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当てる D の性質:Klein の不等式

2026年10月15日14分で読めますAI生成教科書『虎の巻』第3部 第2章 von Neumann エントロピーと量子相対エントロピー
目次
  1. 非負性
  2. 一般の Klein の不等式
  3. そのほかの性質
  4. 木下の層

AI 生成・木下が未勉強

相対エントロピーから情報と物理を組み立てる 第3部 第2章 §3.2.2 ★★★ D(ρ^ ∥ σ^)≥0D(\hat\rho\,\|\,\hat\sigma)\ge0 を、2つの固有基底の重なりが作る二重確率行列と ln⁡\ln の凹性から示す。証明から「ρ^\hat\rho の固有基底で測ると D は下がる」も読み取れる

非負性

定理 3.2.3(Klein の不等式 ★★★)

任意の密度行列 ρ^\hat\rho、σ^\hat\sigma について D(ρ^ ∥ σ^)≥0D(\hat\rho\,\|\,\hat\sigma)\ge0 である。等号は ρ^=σ^\hat\rho=\hat\sigma のときに限る。

証明

supp⁡ρ^⊈supp⁡σ^\operatorname{supp}\hat\rho\not\subseteq\operatorname{supp}\hat\sigma なら D=+∞D=+\infty なので、supp⁡ρ^⊆supp⁡σ^\operatorname{supp}\hat\rho\subseteq\operatorname{supp}\hat\sigma とする。ρ^=∑ipi∣ri⟩⟨ri∣\hat\rho=\sum_ip_i| r_i \rangle \langle r_i |、σ^=∑jqj∣sj⟩⟨sj∣\hat\sigma=\sum_jq_j| s_j \rangle \langle s_j | と固有値分解し、

Pij≔∣⟨ri∣sj⟩∣2(3.2.8)P_{ij}\coloneqq\lvert \langle r_i | s_j \rangle \rvert ^2\tag{3.2.8}

とおく。{∣sj⟩}\{| s_j \rangle \} と {∣ri⟩}\{| r_i \rangle \} はどちらも正規直交基底なので ∑jPij=⟨ri∣ri⟩=1\sum_jP_{ij}=\langle r_i | r_i \rangle =1、∑iPij=⟨sj∣sj⟩=1\sum_iP_{ij}=\langle s_j | s_j \rangle =1 で、PP は行の和も列の和も 11 の二重確率行列である。式 (3.2.4) から

Tr⁡ρ^ln⁡σ^=∑ipi∑jPijln⁡qj.\operatorname{Tr}\hat\rho\ln\hat\sigma=\sum_ip_i\sum_jP_{ij}\ln q_j .

pi>0p_i>0 の ii について、Pij>0P_{ij}>0 なる jj では台の条件から qj>0q_j>0 である。jj についての和は重み PijP_{ij} の平均なので、ln⁡\ln の凹性(Jensen の不等式)から

∑jPijln⁡qj≤ln⁡(∑jPijqj)≕ln⁡ti.(3.2.9)\sum_jP_{ij}\ln q_j\le\ln\Bigl(\sum_jP_{ij}q_j\Bigr)\eqqcolon\ln t_i .\tag{3.2.9}

ti=⟨ri∣σ^∣ri⟩t_i=\langle r_i | \hat\sigma | r_i \rangle で、∑iti=Tr⁡σ^=1\sum_it_i=\operatorname{Tr}\hat\sigma=1 なので t=(ti)t=(t_i) は確率分布である。したがって

D(ρ^ ∥ σ^)=∑ipiln⁡pi−∑ipi∑jPijln⁡qj ≥ ∑ipiln⁡piti=D(p ∥ t) ≥ 0(3.2.10)D(\hat\rho\,\|\,\hat\sigma)=\sum_ip_i\ln p_i-\sum_ip_i\sum_jP_{ij}\ln q_j\ \ge\ \sum_ip_i\ln\frac{p_i}{t_i}=D(p\,\|\,t)\ \ge\ 0\tag{3.2.10}

で、最後は古典の Gibbs の不等式(第1部第3章)である。

等号が成り立つとする。D(p ∥ t)=0D(p\,\|\,t)=0 から ti=pit_i=p_i。Jensen の等号条件(ln⁡\ln は狭義凹)から、pi>0p_i>0 の各 ii について Pij>0P_{ij}>0 なる jj の qjq_j はすべて等しく、その値は ti=pit_i=p_i である。つまり ∣ri⟩| r_i \rangle は σ^\hat\sigma の固有値 pip_i の固有空間に入り、σ^∣ri⟩=pi∣ri⟩\hat\sigma| r_i \rangle =p_i| r_i \rangle。これを pi>0p_i>0 の ii について足すと σ^\hat\sigma は ∑pi>0pi∣ri⟩⟨ri∣=ρ^\sum_{p_i>0}p_i| r_i \rangle \langle r_i |=\hat\rho を部分として含み、残りの部分のトレースは 1−∑ipi=01-\sum_ip_i=0、半正定値なのでその部分は 00 になる。よって σ^=ρ^\hat\sigma=\hat\rho。逆に ρ^=σ^\hat\rho=\hat\sigma なら定義から D=0D=0。

不等式 (3.2.10) の真ん中の D(p ∥ t)D(p\,\|\,t) には意味がある。pip_i は ρ^\hat\rho をその固有基底 {∣ri⟩}\{| r_i \rangle \} で測ったときに ii が出る確率、ti=⟨ri∣σ^∣ri⟩t_i=\langle r_i | \hat\sigma | r_i \rangle は σ^\hat\sigma を同じ基底で測ったときの確率である。したがって証明は

D(ρ^ ∥ σ^) ≥ D(ρ^ を {∣ri⟩} で測った結果の分布 ∥ σ^ を {∣ri⟩} で測った結果の分布)(3.2.11)D(\hat\rho\,\|\,\hat\sigma)\ \ge\ D\bigl(\text{$\hat\rho$ を $\{| r_i \rangle \}$ で測った結果の分布}\,\big\|\,\text{$\hat\sigma$ を $\{| r_i \rangle \}$ で測った結果の分布}\bigr)\tag{3.2.11}

を示している。2つの量子状態を測定して古典の分布に直すと、相対エントロピーは下がる。どの測定に対してもこれが成り立つことは、量子データ処理不等式の特別な場合として次の章(第3部第3章)で示す。

図

図 3.2.1 例題 3.2.1 の2つの量子ビット(r=0.6r=0.6)。点線は量子相対エントロピー D(ρ^ ∥ σ^)=0.6ln⁡2 (1−cos⁡θ)D(\hat\rho\,\|\,\hat\sigma)=0.6\ln2\,(1-\cos\theta)、実線は ρ^\hat\rho の固有基底(ZZ 基底)で両方を測った結果の分布の相対エントロピー D(p ∥ t)D(p\,\|\,t)(式 (3.2.10) の下界)。θ=0\theta=0 と θ=π\theta=\pi(2つが交換する)でだけ一致する

一般の Klein の不等式

証明で使ったのは「固有基底の重なりが二重確率行列になる」ことと、関数の凸性だけである。同じ手順で次の形を示すことができる。

命題 3.2.4(Klein の不等式の一般形)

ff を微分可能な凸関数、A^\hat A、B^\hat B をエルミート行列とする(固有値は ff の定義域に入るとする)。このとき

Tr⁡[f(A^)−f(B^)−(A^−B^)f′(B^)]≥0.(3.2.12)\operatorname{Tr}\bigl[f(\hat A)-f(\hat B)-(\hat A-\hat B)f'(\hat B)\bigr]\ge0 .\tag{3.2.12}

証明

A^=∑iai∣ai⟩⟨ai∣\hat A=\sum_ia_i| a_i \rangle \langle a_i |、B^=∑jbj∣bj⟩⟨bj∣\hat B=\sum_jb_j| b_j \rangle \langle b_j |、Pij=∣⟨ai∣bj⟩∣2P_{ij}=\lvert \langle a_i | b_j \rangle \rvert ^2 とおく。∑jPij=∑iPij=1\sum_jP_{ij}=\sum_iP_{ij}=1 を使って各項を書くとTr⁡f(A^)=∑ijPijf(ai)\operatorname{Tr} f(\hat A)=\sum_{ij}P_{ij}f(a_i)、Tr⁡f(B^)=∑ijPijf(bj)\operatorname{Tr} f(\hat B)=\sum_{ij}P_{ij}f(b_j)、Tr⁡A^f′(B^)=∑ijPijaif′(bj)\operatorname{Tr}\hat Af'(\hat B)=\sum_{ij}P_{ij}a_if'(b_j)、Tr⁡B^f′(B^)=∑ijPijbjf′(bj)\operatorname{Tr}\hat Bf'(\hat B)=\sum_{ij}P_{ij}b_jf'(b_j)。よって左辺は ∑ijPij[f(ai)−f(bj)−(ai−bj)f′(bj)]\sum_{ij}P_{ij}\bigl[f(a_i)-f(b_j)-(a_i-b_j)f'(b_j)\bigr] で、括弧の中は凸関数がその接線より上にあることから非負である。

f(x)=xln⁡xf(x)=x\ln x(f′(x)=ln⁡x+1f'(x)=\ln x+1)、A^=ρ^\hat A=\hat\rho、B^=σ^\hat B=\hat\sigma とすると、左辺は Tr⁡ρ^ln⁡ρ^−Tr⁡σ^ln⁡σ^−Tr⁡(ρ^−σ^)(ln⁡σ^+1)=D(ρ^ ∥ σ^)−Tr⁡(ρ^−σ^)\operatorname{Tr}\hat\rho\ln\hat\rho-\operatorname{Tr}\hat\sigma\ln\hat\sigma-\operatorname{Tr}(\hat\rho-\hat\sigma)(\ln\hat\sigma+\mathbf 1) =D(\hat\rho\,\|\,\hat\sigma)-\operatorname{Tr}(\hat\rho-\hat\sigma) になる。トレースが等しい2状態では Tr⁡(ρ^−σ^)=0\operatorname{Tr}(\hat\rho-\hat\sigma)=0 なので、定理 3.2.3 の不等式が再び出る。この不等式は O. Klein が量子統計力学で第二法則を論じるために使った1O. Klein (1931), Zeitschrift für Physik 72, 767–775。量子相対エントロピーを式 (3.2.3) の形で定義したのは H. Umegaki (1962), Kodai Mathematical Seminar Reports 14, 59–85 である。下の脚注へ。

トレースが 11 でない半正定値行列 σ^\hat\sigma に対しても、式 (3.2.3) はそのまま意味を持つ。c=Tr⁡σ^>0c=\operatorname{Tr}\hat\sigma>0 とするとln⁡σ^=ln⁡(σ^/c)+(ln⁡c)1\ln\hat\sigma=\ln(\hat\sigma/c)+(\ln c)\mathbf 1 なので

D(ρ^ ∥ σ^)=D(ρ^ ∥ σ^/c)−ln⁡c ≥ −ln⁡Tr⁡σ^(3.2.13)D(\hat\rho\,\|\,\hat\sigma)=D(\hat\rho\,\|\,\hat\sigma/c)-\ln c\ \ge\ -\ln\operatorname{Tr}\hat\sigma\tag{3.2.13}

である。この形は 3.2.4節で条件付きエントロピーを書くときに使う。

そのほかの性質

非負性に加えて、定義から直接読み取れる性質が2つある。

命題 3.2.5(ユニタリ不変性と加法性)

  • (a) 任意のユニタリ U^\hat U について D(U^ρ^U^† ∥ U^σ^U^†)=D(ρ^ ∥ σ^)D(\hat U\hat\rho\hat U^\dagger\,\|\,\hat U\hat\sigma\hat U^\dagger)=D(\hat\rho\,\|\,\hat\sigma)、S(U^ρ^U^†)=S(ρ^)S(\hat U\hat\rho\hat U^\dagger)=S(\hat\rho)。
  • (b) D(ρ^1⊗ρ^2 ∥ σ^1⊗σ^2)=D(ρ^1 ∥ σ^1)+D(ρ^2 ∥ σ^2)D(\hat\rho_1\otimes\hat\rho_2\,\|\,\hat\sigma_1\otimes\hat\sigma_2)=D(\hat\rho_1\,\|\,\hat\sigma_1)+D(\hat\rho_2\,\|\,\hat\sigma_2)、S(ρ^1⊗ρ^2)=S(ρ^1)+S(ρ^2)S(\hat\rho_1\otimes\hat\rho_2)=S(\hat\rho_1)+S(\hat\rho_2)。
証明

(a) f(U^A^U^†)=U^f(A^)U^†f(\hat U\hat A\hat U^\dagger)=\hat Uf(\hat A)\hat U^\dagger(固有ベクトルが U^\hat U で写るだけ)とトレースの巡回性から従う。(b) ln⁡(A^⊗B^)=ln⁡A^⊗1+1⊗ln⁡B^\ln(\hat A\otimes\hat B)=\ln\hat A\otimes\mathbf 1+\mathbf 1\otimes\ln\hat B(固有値が積 aibja_ib_j で、その対数が和になる)を使い、Tr⁡(ρ^1⊗ρ^2)(X^⊗1)=Tr⁡ρ^1X^\operatorname{Tr}(\hat\rho_1\otimes\hat\rho_2)(\hat X\otimes\mathbf 1)=\operatorname{Tr}\hat\rho_1\hat X を当てる。

ユニタリ不変性は、閉じた系の Schrödinger 方程式による時間発展では DD も SS も変わらないことを意味する。第二法則のようにエントロピーが変わる現象を量子力学で扱うには、部分系に注目するか(3.2.4節)、チャネルを通すか(次の章)のどちらかが必要になる。

この章で証明しない性質

次の性質も成り立つが、証明には Lieb の凹性定理などこの章の道具より強いものが要るので、次の章(第3部第3章)で扱う。

  • 単調性(量子データ処理不等式):量子チャネル N\mathcal N について D(N(ρ^) ∥ N(σ^))≤D(ρ^ ∥ σ^)D(\mathcal N(\hat\rho)\,\|\,\mathcal N(\hat\sigma))\le D(\hat\rho\,\|\,\hat\sigma)。
  • 結合凸性:D(∑xpxρ^x ∥ ∑xpxσ^x)≤∑xpxD(ρ^x ∥ σ^x)D\bigl(\sum_xp_x\hat\rho_x\,\big\|\,\sum_xp_x\hat\sigma_x\bigr)\le\sum_xp_xD(\hat\rho_x\,\|\,\hat\sigma_x)。第1引数だけについての凸性は 3.2.3節で示す。
  • 量子 Pinsker の不等式:D(ρ^ ∥ σ^)≥12∥ρ^−σ^∥12D(\hat\rho\,\|\,\hat\sigma)\ge\frac12\lVert \hat\rho-\hat\sigma\rVert _1^2(∥A^∥1=Tr⁡∣A^∣\lVert \hat A\rVert _1=\operatorname{Tr}\lvert \hat A\rvert)。単調性があれば、ρ^−σ^\hat\rho-\hat\sigma の正の部分への射影で測って古典の Pinsker の不等式に帰着させることができる。

DD が2つの状態の「見分けにくさの逆」を測ることは、古典の Stein の補題(第1部第8章)の量子版で正確になる。同じ状態 ρ^⊗n\hat\rho^{\otimes n} と σ^⊗n\hat\sigma^{\otimes n} を見分ける最適な測定で、一方の誤りを抑えたときのもう一方の誤り確率は e−nD(ρ^∥σ^)\mathrm{e}^{-nD(\hat\rho\|\hat\sigma)} の速さで減る。これは第3部第8章(第3部第8章)の状態識別の話題である。

例題 3.2.2 測ると相対エントロピーは下がる ★★

オリジナル例題 3.2.1 で r=0.6r=0.6、θ=π/2\theta=\pi/2 とする。ρ^=12(1+0.6Z)\hat\rho=\frac12(\mathbf 1+0.6Z)、σ^=12(1+0.6X)\hat\sigma=\frac12(\mathbf 1+0.6X) である。

  1. 2つの状態を ZZ 基底 {∣0⟩,∣1⟩}\{| 0 \rangle ,| 1 \rangle \} で測った結果の分布を求め、その相対エントロピーを計算せよ。
  2. 2つの状態を XX 基底 {∣+⟩,∣−⟩}\{| + \rangle ,| - \rangle \} で測った結果の分布を求め、その相対エントロピーを計算せよ。
  3. どちらも D(ρ^ ∥ σ^)=0.4159D(\hat\rho\,\|\,\hat\sigma)=0.4159 nat より小さいことを確かめよ。
解答

(1) ⟨0∣ρ^∣0⟩=12(1+0.6)=0.8\langle 0 | \hat\rho | 0 \rangle =\frac12(1+0.6)=0.8、⟨0∣σ^∣0⟩=12\langle 0 | \hat\sigma | 0 \rangle =\frac12(XX の対角成分は 00)。分布は (0.8,0.2)(0.8,0.2) と (0.5,0.5)(0.5,0.5) で、D=0.8ln⁡1.6+0.2ln⁡0.4=ln⁡2−hb(0.8)=0.6931−0.5004=0.1927D=0.8\ln1.6+0.2\ln0.4=\ln2-h_{\mathrm b}(0.8)=0.6931-0.5004=0.1927 nat。これは不等式 (3.2.10) の D(p ∥ t)D(p\,\|\,t) そのものである。

(2) ⟨+∣ρ^∣+⟩=12\langle + | \hat\rho | + \rangle =\frac12(ZZ の ∣+⟩| + \rangle での期待値は 00)、⟨+∣σ^∣+⟩=12(1+0.6)=0.8\langle + | \hat\sigma | + \rangle =\frac12(1+0.6)=0.8。分布は (0.5,0.5)(0.5,0.5) と (0.8,0.2)(0.8,0.2) で、D=0.5ln⁡0.50.8+0.5ln⁡0.50.2=12ln⁡2516=ln⁡54=0.2231D=0.5\ln\frac{0.5}{0.8}+0.5\ln\frac{0.5}{0.2}=\frac12\ln\frac{25}{16}=\ln\frac54=0.2231 nat。

(3) 0.1927<0.41590.1927<0.4159、0.2231<0.41590.2231<0.4159。古典の分布に直す測定は2つの状態の違いの一部しか拾わない。ZZ 基底では σ^\hat\sigma の向き(XX 方向)の情報が、XX 基底では ρ^\hat\rho の向き(ZZ 方向)の情報が失われる。

1 O. Klein (1931), Zeitschrift für Physik 72, 767–775。量子相対エントロピーを式 (3.2.3) の形で定義したのは H. Umegaki (1962), Kodai Mathematical Seminar Reports 14, 59–85 である。

木下の勉強ステータス

木下はまだこの記事を勉強していません。

AI(Claude)が書いた教材を、木下が勉強しながら公開しています。式と数値は検算していますが、誤りが残っているかもしれません。誤りのご指摘・削除のご依頼をいただければ直します。 連絡先:support@tecktom.com

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