Um computador quântico de átomos neutros é um tipo de computador quântico construído a partir de átomos de Rydberg; esse tipo tem muitas semelhanças com os computadores quânticos de íons aprisionados. Em dezembro de 2023, o conceito foi usado para demonstrar um processador de 48 qubits lógicos. Para realizar a computação, os átomos são primeiro aprisionados em uma armadilha magneto-ótica. Os qubits são então codificados nos níveis de energia dos átomos. A inicialização e operação do computador são realizadas através da aplicação de lasers nos qubits. Por exemplo, o laser pode realizar portas arbitrárias de um único qubit e uma porta
C Z
{\displaystyle CZ}
para a computação quântica universal. A porta
C Z
{\displaystyle CZ}
é executada aproveitando o bloqueio de Rydberg, que leva a fortes interações quando os qubits estão fisicamente próximos uns dos outros. Para executar uma porta
C Z
{\displaystyle CZ}
, um pulso
π
{\displaystyle \pi }
de Rydberg é aplicado ao qubit de controle, um pulso
2 π
{\displaystyle 2\pi }
no qubit alvo e, em seguida, um pulso
π
{\displaystyle \pi }
no controle. A medição é forçada no final da computação com uma câmera que gera uma imagem do resultado medindo a fluorescência dos átomos.
Arquitetura A computação quântica de átomos neutros faz uso de vários avanços tecnológicos nas áreas de resfriamento a laser, aprisionamento magneto-ótico e pinças óticas. Em um exemplo da arquitetura, uma matriz de átomos é carregada em um laser resfriado a temperaturas de microkelvin. Em cada um desses átomos, dois níveis do subespaço fundamental hiperfino são isolados. Os qubits são preparados em algum estado inicial usando o bombeamento ótico. As portas lógicas são executadas usando campos de frequência ótica ou de micro-ondas e as medições são feitas usando fluorescência de ressonância. A maioria dessas arquiteturas é baseada em átomos de rubídio, césio, itérbio, e estrôncio.
Portas de qubit único As portas globais de qubit único em todos os átomos podem ser feitas aplicando um campo de micro-ondas para qubits codificados no manifold hiperfino, como Rb e Cs, ou aplicando um campo magnético de RF (radiofrequência) para qubits codificados no spin nuclear, como Yb e Sr. Feixes de laser focalizados podem ser usados para fazer a rotação de um qubit em um único local usando um esquema Raman de três níveis do tipo lambda (veja a figura). Neste esquema, a rotação entre os estados do qubit é mediada por um estado excitado intermediário. As fidelidades das portas de qubit único mostraram chegar a 0,999 em experimentos de última geração.
Portas de emaranhamento Para realizar a computação quântica universal, precisamos de pelo menos uma porta de emaranhamento de dois qubits. As primeiras propostas de portas incluíam portas que dependiam de forças interatômicas. Essas forças são fracas e previu-se que as portas seriam lentas. A primeira porta rápida[carece de fontes]? baseada nos estados de Rydberg foi proposta para átomos carregados fazendo uso do princípio do bloqueio de Rydberg. O princípio foi posteriormente transferido e desenvolvido para átomos neutros. Desde então, a maioria das portas propostas utiliza esse princípio.[carece de fontes]?
Portas mediadas por Rydberg Átomos que foram excitados para um número quântico principal muito grande
n
{\displaystyle n}
são conhecidos como átomos de Rydberg. Esses átomos altamente excitados têm várias propriedades desejáveis, incluindo alto tempo de vida de decaimento e acoplamentos amplificados com campos eletromagnéticos. O princípio básico das portas mediadas por Rydberg é chamado de bloqueio de Rydberg. Considere dois átomos neutros em seus respectivos estados fundamentais. Quando estão próximos um do outro, seu potencial de interação é dominado pela força de van der Waals
V
q q
≈
μ
B
2
R
6
{\displaystyle V_{qq}\approx {\frac {\mu _{B}^{2}}{R^{6}}}}
, onde
μ
B
{\displaystyle \mu _{B}}
é o magneton de Bohr e
R
{\displaystyle R}
é a distância entre os átomos. Esta interação é muito fraca, em torno de
10
− 5
{\displaystyle 10^{-5}}
Hz para
R = 10 μ m
{\displaystyle R=10\mu m}
. Quando um dos átomos é colocado em um estado de Rydberg (estado com um número quântico principal muito alto), a interação entre os dois átomos é dominada pela interação dipolo-dipolo de segunda ordem, que também é fraca. Quando ambos os átomos são excitados para um estado de Rydberg, a interação dipolo-dipolo ressonante torna-se
V
r r
=
(
n
2
e
a
0
)
2
R
3
{\displaystyle V_{rr}={\frac {(n^{2}ea_{0})^{2}}{R^{3}}}}
, onde
a
0
{\displaystyle a_{0}}
é o raio de Bohr. Esta interação é de cerca de
100
{\displaystyle 100}
MHz em
R = 10 μ m
{\displaystyle R=10\mu m}
, cerca de doze ordens de grandeza maior. Este potencial de interação induz um bloqueio, no qual, se um átomo é excitado para um estado de Rydberg, os outros átomos próximos não podem ser excitados para um estado de Rydberg porque o estado de Rydberg de dois átomos está muito dessintonizado. Este fenômeno é chamado de bloqueio de Rydberg. As portas mediadas por Rydberg fazem uso desse bloqueio como um mecanismo de controle para implementar portas controladas de dois qubits. Vamos considerar a física induzida por este bloqueio. Suponha que estejamos considerando dois átomos neutros isolados em uma armadilha magneto-ótica. Ignorando o acoplamento dos níveis hiperfinos que formam o qubit e os graus de liberdade de movimento, o Hamiltoniano deste sistema pode ser escrito como:
H =
H
1
+
H
2
+
V
r r
(
|
r
⟩
1
⟨ r
|
⊗
|
r
⟩
2
⟨ r
|
)
{\displaystyle H=H_{1}+H_{2}+V_{rr}(|r\rangle _{1}\langle r|\otimes |r\rangle _{2}\langle r|)}
onde,
H
i
=
1 2
( ( Ω
|
1
⟩
i
⟨ r
|
+
Ω
∗
|
r
⟩
i
⟨ 1
|
) − Δ
|
r
⟩
i
⟨ r
|
{\displaystyle H_{i}={\frac {1}{2}}((\Omega |1\rangle _{i}\langle r|+\Omega ^{*}|r\rangle _{i}\langle 1|)-\Delta |r\rangle _{i}\langle r|}
é o Hamiltoniano do i-ésimo átomo,
Ω
{\displaystyle \Omega }
é a frequência de Rabi do acoplamento entre os estados de Rydberg e o estado
|
1 ⟩
{\displaystyle |1\rangle }
, e
Δ
{\displaystyle \Delta }
é a dessintonia (veja a figura à direita para o diagrama de níveis). Quando
|
V
r r
|
≫
|
Ω
|
,
|
Δ
|
{\displaystyle |V_{rr}|\gg |\Omega |,|\Delta |}
, estamos no chamado regime de Bloqueio de Rydberg. Neste regime, o estado
|
r r ⟩
{\displaystyle |rr\rangle }
está altamente dessintonizado do resto do sistema e, portanto, é efetivamente desacoplado. Para o resto deste artigo, consideramos apenas o regime de Bloqueio de Rydberg. A física deste Hamiltoniano pode ser dividida em vários subespaços dependendo do estado inicial. O estado
|
00 ⟩
{\displaystyle |00\rangle }
é desacoplado e não evolui. Suponha que apenas o i-ésimo átomo esteja no estado
|
1 ⟩
{\displaystyle |1\rangle }
(
|
10 ⟩
{\displaystyle |10\rangle }
,
|
01 ⟩
{\displaystyle |01\rangle }
), então o Hamiltoniano é dado por
H
i
{\displaystyle H_{i}}
. Este Hamiltoniano é o hamiltoniano de Rabi padrão de dois níveis. Ele caracteriza o "deslocamento de luz" em um sistema de dois níveis e tem autovalores
E
L S
( 1 )
=
1 2
( Δ ±
Ω
2
+
Δ
2
)
{\displaystyle E_{LS}^{(1)}={\frac {1}{2}}(\Delta \pm {\sqrt {\Omega ^{2}+\Delta ^{2}}})}
. Se ambos os átomos estiverem no estado excitado
|
11 ⟩
{\displaystyle |11\rangle }
, o sistema efetivo evolui no subespaço de
{
|
1 r ⟩ ,
|
r 1 ⟩ ,
|
11 ⟩ }
{\displaystyle \{|1r\rangle ,|r1\rangle ,|11\rangle \}}
. É conveniente reescrever o Hamiltoniano em termos dos estados de base brilhante
|
b ⟩ =
1
2
(
|
r 1 ⟩ +
|
1 r ⟩ )
{\displaystyle |b\rangle ={\frac {1}{\sqrt {2}}}(|r1\rangle +|1r\rangle )}
e escuro
|
d ⟩ =
1
2
(
|
r 1 ⟩ −
|
1 r ⟩ )
{\displaystyle |d\rangle ={\frac {1}{\sqrt {2}}}(|r1\rangle -|1r\rangle )}
, juntamente com
|
11 ⟩
{\displaystyle |11\rangle }
. Nesta base, o Hamiltoniano é dado por
H = − Δ (
|
b ⟩ ⟨ b
|
+
|
d ⟩ ⟨ d
|
) +
2
2
( Ω
|
b ⟩ ⟨ 11
|
+
Ω
∗
|
11 ⟩ ⟨ b
|
)
{\displaystyle H=-\Delta (|b\rangle \langle b|+|d\rangle \langle d|)+{\frac {\sqrt {2}}{2}}(\Omega |b\rangle \langle 11|+\Omega ^{*}|11\rangle \langle b|)}
.
Note que o estado escuro é desacoplado do estado brilhante e do estado
|
11 ⟩
{\displaystyle |11\rangle }
. Assim, podemos ignorá-lo e a evolução efetiva se reduz a um sistema de dois níveis que consiste no estado brilhante e no estado
|
11 ⟩
{\displaystyle |11\rangle }
. Nesta base, os autovalores e autovetores vestidos do hamiltoniano são dados por:
E
L S
( 2 )
=
1 2
( Δ ±
2
Ω
2
+
Δ
2
)
{\displaystyle E_{LS}^{(2)}={\frac {1}{2}}(\Delta \pm {\sqrt {2\Omega ^{2}+\Delta ^{2}}})}
|
11 ~
⟩ = cos ( θ
/
2 )
|
11 ⟩ + sin ( θ
/
2 )
|
b ⟩
{\displaystyle |{\tilde {11}}\rangle =\cos(\theta /2)|11\rangle +\sin(\theta /2)|b\rangle }
|
b ~
⟩ = cos ( θ
/
2 )
|
b ⟩ − sin ( θ
/
2 )
|
11 ⟩
{\displaystyle |{\tilde {b}}\rangle =\cos(\theta /2)|b\rangle -\sin(\theta /2)|11\rangle }
, onde
θ
{\displaystyle \theta }
depende da frequência de Rabi e da dessintonia. Faremos uso destas considerações nas portas a seguir. Os diagramas de níveis desses subespaços foram mostrados na figura acima.
Porta de Jaksch Podemos usar o bloqueio de Rydberg para implementar uma porta de fase controlada aplicando pulsos de Rabi padrão entre os níveis
|
1 ⟩
{\displaystyle |1\rangle }
e
|
r ⟩
{\displaystyle |r\rangle }
. Considere o seguinte protocolo:
Aplicar pulso
π
{\displaystyle \pi }
ao átomo de controle (vermelho). Aplicar pulso
2 π
{\displaystyle 2\pi }
ao átomo alvo (marrom). Aplicar pulso
π
{\displaystyle \pi }
ao átomo de controle novamente (vermelho). A figura à direita mostra o que essa sequência de pulsos faz. Quando o estado é
|
00 ⟩
{\displaystyle |00\rangle }
, ambos os níveis estão desacoplados dos estados de Rydberg e, portanto, os pulsos não fazem nada. Quando qualquer um dos átomos está no estado
|
0 ⟩
{\displaystyle |0\rangle }
, o outro adquire uma fase
− 1
{\displaystyle -1}
devido ao pulso de
2 π
{\displaystyle 2\pi }
. Quando o estado é
|
11 ⟩
{\displaystyle |11\rangle }
, o segundo átomo está fora de ressonância com o seu estado de Rydberg e, portanto, não adquire nenhuma fase, contudo o primeiro adquire. A tabela verdade desta porta é dada abaixo. Isto é equivalente a uma porta Z controlada a menos de uma rotação local para os níveis hiperfinos.
Porta adiabática A porta adiabática foi introduzida como uma alternativa à porta de Jaksch. Ela é global e simétrica e, portanto, não requer lasers focalizados localmente. Além disso, a porta adiabática evita o problema do acúmulo de fase espúria quando o átomo está no estado de Rydberg. Na porta adiabática, em vez de fazer pulsos rápidos, vestimos o átomo com uma sequência de pulsos adiabáticos que leva o átomo em uma trajetória ao redor da esfera de Bloch e de volta. Os níveis adquirem uma fase nesta viagem devido ao chamado "deslocamento de luz" induzido pelos lasers. As formas dos pulsos podem ser escolhidas para controlar esta fase. Se ambos os átomos estão no estado
|
00 ⟩
{\displaystyle |00\rangle }
, nada acontece, então
|
00 ⟩ →
|
00 ⟩
{\displaystyle |00\rangle \rightarrow |00\rangle }
. Se um deles está no estado
|
0 ⟩
{\displaystyle |0\rangle }
, o outro átomo adquire uma fase devido ao deslocamento de luz:
|
01 ⟩ →
e
i
φ
1
|
01 ⟩
{\displaystyle |01\rangle \rightarrow e^{i\phi _{1}}|01\rangle }
e, de forma semelhante,
|
10 ⟩ →
e
i
φ
1
|
10 ⟩
{\displaystyle |10\rangle \rightarrow e^{i\phi _{1}}|10\rangle }
com:
φ
1
= ∫
E
L S
( 1 )
( t ) d t = ∫
1 2
( Δ ( t ) −
Ω
2
( t ) +
Δ
2
( t )
) d t
{\displaystyle \phi _{1}=\int E_{LS}^{(1)}(t)dt=\int {\frac {1}{2}}(\Delta (t)-{\sqrt {\Omega ^{2}(t)+\Delta ^{2}(t)}})dt}
. Quando ambos os átomos estão no estado
|
1 ⟩
{\displaystyle |1\rangle }
, os átomos adquirem uma fase devido ao deslocamento de luz de dois átomos, como visto pelos autovalores do Hamiltoniano acima, então
|
11 ⟩ →
e
i
φ
2
|
11 ⟩
{\displaystyle |11\rangle \rightarrow e^{i\phi _{2}}|11\rangle }
com
φ
2
= ∫
E
L S
( 2 )
( t ) d t = ∫
1 2
( Δ ( t ) −
2
Ω
2
( t ) +
Δ
2
( t )
) d t
{\displaystyle \phi _{2}=\int E_{LS}^{(2)}(t)dt=\int {\frac {1}{2}}(\Delta (t)-{\sqrt {2\Omega ^{2}(t)+\Delta ^{2}(t)}})dt}
.
Note que este deslocamento de luz não é igual ao dobro dos deslocamentos de luz de um único átomo. Os deslocamentos de luz de um único átomo são então cancelados por um pulso global que implementa
U = exp ( − i
φ
1
|
1 ⟩ ⟨ 1
|
)
{\displaystyle U=\exp(-i\phi _{1}|1\rangle \langle 1|)}
para se livrar dos deslocamentos de luz de um único qubit. A tabela verdade para esta porta é dada à direita. Este protocolo deixa uma fase total de
∫ (
E
L S
( 2 )
( t ) − 2
E
L S
( 1 )
( t ) ) d t
{\displaystyle \int (E_{LS}^{(2)}(t)-2E_{LS}^{(1)}(t))dt}
no estado
|
11 ⟩
{\displaystyle |11\rangle }
. Podemos escolher os pulsos para que esta fase seja igual a
π
{\displaystyle \pi }
, tornando-a uma porta Z controlada. Uma extensão desta porta foi proposta usando um processo de eco de spin ensanduichado entre rampas adiabáticas, que é uma maneira de tornar a porta mais robusta contra erros de referência.
Porta de Levine-Pichler A porta adiabática é global, mas é lenta (devido à condição adiabática). A porta de Levine-Pichler foi introduzida como um substituto diabático rápido para a porta adiabática global. Esta porta usa sequências de pulsos cuidadosamente escolhidas para executar uma porta de fase controlada. Neste protocolo, aplicamos a seguinte sequência de pulsos:
Aplicar pulso de comprimento
τ = 2 π
/
Δ
2
+ 2
Ω
2
{\displaystyle \tau =2\pi /{\sqrt {\Delta ^{2}+2\Omega ^{2}}}}
com frequência de Rabi
Ω
{\displaystyle \Omega }
(vermelho). Aplicar outro pulso de comprimento
τ = 2 π
/
Δ
2
+ 2
Ω
2
{\displaystyle \tau =2\pi /{\sqrt {\Delta ^{2}+2\Omega ^{2}}}}
, mas com uma frequência de Rabi deslocada em fase
Ω →
e
− i ξ
Ω
{\displaystyle \Omega \rightarrow e^{-i\xi }\Omega }
(marrom).
A intuição desta porta é melhor compreendida em termos da imagem dada acima. Quando o estado do sistema é
|
11 ⟩
{\displaystyle |11\rangle }
, os pulsos enviam o estado ao redor da esfera de Bloch duas vezes e acumulam uma fase líquida
φ
2
=
4 π Δ
Δ
2
+ 2
Ω
2
{\displaystyle \phi _{2}={\frac {4\pi \Delta }{\sqrt {\Delta ^{2}+2\Omega ^{2}}}}}
. Quando um dos átomos está no estado
|
0 ⟩
{\displaystyle |0\rangle }
, o outro átomo não dá a volta completa na esfera de Bloch após o primeiro pulso devido ao descompasso na frequência de Rabi. O segundo pulso corrige esse efeito rotacionando o estado em torno de um eixo diferente. Isso coloca o átomo de volta no estado
|
1 ⟩
{\displaystyle |1\rangle }
com uma fase líquida
φ
1
{\displaystyle \phi _{1}}
, que pode ser calculada facilmente. Os pulsos podem ser escolhidos para tornar
e
i
φ
2
=
e
i ( 2
φ
1
+ π )
{\displaystyle e^{i\phi _{2}}=e^{i(2\phi _{1}+\pi )}}
. Fazer isso torna esta porta equivalente a uma porta Z controlada a menos de uma rotação local. A tabela verdade da porta de Levine-Pichler é dada à direita. Esta porta foi aprimorada usando os métodos de controle ótimo quântico recentemente. As portas de emaranhamento em plataformas de computação quântica de átomos neutros de última geração foram implementadas com fidelidade quântica de até 0,997.
Ver também Computação quântica supercondutora Computador quântico de íons aprisionados Computador quântico topológico
Referências