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Richard Liu
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From Matrix Product State(MPS) to DMRG（1）

Numerical Physics

This note is originally from review article arXiv:1008.3477v2. Notice: This note is written in Chinese.

SVD/QR分解

MPS表达式的基础是奇异值分解(Singular value decomposition)保证对任意NA×NBN_A \times N_B矩阵MM，记NC=min⁡{NA,NB}N_C = \min \{N_A,N_B\}，存在$U \in \mathsf{M}_{(N_A,N_C)},V^{\dagger} \in \mathsf{M} _{(N_C,N_B)} $使得

M=USV†M = USV^{\dagger}

其中U†U=I,V†V=IU^{\dagger}U = I,V^{\dagger}V = I，SS为对角阵，对角元大小按照顺序依次次下降S11≥S22≥⋯≥Snn≥0S_{11} \ge S_{22} \ge \cdots \ge S_{nn}\ge 0，我们称矩阵SS的秩rr为Schmidt rank。在此基础上，如果我们需要对矩阵MM进行更低维度r′(r′<r)r'(r' < r)的近似，我们有取S′=diag(S11,⋯ ,Sr′r′,⋯ )，M′=US’V†S'=diag(S_{11},\cdots, S_{r'r'},\cdots)，M' = US’V^{\dagger}，则在Frobenius范数(2-norm)诱导出的内积⟨M∣N⟩=Tr(M†N)\left\langle M|N \right \rangle = Tr (M^{\dagger}N)下，不难验证M′M'是维度为r′r'时对MM的最佳近似（请思考如何得出这个结论的）。

作为奇异值分解的应用，我们对由两个子系统ABAB张量积形成的态空间内，任意一个量子纯态可以写成如下形式：

∣ψ⟩=∑i,jΨij∣i⟩A∣j⟩B|\psi\rangle = \sum_{i,j}\Psi_{ij}|i\rangle_{A} |j\rangle_{B}

其中∣i⟩A,∣j⟩B|i\rangle_{A}, |j\rangle_{B}分别为AB子系统里的一组正交归一基。显然此时我们可以将Ψij\Psi_{ij}看成一个矩阵，对其做SVD分解有：

∣ψ⟩=∑i,j∑a=1NCUiaSaaVja∗∣i⟩A∣j⟩B=∑a=1NC(∑iUia∣i⟩A)Saa(∑jVja∗∣j⟩B)=∑a=1NCSaa∣a⟩A∣a⟩B=∑a=1rSaa∣a⟩A∣a⟩B\begin{aligned} |\psi\rangle &=\sum_{i,j}\sum^{N_C}_{a=1}U_{ia}S_{aa}V_{ja}^{*}|i\rangle_{A} |j\rangle_{B}\\ &= \sum^{N_C}_{a=1}(\sum_i U_{ia}|i\rangle_{A})S_{aa}(\sum_j V^*_{ja}|j\rangle_{B})\\ &= \sum^{N_C}_{a=1}S_{aa}|a\rangle_{A}|a\rangle_{B}\\ &= \sum^{r}_{a=1}S_{aa}|a\rangle_{A}|a\rangle_{B} \end{aligned}

由U，V矩阵的性质U†U=I,V†V=IU^{\dagger}U = I, V^{\dagger}V = I我们有∣a⟩A∣a⟩B|a\rangle_{A}|a\rangle_{B}分别为AB系统中的一组正交归一向量，自然可以通过扩充得到AB系统的一组正交归一基。

同时，所谓的“把Atrance掉”，“把Btrace掉”得到的约化密度矩阵由Ψij\Psi_{ij}的矩阵表达有：

ρA=TrB∣ψ⟩⟨ψ∣=ΨijΨij†ρB=TrA∣ψ⟩⟨ψ∣=Ψij†Ψij\rho_A = Tr_B|\psi\rangle \langle \psi|= \Psi_{ij}\Psi_{ij}^{\dagger}\\ \rho_B =Tr_A|\psi\rangle \langle \psi|= \Psi_{ij}^{\dagger}\Psi_{ij}

通过SVD分解我们可以将约化密度矩阵写成：

ρA^=∑a=1rSaa2∣a⟩A⟨a∣AρB^=∑a=1rSaa2∣a⟩B⟨a∣B\hat{\rho_A} = \sum_{a=1}^r S_{aa}^2|a\rangle_A \langle a|_A\\ \hat{\rho_B} = \sum_{a=1}^r S_{aa}^2|a\rangle_B \langle a|_B

这也表明了我们在计算AB系统纠缠熵时得到的值都是相同的。在希尔伯特空间里，量子纯态∣ψ⟩|\psi\rangle的范数和矩阵

Ψij\Psi_{ij}的Frobenius范数是一样的；从而为了将∣ψ⟩|\psi\rangle在希尔伯特空间中更小的子空间中表示，即将Ψij\Psi_{ij}做更小秩的近似，最佳近似也就对应着∣ψ⟩|\psi\rangle的最佳近似。显然就是我们在开头所描述的M'。当然，为了概率守恒，我们需要对M'分解得到的S'做归一化。

虽然SVD分解能很好的满足我们的要求，但当我们不需要这么精确的分解的时候我们有更优的选择。我们可以做如下分解，即QR分解：

M=QR,Q∈M(NA,NA),Q†Q=QQ†=IM = QR, Q \in \mathsf{M}_{(N_A,N_A)}, Q^{\dagger}Q = QQ^{\dagger}= I

其中R为上三角矩阵。当NA>NBN_A>N_B时，完整的QR分解可以退化成一个thin QR decomposition，即：

M=Q⋅[R10]=[Q1Q2][R10]=Q1R1,Q†Q=IM = Q\cdot \begin{bmatrix} R_1\\ 0 \end{bmatrix} = \begin{bmatrix} Q_1 &Q_2 \end{bmatrix} \begin{bmatrix} R_1\\ 0 \end{bmatrix} =Q_1R_1, Q^{\dagger}Q = I

显然Q1Q_1和SVD分解中的U有一样的性质，但他们并不必须相同：这种分解方式并不是唯一的。

MPS态

SVD分解与MPS

我们知道，在一些情况下，希尔伯特空间中的态可以由一系列小的希尔伯特空间中的态张成，如考虑简单的多粒子自旋态，即：∣ψ⟩=∑σ1,⋯σLcσ1,⋯σL∣σ1,⋯σL⟩|\psi\rangle =\sum_{\sigma_1,\cdots\sigma_L}c_{\sigma_1,\cdots\sigma_L}|\sigma_1,\cdots\sigma_L\rangle，L为粒子数目。当L很大的时候，对这样一个希尔伯特空间求解是相当困难的，在有限的计算资源下是不可能实现的。作为一种compromise，我们需要找到一种表示方式，使得local的自由度较小使得局部的态的刻画变得容易，我们将采用上述提到的SVD分解，将cσ1,⋯σLc_{\sigma_1,\cdots\sigma_L}视为一个d×dLd \times d^L的矩阵，有：

cσ1,⋯σL=∑a1r1Uσ1,a1Sa1,a1(V†)a1,σ2,⋯σL=∑a1r1Uσ1,a1ca1,σ2,⋯σLc_{\sigma_1,\cdots\sigma_L}=\sum_{a_1}^{r_1}U_{\sigma_1,a_1}S_{a_1,a_1}(V^{\dagger})_{a_1,{\sigma_2,\cdots\sigma_L}}=\sum_{a_1}^{r_1}U_{\sigma_1,a_1}c_{a_1,\sigma_2,\cdots\sigma_L}

由SVD的结果，我们知道r1≤dr_1\le d。我们将矩阵U一系列行向量Aσ1A^{\sigma_1}单独列出，有：

Aa1σ1=Uσ1,a1A^{\sigma_1}_{a_1}=U_{\sigma_1,a_1}

对ca1,σ2,⋯σLc_{a_1,\sigma_2,\cdots\sigma_L}我们将其拆为r1d×dL−2r_1d \times d^{L-2}同样有：

ca1,σ2,⋯σL=∑a2r2U(a1)σ2,a2Sa2,a2(V†)cσ3,⋯σL=∑a2r2U(a1,a2)σ2ca2,σ3,⋯σLc_{a_1,\sigma_2,\cdots\sigma_L}=\sum_{a_2}^{r_2}U_{(a_1)\sigma_2,a_2}S_{a_2,a_2}(V^{\dagger})c_{\sigma_3,\cdots\sigma_L}=\sum_{a_2}^{r_2}U_{(a_1,a_2)\sigma_2}c_{a_2,\sigma_3,\cdots\sigma_L}

由SVD分解的结果，我们有a2≤r1d≤d2a_2\le r_1d\le d^2。类似的，我们可以将U(a1)σ2,a2U_{(a_1)\sigma_2,a_2}写为一系列矩阵Aσ2A^{\sigma_2}，有：

Aa1,a2σ2=Uσ1,(a1,a2)A^{\sigma_2}_{a_1,a_2}=U_{\sigma_1,(a_1,a_2)}

从而，我们得到：

cσ1,⋯σL=∑a1,⋯ ,aL−1Aa1σ1Aa1,a2σ2⋯AaL−2,aL−1σL−1AaL−1σ1=Aσ1Aσ2⋯AσL\begin{aligned} c_{\sigma_1,\cdots\sigma_L} &= \sum_{a_1,\cdots, a_{L-1}}A_{a_1}^{\sigma_1}A_{a_1,a_2}^{\sigma_2}\cdots A_{a_{L-2},a_{L-1}}^{\sigma_{L-1}}A_{a_{L-1}}^{\sigma_1}\\ &=A^{\sigma_1}A^{\sigma_2}\cdots A^{\sigma_L} \end{aligned}

从SVD分解的性质中我们可以得到：

δal,ak=∑al−1σl(U†)al,(al−1σl)U(al−1σl),ak=∑al−1σl(Aσl†)al,al−1Aal−1,akσl=∑σl(Aσl†Aσl)al,akI=∑σlAσl†Aσl(1)\begin{aligned} \delta_{a_l,a_k}&=\sum_{a_{l-1}\sigma_l}(U^\dagger)_{a_l,(a_{l-1}\sigma_l)}U_{(a_{l-1}\sigma_l),a_k} \\ &=\sum_{a_{l-1}\sigma_l}(A^{\sigma_l\dagger})_{a_l,a_{l-1} }A^{\sigma_l}_{a_{l-1},a_k} \\ &= \sum_{\sigma_l}(A^{\sigma_l\dagger}A^{\sigma_l})_{ {a_l},a_k} \\ I &=\sum_{\sigma_l}A^{\sigma_l\dagger}A^{\sigma_l} \\ \tag{1} \end{aligned}

满足(1)式的矩阵我们称为 left-normalized ，矩阵乘积态（MPS）中由left-normalized矩阵组成的我们称为left-canonical的。

在将∣ψ⟩|\psi\rangle写为MPS态时我们需要注意到，上述计算中σl\sigma_l不能取到L。但是只要是对于归一化的态，我们通过计算MPS态的模长，我们会发现对σl\sigma_l也是成立的（这个命题是trivial的，请自行验证）。

另外可以证明，SVD分解之后AA矩阵的最大维数为dL/2−1×dL/2d^{L/2-1} \times d^{L/2}（L为奇数时严格小于此维度）。因此，实际情况下，由于矩阵维度的指数级别增长，对应纯态无法直接计算其精确的分解形式。

在DMRG方法中，我们需要将系统分为AB两个部分，因此我们有：

∣ψ⟩=∑al[∑σ1,…,σl(Aσ1⋯Aσl)1,al∣σ1,…,σl⟩][∑σl+1,…,σL(Aσl+1⋯AσL)al,1∣σl+1,…,σL⟩]=∑al∣al⟩A∣al⟩B\begin{aligned} |\psi\rangle &= \sum_{a_l}[\sum_{\sigma_1,\ldots,\sigma_l}(A^{\sigma_1}\cdots A^{\sigma_l})_{1,a_l}|\sigma_1,\ldots,\sigma_l\rangle][\sum_{\sigma_{l+1},\ldots,\sigma_L}(A^{\sigma_{l+1}}\cdots A^{\sigma_L})_{a_l,1}|\sigma_{l+1},\ldots,\sigma_L\rangle]\\ &= \sum_{a_l}|a_l\rangle_A|a_l\rangle_B \end{aligned}

经过简单的计算，我们会发现∣al⟩A|a_l\rangle_A构成了一组A的标准正交基，但对B系统而言∣al⟩B|a_l\rangle_B并不能做到。

MPS态的图形化表示见原论文图五，竖线表明指标σ1,…,σL\sigma_1,\ldots,\sigma_L，横线表明收缩(contract)的哑指标a1,…,aL−1a_1,\ldots,a_{L-1}。

QR分解与MPS

显然，对cσ1,…,σLc_{\sigma_1,\ldots,\sigma_L}我们也可以做类似的QR分解。与SVD分解类似的步骤，我们能得到：

cσ1,…,σL=∑a1A1,a1σ1Ψa1,σ2,…,σL=∑a1,a2A1,a1σ1Aa1,a2σ2Ψa1,a2,σ3,…,σL=⋯c_{\sigma_1,\ldots,\sigma_L}=\sum_{a_1}A_{1,a_1}^{\sigma_1}\Psi_{a_1,\sigma_2,\ldots,\sigma_L}=\sum_{a_1,a_2}A_{1,a_1}^{\sigma_1}A_{a_1,a_2}^{\sigma_2}\Psi_{a_1,a_2,\sigma_3,\ldots,\sigma_L}=\cdots

需要注意的是，我们对右半部分可以做thin QR decomposition，从而我们可以得到与SVD分解类似的维数上限。如果实际操作中QR分解是可行的，那么在求解速度上它会优于SVD分解；这将以不能得到奇异值谱为代价，如果我们不使用更为升级的rank-revealing QR decomposition，我们也不能像SVD分解一样得到相关的秩。

左？右？

或许你已经注意到，我们在前面总是强调left，left。一切都是从左开始，显然这并不是必须的要求：我们也可以从右边进行计算，从而得到right-canonical matrix product state:

cσ1,⋯σL=∑aL−1Uσ1,⋯ ,σL−1SaL−1,aL−1(V†)aL−1,σL=∑aL−1cσ1,⋯σL−1BaL−1σL=⋯c_{\sigma_1,\cdots\sigma_L}=\sum_{a_{L-1}}U_{\sigma_1,\cdots,\sigma_{L-1}}S_{a_{L-1},a_{L-1}}(V^{\dagger})_{a_{L-1},{\sigma_L}}=\sum_{a_{L-1}}c_{\sigma_1,\cdots\sigma_{L-1}}B_{a_{L-1}}^{\sigma_L}=\cdots

最终我们将得到:

∣ψ⟩=∑σ1,⋯σLBσ1Bσ2⋯BσL|\psi\rangle = \sum_{\sigma_1,\cdots\sigma_L}B^{\sigma_1}B^{\sigma_2}\cdots B^{\sigma_L}

由V矩阵的性质，我们有right-normalized条件：

∑σlBσlBσl†=I\sum_{\sigma_l}B^{\sigma_l}B^{\sigma_l\dagger} = I

此时，我们可以将格点系统分为AB部分，写下B系统满足正交归一条件的∣ψ⟩|\psi \rangleMPS态：

∣ψ⟩=∑al[∑σ1,…,σl(Bσ1⋯Bσl)1,al∣σ1,…,σl⟩][∑σl+1,…,σL(Bσl+1⋯BσL)al,1∣σl+1,…,σL⟩]=∑al∣al⟩A∣al⟩B\begin{aligned} |\psi\rangle &= \sum_{a_l}[\sum_{\sigma_1,\ldots,\sigma_l}(B^{\sigma_1}\cdots B^{\sigma_l})_{1,a_l}|\sigma_1,\ldots,\sigma_l\rangle][\sum_{\sigma_{l+1},\ldots,\sigma_L}(B^{\sigma_{l+1}}\cdots B^{\sigma_L})_{a_l,1}|\sigma_{l+1},\ldots,\sigma_L\rangle]\\ &= \sum_{a_l}|a_l\rangle_A|a_l\rangle_B \end{aligned}

我们再用QR分解从右边来一遍，注意：如果Ψ=QR\Psi = QR，那么Ψ†=R†Q†\Psi^\dagger = R^\dagger Q^\dagger。这里就不再赘述了。

Richard Liu · 生活如歌，至死少年。

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