода

${\displaystyle {\begin{aligned}F_{1}&=a,&\gamma _{1}&={\tfrac {\gamma }{2}}\left({\overline {n}}+1\right),\\F_{2}&=a^{\dagger },&\gamma _{2}&={\tfrac {\gamma }{2}}{\overline {n}}.\end{aligned}}}$

Здесь ${\displaystyle {\overline {n}}}$ - среднее число возбуждений в резервуаре, затухающих осциллятор, и γ скорость распада. Если мы также добавим дополнительную унитарную эволюцию, порожденную квантовый гармонический осциллятор Гамильтониан с частотой ${\displaystyle \omega _{c}}$, мы получаем

${\displaystyle {\dot {\rho }}=-i[\omega _{c}a^{\dagger }a,\rho ]+{\mathcal {D}}[F_{1}](\rho )+{\mathcal {D}}[F_{2}](\rho ).}$

Дополнительные операторы Линдблада могут быть включены для моделирования различных форм дефазировки и колебательной релаксации. Эти методы были включены в сеточные матрица плотности методы размножения.

Смотрите также

• Квантовое главное уравнение
• Уравнение Редфилда
• Открытая квантовая система
• Метод квантового скачка

Рекомендации

1. Брейер, Хайнц-Петер; Петруччоне, Ф. (2002). Теория открытых квантовых систем. Издательство Оксфордского университета. ISBN  978-0-1985-2063-4.
2. Вайнберг, Стивен (2014). «Квантовая механика без векторов состояния». Phys. Ред. А. 90: 042102. arXiv:1405.3483. Дои:10.1103 / PhysRevA.90.042102.
3. Манзано, Даниэль (2020). «Краткое введение в основное уравнение Линдблада». Продвижение AIP. 10: 025106. arXiv:1906.04478. Дои:10.1063/1.5115323.
4. Прескилл, Джон. Конспект лекций по квантовым вычислениям, Ph219 / CS219 (PDF).
5. Алики, Роберт; Ленди, Карл (2007). Квантовые динамические полугруппы и приложения. Springer. Дои:10.1007 / b11976790.
6. Кармайкл, Ховард. Подход открытых систем к квантовой оптике. Springer Verlag, 1991 г.
7. Этот абзац был адаптирован из Альберт, Виктор В. "Линдбладианы с множественными установившимися состояниями: теория и приложения". arXiv:1802.00010.

• Хрущинский, Дариуш; Паскацио, Саверио. «Краткая история уравнения ГКЛС». arXiv:1710.05993.
• Косаковский, А. (1972). «О квантовой статистической механике негамильтоновых систем». Rep. Math. Phys. 3 (4): 247. Bibcode:1972РпМП .... 3..247К. Дои:10.1016/0034-4877(72)90010-9.
• Белавин, А.А .; Зельдович, Б. Я .; Переломов, А.М .; Попов, В. (1969). «Релаксация квантовых систем с эквидистантными спектрами». ЖЭТФ. 29: 145. Bibcode:1969JETP ... 29..145B.
• Линдблад, Г. (1976). «О генераторах квантовых динамических полугрупп». Commun. Математика. Phys. 48 (2): 119. Bibcode:1976CMaPh..48..119L. Дои:10.1007 / BF01608499.
• Горини, В .; Косаковский, А .; Сударшан, E.C.G. (1976). «Вполне положительные полугруппы N-уровневых систем». J. Math. Phys. 17 (5): 821. Bibcode:1976JMP .... 17..821G. Дои:10.1063/1.522979.
• Банки, т .; Сасскинд, Л .; Пескин, М.Е. (1984). «Трудности эволюции чистых состояний в смешанные». Ядерная физика B. 244: 125–134. Bibcode:1984НуФБ.244..125Б. Дои:10.1016/0550-3213(84)90184-6.
• Аккарди, Луиджи; Лу, Юнь Ган; Волович, И. (2002). Квантовая теория и ее стохастический предел. Нью-Йорк: Springer Verlag. ISBN  978-3-5404-1928-0.
• Алики, Роберт. «Приглашение в квантовые динамические полугруппы». arXiv:Quant-ph / 0205188.
• Алики, Роберт; Ленди, Карл (1987). Квантовые динамические полугруппы и приложения. Берлин: Springer Verlag. ISBN  978-0-3871-8276-6.
• Атталь, Стефан; Джой, Ален; Пилле, Клод-Ален (2006). Открытые квантовые системы II: марковский подход. Springer. ISBN  978-3-5403-0992-5.
• Gardiner, C.W .; Золлер, Петр (2010). Квантовый шум. Серия Спрингера в синергетике (3-е изд.). Берлин Гейдельберг: Springer-Verlag. ISBN  978-3-642-06094-6.
• Ингарден, Роман С .; Косаковский, А .; Охя, М. (1997). Информационная динамика и открытые системы: классический и квантовый подход. Нью-Йорк: Springer Verlag. ISBN  978-0-7923-4473-5.
• Линдблад, Г. (1983). Неравновесная энтропия и необратимость. Дордрехт: Дельта Рейдел. ISBN  1-4020-0320-X.; Comm. Математика. Phys. 48 (1976), 119-130. онлайн
• Тарасов, Василий Е. (2008). Квантовая механика негамильтоновых и диссипативных систем.. Амстердам, Бостон, Лондон, Нью-Йорк: Elsevier Science. ISBN  978-0-0805-5971-1.
• Перл, П. (2012). «Простой вывод уравнения Линдблада». Европейский журнал физики, 33(4), 805.

внешняя ссылка

• Набор инструментов квантовой оптики для Matlab
• mcsolve Решатель квантового скачка (Монте-Карло) от QuTiP.
• QuantumOptics.jl набор инструментов квантовой оптики в Julia.
• Основное уравнение Линдблада