Nadprzewodnikowe obliczenia kwantowe - Superconducting quantum computing

Nadprzewodnikowe obliczenia kwantowe to implementacja komputera kwantowego w nadprzewodzących obwodach elektronicznych . Badania nad nadprzewodnictwem kwantowym prowadzą firmy takie jak Google , IBM , IMEC , BBN Technologies , Rigetti i Intel . Od maja 2016 r. w tablicy 1D zademonstrowano do dziewięciu w pełni kontrolowanych kubitów , a w architekturze 2D do szesnastu.

W październiku 2019 r. grupa Martinis , która współpracowała z Google , opublikowała artykuł demonstrujący po raz pierwszy supremację kwantową , wykorzystując chip z 53 kubitami nadprzewodnikowymi.

Ponad dwa tysiące kubitów nadprzewodzących znajduje się w komercyjnym produkcie firmy D-Wave Systems , jednak kubity te wykorzystują wyżarzanie kwantowe zamiast uniwersalnego modelu obliczeń kwantowych.

Urządzenie składające się z czterech nadprzewodzących kubitów transmonowych , czterech magistral kwantowych i czterech rezonatorów odczytowych, wyprodukowane przez IBM i opublikowane w npj Quantum Information w styczniu 2017 r.

Tło

Klasyczne modele obliczeniowe opierają się na implementacjach fizycznych zgodnych z prawami mechaniki klasycznej . Wiadomo jednak, że opis klasyczny jest trafny tylko dla określonych układów z dużą ilością atomów, podczas gdy bardziej ogólny opis przyrody podaje mechanika kwantowa . Obliczenia kwantowe badają zastosowanie zjawisk kwantowych, które wykraczają poza zakres klasycznego przybliżenia, do przetwarzania i komunikacji informacji. Istnieją różne modele obliczeń kwantowych, jednak najpopularniejsze modele zawierają koncepcje kubitów i bram kwantowych . Kubit to uogólnienie bitu - układu z dwoma możliwymi stanami, które mogą znajdować się w kwantowej superpozycji obu. Bramka kwantowa jest uogólnieniem bramki logicznej : opisuje transformację, której jeden lub więcej kubitów doświadczy po zastosowaniu na nich bramki, biorąc pod uwagę ich stan początkowy. Fizyczna implementacja kubitów i bramek jest trudna, z tych samych powodów, dla których zjawiska kwantowe są trudne do zaobserwowania w życiu codziennym. Jednym z podejść jest implementacja komputerów kwantowych w nadprzewodnikach, gdzie efekty kwantowe stają się makroskopowe, choć za cenę ekstremalnie niskich temperatur pracy .

W nadprzewodniku podstawowymi nośnikami ładunku są pary elektronów (znane jako pary Coopera ), a nie pojedyncze elektrony w normalnym przewodniku. Całkowity spin pary Coopera jest liczbą całkowitą, więc pary Coopera są bozonami (podczas gdy pojedyncze elektrony w normalnym przewodniku to fermiony ). Schłodzone bozony, w przeciwieństwie do chłodzonych fermionów, mogą zajmować jeden poziom energii kwantowej, w efekcie znanym jako kondensat Bosego-Einsteina . W klasycznej interpretacji odpowiadałoby to wielu cząsteczkom zajmującym tę samą pozycję w przestrzeni i mającym równy pęd, skutecznie zachowującym się jak pojedyncza cząstka.

W każdym punkcie nadprzewodzącego obwodu elektronicznego (czyli sieci elementów elektrycznych ) funkcja falowa kondensatu opisująca przepływ ładunku jest dobrze zdefiniowana przez określoną, złożoną amplitudę prawdopodobieństwa . W normalnym obwodzie elektrycznym przewodnika ten sam opis kwantowy jest prawdziwy dla poszczególnych nośników ładunku, jednak różne funkcje falowe są uśredniane w analizie makroskopowej, co uniemożliwia zaobserwowanie efektów kwantowych. Funkcja fali kondensatu umożliwia projektowanie i pomiar makroskopowych efektów kwantowych. Na przykład tylko dyskretna liczba kwantów strumienia magnetycznego przenika przez pętlę nadprzewodzącą, podobnie jak dyskretne poziomy energii atomowej w modelu Bohra . W obu przypadkach kwantyzacja jest wynikiem zespolonej ciągłości amplitudy . W odróżnieniu od mikroskopijnych układów kwantowych (takich jak atomy czy fotony ) wykorzystywanych do implementacji komputerów kwantowych, parametry obwodów nadprzewodzących można projektować poprzez ustawienie (klasycznych) wartości elementów elektrycznych, które je tworzą, np. dostosowując pojemność lub indukcyjność .

Aby uzyskać kwantowo-mechaniczny opis obwodu elektrycznego, należy wykonać kilka kroków. Po pierwsze, wszystkie elementy elektryczne są opisane za pomocą amplitudy i fazy funkcji falowej kondensatu, a nie za pomocą blisko powiązanego makroskopowego opisu prądu i napięcia stosowanego w klasycznych obwodach. Na przykład kwadrat amplitudy funkcji falowej w pewnym punkcie przestrzeni jest prawdopodobieństwem znalezienia tam nośnika ładunku, stąd kwadrat amplitudy odpowiada klasycznemu rozkładowi ładunku. Po drugie, uogólnione prawa obwodu Kirchhoffa są stosowane w każdym węźle sieci obwodów w celu uzyskania równań ruchu . Na koniec równania ruchu są przeformułowane na mechanikę Lagrange'a i wyprowadzony zostaje kwantowy hamiltonian .

Technologia

Urządzenia są zazwyczaj projektowane w zakresie częstotliwości radiowych , chłodzone w chłodziarkach do rozcieńczania poniżej 100mK i adresowane do konwencjonalnych instrumentów elektronicznych, np. syntezatorów częstotliwości i analizatorów widma . Typowe wymiary w skali mikrometrów, z rozdzielczością submikrometrową, pozwalają na wygodne zaprojektowanie hamiltonianu kwantowego z ugruntowaną technologią układów scalonych.

Cechą wyróżniającą nadprzewodzące obwody kwantowe jest zastosowanie złącza Josephsona - elementu elektrycznego nie występującego w normalnych przewodnikach . Złącze to słabe połączenie między dwoma przewodami drutu nadprzewodzącego, zwykle realizowane jako cienka warstwa izolatora z techniką odparowywania cienia . Funkcje falowe kondensatu po obu stronach złącza są słabo skorelowane - mogą mieć różne fazy nadprzewodnictwa, w przeciwieństwie do ciągłego drutu nadprzewodzącego, gdzie funkcja falowa nadprzewodnika musi być ciągła . Prąd przepływający przez złącze powstaje w wyniku tunelowania kwantowego . Służy to do tworzenia nieliniowej indukcyjności, która jest niezbędna do projektowania kubitów, ponieważ umożliwia projektowanie oscylatorów anharmonicznych . Kwantowy oscylator harmoniczny nie może być stosowany jako qubitu, ponieważ nie ma sposobu, aby adres tylko dwa z jej państw.

Archetypy kubitów

Trzy nadprzewodzących archetypes qubitu są w fazie , ładowania i topnika qubity , że istnieje wiele hybrydyzacje (Fluxonium, Transmon , Xmon, Quantronium). W przypadku dowolnej implementacji kubitów, logiczne stany kwantowe należy odwzorować na różne stany systemu fizycznego, zazwyczaj na dyskretne (skwantowane) poziomy energii lub na ich kwantowe superpozycje . W kubicie ładunku różne poziomy energii odpowiadają całkowitej liczbie par Coopera na wyspie nadprzewodzącej. W kubicie strumieniowym poziomy energii odpowiadają różnym liczbom całkowitym kwantów strumienia magnetycznego uwięzionych w pierścieniu nadprzewodzącym. W kubicie fazowym poziomy energii odpowiadają różnym amplitudom oscylacji ładunku kwantowego na złączu Josephsona, gdzie ładunek i faza są analogiczne do pędu i położenia odpowiednio kwantowego oscylatora harmonicznego . Zauważ, że tutaj faza jest złożonym argumentem funkcji falowej nadprzewodzącej, znanej również jako parametr kolejności nadprzewodnictwa, a nie fazą między różnymi stanami kubitu. ${\ Displaystyle \ {| 0 \ rangle, | 1 \ rangle \}}$

W poniższej tabeli omówiono trzy archetypy. W pierwszym wierszu przedstawiono schemat obwodu elektrycznego kubitów. W drugim pokazany jest hamiltonian kwantowy wyprowadzony z obwodu. Ogólnie hamiltonian można podzielić na część „kinetyczną” i „potencjalną”, analogicznie do cząstki w studni potencjału . Masa cząstki odpowiada jakiejś odwrotnej funkcji pojemności obwodu, podczas gdy kształtem potencjału rządzą zwykłe cewki indukcyjne i złącza Josephsona. Jednym z pierwszych wyzwań w projektowaniu kubitów jest dobre ukształtowanie potencjału i dobranie masy cząstki w taki sposób, aby separacja energii między określonymi dwoma poziomami energii różniła się od wszystkich innych międzypoziomowych separacji energii w systemie. Te dwa poziomy będą używane jako stany logiczne kubitu. Schematyczne rozwiązania falowe w trzecim rzędzie tabeli przedstawiają złożoną amplitudę zmiennej fazy. Innymi słowy, jeśli faza kubitu jest mierzona, gdy kubit jest w określonym stanie, istnieje niezerowe prawdopodobieństwo zmierzenia określonej wartości tylko wtedy, gdy przedstawiona funkcja falowa oscyluje. Wszystkie trzy wiersze to zasadniczo trzy różne prezentacje tego samego systemu fizycznego.

Nadprzewodzące archetypy kubitów

Rodzaj Aspekt	Ładuj kubit	RF-SQUID Qubit (prototyp Flux Qubit)	Kubit fazowy
Okrążenie	Obwód kubitowy ładowania Wyspa nadprzewodząca (otoczona linią przerywaną) zdefiniowana między przewodami kondensatora o pojemności a złączem Josephsona z energią jest spolaryzowana przez napięcie${\displaystyle C}$${\ Displaystyle E_ {J}}$ ${\ Displaystyle U}$	Obwód kubitowy strumienia Pętla nadprzewodząca z indukcyjnością jest przerywana przez połączenie z energią Josephsona . Strumień polaryzacji jest indukowany przez linię strumienia z prądem${\ Displaystyle L}$${\ Displaystyle E_ {J}}$ ${\ Displaystyle \ Phi}$ ${\displaystyle I_{0}}$	Fazowy obwód kubitowy. Złącze Josephsona z parametrem energii jest obciążone prądem${\ Displaystyle E_ {J}}$ ${\displaystyle I_{0}}$
hamiltonian	${\ Displaystyle H = E_ {C} (N-N_ {g}) ^ {2}-E_ {J} \ cos \ phi}$Gdzie oznacza liczbę Cooper pary do tunelu węzłowych , jest ładunek na kondensatorze w jednostkach Cooper liczby par, to energia ładowania związane zarówno z pojemności i łącznikiem pojemności Josephson i jest nadprzewodzący funkcji fali różnicy faz poprzez skrzyżowaniu. ${\ Displaystyle N}$${\ Displaystyle N_ {g} = CV_ {0}/2e}$${\ Displaystyle E_ {C} = (2e) ^ {2}/2 (C_ {J} + C)}$ ${\displaystyle C}$${\ Displaystyle C_ {J}}$${\displaystyle \phi}$	${\ Displaystyle H = {\ Frac {q ^ {2}} 2C_ {J}}} + \ lewo ({\ Frac {\ Phi _ {0}} {2 \ pi}} \ prawej) ^ {2} {\frac {\phi ^{2}}{2L}}-E_{J}\cos \left[\phi -\Phi {\frac {2\pi }{\Phi _{0}}}\right] }$Gdzie jest ładunkiem przyłączeniowej pojemności i jest nadprzewodzący funkcji fali różnicy faz przez złącze Josephson. może przyjmować wartości większe niż , a zatem jest alternatywnie definiowany jako całka czasowa napięcia wzdłuż indukcyjności . ${\displaystyle q}$${\ Displaystyle C_ {J}}$${\displaystyle \phi}$${\displaystyle \phi}$${\displaystyle 2\pi}$ ${\ Displaystyle L}$	${\ Displaystyle H = {\ Frac {(2e) ^ {2}} {2C_ {J}}} q ^ {2}-I_ {0}{\ Frac {\ Phi _ {0}} {2 \ pi} }\phi -E_{J}\cos \phi }$, gdzie jest pojemnością związaną ze złączem Josephsona , jest kwantem strumienia magnetycznego , jest ładunkiem na pojemności złącza i jest fazą w poprzek złącza. ${\ Displaystyle C_ {J}}$${\ Displaystyle \ Phi _ {0}}$${\displaystyle q}$${\ Displaystyle C_ {J}}$${\displaystyle \phi}$
Potencjał	Potencjał kubitu ładowania Potencjalna część hamiltonianu, , jest oznaczona grubą czerwoną linią. Schematyczne rozwiązania funkcji falowej są przedstawione cienkimi liniami, podniesionymi do odpowiedniego poziomu energii dla przejrzystości. Do obliczeń wykorzystywane są tylko funkcje falowe. Napięcie polaryzacji jest ustawione w taki sposób, aby minimalizować przerwę energetyczną między a , czyniąc przerwę inną od innych przerw energetycznych (np. przerwy między a ). Różnica w odstępach pozwala adresować tylko przejścia z do i odwrotnie, bez wypełniania innych stanów, dzięki czemu skutecznie traktuje obwód jako system dwupoziomowy ( qubit ). ${\ Displaystyle -E_ {J} \ cos \ phi}$${\ Displaystyle N_ {g} = {\ Frac {1} {2}}}$${\displaystyle |0\rangle}$${\displaystyle |1\rangle}$${\displaystyle |1\rangle}$${\displaystyle |2\rangle}$${\displaystyle |0\rangle}$${\displaystyle |1\rangle}$	Potencjał kubitowy strumienia Potencjalna część hamiltonianu , wykreślona dla strumienia polaryzacji , jest przedstawiona grubą czerwoną linią. Schematyczne rozwiązania funkcji falowej są przedstawione cienkimi liniami, podniesionymi do odpowiedniego poziomu energii dla przejrzystości. Do obliczeń wykorzystywane są tylko funkcje falowe. Różne studnie odpowiadają różnej liczbie kwantów strumienia uwięzionych w pętlach nadprzewodzących. Dwa niższe stany odpowiadają symetrycznej i antysymetrycznej superpozycji zerowych lub pojedynczo uwięzionych kwantów strumienia, czasami oznaczanych jako zgodne i przeciwne do ruchu wskazówek zegara stany pętli prądowej: i . ${\ Displaystyle \ lewo ({\ Frac {\ Phi _ {0}} {2 \ pi}} \ po prawej) ^ {2} {\ Frac {\ phi ^ {2}} 2L}} -E_ {J} \cos \lewo[\phi -\Phi {\frac {2\pi }{\Phi _{0}}}\prawo]}$ ${\ Displaystyle \ Phi = \ Phi _ {0}/2}$${\ Displaystyle | 0 \ rangle = \ lewo [| \ circlearrowleft \ rangle + | \ circlearrowright \ rangle \ prawo] / {\ sqrt {2}}}$${\ Displaystyle | 1 \ rangle = \ lewo [| \ circlearrowleft \ rangle - | \ circlearrowright \ rangle \ prawo] / {\ sqrt {2}}}$	Fazowy potencjał kubitowy Tzw. „tarka” potencjalna część hamiltonianu, , oznaczona jest grubą czerwoną linią. Schematyczne rozwiązania funkcji falowej są przedstawione cienkimi liniami, podniesionymi do odpowiedniego poziomu energii dla przejrzystości. Do obliczeń wykorzystywane są tylko funkcje falowe. Prąd polaryzacji jest dostosowywany tak, aby studnie były wystarczająco płytkie, aby pomieścić dokładnie dwie zlokalizowane funkcje falowe. Niewielki wzrost prądu polaryzacji powoduje selektywne „rozlanie się” stanu o wyższej energii ( ), wyrażone mierzalnym skokiem napięcia – mechanizm powszechnie stosowany do pomiaru kubitów fazowych . ${\ Displaystyle -I_{0}{\frac {\Phi _{0}}{2\pi}}\phi-E_{J}\cos \phi}$${\displaystyle |1\rangle}$

Pojedyncze kubity

Luka energetyczna GHz między poziomami energii kubitu nadprzewodzącego została celowo zaprojektowana tak, aby była kompatybilna z dostępnym sprzętem elektronicznym, ze względu na lukę terahercową - brak sprzętu w wyższym paśmie częstotliwości. Ponadto luka energetyczna nadprzewodnika implikuje górną granicę działania poniżej ~1 THz (poza nią pary Coopera pękają). Z drugiej strony separacja poziomów energii nie może być zbyt mała ze względu na względy chłodzenia: temperatura 1K implikuje wahania energii rzędu 20 GHz. Temperatury rzędu kilkudziesięciu milikelwinów osiągane w chłodziarkach do rozcieńczania pozwalają na działanie kubitów przy separacji na poziomie ~5 GHz. Separację poziomu energii kubitu można często regulować za pomocą dedykowanej linii prądu polaryzacji, zapewniając „pokrętło” do precyzyjnego dostrajania parametrów kubitu.

Pojedyncze bramki kubitowe

Dowolna pojedyncza bramka kubitowa jest osiągana przez obrót w sferze Blocha . Obroty między różnymi poziomami energii pojedynczego kubitu są indukowane przez impulsy mikrofalowe wysyłane do anteny lub linii transmisyjnej połączonej z kubitem, z rezonansem częstotliwościowym z separacją energii między poziomami. Poszczególne kubity mogą być adresowane przez dedykowaną linię transmisyjną lub przez wspólną, jeśli inne kubity są wyłączone z rezonansu. Oś obrotu ustalana jest poprzez kwadraturową modulację amplitudy impulsu mikrofalowego, natomiast długość impulsu określa kąt obrotu.

Bardziej formalnie, zgodnie z zapisem, dla sygnału jazdy

${\ Displaystyle {\ mathcal {e}} (t) = {\ mathcal {e}} ^ {x} (t) \ cos (\ omega _ {d} t) + {\ mathcal {e}} ^ {y }(t)\sin(\omega _{d}t)}$

częstotliwości , hamiltonian kubitu sterowanego w przybliżeniu fali wirującej wynosi ${\ Displaystyle \ omega _ {d}}$

${\ Displaystyle H ^ {R} / \ hbar = (\ omega - \ omega _ {d}) | 1 \ rangle \ langle 1 | + {\ Frac {{\ mathcal {E}} ^ {x} (t) }{2}}\sigma _{x}+{\frac {{\mathcal {E}}^{y}(t)}{2}}\sigma _{y}}$,

gdzie jest rezonans kubitowy i są macierzami Pauliego . ${\ Displaystyle \ omega}$${\ Displaystyle \ sigma _ {x}, \ sigma _ {y}}$

W celu wykonania obrotu wokół osi można ustawić i zastosować impuls mikrofalowy z częstotliwością na czas . Wynikowa transformacja to ${\ Displaystyle X}$${\ Displaystyle {\ mathcal {E}} ^ {y} (t) = 0}$${\ Displaystyle \ omega _ {d} = \ omega}$${\displaystyle t_{g}}$

${\ Displaystyle U_ {x} = \ exp \ lewo \ {- {\ Frac {i} {\ hbar}} \ int _ {0} ^ {t_ {g}} H ^ {R} dt \ prawej \} = \exp \left\{-i\int _{0}^{t_{g}}{\mathcal {E}}^{x}(t)dt\cdot \sigma _{x}/2\right\} }$,

to jest dokładnie operator obrotu o kąt wokół osi w sferze Blocha. W podobny sposób można zrealizować dowolny obrót wokół osi. Pokazanie dwóch operatorów rotacji jest wystarczające dla uniwersalności, ponieważ każdy pojedynczy operator kubitowy może być przedstawiony jako (aż do fazy globalnej , co jest fizycznie nieistotne) za pomocą procedury znanej jako dekompozycja. ${\ Displaystyle R_ {X} (\ theta )}$${\ Displaystyle \ theta = \ int _ {0} ^ {t_ {g}} {\ mathcal {E}} ^ {x} (t) dt}$${\ Displaystyle X}$${\ Displaystyle Y}$${\ Displaystyle U}$${\ Displaystyle U = R_ {X} (\ theta _ {1}) R_ {Y} (\ theta _ {2}) R_ {X} (\ theta _ {3})}$${\ Displaystyle XY}$

Na przykład ustawienie wyników za pomocą transformacji ${\ Displaystyle \ int _ {0} ^ {t_ {g}} {\ mathcal {E}} ^ {x} (t) dt = \ pi}$

${\ Displaystyle U_ {x} = \ exp \ lewo \ {-i \ int _ {0} ^ {t_ {g}} {\ mathcal {E}} ^ {x} (t) dt \ cdot \ sigma _ { x}/2\right\}=e^{-i\pi \sigma _{x}/2}=-i\sigma _{x}}$,

która jest znana jako bramka NOT (aż do fazy globalnej ). ${\displaystyle-i}$

Sprzęganie kubitów

Sprzęganie kubitów jest niezbędne do implementacji bramek 2-kubitowych. Sprzężenie dwóch kubitów można osiągnąć, łącząc je z pośrednim elektrycznym obwodem sprzęgającym. Obwód może być elementem stałym, takim jak kondensator , lub sterowanym, takim jak DC-SQUID . W pierwszym przypadku odsprzężenie kubitów (w czasie, gdy bramka jest wyłączona) osiąga się poprzez dostrajanie kubitów z rezonansu jeden od drugiego, czyli różnicowanie przerw energetycznych między ich stanami obliczeniowymi. To podejście jest z natury ograniczone, aby umożliwić sprzężenie tylko najbliższego sąsiada, ponieważ fizyczny obwód elektryczny musi być ułożony między połączonymi kubitami. Warto zauważyć, że sprzężenie najbliższego sąsiedztwa D-Wave Systems pozwala uzyskać wysoce połączoną komórkę elementarną złożoną z 8 kubitów w konfiguracji grafu Chimera. Ogólnie rzecz biorąc, algorytmy kwantowe wymagają sprzężenia między dowolnymi kubitami, dlatego ograniczenie łączności prawdopodobnie będzie wymagało wielu operacji wymiany , ograniczając długość możliwych obliczeń kwantowych przed dekoherencją procesora.

Inną metodą łączenia dwóch lub więcej kubitów jest sprzężenie ich z pośrednią magistralą kwantową. Magistrala kwantowa jest często implementowana jako wnęka mikrofalowa , modelowana przez kwantowy oscylator harmoniczny . Połączone kubity mogą być wprowadzane i wyprowadzane z rezonansu z autobusem i jednym z drugim, eliminując w ten sposób ograniczenie najbliższego sąsiada. Formalizmem użytym do opisania tego sprzężenia jest elektrodynamika kwantowa wnękowa , gdzie kubity są analogiczne do atomów oddziałujących z optyczną wnęką fotonową, z różnicą reżimu GHz, a nie THz promieniowania elektromagnetycznego. Rezonansowa wymiana wzbudzenia między tymi sztucznymi atomami mogłaby zostać wykorzystana do bezpośredniej implementacji bramek wielokubitowych. Podążając za rozmaitością stanu ciemnego, schemat Khazali-Mølmer wykonuje złożone operacje na wielu kubitach w jednym kroku, zapewniając ogromny skrót do konwencjonalnego modelu obwodu.

Krzyżowa brama rezonansowa

Jeden popularny mechanizm bramkowania obejmuje dwa kubity i magistralę, wszystkie dostrojone do różnych separacji poziomów energetycznych. Zastosowanie wzbudzenia mikrofalowego do pierwszego kubitu, z rezonansem częstotliwościowym z drugim kubitem, powoduje obrót drugiego kubitu. Kierunek obrotu zależy od stanu pierwszego kubitu, umożliwiając budowę kontrolowanej bramki fazowej . ${\ Displaystyle \ sigma _ {x}}$

Bardziej formalnie, zgodnie z zapisem, hamiltonian napędu opisujący układ wzbudzany przez pierwszą kubitową linię napędową to

${\ Displaystyle H_ {D} / \ hbar = A (t) \ cos ({\ tylda {\ omega}} _ {2} t) \ lewo (\ sigma _ {x} \ czasami ja {\ Frac {J }{\Delta _{12}}}\sigma _{z}\otimes \sigma _{x}+m_{12}I\otimes \sigma _{x}\right)}$,

gdzie to kształt impulsu mikrofalowego w czasie, to częstotliwość rezonansowa drugiego kubitu, to macierze Pauliego , to współczynnik sprzężenia między dwoma kubitami za pośrednictwem rezonatora, to odstrojenie kubitu, to zabłąkane (niepożądane) sprzężenie między kubity i jest stałą Plancka podzieloną przez . Całka po czasie określa kąt obrotu. Niepożądane rotacje spowodowane pierwszym i trzecim członem hamiltonianu można skompensować za pomocą pojedynczych operacji kubitowych. Pozostała część, w połączeniu z pojedynczymi rotacjami kubitów, stanowi podstawę dla algebry Liego su(4). ${\ Displaystyle A (t)}$${\displaystyle {\tylda {\omega}}_{2}}$${\ Displaystyle \ {ja \ sigma _ {x} \ sigma _ {y} \ sigma _ {z} \}}$${\ Displaystyle J}$${\ Displaystyle \ Delta _ {12} \ równoważnik \ omega _ {1} - \ omega _ {2}}$${\ Displaystyle m_ {12}}$${\ Displaystyle \ hbar}$${\displaystyle 2\pi}$${\ Displaystyle A (t)}$

Odczyt kubitu

Istnieją specyficzne dla architektury mechanizmy odczytu ( pomiaru ). Odczyt kubitu fazowego wyjaśniono w powyższej tabeli archetypów kubitów . Stan kubitu strumieniowego jest często odczytywany przez regulowany magnetometr DC-SQUID. Bardziej ogólny schemat odczytu obejmuje sprzężenie z rezonatorem mikrofalowym, gdzie częstotliwość rezonansowa rezonatora jest przesuwana dyspersyjnie przez stan kubitu.

Kryteria DiVincenzo

Lista kryteriów DiVincenzo dla systemu fizycznego do implementacji kubitu logicznego jest spełniona przez implementację nadprzewodzącą. Wyzwania, przed którymi stoi obecnie podejście do nadprzewodnictwa, dotyczą głównie inżynierii mikrofalowej.

1. Skalowalny system fizyczny z dobrze scharakteryzowanymi kubitami. Ponieważ kubity nadprzewodzące są wytwarzane na chipie, system wielu kubitów jest łatwo skalowalny, a kubity są alokowane na dwuwymiarowej powierzchni chipa. Znaczna część obecnego wysiłku rozwojowego polega na osiągnięciu połączenia, kontroli i odczytu w trzecim wymiarze, z dodatkowymi warstwami litografii. Zapotrzebowanie na dobrze scharakteryzowane kubity jest zaspokajane przez (a) nieliniowość kubitową, dostęp tylko do dwóch dostępnych poziomów energii oraz (b) dostęp do pojedynczego kubitu na raz, a nie do całego systemu wielu kubitów, za pomocą jednego kubitu dedykowane linie sterujące i/lub separacja częstotliwości (dostrajanie) różnych kubitów.
2. Możliwość inicjalizacji stanu kubitów do prostego stanu referencyjnego. Jednym z prostych sposobów na zainicjowanie kubitu jest odczekanie wystarczająco długo, aż kubit zrelaksuje się do swojego podstawowego stanu energetycznego. Ponadto kontrolowanie potencjału kubitu za pomocą pokręteł strojenia umożliwia szybsze mechanizmy inicjalizacji.
3. Długie istotne czasy dekoherencji. Na dekoherencję kubitów nadprzewodzących wpływa wiele czynników. Większość z nich przypisywana jest jakości złącza Josephsona i niedoskonałościom podłoża chipa. Ze względu na skalę mezoskopową kubity nadprzewodzące są stosunkowo krótkotrwałe. Niemniej jednak w systemach z wieloma kubitami zademonstrowano tysiące operacji na bramkach.
4. „Uniwersalny” zestaw bramek kwantowych. Nadprzewodzące kubity umożliwiają dowolne rotacje w sferze Blocha za pomocą impulsowych sygnałów mikrofalowych, co pozwala na realizację dowolnych pojedynczych bramek kubitowych. i złączki pokazano dla większości realizacji, uzupełniając w ten sposób uniwersalny zestaw bramek.${\ Displaystyle \ sigma _ {z} \ sigma _ {z}}$${\ Displaystyle \ sigma _ {x} \ sigma _ {x}}$
5. Możliwość pomiaru specyficzna dla kubitów. Ogólnie rzecz biorąc, pojedynczy kubit nadprzewodzący może być adresowany do sterowania lub pomiaru.

Zewnętrzne linki

• IBM Quantum oferuje dostęp do ponad 20 kwantowych systemów komputerowych.
• IBM Quantum Doświadczenie oferuje bezpłatny dostęp do pisania algorytmów kwantowych i wykonujące je na 5 komputerów qubit kwantowej.
• Mapa drogowa IBM dotycząca obliczeń kwantowych pokazuje, że 65 systemów kubitowych będzie dostępnych w 2020 r., a 127 kubitów będzie dostępnych w 2021 r.

Bibliografia