Квантовые компьютеры: надежды и реальность - Валиев К.А.
Скачать (прямая ссылка):
Si09
о •
Si
1
1 'Рс L f
t 1
Подложка
Рис. 5.8. Схема расположения донорных атомов под полосковым затвором А.
5.3. Ансамблевые варианты квантовых компьютеров
263
вом подходе, сигнал, снимаемый с полоскового затвора, увеличивается в соответствующее число раз.
Более сложная ситуация возникает в случае, когда /у < /,
j(iy)» 2цвВ, J(l) > кТ и обменное взаимодействие между электронными спинами вдоль полосковых затворов способствует образованию искусственных квазиодномерных антиферромагнитно упорядоченных цепочек. При температурах значительно более низких, чем критическая температура Нееля Tns ~ J(Zy)/fc, мы имеем чистое макроскопическое электронное спиновое квантовое состояние.
Электронные спины в антиферромагнитно упорядоченных цепочках создают соответствующим образом направленные сверхтонкие поля на ядерных спинах. Соседние электронные спины в антиферромагнит-ной цепочке ориентированы в противоположных направлениях, образуя две квазиодномерные магнитные подрешетки. При наличии внешнего поля, направленного по одному из направлений намагниченности под-решеток, ядерные резонансные частоты соседних ядерных спинов будут различны для каждой из магнитных одномерных подсистем под полосковым затвором: 2пНту^ = ± А/2\, а ориентация ядерных
спинов будет либо по полю, если \g^ii^B\ > А/2, либо по направлению электронного спина, если < А/2.
Результирующий сигнал ЯМР при настройке на одну из частот будет пропорционален половине числа ядерных спинов в антиферромаг-нитной цепочке или половине числа донорных атомов под затвором А.
Ядерные спины прецессируют в результирующем поле со слабо коррелированными фазами, то есть возбуждают спиновые волны и поэтому не образуют чистого макроскопического квантового состояния. Для инициализации исходного состояния ядерных спинов потребуются низкие температуры, при которых декогерентизация их состояний будет достаточно медленной (см. раздел 5.4.2).
При J(l) <С 2/1вВ, как это было показано в разделе 5.1.4, электронные спины в двух цепочках а и b под соседними полосковыми затворами в основном состоянии будут иметь одинаковую ориентацию (триплет-ные электронные состояния пар с S = 1, М = Ма + Мь = —1), иначе говоря, основные состояния электронных спинов соседних антиферромагнитно упорядоченных цепочек будут в фазе.
Пусть теперь ядерные спины соседних цепочек благодаря различию постоянных сверхтонкого взаимодействия Аа/2 < < ^ь/2
(разные электрические потенциалы на затворах) упорядочены по-
264
Глава 5
разному. В цепочке а все ориентированы по направлению поля В (ша = +1/2), а в соседней b — по направлению электронного спина, то есть для половины пар ядерных спинов из соседних цепочек имеет место ша = шь = 1/2, а для другой половины ша = —шь = 1/2. Путем адиабатического увеличения параметра J с помощью потенциала на промежуточном полосковом затворе J при прохождении точки пересечения электронных уровней триплетные электронные пары двух соседних цепочек перейдут в синглетное состояние с S = 0, Ма + Мъ = = 0, то есть две антиферромагнитные цепочки оказываются сдвинутыми друг относительно друга на половину периода (будут в противо-фазе). В то же время электрон-ядерные пары двух соседних цепочек, как показано в разделе 5.1.4, могут переходить из одного состояния в другое антипересекающееся состояние с одним и тем же значением полной проекции всех спинов ш + М = ша + шь + Ма + Мъ двумя способами, соответствующими двум значениям ш + М = 0,-1. Соответственно, либо половина ядерных спинов а в парах с ша + шь = 0 будут переходить из состояния ша = 1/2 в состояние ша = —1/2 (ша + + шь = 0 => ша + шь = —1), либо половина ядерных спинов b в парах с ша + шь = 1 будет переходить из состояния шь = 1/2 в состояние шь = —1/2 (ша + шь = 1 => ша + шь = 0). В результате в первом случае ядерные спины в цепочке а окажутся ориентированными в фазе со спинами в цепочке Ь, а во втором случае, все спины цепочки b будут иметь ориентацию, противоположную одинаково ориентированным спинам цепочки а. С помощью селективного радиочастотного 7г-импуль-са, настроенного на резонансную частоту одной из подрешеток ядерных спинов, можно будет инвертировать состояние соответствующей половины ядерных спинов в цепочке и тем самым выбирать пути преобразования состояния ядерной системы при адиабатическом изменении параметра J.
При одинаковых значениях постоянных А ядерные спины в зависимости от величины внешнего поля ориентированы в соседних цепочках либо по полю, либо по направлению электронного спина. В обоих случаях, если пары электронных спинов из соседних цепочек находятся в триплетном состоянии, то и ядерные спины тоже будут в триплетном состоянии. Переход пар электронных спинов из триплетного в синглетное состояние в этом случае будет происходить одним путем, с переходом пар ядерных спинов из триплетного состояния ша + шь = 1 в синглетное состояние ша + шь = 0.
5.3. Ансамблевые варианты квантовых компьютеров
