量子计算基础整理(上)

量子计算基础整理

目录

  • 量子计算基础整理
    • 写在前面
    • 量子力学基础
      • 量子的四个特性
      • 量子态的描述
        • 定义
        • 状态演化
      • 叠加态与测量
      • 相态,纯态和混合态
      • 混合态的表示
      • 可观测量与量子观测
      • 复合系统与联合测量
        • 张量积
        • 复合系统的状态演化

写在前面

年间本来是计划玩电动的,突然觉得有一点点索然无味。遂整理一下先前看过的《量子计算与编程入门》一书的一些知识点,算是读书笔记。

本文的知识点较为简单,主要分为以下两个部分:

  1. 量子力学基础理论
  2. 量子程序

量子力学部分主要为搭建一个电路所需要的最基础的知识点,量子程序也同样如此。

本人并没有量子力学的基础,但量子计算机关注的重点是计算机,而非量子。若对线性代数或矩阵论的内容较为熟悉,应该没有特别大的困难。

量子力学基础

量子的四个特性

”量子态就是一个微观粒子的状态。“

而由薛定谔方程,可以得到量子的第一个特性——一定会遇到不可分割的最小单位,这种最小单位统称为量子。
− ℏ 2 2 μ ∇ 2 Ψ + U Ψ = E Ψ -\frac{\hbar^2}{2\mu}\nabla^2\Psi+U\Psi=E\Psi 2μ22Ψ+UΨ=EΨ

“量子化的属性有很多种,这里优先考虑一种——能量。”

能量的量子化的表现形式为能级

当我们谈到能级,就可以引出量子的第二个特性——跃迁

《量子计算与编程入门》一书中对于这两个特性举了一个例子:把一层楼比作量子,对于量子而言,能级就如同拆掉楼梯和电梯的楼层一样,人们只能位于楼层中的某一层,而不能处于两个楼层的中间某个状态(能级)。

但这样并不代表我们没办法上下楼了,相反,如果我们需要上楼的话,我们可以直接超级跳跳上去(跃迁):)

量子的第三个特性——量子叠加性的例子就非常有名了,那就是我们非常熟悉的薛定谔的猫。即当我们不去观测的时候,猫会处于生与死的叠加态。在我们先前的例子中,如果我们不去观测,每栋楼里的每个人同时存在于所有楼层。

PS:虽然量子有叠加性,但随观测次数的增加,会趋于一个稳定的结果(大数定律)。而宏观物体内的粒子数量非常庞大,所以宏观物体——大量粒子的集合体是绝无可能存在叠加性的。

“薛定谔宣称,不打开盒子,猫就处于生和死的’叠加态‘,又称‘当我们打开盒子,经过了我们的观察,猫就会坍缩到一个确定的生、死状态上’。”

得到这个态的概率是叠加态和测量态的内积的平方,且测量后叠加态就会坍缩到这个确定的态上。

这里便是量子的第四个特性——“测量与坍缩假设”。对于一个叠加态,测量的结果一定是量子化后确定、分立的态中的一个。

量子态的描述

下面就是各种矩阵运算了。

定义

量子态可以用线代中的向量描述,量子态的向量称为态矢,可以分为左矢(ket)与右矢(bra)。
右矢: ∣ ψ ⟩ = [ c 1 , c 2 , . . . , c n ] T |\psi\rangle=[c_1,c_2,...,c_n]^T ψ=[c1,c2,...,cn]T
左矢: ⟨ ψ ∣ = [ c 1 ∗ , c 2 ∗ , . . . , c n ∗ ] \langle\psi|=[c_1^*,c_2^*,...,c_n^*] ψ=[c1,c2,...,cn]
这样的组合就可以描述一个量子态,其中每一个分量都是复数,T表示转置,如果左右矢在括号内的描述相同,那么称为这两个矢量互为转置共轭。

有了量子态的矩阵表示,我们就可以定义内外积啦。

假设两个量子态矩阵(坐标)表示如下
∣ α ⟩ = [ a 1 , a 2 , . . . , a n ] T |\alpha\rangle=[a_1,a_2,...,a_n]^T α=[a1,a2,...,an]T
∣ β ⟩ = [ b 1 , b 2 , . . . , b n ] T |\beta\rangle=[b_1,b_2,...,b_n]^T β=[b1,b2,...,bn]T
那么内积就可以定义为
⟨ α ∣ β ⟩ = ∑ i = 1 n a i ∗ b i \langle\alpha|\beta\rangle=\sum_{i=1}^{n}a_i*b_i αβ=i=1naibi
外积就可以定义为
∣ α ⟩ ⟨ β ∣ = [ a i b i ∗ ] n × n |\alpha\rangle\langle\beta|=[a_ib_i^*]_{n\times{n}} αβ=[aibi]n×n
表示这是一个 nxn 的矩阵

同时,对于二能级量子,能量较高的称为激发态(excited state)记为
∣ e ⟩ = ∣ 1 ⟩ = [ 1 0 ] o r ⟨ e ∣ = ⟨ 1 ∣ = [ 1 0 ] |e\rangle=|1\rangle= \left[ \begin{matrix} 1 \\ 0 \end{matrix} \right] or \langle e|=\langle 1|= \left[ \begin{matrix} 1 & 0 \end{matrix} \right] e=1=[10]ore=1=[10]
能量较低的称为基态(ground state)记为

∣ g ⟩ = ∣ 0 ⟩ = [ 0 1 ] o r ⟨ g ∣ = ⟨ 0 ∣ = [ 0 1 ] |g\rangle= |0\rangle= \left[ \begin{matrix} 0 \\ 1 \end{matrix} \right] or \langle g|= \langle 0|= \left[ \begin{matrix} 0 & 1 \end{matrix} \right] g=0=[01]org=0=[01]

为了与经典的比特进行类比,通常我们称激发态与基态为量子比特(qubit)。

此时,任意叠加态可以写作激发态与基态量子比特的线性组合
∣ ψ ⟩ = α ∣ 0 ⟩ + β ∣ 1 ⟩ |\psi\rangle=\alpha|0\rangle+\beta|1\rangle ψ=α0+β1
并满足归一化条件
∣ α ∣ 2 + ∣ β ∣ 2 = 1 |\alpha|^2+|\beta|^2=1 α2+β2=1

状态演化

假设封闭的量子系统演化由与时刻 t 1 t_1 t1 t 2 t_2 t2酉变换 U U U描述。那么在 t 1 t_1 t1 t 2 t_2 t2时刻的量子态 ∣ ψ ⟩ |\psi\rangle ψ满足

∣ ψ 2 ⟩ = U ∣ ψ 1 ⟩ |\psi_2\rangle=U|\psi_1\rangle ψ2=Uψ1

且满足
U U † = I UU^\dagger=I UU=I
U † U^\dagger U表示对 U U U取转置共轭,由此可知 U U U是可逆矩阵,酉变换也是一个可逆变换。

在量子计算中,酉矩阵也被称为量子门(类比逻辑门)

这里给大家介绍一下Pauli矩阵,Pauli矩阵就是一组量子门

σ 0 ≡ I ≡ [ 1 0 0 1 ] , σ 1 ≡ σ x ≡ X ≡ [ 0 1 1 0 ] \sigma_0\equiv I\equiv\left[ \begin{matrix} 1 & 0 \\ 0 & 1 \end{matrix} \right] , \sigma_1\equiv\sigma_x\equiv X\equiv\left[ \begin{matrix} 0 & 1 \\ 1 & 0 \end{matrix} \right] σ0I[1001],σ1σxX[0110]
σ 2 ≡ σ y ≡ Y ≡ [ 0 1 1 0 ] , σ 3 ≡ σ z ≡ Z ≡ [ 1 0 0 − 1 ] \sigma_2\equiv \sigma_y\equiv Y\equiv\left[ \begin{matrix} 0 & 1 \\ 1 & 0 \end{matrix} \right] , \sigma_3\equiv\sigma_z\equiv Z\equiv\left[ \begin{matrix} 1 & 0 \\ 0 & -1 \end{matrix} \right] σ2σyY[0110],σ3σzZ[1001]

其中X门对于任意量子态
X ∣ ψ ⟩ = [ 0 1 1 0 ] [ α β ] = [ β α ] = β ∣ 0 ⟩ + α ∣ 1 ⟩ X|\psi\rangle= \left[ \begin{matrix} 0 & 1 \\ 1 & 0 \end{matrix} \right] \left[ \begin{matrix} \alpha \\ \beta \end{matrix} \right]= \left[ \begin{matrix} \beta \\ \alpha \end{matrix} \right]= \beta|0\rangle+\alpha|1\rangle Xψ=[0110][αβ]=[βα]=β0+α1
所以X门也叫量子非门(quantum NOT gate)

叠加态与测量

上述的两个矢量可以构成一个二维空间的基。任何一个态都可以写为这两个基在复数空间上的线性组合
∣ ψ ⟩ = a ∣ 0 ⟩ + b e i θ ∣ 1 ⟩ |\psi\rangle=a|0\rangle+be^{i\theta}|1\rangle ψ=a0+beiθ1
a a a. b b b为满足归一化的实数; e i θ e^{i\theta} eiθ表示模为1、幅角为 θ \theta θ的复数(欧拉公式)。

测量的定义为将量子态 ∣ ψ ⟩ |\psi\rangle ψ投影到另一个态 ∣ γ ⟩ |\gamma\rangle γ上。获得这个态的 ∣ γ ⟩ |\gamma\rangle γ概率是它们内积的平方,即
P γ = ∣ ⟨ ψ ∣ γ ⟩ ∣ 2 P_{\gamma}=|\langle\psi|\gamma\rangle|^2 Pγ=ψγ2
其他概率下会将量子态投影到它的正交态上(由于没能投影到态 ∣ γ ⟩ |\gamma\rangle γ,故只能投影到与 ∣ γ ⟩ |\gamma\rangle γ不构成线性相关的态上)。
P γ ⊥ = 1 − P γ P_{\gamma\bot}=1-P_\gamma Pγ=1Pγ

相态,纯态和混合态

我们来看看下面的两个量子态:

∣ ψ 1 ⟩ = 1 2 ( ∣ 0 ⟩ + ∣ 1 ⟩ ) |\psi_1\rangle=\frac{1}{\sqrt{2}}(|0\rangle+|1\rangle) ψ1=2 1(0+1)

∣ ψ 2 ⟩ = 1 2 ( ∣ 0 ⟩ − ∣ 1 ⟩ ) |\psi_2\rangle=\frac{1}{\sqrt{2}}(|0\rangle-|1\rangle) ψ2=2 1(01)
然后算一算在 ∣ 0 ⟩ |0\rangle 0或者 ∣ 1 ⟩ |1\rangle 1方向上测量的概率

选取 ∣ 1 ⟩ |1\rangle 1作为方向,对于 ∣ ψ 1 ⟩ |\psi_1\rangle ψ1
P 1 = ∣ ⟨ ψ ∣ 1 ⟩ ∣ 2 = 0.5 P_{1}=|\langle\psi|1\rangle|^2=0.5 P1=ψ12=0.5
对于 ∣ ψ 2 ⟩ |\psi_2\rangle ψ2,同样的
P 1 = ∣ ⟨ ψ ∣ 1 ⟩ ∣ 2 = 0.5 P_{1}=|\langle\psi|1\rangle|^2=0.5 P1=ψ12=0.5

根本分不出来嗷,这是因为缺了个相位信息 θ \theta θ

还有一种情况,假设有两个袋子,一个装满了 ∣ ψ 1 ⟩ = 1 2 ( ∣ 0 ⟩ + ∣ 1 ⟩ ) |\psi_1\rangle=\frac{1}{\sqrt{2}}(|0\rangle+|1\rangle) ψ1=2 1(0+1)放在左侧,另一个是空的。

不断从左侧拿出一个态,测量(量子态塌缩),然后扔到右边的袋子,经过多次实验后,右侧袋子应该具有大致等量的 ∣ 0 ⟩ |0\rangle 0 ∣ 1 ⟩ |1\rangle 1.

此时从右侧取出一个态,在不知道手上是什么态的情况下,能说手上的态是 1 2 ( ∣ 0 ⟩ + ∣ 1 ⟩ ) \frac{1}{\sqrt{2}}(|0\rangle+|1\rangle) 2 1(0+1)吗?

答案是不行的,此时右侧的袋子已经变成了

{ ∣ ψ 0 ⟩ = ∣ 0 ⟩ : P 0 = 0.5 , ∣ ψ 1 ⟩ = ∣ 1 ⟩ : P 1 = 0.5 } \{|\psi_0\rangle=|0\rangle: P_0=0.5,|\psi_1\rangle=|1\rangle:P_1=0.5 \} {ψ0=0:P0=0.5,ψ1=1:P1=0.5}

这样的集合形式,同样没有了相位信息。

由此,引出定义,纯态不仅具有概率还有相位,混合态是纯态的概率性叠加,往往失去了全部或部分的相位信息。

混合态的表示

混合态可以描述成态集合和概率的列表,但这样太麻烦了,所以可以改为使用密度矩阵的形式进行描述。

对于纯态,密度矩阵的形式是
ρ = ∣ ψ ⟩ ⟨ ψ ∣ \rho=|\psi\rangle\langle\psi| ρ=ψψ
对于混合态,密度矩阵的形式是
ρ = ∑ i P i ∣ ψ ⟩ ⟨ ψ ∣ \rho=\sum_iP_i|\psi\rangle\langle\psi| ρ=iPiψψ
其中, { P i , ∣ ψ i ⟩ } \{ P_i,|\psi_i\rangle \} {Pi,ψi}是系统所处的态及概率

密度矩阵具有以下性质:

  1. “对于一个两能级系统表述的态,不论是纯的还是混合的,都可以用密度矩阵 ρ \rho ρ描述”
  2. ρ = ρ 2 \rho=\rho^2 ρ=ρ2当且仅当量子态为纯态时成立”
  3. ρ \rho ρ对角线上的分量表示整个系统如果经历一次测量,可以得到的是这个态的概率。如果只操作和测量一个两能级系统,分辨不出相同的密度矩阵”

密度矩阵可以完备的描述一个两能级系统可能出现的任何状态。为了方便理解,这里引入布洛赫球的概念,方便百事一个量子比特的任意状态。
量子计算基础整理(上)_第1张图片

如果量子态是纯态,那么它是球上的点,z坐标衡量 ∣ 0 ⟩ |0\rangle 0 ∣ 1 ⟩ |1\rangle 1,公式表示
P 0 ( ∣ ψ ⟩ ) = 1 + z 2 P_0(|\psi\rangle)=\frac{1+z}{2} P0(ψ)=21+z
P 1 ( ∣ ψ ⟩ ) = 1 − z 2 P_1(|\psi\rangle)=\frac{1-z}{2} P1(ψ)=21z
沿平行于平面 x y xy xy的方向,穿过圆面上一点的 z z z坐标得到的圆就代表了相位的复平面;这个点于 x x x的夹角就是单位复数的幅角。

由此,每个纯态都与球面上的点一一对应了起来。

由于混合态是多个纯态的经典统计概率叠加,每一个纯态分量(连接球面到球心的点)的加权平均即可得到混合态矢量。由此可知,混合态的点在布洛赫球的球内。

最大混合态是球心,不存在任何量子叠加性。

下面我们就拿这个点计算一下,由于布洛赫球上的(1,0,0)和(-1,0,0)是 x x x方向的顶点与 − x -x x方向上的顶点。量子态概率分布就是 z z z坐标,即 0 0 0
P 0 ( ∣ ψ 1 ⟩ ) = P 0 ( ∣ ψ 2 ⟩ ) = 0.5 P_0(|\psi_1\rangle)=P_0(|\psi_2\rangle)=0.5 P0(ψ1)=P0(ψ2)=0.5
幅角 θ 1 = 0 , θ 2 = π \theta_1=0,\theta_2=\pi θ1=0,θ2=π,由此可推断
∣ ψ 1 ⟩ = 1 2 ( ∣ 0 ⟩ + ∣ 1 ⟩ ) |\psi_1\rangle=\frac{1}{\sqrt{2}}(|0\rangle+|1\rangle) ψ1=2 1(0+1)

∣ ψ 2 ⟩ = 1 2 ( ∣ 0 ⟩ − ∣ 1 ⟩ ) |\psi_2\rangle=\frac{1}{\sqrt{2}}(|0\rangle-|1\rangle) ψ2=2 1(01)

矩阵密度为
ρ = 1 2 ∣ ψ 1 ⟩ ⟨ ψ 1 ∣ + 1 2 ∣ ψ 2 ⟩ ⟨ ψ 2 ∣ = [ 0.5 0 0 0.5 ] \rho=\frac{1}{2}|\psi_1\rangle\langle\psi_1|+\frac{1}{2}|\psi_2\rangle\langle\psi_2|=\left[ \begin{matrix}0.5 & 0 \\ 0 & 0.5 \end{matrix} \right] ρ=21ψ1ψ1+21ψ2ψ2=[0.5000.5]
即最大混合态。

可观测量与量子观测

量子比特的信息无法直接获取,但是我们可以通过测量得到可观测的信息。

这时又要引出量子理论中自拌算子(self-adjoint operators)的概念,自拌有时也称为厄米(Hermitian)。

量子理论的可观测量与经典力学中的动力学量(位置、动量、角动量)对应,其他量如质量、电荷等作为参数引入到系统的哈密顿量(Hamiltonian)。

下面我们就来测量一下量子吧:

假设量子测量是由测量算子的集合 { M i } \{M_i\} {Mi}来描述,这些算子可以作用在待测量系统的状态空间上,索引 i i i表示实验上可能发生的结果。如果测量前量子系统处于最新状态 ∣ ψ ⟩ |\psi\rangle ψ,则
p ( i ) = ⟨ ψ ∣ M i † M i ∣ ψ ⟩ p(i)=\langle\psi|M_i^{\dagger} M_i|\psi\rangle p(i)=ψMiMiψ
测量后系统状态变为
M i ∣ ψ ⟩ ⟨ ψ ∣ M i † M i ∣ ψ ⟩ \frac{M_i|\psi\rangle}{\sqrt{\langle\psi|M_i^{\dagger} M_i|\psi\rangle}} ψMiMiψ Miψ

由于

∑ i p ( i ) = ∑ i ⟨ ψ ∣ M i † M i ∣ ψ ⟩ = 1 \sum_ip(i)=\sum_i\langle\psi|M_i^{\dagger} M_i|\psi\rangle=1 ip(i)=iψMiMiψ=1

易推得
∑ i M i † M i = I \sum_iM_i^{\dagger} M_i=I iMiMi=I
这个方程也叫完备性方程(completeness equation)

单量子比特计算基下有两个测量算子,分别是 M 0 = ∣ 0 ⟩ ⟨ 0 ∣ M_0=|0\rangle\langle0| M0=00 M 1 = ∣ 1 ⟩ ⟨ 1 ∣ M_1=|1\rangle\langle1| M1=11

这两个测量算子都是自拌的,也就是转置共轭等于其本身,这两个算子同时也是幂等矩阵。

所以 M 0 † M 0 + M 0 † M 0 = M 0 + M 1 = I M_0^{\dagger} M_0+M_0^{\dagger} M_0=M_0+M_1=I M0M0+M0M0=M0+M1=I

设系统被测量时的状态是 ∣ ψ ⟩ = α ∣ 0 ⟩ + β ∣ 1 ⟩ |\psi\rangle=\alpha|0\rangle+\beta|1\rangle ψ=α0+β1

测量结果为0的概率是
p ( 0 ) = ⟨ ψ ∣ M 0 † M 0 ∣ ψ ⟩ = ⟨ ψ ∣ M 0 ∣ ψ ⟩ = ∣ α ∣ 2 p(0)=\langle\psi|M_0^{\dagger} M_0|\psi\rangle=\langle\psi|M_0|\psi\rangle=|\alpha|^2 p(0)=ψM0M0ψ=ψM0ψ=α2
测量后系统状态变为
M 0 ∣ ψ ⟩ ⟨ ψ ∣ M 0 † M 0 ∣ ψ ⟩ = M 0 ∣ ψ ⟩ ∣ α ∣ 2 = α ∣ α ∣ ∣ 0 ⟩ \frac{M_0|\psi\rangle}{\sqrt{\langle\psi|M_0^{\dagger} M_0|\psi\rangle}}=\frac{M_0|\psi\rangle}{|\alpha|^2}=\frac{\alpha}{|\alpha|}|0\rangle ψM0M0ψ M0ψ=α2M0ψ=αα0
测量结果为1的概率与测量后状态也同理。

下面我们来介绍一下量子观测。

量子观测方式有很多种,比如投影测量(projective measurements)、POVM(positive operator-valued measure)。

本文的最后我们来介绍一下投影变换。当测量算子具有酉变换性质,投影测量与一般测量等价。

投影测量描述一个可观测量 Λ \Lambda Λ Λ \Lambda Λ是带观测系统的状态空间上的自拌算子。同时 Λ \Lambda Λ可以分解为

Λ = ∑ i λ i P i \Lambda=\sum_i\lambda_iP_i Λ=iλiPi

这里 P i P_i Pi Λ \Lambda Λ的特征值 λ i \lambda_i λi对应特征空间上的投影。测量可能结果对应 λ i \lambda_i λi。在对状态 ∣ ψ ⟩ |\psi\rangle ψ测量后,得到 i i i的结果的概率为
p i = p ( λ = λ i ) = ⟨ ψ ∣ P i ∣ ψ ⟩ p_i=p(\lambda=\lambda_i)=\langle\psi|P_i|\psi\rangle pi=p(λ=λi)=ψPiψ

测量后,结果 i i i发生,量子态坍缩,量子系统的最新状态为
P i ∣ ψ ⟩ p i \frac{P_i|\psi\rangle}{\sqrt{p_i}} pi Piψ

投影测量有一个重要的特征就是很容易计算投影测量的平均值 E ( Λ ) E(\Lambda) E(Λ)
E ( Λ ) = ∑ i λ i p i = ∑ i λ i ⟨ ψ ∣ P i ∣ ψ ⟩ = ⟨ ψ ∣ ( ∑ i λ i P i ) ∣ ψ ⟩ = ⟨ ψ ∣ Λ ∣ ψ ⟩ E(\Lambda)=\sum_i\lambda_ip_i \\=\sum_i\lambda_i\langle\psi|P_i|\psi\rangle \\ =\langle\psi|\left(\sum_i\lambda_iP_i\right)|\psi\rangle \\=\langle\psi|\Lambda|\psi\rangle E(Λ)=iλipi=iλiψPiψ=ψ(iλiPi)ψ=ψΛψ
这样计算就简单多了,观测量 Λ \Lambda Λ也记作 ⟨ Λ ⟩ ≡ ⟨ ψ ∣ Λ ∣ ψ ⟩ \langle\Lambda\rangle\equiv\langle\psi|\Lambda|\psi\rangle ΛψΛψ

那么,标准差 Δ ( Λ ) \Delta(\Lambda) Δ(Λ)也可以计算了
[ Δ ( Λ ) ] 2 = ⟨ ( Λ − ⟨ Λ ⟩ ) 2 ⟩ = ⟨ Λ 2 ⟩ − ⟨ Λ ⟩ 2 \left[\Delta(\Lambda) \right]^2=\langle (\Lambda-\langle\Lambda\rangle)^2\rangle=\langle \Lambda^2\rangle-\langle\Lambda\rangle^2 [Δ(Λ)]2=(ΛΛ)2=Λ2Λ2

标准差是一个刻画典型分散程度的度量。

复合系统与联合测量

张量积

张量积是两个向量空间形成的一个更大向量空间的运算。在量子力学中,量子的状态由希尔伯特空间(Hilbert space)中的单位向量来描述。

H 1 H_1 H1 H 2 H_2 H2 分别为 n 1 n_1 n1 n 2 n_2 n2 维的希尔伯特空间。 H 1 H_1 H1 H 2 H_2 H2 的张量积为一个 m n mn mn 维的希尔伯特空间 H ≡ H 1 ⊗ H 2 H\equiv H_1 \otimes H_2 HH1H2,对于 H 1 H_1 H1 中的每一个向量 ∣ h 1 ⟩ |h_1\rangle h1 H 2 H_2 H2 中的每一个向量 ∣ h 2 ⟩ |h_2\rangle h2 H H H 中都要有唯一的向量 ∣ h 1 ⟩ ⊗ ∣ h 2 ⟩ |h_1\rangle \otimes |h_2\rangle h1h2,并在 H H H 中的向量都可以表示为 ∣ h 1 ⟩ ⊗ ∣ h 2 ⟩ |h_1\rangle \otimes |h_2\rangle h1h2 的线性叠加。还要满足以下基本性质:

  1. 对于任意 ∣ h 1 ⟩ ∈ H 1 |h_1\rangle\in H_1 h1H1 ∣ h 2 ⟩ ∈ H 2 |h_2\rangle\in H_2 h2H2,以及任意复数 c ∈ C c\in\mathbb{C} cC,都有
    c ( ∣ h 1 ⟩ ⊗ ∣ h 2 ⟩ ) = ( c ∣ h 1 ⟩ ) ⊗ ∣ h 2 ⟩ − ∣ h 1 ⟩ ⊗ ( c ∣ h 2 ⟩ ) c(|h_1\rangle\otimes|h_2\rangle)=(c|h_1\rangle)\otimes|h_2\rangle-|h_1\rangle\otimes(c|h_2\rangle) c(h1h2)=(ch1)h2h1(ch2)
  2. 对于任意 ∣ h 1 1 ⟩ , ∣ h 1 2 ⟩ ∈ H 1 |h_1^1\rangle,|h_1^2\rangle\in H_1 h11,h12H1,任意 ∣ h 2 ⟩ ∈ H 2 |h_2\rangle\in H_2 h2H2,都有
    ( ∣ h 1 1 ⟩ + ∣ h 1 2 ⟩ ) ⊗ ∣ h 2 ⟩ = h 1 1 ⟩ ⊗ ∣ h 2 ⟩ + ∣ h 1 2 ⟩ ⊗ ∣ h 2 ⟩ (|h_1^1\rangle+|h_1^2\rangle)\otimes|h_2\rangle=h_1^1\rangle\otimes|h_2\rangle+|h_1^2\rangle\otimes|h_2\rangle (h11+h12)h2=h11h2+h12h2
  3. 对于任意 ∣ h 1 ⟩ ∈ H 1 |h_1\rangle\in H_1 h1H1,任意 ∣ h 2 1 ⟩ , ∣ h 2 2 ⟩ ∈ H 2 |h_2^1\rangle,|h_2^2\rangle\in H_2 h21,h22H2,都有
    ∣ h 1 ⟩ ⊗ ( ∣ h 2 1 ⟩ + ∣ h 2 2 ⟩ ) = h 1 ⟩ ⊗ ∣ h 2 1 ⟩ + ∣ h 1 ⟩ ⊗ ∣ h 2 2 ⟩ |h_1\rangle\otimes(|h_2^1\rangle+|h_2^2\rangle)=h_1\rangle\otimes|h_2^1\rangle+|h_1\rangle\otimes|h_2^2\rangle h1(h21+h22)=h1h21+h1h22

复合系统的状态演化

(未完待续)

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