数理解析研究所講究録 1266 巻 2002 年 46-58

46

チャネルのクラス分けとスクィズドチャネルの導入
入山聖史 ( Satoshi Iriyama )渡邊昇 (Noboru Watanabe)
大矢雅則 ( Masanori Ohya ) *1

序論

光通信の研究は, 量子チャネルの数理的モデルを用いてなされており, 最近, 様々
な数理モデルが考え出されてぃる. それに伴い, それを整理し体系だてて考える
必要がでてきた. 本論文では, その体系化のため, 新たにスクィジングチャネルを導入し, それを用いたスクィズド光通信の情報伝送効率をキャパシティを用いて調べた. また, そこで用いられるスクィジング指数を適当な値にすることで,入力のスクィズド状態から, 現在作ることが難しいとされてぃるコヒーレント状
態や光子数確定状態を, 数理的に容易に作ることができるということを示す.

2量子系のチャネルと相互エントロピー

この節では, 雑音のある量子チャネルと結合チャネルを説明する. そして量子系の入力状態とチャネルに関する相互エントロピーを説明し, それを基に定義される MER と MMER を説明する.
定義 2. 1 いま,$H_{1}$,$H_{2}$

をそれぞれ入\not\supset 個, 出を Hk\downarrow の有界線形作用素の全体とする.

$\not\supset \mathrm{J}$側のヒルベルト空間とし, $B(H_{k})$から$\tilde{\mathrm{o}}(H_{1})$子チャネルあるいは単にチャネルといい, アフィン性 (ぼ$\Lambda^{*}(\sum_{n}\lambda_{n}\rho_{n})=\sum_{n}\lambda_{n}\Lambda^{*}(\rho_{n}),$ネルという. さらに,は, \not\in 意の$B(H_{2})$$\rho\in\tilde{\mathrm{e}}(H_{1})$$\forall\rho_{n}\in\tilde{\mathrm{e}}(H_{1}))$$\mathrm{o}^{\vee}(H_{2})$$\Lambda^{*}$$\sum_{n}\lambda_{n}=1(\forall\lambda_{n}\geq 0)$

を満たす

から $B(H_{1})$ への写像 A がと任意の $A\in B(H_{2})$ に対して,への写像$\Lambda^{*}$$\Lambda^{*}$

を量
ならを線形な量子チャの共役写像であると$tr\Lambda^{*}(\rho)A=tr\rho\Lambda(A)$が成り立つものをいうが, この A が完全正写像であるとき,を完全正チャネル
と呼ぶ. なお, A が完全正写像であるとは, 任意の $n\in N$ と任意の $A_{j}\in B(H_{2})$$\Lambda^{*}$と任意の $B_{k}\in B(H_{1})$ に対して,

2.1$\sum_{j,k=1}^{n}B_{j}^{*}\Lambda(A_{j}^{*}A_{k})B_{k}\geq 0$を満たす場合をいう.

雑音のある量子チャネルと結合チャネル

いま,態を$\rho$

雑音系と損失系を表す二っのヒルベルト空間としたとき, 雑音状態$\sigma=|m\rangle\langle$ $m|\in\tilde{\Theta}(\mathcal{K}_{1})$を用意する. 入 7] 状に対する量子チャネル
は,$\mathcal{K}_{1},$$\Lambda^{*}(\rho)\equiv \mathrm{t}\mathrm{r}_{\mathcal{K}_{2}}V(\rho\otimes\sigma)V^{*}$*東京理科大理工$\mathcal{K}_{2}$$\Lambda^{*}$

47で定義される. ここで,

$H_{1}\otimes \mathcal{K}_{1}$から$H_{2}b3\mathcal{K}_{2}$への変換 $V$ は$V(n \otimes m)=\sum_{j=0}^{n+m}C_{j}^{n,m}j\otimes^{-}(n+m-j)$

ここで,$C_{j}^{n,m}$$\sum_{r=1}^{K}(-1)^{n-r}$$=$$\cross\frac{\sqrt{n!m!j!(n+m-j)!}}{r!(n-r)!(j-r)!(m-j+r)!}$$\cross\eta^{m-j+2r}(1-\eta)^{n+j-2r}$

ただし, $K= \min\{j, n\},$ $L= \max\{j-m, 0\}$ である. この $V$ を用いてを $\pi^{*}(\cdot)=V(\cdot)V^{*}$ と定める. このからへの完全正チャネル
は通信系の物理的装置に対応し, これを $L$ 個結合することによって作られる結合
チャネルは次のように定義される.
$\tilde{\mathrm{o}}(H_{1}\otimes \mathcal{K}_{1})$$\pi^{*}$$\pi^{*}$$\Theta^{\vee}(H_{2}\otimes \mathcal{K}_{2})$定義 2.1. 1$\Lambda_{L}^{*}(\rho)\equiv tr_{\mathcal{K}\underline{\cdot)}}\pi^{*}(\pi^{*}\cdots\pi^{*}(\pi^{*}(\rho\otimes\xi))\cdots)$$=tr_{\mathcal{K}_{2}}V(V\cdots V(V(\rho\otimes\xi)V^{*})V^{*}\cdots V^{*})V^{*}$$\pi^{*}$の $L$ 個の結合 $\pi’ L$

は長さが $l*L$ の物理的なチャネル内部の信号伝送過程を表していると考えることができる.

2.2

量子相互エントロピー

量子系のエントロピーは 1930 年頃 Von Neumann によって次のように定められた.
$S(\rho)=-tr\rho\log\rho$

さらに, 量子相互エントロピーを定式化するには次の条件が必要である. (1) チャネル
が恒等変換 $id$ であれば, 相互エントロピーはフオンノイマンエントロ$\Lambda^{*}$(2) 系が古典系であれば, 量子相互エントロ
ピーは古典系の相互エントロピーに–致する. (3) 基本不等式

ピーに一致する.

$I(\rho;id)=S(\rho)$$0\leq I(\rho;\Lambda^{*})\leq S(\rho)$

をみたす.

この三つの条件を満たすものして, 人力状態$\rho$とチャネル$\Lambda^{*}$

る量子相互エントロピーは,$I( \rho;\Lambda^{*})=\sup_{E}S(\sigma_{E}, \sigma_{0})$で定められている. ここで,$S(\cdot, \cdot)$は量子系の相対エントロピーであり,$S(\sigma_{E}, \sigma_{0})=\hslash\sigma_{E}(\log\sigma_{E}-\log\sigma_{0})$で定められ,$\sigma_{E}=\sum\lambda_{n}E_{n}\otimes\Lambda^{*}E_{n},$$\sigma_{0}=\rho\otimes^{-}\Lambda^{*}\rho$

に関す

48
は
である.
のスペクトル分解の射影作用素をさらに 1 次元に分解したものである. ただし, この分解は一般に一意ではない. また, 量子相互エントロピー$E_{n}$$\rho$

は次の基本的不等式を満たす.
$0 \leq I(\rho;\Lambda^{*})\leq\min\{S(\rho), S(\Lambda^{*}\rho)\}$

これより,が大きいほどチャネル
た, この式を用いて入力状態 とチャネル
は,$I(\rho;\Lambda^{*})$$\Lambda^{*}$$\Lambda^{*}$$\rho$

は伝送効率が良いと考えられる. まに関する相互エントロピー比 MER$r(\rho;\Lambda^{*})$$0 \leq r(\rho;\Lambda^{*})=\frac{I(\rho,\Lambda^{*})}{S(\rho)}.\leq 1$

で定められる [9]. MER は, チャネル$\Lambda^{*}$

は入力の情報量の何割を出力系に正しく伝えることができるかを測る尺度であり, これは人力系が異なるときでもチャネルの情報伝送効率を比較することができる.
また, 一般に情報伝送効率を測る尺度として量子通信路容量 (キャパシティ) を用いた研究がなされてぃる. チャネル$\Lambda^{*}$のキャパシティ$-C_{q}^{\epsilon}$

は$C_{q}^{\epsilon}( \Lambda^{*})=\sup\{I(\rho);\rho\in\epsilon\}$で定められる [4,6,7, 11]. ここで$\epsilon\subset\tilde{\Theta}(H)$

パシティは,

はある条件を満たす集合である. キャ

チャネルが入力の情報量を最大でどれだけ正確に出力系に伝達可能かを測るための尺度である. さらに, 系の異なる場合においてもチャネルの効率を比較できる新たな尺度 MMER が次のように定義されてぃる.

定義 2.2. 1 人力状態$\rho$とチャネル$0\leq R_{\rho}^{\epsilon}$(A 勺で定義される $flJ$. ここで,3$\Lambda^{*}$

に関する MMER$R_{\rho}^{\epsilon}(\Lambda^{*})$は,$\equiv\sup_{\lambda}\{\frac{I(\rho,\Lambda_{0}^{*L})}{S(\rho)}.;\rho\in\epsilon\}\leq 1$$\epsilon\subset \mathrm{Q}^{\vee}(H)$はある条件を満たす集合である.

光状態の数理量子チャネルの入力に用いる光の状態には, 光子数確定状態, コヒーレント状態,
スクィズド状態があり, 本節ではその数理を説明する.

3.1

光子数確定状態

時刻 $t=0$ で, $l=\lambda=1$ である調和振動子のハミルトニアンは, (A $=1$ ) とお
くと, $H=(a^{*}a+ \frac{I}{2})\varpi$ と表される. ここで数作用素 $N$ を $N=a^{*}a$ とおく. た
だし $a,$
は, 交換関係 CCR[a,] $=a,$ $[a^{*}, a^{*}a]=-a^{*},$ $Na=a(N-I)$ ,$Na^{*}=a^{*}(N+I)$ をみたす. $N$ の個有値を, ノルムが 1 の固有ベクトルを$=n|n\rangle$
とすると,
となり,
$a^{*}$$a^{*}a$$n$$|n\rangle$$N|n\rangle$$F_{n}=|x_{n}\rangle\langle x_{n}|$を 光子数確定状態という. この状態は, エネルギーで与えられる状態の状態にある光子が 1 個あるとも考えられるし, エネルギーの状態にある光子が 個あるとも考えられる.
$F_{n}$$\mathrm{n}$$n\hslash\omega$$\hslash\omega$$\mathrm{n}$

49
3.2

コヒーレント状態
消滅作用素 の固有状態ベクトルのことををその固有ベクトルとすると,\supset ti--‘\nearrow ト状態ベクトルとは,$\theta$を個有値,$|\theta\rangle$$|_{\sqrt}\mathrm{a}$

$a$

う.

$a|\theta\rangle=\theta|\theta\rangle$と表せる. 光子数確定状態ベクトル
でフーリエ展開すると,を$|n\rangle$

はヒルベルト空間の CONS をなすから,$|n\rangle$$|\theta\rangle$$\sum\langle n, \theta\rangle|n\rangle=\sum c_{n}|n\rangle\infty\infty$$=$$|\theta\rangle$

$n=0$

$n=0$

$=$

$\sum_{n\Rightarrow 0}^{\infty}\frac{\theta^{n}}{\sqrt{n!}}\exp\{-\frac{1}{2}|\theta|^{2}\}|n\rangle$

また,

となる.

$\rho=|\theta\rangle\langle\theta|$

をコヒーレント状態という.

3.3

スクィズト状態

スクイズト状態とは, コヒーレント状態と同様に安定な光子状態であり,を用いて,$|\lambda|^{2}-|\mu|^{2}=1$ をみたす複素数$\lambda,$$a^{*},$ $a$

と

$\mu$

$b=\lambda a+\mu a^{*}$$b^{*}=\overline{\lambda}a^{*}+\overline{\mu}a$と新たな生或, 消滅演算子 ‘,
$b$

$b$

を定めると, これらは CCR$[b^{*}, b]=I$を満たす. この の固有ベクトルをスクイズド状態といい,
滅作用素 の個有値と固有ベクトルは$b$$|\theta;\lambda,$$\mu\rangle$と表す. 消$b$$b|\theta;\lambda,$ $\mu\rangle=(\lambda\theta+\mu\overline{\theta})|\theta;\lambda,$$\mu\rangle$を満たす. この固有ベクトルにより作られた状態$\rho=|\theta;\lambda,$$\mu\rangle\langle\theta;\lambda,$$\mu|$

をスクィズト状態という.

4チャネルのクラス分類

4.1

光子数確定チャネル

入力系の光子数確定状態とする.
$\mathrm{A}_{N}$

:

このとき,

$0_{N}^{\vee}arrow\tilde{\mathrm{e}}_{N}$$\rho=|n\rangle\langle$ $n|$の集合を$\tilde{\Theta}\equiv\{\rho=|n\rangle$$\langle n|;n=0,1,2,$ $\cdots\}$

光子数確定状態を出力系の光子数確定状態に移すチャネル

を光子数確定チャネルと呼ぶ. 例:$\Lambda_{N}^{*}(|n\rangle\langle n|)\equiv|n-1\rangle\langle n-1|,$$\Lambda_{N}^{*}(|0\mathrm{X}0|)\equiv|0\rangle\langle 0|$$(\forall n\geq 1)$

50
4.2

$\supset \mathrm{k}-\triangleright\backslash /\vdash\neq\uparrow\grave{7}\backslash J\triangleright$

入力系のコヒーレント状態の集合をとする. このとき, コヒーレント状態を出力系のコヒーレント状態に移すチャ
ネルをコヒーレントチャネルと呼ぶ. 例: あるを固定する.
$\circ^{\vee}c\equiv\{\rho_{\theta}=|\theta\rangle$ $\langle\theta|;\theta\in \mathrm{C}\}$$\rho_{\theta}=|\theta\rangle\langle$ $\theta|$$\alpha\in \mathrm{C}$$\Lambda_{C}^{*}(|\theta\rangle\langle\theta|)\equiv$$|\alpha\theta\rangle\langle\alpha\theta|, (\forall\rho_{\theta}=|\theta\rangle\langle\theta|\in\tilde{\Theta})$となるチャネルは増幅変換であり, $|\alpha|^{2}=1$ となるチャネ
ルは恒等変換であり, $|\alpha|^{2}<1$ となるチャネルは減衰変換である.
ここで,$|\alpha|^{2}>1$

定理 4.2. 1 減衰チャネル

証明$\Lambda_{0}^{*}$

はコヒーレントチャネルである.

:$\rho_{\theta}=|\theta\rangle\langle\theta|=\exp(-|\theta|^{2})\sum\sum\infty\infty\frac{\theta^{n}\overline{\theta}^{m}}{\sqrt{n!m!}}|n\rangle\langle m|\in\tilde{\circ}c$$n=0m=0$を減衰チャネル$\Lambda_{0}^{*}$

で送ると,$\Lambda_{0}^{*}$$=$$\exp(-|\theta|^{2})\sum_{n=0}^{\infty}\sum_{m=0}^{\infty}\frac{\theta^{n}\overline{\theta}^{m}}{\sqrt{n!m!}}$$\cross\sum_{j=0}^{n}$$=$C{0C{--m+m)-n 化 Xm-n+J$\exp(-|\theta|^{2})\sum_{m=0}^{\infty}\sum_{j=0n}^{\infty}\sum_{-j=0}^{n}$$\cross\frac{\theta^{n}\overline{\theta}^{m}}{\sqrt{j!(n-j)!}(m-n+j)!.(n-j)!}$$\mathrm{x}\alpha^{j}(-\beta)^{n-j}\overline{\alpha}^{m-n+j}(-\overline{\beta})^{n-j}$$\cross|j\rangle\langle m-n+j|$となる. ここで $n-j=k$ とすると,$=$$\exp(-|\theta|^{2})\sum_{k=0}^{\infty}\sum_{m-k=0}^{\infty}\sum_{j=0}^{n}\frac{\theta^{j+k}\overline{\theta}^{m}}{\sqrt{j!k!(m-k)!k!}}$$\mathrm{x}\alpha^{j}(-\beta)^{k}\overline{\alpha}^{m-k}(-\overline{\beta})^{k}|j\rangle\langle m-k|$となる. ここで $m-k=l$ とすると,$=$.

$\exp(-|\theta|^{2})\sum_{k=0}^{\infty}\sum_{l=0j}^{\infty}\sum_{=0}^{\infty}\frac{\theta^{j+k}\overline{\theta}^{\mathrm{t}+k}}{\sqrt{j}}...$$\cross\alpha^{j}(-\beta)^{k}\overline{\alpha}^{l}(-\overline{\beta})^{k}|j\rangle\langle l|$$=$$( \exp(-\frac{1}{2}|\alpha\theta|^{2})\sum_{j=0}^{\infty}\frac{(\alpha\theta)^{j}}{\sqrt{J}}.|j\rangle)$$\cross(\exp(-\frac{1}{2}|\alpha\theta|^{2})\sum_{\mathrm{t}=0}^{\infty}\frac{(\overline{\alpha\theta})^{l}}{\sqrt{l!}}\langle l|)$$=$$|\alpha\theta\rangle\langle\alpha\theta|$

よって,$\Lambda_{0}^{*}(\rho_{\theta})=|\alpha\theta\rangle\leq\langle\alpha\theta|\in\tilde{\Theta}_{C}(\mathfrak{h})$となるので,
はコヒーレント状態である.
はコヒーレントチャネルである. QED$\Lambda_{0}^{*}(\rho_{\theta})$

したがって, 減衰チャネル$\Lambda_{0}^{*}$

51
4.3

スクィズドチャネル

入力系のスクイズド状態$\rho SQ=|\theta;\lambda,$$=$$\tilde{\Theta}_{SQ}\equiv\{\rho_{SQ}$$\mu\rangle\langle$$\theta;\lambda,$$|\theta;\lambda,$$\mu|$の集合を$\mu\rangle\langle\theta;\lambda,$$\mu|;\theta,$$\lambda,$$\mu\in \mathrm{C}$, $s.t.|\lambda|^{2}-|\mu|^{2}=1\}$
このとき, スクイズド状態を出力系のスクイズド状態に移すチャネル
をスクイズドチャネノレと I 乎ぶ.

とする.
$\Lambda_{SQ}^{*}$:($\tilde{\mathrm{s}}_{SQ}arrow\Theta_{SQ}^{\vee}$定理 4.3. 1(減衰チャネル)
証明$\Lambda_{0}^{*}$

はスクイズドチャネルでない.

:$\mu\rangle\langle\theta;\lambda, \mu|=\sum\infty\sum s_{n}\overline{s_{m}}|n\rangle\langle m|\infty$$\rho_{SQ}=|\theta;\lambda,$$n=0m=0$を減衰チャネル$\Lambda_{0}^{*}$

で送ると,$\Lambda_{0}^{*}\rho s_{Q}$$\sum\sum s_{n}\Lambda_{0}^{*}|n\rangle\langle m|\infty\infty$$=$$n=0m=0$$=$$\sum_{j=0}^{\infty}\sum_{n-j=0}^{\infty}\sum_{m=0}^{\infty}s_{n}\overline{s_{m}}C_{j}^{(n)}$$\cross\sum_{m-n+j}^{m}\overline{C_{m-n+j}^{(m)}}|j)\langle rn-n+j|$

ここで,$n-j=k$ とすると,$\Lambda_{0}^{*}\rho_{SQ}$$=$$\sum_{j=0}^{\infty}\sum_{k=0}^{\infty}\sum_{m-k=0}^{\infty}s_{j+k}\overline{s_{m}}C_{j}^{(j+k)}$$\cross\sum_{m-k}^{m}\overline{C_{m-k}^{(m)}}|j\rangle\langle m-k|$

ここで,$m-k=l$ とすると,$=$$\sum_{j=0}^{\infty}\sum_{k=0}^{\infty}\sum_{l=0}^{\infty}s_{j+k}\overline{s_{l+k}}C_{j}^{(j+k)}\overline{C_{l}^{(l+k)}}|j\rangle\langle l|$$=$$. \sum_{k=0}^{\infty}(\sum_{j=0}^{\infty}s_{j+k}C_{j}^{(j+k)}|j\rangle)(\sum_{l=0}^{\infty}\overline{s_{l+k}C_{l}^{(l+k)}}\langle l|)$$|x_{n} \rangle=\sum_{j=0}^{\infty}s_{j+k}C_{j}^{(j+k)}|j\rangle$

とおくと,$\Lambda_{0}^{*}\rho_{SQ}=\sum_{k}|x_{k}\rangle\langle x_{k}|=\sum_{k}||x_{k}||^{2}\frac{|x_{k}\rangle\langle x_{k}|}{||x_{n}||||x_{n}||}$となるので, A0*\rho s。はスクイズド状態ではない.
はスクイズドチャネルではない. QED

したがって, 減衰チャネル$\Lambda_{0}^{*}$

52
例$\mathcal{H}sQ$$\ovalbox{\tt\small REJECT} \mathcal{H}_{\mathrm{S}\mathcal{Q}}\ovalbox{\tt\small REJECT}\ovalbox{\tt\small REJECT}\theta\ovalbox{\tt\small REJECT}\lambda,$

$\mu$

)

$\ovalbox{\tt\small REJECT}\theta\in \mathrm{C},$$\lambda,$$\mu\in \mathrm{c}\ovalbox{\tt\small REJECT} \mathrm{u}.|\lambda\ovalbox{\tt\small REJECT}-|\mu|’\ovalbox{\tt\small REJECT}-$への線形変換 $VsQ$ を次のように定める.
$V\mathrm{s}_{Q}|\llcorner\theta;\lambda,$は
ただし,てスクィズドチャネル$\beta$$\alpha,$$\mu\rangle\equiv|\sqrt{\eta}\theta;\alpha\lambda,$$|\alpha|^{2}|\lambda|^{2}-|\beta|^{2}|\mu|^{2}=1$$\mathrm{A}_{S}^{*}$} とし,$\mathcal{H}_{SQ}$から$\beta\mu\rangle$を満たす複素数である.

。を

この Vs。を用い$\Lambda_{SQ}^{*}(\cdot)\equiv V_{SQ}(\cdot)V_{SQ}^{*}$と定める. また, スクィジング指数$k(\lambda, \mu)$を$k( \lambda, \mu)\equiv\frac{|\lambda+\mu|}{|\lambda-\mu|}$とし, スクィジング変化率$\overline{k}$を$\overline{k}\equiv\frac{k(\alpha\lambda,\beta\mu)}{k(\lambda,\mu)}$

と定める.

4.4

スクィズドーコヒーレントチャネル\lambda 力系のスクィズド状,$\Phi_{\backslash }\backslash \cdot$$\tilde{\mathrm{e}}_{SQ}arrow\Theta_{C}^{\vee}$$\rho sQ$

を出力系のコヒーレント状態に移すチャネル

をスクィズドーコヒーレント$(\mathrm{S}\mathrm{C})$:$\Lambda_{SC}^{*}$

チャネルと呼ぶ. 例:$\Lambda_{SC}^{*}(|\theta;\lambda, \mu\rangle\langle\theta;\lambda, \mu|)\equiv|\sqrt{\eta}\theta\rangle\langle\sqrt{\eta}\theta|$$(\forall\rho_{SQ}=|\theta;\lambda, \mu\cdot\rangle\langle\theta;\lambda, \mu|\in\Theta_{SQ}^{\vee})$

4.5

スクィズドー光子数確定チャネル\lambda 力系のスクィズド状 \rho s。を出 7] 系の光子数確定状態に移すチャネル
をスクィズドー光子数確定
チャネルと呼ぶ. 例:$1\mathrm{b}^{\backslash }\backslash \mathrm{g}\mathrm{g}$$\Theta^{\vee}sQarrow\Theta^{\vee}N$$\Lambda_{\mathrm{S}N}^{*}$:$(\mathrm{S}\mathrm{N})$$\Lambda_{SN}^{*}(|\theta;\lambda,\mu’\rangle\langle\theta;\lambda, \mu|)\equiv$$|[|\overline{\lambda}\theta-\mu\overline{\theta}|^{2}+|\mu|^{2}]\mathrm{X}[|\overline{\lambda}\theta-\mu\overline{\theta}|^{2}+|\mu|^{2}]|$$(\forall\rho_{SQ}=|\theta;\lambda, \mu\rangle\langle\theta;\lambda, \mu|\in\Theta_{SQ}^{\vee})$

ここで,

5

$[]$

はガウス記号である.

スクィズドチャネルに対する量子通信路容量の数値
計算

OOK 方式を用いて入力状態とチャネルに対する Ohya 相互エントロピーを文献に従って計算し, 量子通信路容量を用いて, チャネル $\rho_{sq}=p|0\rangle$の情報伝送効率を調べる. なお, 光変調方式の効率の研究は文献などでなされてぃる.
いま, 入力状態 が,$\mu\in \mathrm{C}s.t.|\lambda|^{2}-|\mu|^{2}=1$に対して,$\rho_{sq}=p|0\rangle$ $\langle 0|+(1-p)|\theta;\lambda, \mu\rangle\langle\theta;\lambda,$$\Lambda_{SQ}^{*}$$\langle 0|+(1-p)|\theta;\lambda, \mu\rangle\langle\theta;\lambda,$ $\mu|$$\rho$$\theta\in \mathrm{C},$$\lambda,$$\rho_{sq}=p|0\rangle\langle 0|+(1-p)|\theta;\lambda, \mu\rangle\langle\theta;\lambda,$$\mu|$$\mu|$

53
はのとで与えられるものとする. ここで,を ) とから生或される真空状態とスクィズト状態である.
の閉)から部分空間とすると,
へのユニタリー作用素$(\forall parrow[0,1])$$|0\rangle\langle$$\mathcal{H}_{\theta}$

$|0$

$0|$

$|\theta\ovalbox{\tt\small REJECT}\lambda,$$|\theta\ovalbox{\tt\small REJECT}\lambda,$$\mu \mathrm{X}\theta;\lambda,$$\mathcal{H}$$\mu$$\mathrm{C}^{2}$$\mathcal{H}\mathit{0}$$U\ovalbox{\tt\small REJECT}$$U|0\rangle=|y_{0}\rangle=(\begin{array}{l}10\end{array})\in \mathrm{C}^{2}$$U|\theta;\lambda,$ $\mu\rangle=|y_{1}\rangle=(\begin{array}{l}u_{0}u_{1}\end{array})\in \mathrm{C}^{2}$が存在する.
$u_{0}= \langle y_{0}, y_{1}\rangle=.\exp(-_{\overline{2}}^{L}|\theta|^{2}+\frac{\mu}{2\lambda}|\theta|^{2})\overline{\sqrt{\lambda}}$$u_{1}=\sqrt{1-\frac{1}{\lambda}\exp(|\theta|^{2}+\frac{\mu}{\lambda}|\theta|^{2})}$

である.

さらに,

$U\rho_{sq}U^{*}$の個有値は,$\varphi_{0}=\frac{1}{2}\{1+\sqrt{1-4p(1-p)(1-\frac{1}{\lambda}\exp(-|\theta|^{2}+\frac{\mu}{\lambda}|\theta|^{2}))}\}$$\varphi_{1}=\frac{1}{2}\{1-\sqrt{1-4p(1-p)(1-\frac{1}{\lambda}\exp(-|\theta|^{2}+\frac{\mu}{\lambda}|\theta|^{2}))}\}$であり,$\varphi_{0}$に関する固有ベクトルは$|\overline{y}_{0}\rangle=a|y_{0}\rangle+b|y_{1}\rangle$

で与えられる. ここで,$|a|^{2}= \frac{\tau^{2}}{\tau^{2}+\frac{2}{\sqrt{\lambda}}\exp(-\frac{1}{2}|\theta|^{2\mathrm{A}}+|2\lambda\theta|^{2})\tau+1}$$|b|^{2}= \frac{1}{\tau^{2}+\frac{2}{\sqrt{\lambda}}\exp(-\frac{1}{2}|\theta|^{2\mathrm{A}}+|2\lambda\theta|^{2})\tau+1}$$ab^{*}=a^{*}b= \frac{\tau}{\tau^{2}+\frac{2}{\sqrt{\lambda}}\exp(-\frac{1}{2}|\theta|^{2\mathrm{A}}+|2\lambda\theta|^{2})\tau+1}$$\tau=\frac{-(1-2p)+\sqrt{1-4p(1-p)(1-\frac{1}{\lambda}\exp(-|\theta|^{2}+\mu|\lambda\theta|^{2}))}}{[perp] 21-Ap\mathrm{A},\sqrt{\lambda}2\lambda\exp(-\frac{1}{2}|\theta|^{2}+|\theta|^{2})}$

である.

さらに,

$\varphi_{1}$$\mathcal{H}$$\mu|$に関する固有ベクトルは,$|\overline{y}_{1}\rangle=c|y\mathrm{o}\rangle+d|y_{1}\rangle$

で与えられる. ここで,$| \mathrm{c}|^{2}=\frac{t^{2}}{t^{2}+\tau_{\lambda}^{2}\exp(-\frac{1}{2}|\theta|^{2}+\mu|\overline{2}\overline{\lambda}\theta|^{2})t+1}$$|d|^{2}= \frac{1}{t^{2}+\tau_{\lambda}^{2}\exp(-\frac{1}{2}|\theta|^{2\mathrm{A}}+2\overline{\lambda}|\theta|^{2})t+1}$

54$ab’=a^{*}b= \frac{\tau}{t^{2}+\tau_{\lambda}^{2}\exp(-\frac{1}{2}|\theta|^{2L}+\overline{2}\lambda|\theta|^{2})t+1}$$t= \frac{1+\tau_{\lambda}^{1}\exp(-\frac{1}{2}|\theta|^{2}+\mathrm{A}|2\lambda\theta|^{2})\tau}{\tau+\tau^{1}\lambda\exp(-\frac{1}{2}|\theta|^{2}+\mu|\overline{2}\overline{\lambda}\theta|^{2})}$である. また,。に対する出力状態は,$\mathrm{A}_{S}^{*}$$\Lambda_{SQ}^{*}=p|0\rangle\langle 0|+(1-p)|\theta_{\eta};\alpha\lambda, \beta\mu\rangle\{\theta_{\eta};\alpha\lambda,$ $\beta\mu|$となる. ここで,である. このとき,或される 7{ の閉部分空間とすると,から$\theta_{\eta}=\sqrt{\eta}\theta$$H_{\theta_{\eta}}$, を$H_{\theta_{l}}$$\mathrm{C}^{2}$と$|0\rangle$$|\theta_{\eta};\alpha\lambda,$$\beta\mu\rangle$

へのユニタリー作用素

から生
$V$

:

$V|0\rangle=|z_{0}\rangle=(\begin{array}{l}10\end{array})\in \mathrm{C}^{2}$$V|\theta;\lambda,$ $\mu\rangle=|z_{1}\rangle=(\begin{array}{l}\nu_{0}\nu_{1}\end{array})\in \mathrm{C}^{2}$が存在する. ここで,$\nu_{0}$$\nu_{1}$である. さらに,$=$$\langle z_{0}, z_{1}\rangle$$=$$\frac{1}{\sqrt{\alpha\lambda}}\exp(-\frac{1}{2}|\theta_{\eta}|^{2}+\frac{\beta\mu}{2\alpha\lambda}|\theta_{\eta}|^{2})$$=$$\sqrt{1-\frac{1}{\alpha\lambda}\exp(-|\theta_{\eta}|^{2}+\frac{\beta\mu}{\alpha\lambda}|\theta_{\eta}|^{2})}$$V\Lambda_{SQ}^{*}\rho_{sq}V^{*}$の個有値は,$v_{0}= \frac{1}{2}\{1+$$\sqrt{1-4p(1-p)(1-\frac{1}{\alpha\lambda}\exp(-|\theta_{\eta}|^{2}+\frac{\beta\mu}{\alpha\lambda}|\theta_{\eta}|^{2}))}\}$$v_{1}= \frac{1}{2}\{1+$$\sqrt{1-4p(1-p)(1-\frac{1}{\alpha\lambda}\exp(-|\theta_{\eta}|^{2}+\frac{\beta\mu}{\alpha\lambda}|\theta_{\eta}|^{2}))}\}$

である.
し,

このとき,

$\overline{E}_{j}=|\overline{x}j\rangle\langle$$\overline{x}_{j}|$

に対して,
とおき,
と書くことにする $(j=0,1)$ と,$|\overline{y}j\rangle$$\overline{F}_{j}|\overline{y}_{j}\rangle\langle$$\overline{y}_{j}|$$\text{さ}$らに$\Lambda_{SQ}^{*}\overline{E}_{j}$$|\overline{x}_{j}\rangle$

は,$\Lambda_{SQ}^{*}\overline{E}_{j}=\overline{p}_{j}\overline{E}_{j0}+(1-\overline{p}_{j})\overline{E}_{j1}$と表される. ここで $\overline{p}_{j}(j=0,1)$ は,$\overline{p}_{0}=\frac{1}{2}(1+\sqrt{\alpha}\exp(-\frac{1}{2}(1-\eta)(|\theta|^{2}-\frac{\mu}{\lambda}|\theta|^{2})))$$\cross\frac{\tau^{2}+\tau_{\alpha\lambda 2\alpha\lambda}^{2}\exp(-\frac{1}{2}|\theta_{\eta}|^{2}+p_{\mathrm{L}}|\theta_{\eta}|^{2})\tau+1}{\tau^{2}+\tau_{\lambda 2\lambda}^{2}\exp(-\frac{1}{2}|\theta|^{2}+\mathrm{A}|\theta|^{2})\tau+1}$$\overline{p}_{1}=\frac{1}{2}(1+\sqrt{\alpha}\exp(-\frac{1}{2}(1-\eta)(|\theta|^{2}-\frac{\mu}{\lambda}|\theta|^{2})))$$\cross\frac{t^{2}+\ovalbox{\tt\small REJECT}_{\alpha\lambda}^{2}\exp(-\frac{1}{2}|\theta_{\eta}|^{2}+\mathit{1}L|2\alpha\lambda\theta_{\eta}|^{2})t+1}{t^{2}+\tau_{\lambda 2\lambda}^{2}\exp(-\frac{1}{2}|\theta|^{2}+\mathrm{A}|\theta|^{2})t+1}$$=U^{*}|\overline{y}_{j}\rangle$

と

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であり,

$\overline{E}_{jk}=|\overline{x}_{jk}\rangle\langle$

は,$\overline{x}_{jk}|(j, k=0,1)$$\langle\overline{x}_{jk},\overline{x}_{jk}\rangle=1,$$(j, k=0,1)$$\neq 0$$\langle\overline{x}_{10},\overline{x}_{11}\rangle=$$\neq 0$を満たすので,$\overline{H}_{j\theta}$

を$|\overline{x}_{j0}\rangle$と$|\overline{x}_{j0}\rangle$$|\overline{x}_{j1}\rangle$のユニタリー作用素$(j=0,1)$ は互いに非直交ベクトルから生或される $H$ の閉部分空間とすると,と$\overline{U}_{j}$$|\overline{x}_{j1}\rangle$:$-\zeta^{\mathrm{s}}$ある. よって,$\overline{H}_{j\theta}$から$\mathrm{C}^{2}$へ$\overline{U}_{j}|\overline{x}_{j0}\rangle=(\begin{array}{l}10\end{array})\in \mathrm{C}^{2}$$\overline{U}_{j}|\overline{x}_{j1}\rangle=(\begin{array}{l}\overline{u}_{j0}\overline{ll}_{j1}\end{array})\in \mathrm{C}^{2}$が存在する. ここで,の個有値は,$\overline{u}_{j0}=(\overline{x}_{j0},\overline{x}_{j1}\rangle$,$\overline{u}_{j1}=\sqrt{1-|\langle\overline{x}j0,\overline{x}j1\rangle|^{2}}$である. さらに,$\overline{U}j\overline{E}jk\overline{U}_{j}^{*}$$\overline{\varphi}_{j0}=\frac{1}{2}\{1+$$\overline{\varphi}_{j1}=\frac{1}{2}\{1-$である. 以上のことから, 量子系の相互エントロピーは,$I(\rho_{sq};\Lambda_{SQ}^{*})=$$S(\Lambda_{SQ}^{*}\rho_{sq})-||\rho_{sq}||S(\Lambda_{SQ}^{*}\overline{E}_{0})-(1-||\rho_{sq}||)S(\Lambda_{SQ}^{*}\overline{E}_{1})$で一意に求められる. ここで,$||\rho_{sq}||=\varphi 0^{2}$

であり,$S( \Lambda_{SQ}^{*}\rho_{sq})=-\sum_{k=0}^{1}\nu_{k}\log\nu_{k}$$(j=0,1)1$$S( \Lambda_{SQ}^{*}\overline{E}_{j})=-\sum\overline{\varphi}_{jk}\log\overline{\varphi}_{jk},$$k=0$である. したがって, 入力状態のエネルギーが $E$ でおさえられている集合に対す
る量子通信路容量は,$C_{q}^{\_{6Q,E}^{OOK}}’( \Lambda_{SQ}^{*})\equiv\sup\{I(\rho_{sq};\Lambda_{SQ}^{*});\rho_{sq}\in\_{SQ,E\mathrm{I}}^{OOK}$

で求められる.

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6

計算結果と考察

まず, 入力のスクィズド状態の変化による量子通信路容量の変化を調べる.
入力状態のパラメータを増加させると量子通信路容量は増加し, その極限は,$\rho_{S}Q$$\lambda$$\lim C_{q}^{\_{5Q,B}^{OOK}}.(\Lambda_{SQ}^{*})=\log 2$$\lambdaarrow\infty$となる (図 1). そして,スクィズドチャネルとコヒーレントチャネルの量子通信

路容量を比較したのが (図 2) である. これより, スクィズドチャネルは良い入カ状態を与えると, コヒーレントチャネルより量子通信路容量が大きくなるということが分かった.
次に, チャネル自体の持っパラメータである, スクィジング変化率 ’ $rk$ を変化させたときの量子通信路容量を調べると,$\overline{k}$が増加するにっれ量子通信路容量は大きくなっている (図 3). っまり, 入 ] 状態をより押しっぷす変換をすると量$\mathrm{J}$子通信路容量は大きくなるということである.
さらに,の値を大きくしたのが (図 4) である. これより入 7] 状態をさらに押しつぶし光子数確定状態に近づけると, 量子通信路容量はさらに大きくなってぃ$\overline{k}$くことがわかる.
チャネル,
チャネル,
チャネルを比較したのが (図 5) である. これより,
チャネル他よりも圧倒的に量子通信路容量が大きいことが分かる.
$\mathrm{S}\mathrm{N}$$\mathrm{S}\mathrm{C}$$\mathrm{S}\mathrm{Q}$$\mathrm{S}\mathrm{N}$以上のことをまとめると,・入力状態の$\lambda$

を大きくすると量子通信路容量は大きくなる

・良い入力や を与えるとスクィズド光通信は, コヒーレント光通信よりも量子通信路容量が大き なる$\overline{k}$$\langle$$\bullet$$\mathrm{S}\mathrm{N}$

チャネルが最も量子通信路容量が大きいということである. このことから, 光通信過程における情報伝送効率を改善する
研究は, コヒーレント光通信からスクィズド光通信, そして光通信へと発展$\mathrm{S}\mathrm{N}$

していくものと推測される.
本論文では, 数学的にスクィズドチャネルを導入し, 量子通信路容量を計算していくつかの結果を得たが, このスクィズドチャネルを物理的に定式化し, さらに, 厳密な研究を推進していくことが, 今後の課題である.

$\mathrm{F}\backslash$igure1:$\lambda$の値を変えたときのスクィズドチャネルのキャパシティ $(\alpha=1,$ $\beta=1$

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Figure 2: コヒーレントチャネルとスクイズドチャネルのキャパシテイ $(\lambda=$$\sqrt{1}0,$$\mu=\sqrt{9},$ $\alpha=1,$ $\beta=1)$

Figure 3:$k$の ffL を変えたときのスクイズドチャネルのキャパシテイ $(\lambda=\sqrt{5},$ $\mu=$$\sqrt{4}k=0.06,1,10,50)$$\mathrm{r}$Figure 4:$k$の値を大きくしたときのキャパシテイ $(k=1,10^{3},10^{5}$$\mathrm{B}$Figure 5:$\sqrt{5},$$\mathrm{S}\mathrm{N}$チャネル,$\mathrm{S}\mathrm{C}$$\mu=\sqrt{4},$ $\alpha=1,$ $\beta=1)$

チャネル,$\mathrm{S}\mathrm{Q}$

チャネルのキャパシテイ $(\eta=0.9,$$\lambda=$

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