НЕРАЗРУШАЮЩЕЕ ИЗМЕРЕНИЕ

Невозмущающее воздействие наблюдателя на интересуемый квантовый процесс $\left\{X_{t}\right\}$, которое алгебраически сводится к условию коммутативности $\left[X_{s}, Y_{t}\right]=0, t \leqslant s$, прошлого наблюдаемого квантового процесса в узком смысле $\left\{Y_{t}\right\}$ с будущим процесса $\left\{X_{t}\right\}$. Первоначально этот принцип формулировался (см. [3]) только для случая самонеразрушающего измерения $X_{t}=Y_{t}$, для $\mathrm{K}$-рого он по существу означает возможность классич. описания процесса $\left\{X_{t}\right\}$ в совместном спектральном представлении коммутативного семейства $\left\{Y_{t}\right\}$. В общем случае неразрушающий квантовый процесс $\left\{Y_{t}\right\}$ определяется (см. [4]) условием согласованности $Y_{t} \in \mathscr{A}_{t}^{\prime}$ относительно коммутантов заданного невозрастающего семейства $\left\{\mathscr{A}_{i}\right\} C^{*}$-алгебр $\mathscr{A} \subseteq \mathscr{B}(H)$, определяющих будущее $\mathscr{A}=\mathrm{V}_{s} \geqslant t \mathfrak{A}_{s}$, неразрушаемой открытой квантовой системы $\left\{\mathfrak{A}_{t}\right\}$. Теорема реконструкции для квантового случайного процесса позволяет представить любой, в том числе косвенный процесс последовательного измерения в квантовой системе $\left\{\mathfrak{A}_{t}\right\}$ как неразрушающий относительно редуцированной квантовой стохастич. системы, описываемой нек-рым квантовым случайным процессом $\left\{\pi_{t}\right\}$ над $\mathfrak{A}$.

Невозмущающее воздействие наблюдателя на интересуемый квантовый процесс $\left\{X_{t}\right\}$, которое алгебраически сводится к условию коммутативности $\left[X_{s}, Y_{t}\right]=0, t \leqslant s$, прошлого наблюдаемого квантового процесса в узком смысле $\left\{Y_{t}\right\}$ с будущим процесса $\left\{X_{t}\right\}$. Первоначально этот принцип формулировался (см. [3]) только для случая самонеразрушающего измерения $X_{t}=Y_{t}$, для $\mathrm{K}$-рого он по существу означает возможность классич. описания процесса $\left\{X_{t}\right\}$ в совместном спектральном представлении коммутативного семейства $\left\{Y_{t}\right\}$. В общем случае неразрушающий квантовый процесс $\left\{Y_{t}\right\}$ определяется (см. [4]) условием согласованности $Y_{t} \in \mathscr{A}_{t}^{\prime}$ относительно коммутантов заданного невозрастающего семейства $\left\{\mathscr{A}_{i}\right\} C^{*}$-алгебр $\mathscr{A} \subseteq \mathscr{B}(H)$, определяющих будущее $\mathscr{A}=\mathrm{V}_{s} \geqslant t \mathfrak{A}_{s}$, неразрушаемой открытой квантовой системы $\left\{\mathfrak{A}_{t}\right\}$. Теорема реконструкции для квантового случайного процесса позволяет представить любой, в том числе косвенный процесс последовательного измерения в квантовой системе $\left\{\mathfrak{A}_{t}\right\}$ как неразрушающий относительно редуцированной квантовой стохастич. системы, описываемой нек-рым квантовым случайным процессом $\left\{\pi_{t}\right\}$ над $\mathfrak{A}$.