Iloczyn tensorowy przestrzeni Hilberta

Iloczyn tensorowy przestrzeni Hilberta ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}}$ i ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{2}}$ – przestrzeń Hilberta, utworzona z iloczynu tensorowego przestrzeni ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}}$ i ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{2}}$ traktowanych jako przestrzenie liniowe, z odpowiednio zdefiniowanym iloczynem skalarnym.

Definicja iloczynu tensorowego przestrzeni Hilberta

Iloczynem tensorowym ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}\otimes {\mathcal {H}}_{2}}$ przestrzeni Hilberta ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}}$ i ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{2}}$ nazywa się przestrzeń Hilberta, taką że:

(1) bazę przestrzeni stanowi zbiór wektorów

${\displaystyle \left\{e_{1}\otimes e_{2}\colon \,\,e_{1}\in {\mathcal {E}}_{1},e_{2}\in {\mathcal {E}}_{2}\right\},}$

gdzie:

${\displaystyle {\mathcal {E}}_{1}}$ i ${\displaystyle {\mathcal {E}}_{2}}$ – bazy ortonormalne odpowiednio w przestrzeni ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}}$ i ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{2},}$

${\displaystyle e_{1}\otimes e_{2}}$ – Iloczyn Kroneckera wektorów baz ${\displaystyle e_{1}}$ i ${\displaystyle e_{2}.}$

(2) iloczyn skalarny w tej przestrzeni jest zdefiniowany następująco:

jeżeli ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}}$ i ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{2}}$ są przestrzeniami Hilberta z iloczynami skalarnymi, odpowiednio, ${\displaystyle \langle \cdot |\cdot \rangle _{1}}$ i ${\displaystyle \langle \cdot |\cdot \rangle _{2},}$ to iloczyn skalarny w przestrzeni ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}\otimes {\mathcal {H}}_{2}}$ definiuje wzór

${\displaystyle \langle \phi _{1}\otimes \phi _{2}|\psi _{1}\otimes \psi _{2}\rangle =\langle \phi _{1}|\psi _{1}\rangle _{1}\,\langle \phi _{2}|\psi _{2}\rangle _{2},}$

gdzie:

${\displaystyle \phi _{1},\psi _{1}\in {\mathcal {H}}_{1},\,\,\,\phi _{2},\psi _{2}\in {\mathcal {H}}_{2}.}$

Ponieważ iloczyn tensorowy przestrzeni Hilberta oznacza się takim samym symbolem, jak iloczyn tensorowy przestrzeni liniowych ${\displaystyle (\otimes )}$ typ iloczynu wynika z kontekstu:

• przestrzenie liniowe, do których należą również przestrzenie Hilberta, mogą nie mieć zadanego iloczynu skalarnego; wówczas ich iloczyn tensorowy jest po prostu przestrzenią liniową, o bazie zadanej jak wyżej;
• iloczyn tensorowy przestrzeni Hilberta ma dodatkową strukturę, zadaną przez definicję iloczynu skalarnego; wówczas ich iloczyn tensorowy jest przestrzenią unitarną.

Własności

(1) Iloczyn tensorowy ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}\otimes {\mathcal {H}}_{2}}$ jest przestrzenią Hilberta ${\displaystyle {\mathcal {H}}}$ o wymiarze równym iloczynowi wymiarów przestrzeni ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}}$ i ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{2}.}$

(2) W iloczynie tensorowym przestrzeni Hilberta występują wektory, których nie da się przedstawić w postaci iloczynu tensorowego wektorów składowych ${\displaystyle \varphi _{1}(i)\otimes \phi _{2}(j),}$ takich że ${\displaystyle \phi _{1}(i)\in {\mathcal {H}}_{1}}$ i ${\displaystyle \phi _{2}(j)\in {\mathcal {H}}_{2},}$ ale które są w ogólności dowolnymi kombinacjami liniowymi takich wektorów, tj. ${\displaystyle \sum _{i,j}a_{ij}\,\varphi _{1}(i)\otimes \psi _{2}(j).}$ Przykłady takich wektorów podano w Przykładzie 2.

Przykład 1: Iloczyn tensorowy przestrzeni 2-wymiarowych

Rozważmy dwie przestrzenie Hilberta (w przedstawionych przykładach do oznaczenia wektorów przestrzeni Hilberta użyto notacji Diraca):

${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}}$ z bazą ${\displaystyle \{|0\rangle _{1},|1\rangle _{1}\},}$

${\displaystyle {\mathcal {H}}_{2}}$ z bazą ${\displaystyle \{|0\rangle _{2},|1\rangle _{2}\}.}$

Iloczyn tensorowy ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}\otimes {\mathcal {H}}_{2}}$ tych przestrzeni jest przestrzenią Hilberta ${\displaystyle {\mathcal {H}}}$ o wymiarze równym ${\displaystyle 4,}$ przy czym bazę tworzą iloczyny tensorowe wektorów bazowych przestrzeni ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}}$ przez wektory bazowe przestrzeni ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{2}{:}}$

${\displaystyle \{|0\rangle _{1}\otimes |0\rangle _{2},|0\rangle _{1}\otimes |1\rangle _{2},|1\rangle _{1}\otimes |0\rangle _{2},|1\rangle _{1}\otimes |1\rangle _{2}\}.}$

Jeżeli wektory bazy przedstawimy w bazie standardowej, jako ortonormalne kety

${\displaystyle |0\rangle _{1}={\begin{bmatrix}1\\0\end{bmatrix}}_{1},}$ ${\displaystyle |1\rangle _{1}={\begin{bmatrix}0\\1\end{bmatrix}}_{1}}$

oraz

${\displaystyle |0\rangle _{2}={\begin{bmatrix}1\\0\end{bmatrix}}_{2},}$ ${\displaystyle |1\rangle _{2}={\begin{bmatrix}0\\1\end{bmatrix}}_{2}}$

wówczas ich iloczyny tensorowe (iloczyny Kroneckera) to:

${\displaystyle |0\rangle _{1}\otimes |0\rangle _{2}={\begin{bmatrix}1\\0\end{bmatrix}}_{1}\otimes {\begin{bmatrix}1\\0\end{bmatrix}}_{2}={\begin{bmatrix}1\cdot {\begin{bmatrix}1\\0\end{bmatrix}}_{2}\\0\cdot {\begin{bmatrix}1\\0\end{bmatrix}}_{2}\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}1\\0\\0\\0\end{bmatrix}},}$

${\displaystyle |0\rangle _{1}\otimes |1\rangle _{2}={\begin{bmatrix}1\\0\end{bmatrix}}_{1}\otimes {\begin{bmatrix}0\\1\end{bmatrix}}_{2}={\begin{bmatrix}1\cdot {\begin{bmatrix}0\\1\end{bmatrix}}_{2}\\0\cdot {\begin{bmatrix}0\\1\end{bmatrix}}_{2}\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}0\\1\\0\\0\end{bmatrix}},}$

${\displaystyle |1\rangle _{1}\otimes |0\rangle _{2}={\begin{bmatrix}0\\1\end{bmatrix}}_{1}\otimes {\begin{bmatrix}1\\0\end{bmatrix}}_{2}={\begin{bmatrix}0\cdot {\begin{bmatrix}1\\0\end{bmatrix}}_{2}\\1\cdot {\begin{bmatrix}1\\0\end{bmatrix}}_{2}\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}0\\0\\1\\0\end{bmatrix}},}$

${\displaystyle |1\rangle _{1}\otimes |1\rangle _{2}={\begin{bmatrix}0\\1\end{bmatrix}}_{1}\otimes {\begin{bmatrix}0\\1\end{bmatrix}}_{2}={\begin{bmatrix}0\cdot {\begin{bmatrix}0\\1\end{bmatrix}}_{2}\\1\cdot {\begin{bmatrix}0\\1\end{bmatrix}}_{2}\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}0\\0\\0\\1\end{bmatrix}}.}$

Widać, że iloczyny tensorowe ketów ${\displaystyle |0\rangle }$ i ${\displaystyle |1\rangle }$ (tj. wektorów kolumnowych o 2 współrzędnych) tworzą kety o 4 współrzędnych. Powyższe wektory są unormowane do jedności i wzajemnie ortogonalne, dlatego tworzą bazę ortonormalną 4-wymiarowej przestrzeni Hilberta ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}\otimes {\mathcal {H}}_{2}.}$ Iloczyny tensorowe wektorów bra bazy (reprezentowane przez wektory wierszowe) utworzyłyby oczywiście wektory bra o 4 współrzędnych. Gdyby natomiast wektory bazy przestrzeni ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}}$ zapisać w postaci wektorów ket (kolumnowych), a wektory bazy przestrzeni ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{2}}$ w postaci wektorów bra (wierszowych), to iloczyn tensorowy wektorów baz tworzących bazę przestrzeni ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}\otimes {\mathcal {H}}_{2}}$ miałby postać macierzy 2 × 2. Jeżeli np. wektory bazy przedstawimy w bazie standardowej, jako kety:

${\displaystyle |0\rangle _{1}={\begin{bmatrix}1\\0\end{bmatrix}}_{1},}$ ${\displaystyle |1\rangle _{1}={\begin{bmatrix}0\\1\end{bmatrix}}_{1}}$

oraz bra

${\displaystyle \langle 0|_{2}={\begin{bmatrix}1,0\end{bmatrix}}_{2},}$ ${\displaystyle \langle 1|_{2}={\begin{bmatrix}0,1\end{bmatrix}}_{2},}$

wtedy otrzymamy iloczyny diadyczne (zwane również iloczynami zewnętrznymi):

${\displaystyle |0\rangle _{1}\otimes \langle 0|_{2}={\begin{bmatrix}1\\0\end{bmatrix}}_{1}\otimes {\begin{bmatrix}1&0\end{bmatrix}}_{2}={\begin{bmatrix}1&0\\0&0\end{bmatrix}},}$

${\displaystyle |0\rangle _{1}\otimes \langle 1|_{2}={\begin{bmatrix}1\\0\end{bmatrix}}_{1}\otimes {\begin{bmatrix}0&1\end{bmatrix}}_{2}={\begin{bmatrix}0&1\\0&0\end{bmatrix}},}$

${\displaystyle |1\rangle _{1}\otimes \langle 0|_{2}={\begin{bmatrix}0\\1\end{bmatrix}}_{1}\otimes {\begin{bmatrix}1&0\end{bmatrix}}_{2}={\begin{bmatrix}0&0\\1&0\end{bmatrix}},}$

${\displaystyle |1\rangle _{1}\otimes \langle 1|_{2}={\begin{bmatrix}0\\1\end{bmatrix}}_{1}\otimes {\begin{bmatrix}0&1\end{bmatrix}}_{2}={\begin{bmatrix}0&0\\0&1\end{bmatrix}}.}$

Z powyższego widać, że możliwe są różne reprezentacje wektorów baz rozważanych przestrzeni.

Przykład 2: Stan splątany 2 cząstek

Załóżmy, że mamy dwie cząstki opisane stanami:

${\displaystyle |\psi \rangle _{1}=a|0\rangle _{1}+b|1\rangle _{1},}$

${\displaystyle |\phi \rangle _{2}=c|0\rangle _{2}+d|1\rangle _{2}.}$

Stany te należą do różnych przestrzeni Hilberta ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}}$ i ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{2}}$ ponieważ dotyczą różnych cząstek. Iloczyn tensorowy powyższych stanów ma postać:

${\displaystyle |\psi \rangle _{1}\otimes |\phi \rangle _{2}=(a|0\rangle _{1}+b|1\rangle _{1})\otimes (c|0\rangle _{2}+d|1\rangle _{2}),}$

czyli (pomijając symbol iloczynu tensorowego po prawej stronie równania):

${\displaystyle |\psi \rangle _{1}\otimes |\phi \rangle _{2}=ac\,|0\rangle _{1}|0\rangle _{2}+ad\,|0\rangle _{1}|1\rangle _{2}+bc\,|1\rangle _{1}|0\rangle _{2}+bd\,|1\rangle _{1}|1\rangle _{2}.}$

Jednak najbardziej ogólny stan powyższych cząstek zwany stanem splątanym, nie da się sprowadzić do powyższego iloczynu tensorowego. Ma postać dowolnej kombinacji liniowej wektorów bazowych, tj.

${\displaystyle |\xi \rangle _{12}=\alpha \,|0\rangle _{1}|0\rangle _{2}+\beta \,|0\rangle _{1}|1\rangle _{2}+\gamma \,|1\rangle _{1}|0\rangle _{2}+\delta \,|1\rangle _{1}|1\rangle _{2},}$

gdzie:

${\displaystyle \alpha \neq ac}$ lub ${\displaystyle \beta \neq ad}$ lub ${\displaystyle \gamma \neq bc}$ lub ${\displaystyle \delta \neq bd,}$ zachowując jednak warunek normalizacji tj. ${\displaystyle |\alpha |^{2}+|\beta |^{2}+|\gamma |^{2}+|\delta |^{2}=1.}$

Na przykład dla stanów stanowiących równomierną superpozycję standardowych wektorów bazowych (stany takie można otrzymać za pomocą unitarnej transformacji Hadamarda):

${\displaystyle |+\rangle _{1}={\frac {1}{\sqrt {2}}}(|0\rangle _{1}+|1\rangle _{1}),}$ ${\displaystyle |-\rangle _{2}={\frac {1}{\sqrt {2}}}(|0\rangle _{2}-|1\rangle _{2})}$

iloczyn tensorowy ma postać:

${\displaystyle |+\rangle _{1}\otimes |-\rangle _{2}={\frac {1}{2}}(|0\rangle _{1}|0\rangle _{2}-|0\rangle _{1}|1\rangle _{2}+|1\rangle _{1}|0\rangle _{2}-|1\rangle _{1}|1\rangle _{2}),}$

natomiast stan splątany może mieć dowolne (znormalizowane) współczynniki, np.:

${\displaystyle |\xi \rangle _{12}=i{\frac {1}{\sqrt {3}}}|0\rangle _{1}|0\rangle _{2}+{\frac {1+i}{\sqrt {12}}}|0\rangle _{1}|1\rangle _{2}+{\sqrt {\frac {6}{12}}}|1\rangle _{1}|1\rangle _{2},}$

(gdzie ${\displaystyle \gamma =0}$). W sensie matematycznym stany kwantowe stanowią surjektywną izometrię wektorów bazowych; stan kwantowy może nie zawierać wszystkich wektorów bazowych, jednak musi być znormalizowany. Cztery poniższe stany splątane zwane „stanami Bell’a” tworzą na przykład maksymalnie splątaną bazę czterowymiarowej przestrzeni Hilberta dwóch kubitów:

${\displaystyle |\phi ^{+}\rangle _{12}={\frac {1}{\sqrt {2}}}(|0\rangle _{1}|0\rangle _{2}+|1\rangle _{1}|1\rangle _{2}),}$

${\displaystyle |\phi ^{-}\rangle _{12}={\frac {1}{\sqrt {2}}}(|0\rangle _{1}|0\rangle _{2}-|1\rangle _{1}|1\rangle _{2}),}$

${\displaystyle |\psi ^{+}\rangle _{12}={\frac {1}{\sqrt {2}}}(|0\rangle _{1}|1\rangle _{2}+|1\rangle _{1}|0\rangle _{2}),}$

${\displaystyle |\psi ^{-}\rangle _{12}={\frac {1}{\sqrt {2}}}(|0\rangle _{1}|1\rangle _{2}-|1\rangle _{1}|0\rangle _{2}).}$

Stany splątane należą do iloczynu tensorowego ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}\otimes {\mathcal {H}}_{2}}$ przestrzeni Hilberta ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}}$ i ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{2},}$ jednak nie da się ich otrzymać poprzez tensorowe mnożenie stanu należącego do przestrzeni ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}}$ i stanu należącego do przestrzeni ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{2}.}$ Stany splątane są więc stanami szczególnymi. Z racji swoich niezwykłych własności wykorzystuje się je m.in. w komputerach kwantowych, przewyższających szybkością obliczeń powszechne dotąd komputery klasyczne.

Przykład 3: Obliczanie iloczynu skalarnego

Jeżeli dane są dwa stany ${\displaystyle |\psi \rangle _{1}}$ i ${\displaystyle |\phi \rangle _{2}}$ należące odpowiednio do przestrzeni Hilberta ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}}$ i ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{2},}$ takie że

${\displaystyle |\psi \rangle _{1}=a|0\rangle _{1}+b|1\rangle _{1},}$

${\displaystyle |\phi \rangle _{2}=c|0\rangle _{2}+d|1\rangle _{2},}$

to ich iloczyn tensorowy ma postać (por. Przykład 2):

${\displaystyle |\psi \rangle _{1}\otimes |\phi \rangle _{2}=ac\,|0\rangle _{1}|0\rangle _{2}+ad\,|0\rangle _{1}|1\rangle _{2}+bc\,|1\rangle _{1}|0\rangle _{2}+bd\,|1\rangle _{1}|1\rangle _{2}.}$

Iloczyn skalarny powyższego wektora oblicza się licząc iloczyny skalarne wektorów należących do tej samych przestrzeni Hilberta ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{1}}$ lub ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{2},}$ tj.:

${\displaystyle \langle \psi |_{1}\otimes \langle \phi |_{2}|\psi \rangle _{1}\otimes |\phi \rangle _{2}=\langle \psi |\psi \rangle _{1}\otimes \langle \phi |\phi \rangle _{2}=\cdots =(|a|^{2}+|b|^{2})(|c|^{2}+|d|^{2}).}$

Przykład 4: Iloczyn tensorowy przestrzeni L²

Jeżeli ${\displaystyle \mu }$ i ${\displaystyle \nu }$ są miarami σ-skończonymi, to istnieje dokładnie jeden taki izomorfizm iloczynu tensorowego

${\displaystyle L^{2}(\mu )\otimes L^{2}(\nu )}$

na przestrzeń

${\displaystyle L^{2}(\mu \otimes \nu ),}$

że ${\displaystyle f\otimes g\mapsto fg.}$ Symbol ${\displaystyle \mu \otimes \nu }$ oznacza miarę produktową miar ${\displaystyle \mu }$ i ${\displaystyle \nu .}$

W przypadku, gdy zbiór ${\displaystyle A}$ jest dowolnym zbiorem oraz ${\displaystyle \mu }$ jest miarą liczącą na ${\displaystyle A,}$ to

${\displaystyle L^{2}(\mu )=\ell ^{2}(A)}$

Jeżeli zbiór ${\displaystyle A}$ jest nieprzeliczalny, to miara ${\displaystyle \mu }$ nie jest σ-skończona. Pomimo tego, nawet w przypadku, gdy któryś ze zbiorów ${\displaystyle A}$ lub ${\displaystyle B}$ jest nieprzeliczalny, iloczyn tensorowy

${\displaystyle \ell ^{2}(A)\otimes \ell ^{2}(B)}$

jest izometryczny z przestrzenią

${\displaystyle \ell ^{2}(A\times B).}$

Zobacz też

• iloczyn tensorowy przestrzeni liniowych
• iloczyn tensorowy operatorów nieograniczonych
• iloczyn tensorowy operatorów ograniczonych

Bibliografia

• Joachim Weidmann: Linear operators in Hilbert spaces. Springer, 1980, s. 47–49, seria: Graduate Texts in Mathematics. ISBN 978-0387904276. (ang.)
• Svante Janson: Gaussian Hilbert spaces. Cambridge: Cambridge University Press, 1997, s. 318, seria: Cambridge Tracts in Mathematics. 129. ISBN 978-0-521-56128-0. (ang.)
• Michael Reed, Barry Simon: Methods of Modern Mathematical Physics, Vol. 1: Functional Analysis. Berlin: Academic Press, 1980, s. 50. ISBN 978-0-12-585050-6. (ang.)
• Guściora H., Sadowski M., Repetytorium z algebry liniowej, PWN, Warszawa 1979.
• Claude Cohen-Tannoudji, Bernard Diu, Frank Laloe, Quantum Mechanics 2, Wiley J., 2006, ISBN 978-0471569527.