Квантовые компьютеры: надежды и реальность - Валиев К.А.
Скачать (прямая ссылка):
Позднее Т. Танамото [6.10] рассмотрел другой вариант, в котором в качестве кубитов предлагалось использовать пары симметричных квантовых точек, но с несколько большими размерами (десятки нанометров), чем в предыдущем случае. В этом случае энергетический спектр отдельных квантовых точек близок к непрерывному. Предполагается, что между точками имеет место емкостная связь, при этом эта связь между кубитами более слабая, чем между квантовыми точками внутри кубита. Рассматривается случай, когда разность чисел электронов на квантовых точках в паре либо не изменяется (п = = 7Va — TVb = 0), либо изменяется на единицу (п = 1), что соответствует двум состояниям пары точек. Поляризованные зарядовые состояния ку-
6.3. Квантовые компьютеры на квантовых точках
301
бита (двух связанных квантовых точек) ведут себя как дипольные моменты в электрическом поле, создаваемом потенциалом индивидуальных затворов. Это поведение описывается уравнением Блоха и поэтому квантовые операции реализуются подобно тому, как это происходит в ЯМР квантовом компьютере. Электростатическая энергия пары точек определяется величиной параметра п и приложенного к индивидуальному затвору напряжения, при адиабатическом изменении которого эти состояния будут проходить точку пересечения, где энергии обоих состояний сравниваются, и затем происходит дальнейший обмен заселенностями состояний пары квантовых точек (то есть производится операция NOT). Две пары таких квантовых точек эквивалентны системе двух взаимодействующих кубитов.
Оценка времени декогерентизации, обусловленного преимущественно взаимодействием двухуровневой системы с деформационными акустическим фононами, показывает значительно большее значение по сравнению с временем декогерентизации в трехмерных структурах, достигающее порядка 0,1 мкс, что являтся проявлением так называемого эффекта «фононного узкого горла» [6.11] в таких низкоразмерных структурах, какими являются квантовые точки.
В [6.10] обсуждается и предложение использовать для детектирования зарядового распределения, создаваемого на кубитах из квантовых точек, расположенных в подзатворном окисле кремния длинноканальной МОП-транзисторной структуры. Систему кубитов в МОП-тран-зисторе можно рассматривать как последовательный ряд МОП-струк-тур, соответствующих отдельными связанными квантовыми точками (рис. 6.7).
Если между истоком и стоком приложено напряжение V&, то область обеднения будет распространяться от истока к стоку таким образом, что ширина области обеднения будет увеличиваться при приближении к стоку. Ток в канале транзистора /в будет различаться в зависимости от положения кубитов, на которых происходит изменение распределение заряда. В канале между г-м кубитом и (г — 1)-м кубитом для области малых V& этот ток определяется выражением (см. [6.12])
lb « А> ((Vi° - - Vi-!) - ia(F;2 - V^)) , (6.19)
где Д) = Z/ioCo/Li, Z — ширина канала, //0 — подвижность носителей в канале, L{ — длина канала для г-го кубита, Со — удельная емкость
302
Глава 6
Общий затвор
Рис. 6.7. Схема МОП-структуры с кубитами из квантовых точек в подзатвор-ном диэлектрике. Gi, G2, • • • , Gm — индивидуальные затворы при кубитах. Все кубиты находятся в состоянии с п = 1.
подзатворного диэлектрика, а = 1 + Qb/4<?bCo> гДе Qb — заряд области обеднения на единицу поверхности, Vq* — напряжение на затворе, V^l) = Vt + AV^ — пороговое напряжение, где Vt = ^fb + 2<^в + + Qb/Co, Vfb — напряжение плоских зон, (рв — разность потенциалов между уровнем Ферми и собственным уровнем полупроводниковой подложки, AV^ — сдвиг порогового напряжения за счет изменения зарядового распределения г-го кубита. Из условия непрерывности тока следует, что токи на разных участках должны быть равны одному и тому же значению
Рассмотрим в качестве примера только два кубита, когда напряжение на первом кубите V\, а на втором V2 = V&- Значение V\ определяется из условия равенства токов на обоих участках = Л>*
В результате найдем (здесь исправлена ошибка в [6.10])
Id
Vgi + Vi-2
Fg2VgiFd —
a0/rGl + 2Vg! Vg2 — Vg2) n 2(Vqi + VG2)
(6.20)
где VGi = > Vb.
6.3. Квантовые компьютеры на квантовых точках
303
Если заряд перераспределился на первом кубите и вызвал сдвиг порогового напряжения AVt на первом участке, то Vgi = Vq — Vt —
— AVt и Vg2 = Vg — Vt- а если это произошло на втором кубите, то Vqi = Vq — Vt и Vq2 = Vq — Vt — AVt- Для разности токов для этих двух случаев будем иметь [6.10]
Следовательно, эта разность может наблюдаться только на нелинейном участке вольтамперной характеристики Ib(Vd) {ol ф 0).
Возможность использования оптических методов управления состояниями кубитов на асимметричных квантовых точках разных размеров и разного состава компонентов в гетероструктуре GaAs/AlxGai_xAs, вертикально расположенных на идентичных полупроводниковых столбиках, обсуждалось в [6.13]. В этом случае квантовый регистр предлагается строить на основном и возбужденном одноэлектронных состояниях каждой квантовой точки. Асимметричные квантовые точки имеют большой встроенный дипольный электростатический момент для переходов между основным и возбужденным состояниями. Связь электронных состояний соседних квантовых точек осуществляется посредством электрического диполь-дипольного взаимодействия. Асиметричный потенциал может быть выбран так, чтобы скорость дефазировки состояний, обусловленная спонтанной эмиссией фононов, была минимальной. Квантовые операции в этом случае также можно описывать с помощью понятия псевдоспина в полной аналогии с ЯМР квантовыми компьютерами, но здесь они будут выполняться с помощью лазерных импульсов. Преимуществом такого варианта является несколько большие размеры элементов по сравнению с квантовыми точками с зарядовой поляризацией в основном состоянии, поскольку взаимодействие между кубитами определяется электрическими диполь-дипольными взаимодействиями, а не туннелированием через прозрачные потенциальные барьеры между кубитами. Однако быстрая декогерентизация возбужденных электронных состояний в таких системах, по-видимому, может стать основным препятствием реализации их для квантовых вычислений.
