Физика квантовой информации - Бауместер Д.
ISBN 5-94057-017-8
Скачать (прямая ссылка):
220 На подступах к квантовым вычислениям: эксперимент
моды центра масс (158.5 кГц) для 5 ионов и двух величин амплитуд возбуждения. Для того чтобы возбудить дышащую моду необходимо приложить напряжение, обычно превышающее приблизительно в 300 раз то, которое нужно для возбуждения моды центра масс (ЗВ по сравнению с 0.01В). Возбуждения мод высших порядков не наблюдались при уровнях напряжений, доступных в установке [212]. Это объясняется тем фактом, что возбуждающее поле практически однородно вдоль ионной цепочки, т.е. эффективность возбуждения высших мод, для которых необходимы градиенты поля, проходящего через ионы, была крайне низка.
Колебание МЦМ возбуждается при помощи однородного поля и поэтому очень чувствительно к флуктуациям поля, пространственное изменение которого обычно мало на масштабах, задаваемых расстоянием между ионами. Наоборот, возбуждение мод высших порядков требует больших градиентов поля. Поэтому нежелательное возбуждение происходило намного реже для мод высших порядков. Заметим, что во время квантового вычисления, кванты колебаний в ионной цепочке генерируются рамановскими сателлитными переходами, индуцированными лазерным взаимодействием с единичным ионом.
5.3.5 Ионы как квантовый регистр
Квантовая информация может храниться в ионе, если его приготовить либо в одном из двух различных электронных состояниях |g), \е), либо в виде любой суперпозиции этих двух состояний. Очевидное требование при выборе этих состояний состоит в том, что излучательное время жизни обоих состояний должно быть значительно больше, чем время, необходимое для выполнения вычисления, те. до того, как спонтанный распад разрушит когерентность. Одна из возможностей состоит в использовании основного состояния иона и метастабильного возбужденного состояния или даже двух метастабильных состояний. Времена жизни могут быть порядка секунд (например, при использовании уровней 2D в 40Са+, Рис.5.21Ь), что должно быть достаточно для простых квантовых вычислений. Возможны даже более длительные времена жизни при использовании двух компонент сверхтонкой структуры основного состояния, которые стабильны по отношению к электродипольному распаду [216, 228]. Примеры включают ионы 9Ве+, 25Mg+ и 43Са+; случай с бериллием показан на Рис.5.21с. Кроме того, в случае ионов, не обладающих сверхтонкой структурой, информация может храниться и в основном состоянии, если использовать зеема-новскую структуру. Заметим, что поскольку ионы обычно имеют два зеемановских основных подуровня, этот подход запрещает те опера-
Линейные ионные ловушки для квантовых вычислений 221
ции с кубитами, которые используют вспомогательные уровни, как в фазовых логических элементах, описываемых ниже. Все внутренние состояния N ионов в ловушке образуют 2jV-мерное гильбертово пространство, в котором происходит квантовое вычисление.
Рис. 5.21. Схема уровней ионов в ловушке используемых для квантовых вычислений, (а) трехуровневая схема с медленными переходами кубитов и быстрыми переходами для эффективного считывания; (Ь) кубит в основном состоянии и метастабильное состояние; (с) кубит в сверхузких основных состояниях; (d) кубит в зеемановских подуровнях.
5.3.6 Приготовление единичного кубита и манипуляции с ним
До выполнения квантового вычисления входные данные должны быть загружены в квантовый регистр. Этот процесс соответствует возбуждению каждого из N ионов в определенное квантовое состояние. Наиболее просто это достигается при воздействии лазерного излучения на внутренние состояния ионов. Предварительное требование состоит в том, что каждый лазерный луч должен иметь индивидуальный доступ к каждому иону. Расстояние между соседними ионами в ловушке составляет порядка Юмкм, значит лазерный пучок должен быть сфокусирован в пятно такого размера для предотвращения перекрестных возбуждений ионов. Подходящая схема для доступа к ионам состоит в отклонении лазерного пучка с помощью акустоопти-ческого или электрооптического эффекта, последовательно к каждому иону в цепочке. Этот метод был экспериментально продемонстрирован группой из Инсбрука [213].
Приготовление входного состояния данного кубита включает два
т, = +1/2
222 На подступах к квантовым вычислениям: эксперимент
этапа. В первом - кубит стирается при помещении иона в одно из двух базисных состояний (|g) и \е)), например, с помощью оптической накачки. Из этого хорошо определенного начального состояния произвольное суперпозиционное состояние (a\g) + р|е)) кубита может быть получено с использованием резонансного лазерного импульса переменной длительности, путем возбуждения осцилляций Раби между двумя состояниями кубита. Если используется тт-импульс, то кубит переключается в ортогональное состояние и в случае коротких импульсов таким образом можно приготовить суперпозиционное состояние кубита. Техника переключений Раби также используется, если требуются полные перевороты единичных кубитов во время квантового вычисления для обеспечения когерентной перестройки компонент квантового регистра.
Детали того, как происходит переключение Раби, зависят от используемой структуры. Если состояния кубита разделены оптическими частотами, используется однофотонный переход. В случае же сверхтонкой или зеемановской структуры электронных уровней применяются два рамановских пучка, объединяющие квантовые состояния через промежуточный виртуальный уровень близкий к возбужденному состоянию иона.
