許鵬 何曉東 劉敏 王謹(jǐn) 詹明生?

1) (中國(guó)科學(xué)院武漢物理與數(shù)學(xué)研究所, 波譜與原子分子物理國(guó)家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室, 武漢 430071)

2) (中國(guó)科學(xué)院冷原子物理中心, 武漢 430071)

(2018 年12 月4日收到; 2018 年12 月24日收到修改稿)

相互作用可控、相干時(shí)間較長(zhǎng)的中性單原子體系具備在1 mm2的面積上提供成千上萬(wàn)個(gè)量子比特的規(guī)?；傻膬?yōu)勢(shì), 是進(jìn)行量子模擬、實(shí)現(xiàn)量子計(jì)算的有力候選者. 近幾年中性單原子體系在實(shí)驗(yàn)上取得了快速的發(fā)展, 完成了包括50個(gè)單原子的確定性裝載、二維和三維陣列中單個(gè)原子的尋址和操控、量子比特相干時(shí)間的延長(zhǎng)、基于里德伯態(tài)的兩比特量子門的實(shí)現(xiàn)和原子態(tài)的高效讀出等, 這些工作極大地推動(dòng)了該體系在量子模擬和量子計(jì)算方面的應(yīng)用. 本文綜述了該體系在量子計(jì)算方面的研究進(jìn)展, 并介紹了我們?cè)谄渲兴龅膬蓚€(gè)貢獻(xiàn): 一是實(shí)現(xiàn)了“魔幻強(qiáng)度光阱”, 克服了光阱中原子退相干的首要因素, 將原子相干時(shí)間提高了百倍, 使得相干時(shí)間與比特操作時(shí)間的比值高達(dá)105; 二是利用異核原子共振頻率的差異建立了低串?dāng)_的異核單原子體系, 并利用里德伯阻塞效應(yīng)首次實(shí)現(xiàn)了異核兩原子的量子受控非門和量子糾纏, 將量子計(jì)算的實(shí)驗(yàn)研究拓展至異核領(lǐng)域. 最后, 分析了中性單原子體系在量子模擬和量子計(jì)算方面進(jìn)一步發(fā)展面臨的挑戰(zhàn)與瓶頸.

1 引 言

量子計(jì)算是指以量子態(tài)作為信息載體, 利用量子態(tài)的線性疊加和量子糾纏等量子力學(xué)基本原理進(jìn)行信息并行計(jì)算的方案; 以量子計(jì)算為基礎(chǔ)的信息處理技術(shù)的發(fā)展有望引發(fā)新的技術(shù)革命, 為密碼學(xué)、催化化學(xué)反應(yīng)計(jì)算、新材料設(shè)計(jì)、藥物合成等諸多領(lǐng)域的研究提供前所未有的強(qiáng)力手段, 對(duì)未來(lái)社會(huì)的科技、經(jīng)濟(jì)、金融, 以及國(guó)防安全等產(chǎn)生革命性的影響[1]. 當(dāng)前各國(guó)政府和大公司紛紛投入巨資開(kāi)展量子計(jì)算的研究, 探索實(shí)現(xiàn)量子計(jì)算機(jī)的各種可能體系, 包括離子阱中囚禁的離子[2]、超導(dǎo)線路[3]、線性光學(xué)中的光子[4]、量子點(diǎn)[5]、金剛石NV色心[6]、光阱中的中性原子[7]等. 但由于不同量子體系的操控技術(shù)難度和發(fā)展應(yīng)用前景不同[8], 面臨的挑戰(zhàn)也不一樣, 目前哪種體系是最優(yōu)體系還沒(méi)有塵埃落定. 其中, 相互作用可控、相干時(shí)間較長(zhǎng)且具備擴(kuò)展優(yōu)勢(shì)的中性原子體系是實(shí)現(xiàn)量子計(jì)算機(jī)的有力候選者之一.

基于中性原子的量子計(jì)算, 一般在超高真空腔中利用遠(yuǎn)失諧光偶極阱陣列或光晶格從磁光阱或玻色愛(ài)因斯坦凝聚體(BEC)中捕獲并囚禁超冷的原子形成單原子陣列, 然后將原子基態(tài)超精細(xì)能級(jí)的兩個(gè)磁子能級(jí)編碼為一個(gè)量子比特的0態(tài)和1態(tài). 如圖1所示, 高數(shù)值孔徑透鏡將原子比特操控所需的Raman光、里德伯激發(fā)光、態(tài)制備光等聚焦到單個(gè)原子上, 形成對(duì)陣列中量子比特的操控. 同時(shí)透鏡也收集原子的熒光并傳輸?shù)诫娮颖对鲂拖鄼C(jī)(EMCCD)上實(shí)現(xiàn)量子態(tài)的探測(cè). 根據(jù)收集到的信息和實(shí)驗(yàn)的需要, 通過(guò)傳統(tǒng)計(jì)算機(jī)上的數(shù)據(jù)采集和時(shí)序產(chǎn)生系統(tǒng), 實(shí)時(shí)控制原子的冷卻、轉(zhuǎn)移以及相應(yīng)的磁場(chǎng)、電場(chǎng)和光場(chǎng)來(lái)完成量子算法的執(zhí)行. 在進(jìn)行量子計(jì)算時(shí), 中性原子體系將根據(jù)不同的量子算法, 采用優(yōu)化后所需邏輯操作數(shù)最少的原子陣列構(gòu)型, 執(zhí)行一系列高保真的單比特門和兩比特受控非門.

圖1 中性單原子量子計(jì)算的概念架構(gòu)Fig.1. Conceptual architecture for a neutral atom quantum computer.

相比于其他量子計(jì)算的候選體系, 基于里德伯態(tài)相互作用的中性原子量子計(jì)算具備如下3個(gè)顯著的特點(diǎn). 1) 相干時(shí)間較長(zhǎng). 相干時(shí)間與單比特操控時(shí)間的比值是量子計(jì)算候選體系的一個(gè)重要指標(biāo), 中性原子體系采用原子基態(tài)超精細(xì)能級(jí)的磁子能級(jí)編碼的量子比特, 目前中性原子體系中單比特相干時(shí)間已經(jīng)可以達(dá)12.6 s[9], 相比于原子量子比特操控需要的微秒量級(jí)時(shí)間, 比率達(dá)到 1 07, 這一指標(biāo)超過(guò)了目前大多數(shù)量子計(jì)算的候選體系.2) 具備可控的相互作用. 相互作用的大小不僅決定了兩比特相位門的操作時(shí)間, 而且作用強(qiáng)度的控制對(duì)于減少量子算法執(zhí)行過(guò)程中的退相, 提高操作的保真度具有重要的作用. 基于里德伯態(tài)原子的偶極?偶極相互作用是一個(gè)長(zhǎng)程的、強(qiáng)度比基態(tài)相互作用大12個(gè)量級(jí)的相互作用[7], 由此可以將兩比特邏輯門的操控時(shí)間控制到微秒以內(nèi), 而且該作用可以通過(guò)相干激發(fā)到里德伯態(tài)或從里德伯態(tài)相干退激發(fā)進(jìn)行開(kāi)關(guān), 也可以通過(guò)電場(chǎng)、磁場(chǎng)和原子的空間排列來(lái)調(diào)整大小. 在相互作用可開(kāi)關(guān)的各種量子計(jì)算候選體系中, 對(duì)于相干時(shí)間與兩比特相互作用強(qiáng)度的比值, 主量子數(shù)大于50的里德伯態(tài)比其他體系更具優(yōu)勢(shì)[10]. 3) 具備很好的擴(kuò)展性, 且原子陣列的構(gòu)型靈活可變. 量子計(jì)算在編碼邏輯比特執(zhí)行糾錯(cuò)算法和進(jìn)行復(fù)雜量子算法時(shí), 對(duì)于物理比特?cái)?shù)目的要求通常達(dá)到數(shù)千以上. 目前已報(bào)道的量子計(jì)算體系中最多的物理比特?cái)?shù)目大多集中在50—100個(gè), 對(duì)于大多數(shù)體系來(lái)說(shuō), 進(jìn)一步擴(kuò)展物理比特?cái)?shù)目而不影響操作的保真度都具有很大的挑戰(zhàn).中性單原子體系不僅可以通過(guò)光晶格實(shí)現(xiàn)1 mm2的面積上集成數(shù)千個(gè)單原子[11], 或者在光偶極阱陣列中實(shí)現(xiàn)包含72個(gè)單原子且構(gòu)型可變的陣列[12],而且這種靈活可變的中性原子陣列構(gòu)型, 結(jié)合里德伯態(tài)原子的多比特邏輯門, 將會(huì)有效優(yōu)化并提高算法的適應(yīng)性.

近年來(lái), 中性單原子體系在實(shí)驗(yàn)上取得了快速發(fā)展, 完成了包括單原子陣列的確定性制備[13,14]、二維(2D)和三維(3D)陣列中單個(gè)原子的尋址和操控[15,16]、量子比特相干時(shí)間的延長(zhǎng)[17,18]、基于里德伯態(tài)的兩比特量子門的實(shí)現(xiàn)[19,20]和原子態(tài)的高效讀出[21,22]等一系列重要的工作, 這些工作極大地推動(dòng)了該體系在量子模擬和量子計(jì)算方面的應(yīng)用,使得基于里德伯態(tài)相互作用的中性原子體系在量子計(jì)算的候選體系中得到了越來(lái)越多的關(guān)注和認(rèn)可. 本文將介紹該體系量子計(jì)算方面的國(guó)內(nèi)外研究進(jìn)展, 以及我們團(tuán)隊(duì)為該體系的發(fā)展所做的兩個(gè)貢獻(xiàn), 即單比特相干時(shí)間的延長(zhǎng)[17]和異核兩原子糾纏的實(shí)現(xiàn)[20], 并對(duì)該體系的進(jìn)一步發(fā)展進(jìn)行了總結(jié)和展望.

2 中性原子量子計(jì)算研究進(jìn)展

DiVincenzo[23]總結(jié)了一個(gè)量子力學(xué)系統(tǒng)作為量子計(jì)算的候選者必須滿足的5個(gè)主要條件, 即DiVincenzo判據(jù), 該判據(jù)被認(rèn)為是實(shí)現(xiàn)量子計(jì)算機(jī)的基本條件. 中性原子體系經(jīng)過(guò)近20年的技術(shù)積累和發(fā)展, 在可擴(kuò)展的量子比特(qubit)系統(tǒng)、量子比特初始化、量子比特相干性、通用邏輯門組和量子比特測(cè)量方面都已滿足判據(jù)的要求.

2.1 實(shí)現(xiàn)了可擴(kuò)展的量子比特的系統(tǒng)

中性原子體系通常采用一個(gè)堿金屬原子(如銣原子和銫原子)基態(tài)超精細(xì)能級(jí)的磁子能級(jí)作為一個(gè)量子比特的0態(tài)和1態(tài). 這樣的量子態(tài)具備純凈和易操控的特點(diǎn), 是理想的量子比特. 單個(gè)原子捕獲和囚禁則一般用光阱來(lái)實(shí)現(xiàn), 主要有兩種方法,一是在光晶格中, 利用Mott絕緣態(tài)在每個(gè)格點(diǎn)制備一個(gè)原子[24], 但由于冷原子云和光場(chǎng)的空間不均勻性, 只有光晶格中心的部分會(huì)均勻地裝載; 二是利用碰撞阻塞效應(yīng), 當(dāng)一個(gè)光鑷型光偶極阱足夠小時(shí), 阱中兩個(gè)以上的原子在共振光的作用下會(huì)很快損失掉, 只有一個(gè)原子能保存在阱中, 從而獲得單個(gè)原子[25], 如圖2所示. 但該裝載是隨機(jī)的, 擴(kuò)展到多個(gè)原子陣列時(shí), 無(wú)法實(shí)現(xiàn)確定性的制備.2016年, 法國(guó)Barredo等[13]發(fā)展了一種用可移動(dòng)光阱實(shí)現(xiàn)單原子逐個(gè)裝配的技術(shù). 他們?cè)?D包含100個(gè)光偶極阱的陣列中采用碰撞阻塞的原理隨機(jī)裝載單原子, 隨后對(duì)光阱陣列進(jìn)行成像, 判斷出哪些阱中有原子, 然后用一個(gè)可移動(dòng)的光阱將單原子逐個(gè)轉(zhuǎn)移到所需要的光阱中, 從而確定性地制備包含了50個(gè)單原子的不同構(gòu)型的單原子陣列, 隨后他們還演示了包含72個(gè)單原子的任意3D構(gòu)型的確定性制備[12]. 類似的工作還包括美國(guó)Endres等[14]在一維(1D)包含50個(gè)單原子的陣列中制備演示, 韓國(guó)Kim等[26]在2D陣列中通過(guò)對(duì)轉(zhuǎn)移算法的優(yōu)化和對(duì)格點(diǎn)中單原子的實(shí)時(shí)反饋裝載來(lái)提高制備效率, Kumar等[27]展示了3D光晶格中利用態(tài)依賴的光晶格重排原子得到了5×5×2和 4×4×3 的單原子陣列. 采用單原子裝載后重新排列的方案理論上可以擴(kuò)展到包含更多單原子的陣列的確定性制備, 從而基本解決了中性原子體系擴(kuò)展性的問(wèn)題.

2.2 實(shí)現(xiàn)了高精度的態(tài)初始化

利用成熟的光泵技術(shù)將原子制備到量子比特的|0〉態(tài)或|1〉態(tài), 效率可以達(dá)到 99.9%以上[28]. 例如, 將銣原子制備到編碼量子比特的|1〉態(tài)的F=2,mF=0態(tài)時(shí)(如圖3所示), 一般采用高斯量級(jí)的磁場(chǎng)將不同的磁子能級(jí)區(qū)分開(kāi), 然后用 π 偏振的F=2到F′=2 的 共 振 光配 合F=1 到F′=2 的回泵光, 由于躍遷選擇定則,F=2 ,mF=0 是暗態(tài),經(jīng)過(guò)一段時(shí)間的激光作用后, 原子會(huì)全部布居到暗態(tài)上. 而且由于相同種類的原子能級(jí)結(jié)構(gòu)都是一致的, 因此采用同樣的光泵光可以同時(shí)實(shí)現(xiàn)陣列中所有原子的態(tài)初始化.

圖3 8 7Rb 原子能級(jí)和相關(guān)的冷卻光 I cool 、回泵光 I rep 、態(tài)制備光 I pum 和態(tài)探測(cè)光 I prob 對(duì)應(yīng)的躍遷(量子比特的|0〉態(tài)和 | 1 〉 態(tài)編碼在 F =1 , mF = 0 和 F =2 , mF=0 上)Fig.3. The energy levels and lasers used for cooling,repumpiup ng, optical pumpiup ng, and state detection of 87Rb. The ground hyperfine states of F =1 ,mF=0 and F =2 , mF=0 are used for encoding the qubit.

圖2 遠(yuǎn)紅失諧光聚焦形成的偶極阱和偶極阱中收集的單原子熒光信號(hào)Fig.2. The optical dipole trap formed by strongly focusing far red?detuned laser. The fluorescence of single atoms trapped by the dipole trap.

2.3 實(shí)現(xiàn)了足夠長(zhǎng)的量子比特相干時(shí)間

要實(shí)現(xiàn)量子糾錯(cuò), DiVincenzo提出: 量子比特的相干時(shí)間需要達(dá)到基本量子門操作時(shí)間的 1 04倍以上[23]. 在中性原子體系中, 量子比特的相干時(shí)間主要由如下三個(gè)因素決定[29]. 一是原子在光阱中的囚禁時(shí)間, 由于光阱的束縛無(wú)法達(dá)到離子阱中的勢(shì)阱深度, 一般只有毫開(kāi)量級(jí), 室溫條件下, 背景氣體的碰撞會(huì)導(dǎo)致原子的直接損失, 因此即使不考慮光阱本身功率起伏和散射造成的加熱, 原子在光阱的壽命也只有百秒量級(jí). 二是量子比特反轉(zhuǎn)時(shí)間(T1), 主要是由囚禁原子的偶極光引起的拉曼散射造成的, 散射率正比于原子所感受到的光強(qiáng), 反比于失諧的平方. 對(duì)于Rb原子, 1 mK阱深的830 nm光阱中,T1在秒量級(jí). 三是兩基態(tài)相對(duì)相位丟失時(shí)間(T2), 任何改變兩基態(tài)能級(jí)間隔的因素都會(huì)對(duì)T2造成影響, 包括原子的熱分布、偶極阱功率的起伏、偶極阱位置的抖動(dòng)、磁場(chǎng)的起伏等. 德國(guó)Kuhr等[29]對(duì)光阱中原子退相的三個(gè)因素進(jìn)行了詳細(xì)的研究, 在40 μ K 阱深下沒(méi)有加任何回波脈沖時(shí), 獲得了相干時(shí)間為20 ms的單原子和少原子.Li等[18]建立了中空的藍(lán)失諧光阱, 將單個(gè)原子囚禁在光強(qiáng)最弱的地方, 從而避免了偶極光引起的退相干, 在沒(méi)有回波脈沖作用時(shí), 單個(gè)原子的相干時(shí)間達(dá)到了43 ms. 國(guó)內(nèi)Yang等[17]對(duì)單原子的相干時(shí)間進(jìn)行了更深入的研究, 獲得了微型光偶極阱中無(wú)回波脈沖條件下目前最長(zhǎng)的相干時(shí)間, 達(dá)到了225 ms. 相對(duì)于單原子為微秒量級(jí)的操作時(shí)間, 其比值也達(dá)到了 1 05倍, 滿足了判據(jù)對(duì)相干時(shí)間的要求. Wang等[30]在3D光晶格中獲得了無(wú)回波脈沖時(shí)26 ms的相干時(shí)間, 施加回波后, 相干時(shí)間達(dá)到7 s以上, 在將原子進(jìn)一步冷卻到振動(dòng)基態(tài)后, 施加回波得到的相干時(shí)間達(dá)到12.6 s[9].

2.4 實(shí)現(xiàn)了單量子比特門操作和兩量子比特受控非門的操作

中性原子體系中, 單量子比特門操作一般利用與0態(tài)和1態(tài)能級(jí)間隔共振的微波[29]或者一對(duì)拉曼光[31]進(jìn)行操控, 通過(guò)控制作用的時(shí)間和相位分別控制量子態(tài)的布居和相位. 對(duì)于單獨(dú)一個(gè)原子的操控可以簡(jiǎn)單地采用上述方案進(jìn)行, 對(duì)于原子陣列,則需要保證對(duì)其中一個(gè)原子的操控不會(huì)影響到其他原子. 2004年, 德國(guó)的Schrader等[32]在1D光晶格中, 利用梯度為15 G/cm (1 G = 10?4T)的磁場(chǎng)產(chǎn)生位置依賴的頻率移動(dòng), 從而用不同頻率的微波脈沖實(shí)現(xiàn)了每個(gè)格點(diǎn)中單原子的尋址和操控.在 2D光晶格中, 美國(guó)的 Bake等[33], 德國(guó)的Sherson等[34]和英國(guó)的Haller等[35]分別采用超高數(shù)值孔徑的透鏡組(NA＞ 0.68)實(shí)現(xiàn)了光晶格中單個(gè)格點(diǎn)的分辨. Weitenberg等[36]用該透鏡組將遠(yuǎn)失諧的光聚焦到單個(gè)格點(diǎn)從而誘導(dǎo)該格點(diǎn)原子的能級(jí)發(fā)生偏移, 進(jìn)而用微波脈沖對(duì)該原子進(jìn)行操控而不影響周圍的原子. Xia等[16]在2D的 7 ×7 的單原子陣列中, 采用類似的方法實(shí)現(xiàn)了單量子比特的尋址和操控, 并使用隨機(jī)基準(zhǔn)測(cè)試(randomized benchmarking)[37]的方法詳細(xì)研究并優(yōu)化了操控的保真度, 實(shí)現(xiàn)了原子陣列中任意一個(gè)原子單量子比特操控的保真度達(dá)到0.99以上, 而且平均串?dāng)_只有0.002(9). 美國(guó)的Wang等[30]進(jìn)一步將該方法擴(kuò)展到3D光晶格, 采用兩束交叉的尋址光來(lái)使目標(biāo)原子的能級(jí)發(fā)生偏移, 然后用共振的微波來(lái)操作,操作的串?dāng)_小于0.003. 隨后, Wang等[15]采用類似的尋址光, 并利用尋址光累積的相位結(jié)合一系列微波脈沖, 實(shí)現(xiàn)了一種對(duì)尋址光的不穩(wěn)定非常不敏感并且具備很低串?dāng)_的新的尋址和操作方法, 操作的保真度達(dá)到0.9962(16), 串?dāng)_小于0.002.

兩量子比特糾纏門的實(shí)現(xiàn)是中性原子量子計(jì)算的核心. 受限于中性原子間微弱的相互作用, 目前實(shí)現(xiàn)兩原子量子比特糾纏的方案主要有三種: 一是將與原子糾纏的光子進(jìn)行貝爾態(tài)測(cè)量來(lái)制備糾纏的原子. 代表性工作是2006年Volz等[38]將單原子激發(fā)后, 利用自發(fā)輻射, 實(shí)現(xiàn)輻射單光子的偏振與單原子磁子能級(jí)的糾纏, 在此基礎(chǔ)上制備兩組糾纏的單光子和單原子, 然后對(duì)兩個(gè)光子進(jìn)行貝爾態(tài)測(cè)量, 獲得糾纏光子對(duì)的同時(shí)通過(guò)糾纏交換實(shí)現(xiàn)兩個(gè)原子的糾纏[39]. 該方法產(chǎn)生糾纏的過(guò)程不可控且效率較低, 并不適合作為量子計(jì)算中的邏輯門. 第二種是基于原子基態(tài)受控碰撞的方案[40,41], 通過(guò)調(diào)節(jié)同一個(gè)阱中兩個(gè)原子的振動(dòng)態(tài)、電子態(tài), 或者通過(guò)精確調(diào)制兩個(gè)阱的間距來(lái)控制隧穿進(jìn)而控制兩個(gè)原子自旋碰撞交換相互作用, 實(shí)現(xiàn)兩量子比特糾纏門. 目前已經(jīng)在光晶格中實(shí)現(xiàn)了兩團(tuán)原子間基于碰撞的糾纏和受控相位門[42,43]. 對(duì)于兩個(gè)原子間的糾纏, 美國(guó)的Kaufman等[44]和美國(guó)的Thompson等[45]分別在強(qiáng)聚焦光偶極阱中, 通過(guò)Raman邊帶冷卻將原子冷卻到振動(dòng)基態(tài), 隨后Kaufman等[46]精確控制兩阱的相對(duì)位置, 基于自旋交換實(shí)現(xiàn)了保真度為0.44的兩原子糾纏, 扣除原子損失后, 糾纏的保真度達(dá)到0.63. 該實(shí)驗(yàn)受限于原子在光阱中三個(gè)維度的冷卻效率和對(duì)兩原子間距的控制精度, 進(jìn)一步提高保真度面臨很大的挑戰(zhàn). 第三種方案是基于原子里德伯態(tài)的偶極?偶極相互作用實(shí)現(xiàn)受控非門, 包括采用里德伯阻塞形成受控相位門[47], 利用共振的偶極?偶極相互作用形成的兩原子暗態(tài)進(jìn)行絕熱演化[48], 利用里德伯綴飾形成受控相位門[49]等. 實(shí)驗(yàn)上, 美國(guó)的Urban等[50]在相距8 μ m 的兩個(gè)微型光偶極阱中分別囚禁了單個(gè)銣原子, 然后將其中一個(gè)原子相干激發(fā)到97D的里德伯態(tài), 此時(shí)另一個(gè)原子的里德伯能級(jí)由于偶極?偶極相互作用發(fā)生偏移, 從而無(wú)法實(shí)現(xiàn)里德伯的激發(fā). 利用該效應(yīng), Isenhowe等[19]首次實(shí)現(xiàn)了兩個(gè)中性原子間的受控非門, 保真度達(dá)到0.73, 并進(jìn)一步實(shí)現(xiàn)了兩原子糾纏, 糾正原子損失后保真度為0.58. 法國(guó)的Ga?tan等[51]和Wilk等[52], 將單原子囚禁在兩個(gè)相距4 μ m 的偶極阱中, 將兩個(gè)銣原子的初始態(tài)制備為 |1〉 態(tài), 在58D的里德伯態(tài)激發(fā)光的作用下, 利用相同的里德伯態(tài)相互作用實(shí)現(xiàn)里德伯阻塞, 則只有一個(gè)原子被激發(fā), 于是兩原子被制備到基于里德伯態(tài)的兩原子糾纏, 隨后施加一個(gè)將里德伯原子耦合到激發(fā)光, 相干轉(zhuǎn)移到基態(tài), 獲得基態(tài)兩原子的最大糾纏態(tài), 保真度在糾正原子損失后達(dá)到0.75. 采用原子里德伯態(tài)偶極?偶極相互作用實(shí)現(xiàn)兩量子比特糾纏門對(duì)于原子熱運(yùn)動(dòng)并不敏感, 而且門操作時(shí)間在微秒量級(jí), 是目前最適合中性原子體系的兩量子比特門方案. Zhang等[53]和Maller等[54]從理論上對(duì)該方案進(jìn)行了細(xì)致的分析和模擬, 并在實(shí)驗(yàn)上對(duì)相關(guān)技術(shù)噪聲進(jìn)行了進(jìn)一步的優(yōu)化, 目前得到的保真度為0.82, 但距離實(shí)現(xiàn)糾錯(cuò)的0.99的閾值還有很大差距, 需要進(jìn)一步研究和優(yōu)化.

2.5 實(shí)現(xiàn)了量子態(tài)的測(cè)量與讀出

為獲取量子計(jì)算的結(jié)果或執(zhí)行糾錯(cuò)算法, 必須對(duì)量子態(tài)進(jìn)行方便而快速的測(cè)量. 中性原子體系對(duì)原子0態(tài)和1態(tài)的測(cè)量普遍采用的方法是用共振激光將1態(tài)的原子加熱從而在阱中損失掉, 如圖3中的探測(cè)光. 由于加熱所需的散射光子數(shù)依賴于阱深, 因此可以通過(guò)降低阱深減少散射的光子, 從而避免在探測(cè)過(guò)程中由于共振光的拉曼躍遷改變?cè)拥臓顟B(tài), 提高探測(cè)的保真度[55]. 該方法的缺陷在于每次探測(cè)導(dǎo)致原子損失, 需要重新裝載單原子,不利于提高實(shí)驗(yàn)速率. 隨后, 法國(guó)的Fuhrmanek等[56]和美國(guó)的Gibbons等[57]同時(shí)用高數(shù)值孔徑透鏡提高原子熒光收集效率, 并仔細(xì)優(yōu)化探測(cè)光頻率與閉合躍遷能級(jí)的共振來(lái)抑制拉曼躍遷, 實(shí)現(xiàn)了95%以上的態(tài)探測(cè)效率, 同時(shí)原子的損失只有1%. 美國(guó)的 Kwon 等[21]和德國(guó)的 Martinez?Dorantes等[22]進(jìn)一步將該方法拓展到2D原子陣列, 用共振光同時(shí)激發(fā)原子陣列中所有原子, 并用電子倍增型相機(jī)收集熒光進(jìn)行態(tài)的探測(cè), 態(tài)的探測(cè)效率都大于97%, 且原子損失小于2%.

在該體系的發(fā)展過(guò)程中, 國(guó)內(nèi)多個(gè)研究小組也都做出了各自的貢獻(xiàn). He等[58]在偶極阱中實(shí)現(xiàn)了捕獲時(shí)間為130 s的單個(gè)銫原子, 并開(kāi)展了兩方面與量子計(jì)算相關(guān)的研究工作, 一是利用單原子制備單光子源; 二是研究單原子與高細(xì)度微腔的耦合.中國(guó)科技大學(xué)Dai等[59]采用光晶格來(lái)囚禁和操控銣原子的BEC, 利用光極化勢(shì)形成了有效磁場(chǎng)梯度, 來(lái)調(diào)控原子間相互作用, 進(jìn)而開(kāi)展拓?fù)淞孔佑?jì)算方面的研究工作. 詹明生等[60,61]自2009年利用強(qiáng)聚焦光偶極阱實(shí)現(xiàn)了單個(gè)銣原子的囚禁以來(lái), 圍繞中性原子量子計(jì)算, 克服了單原子量子比特的精確操控、兩原子量子比特相互作用的有效調(diào)控和多量子比特陣列的制備等一系列關(guān)鍵物理問(wèn)題和技術(shù)難題, 在中國(guó)科學(xué)院武漢物理與數(shù)學(xué)研究所初步建立了滿足DiVincenzo判據(jù)的中性單原子量子計(jì)算平臺(tái); 在此基礎(chǔ)上, 發(fā)展了“魔幻強(qiáng)度光阱”的方法和低串?dāng)_的異核單原子陣列, 實(shí)現(xiàn)了中性單原子體系在相干時(shí)間和原子陣列中串?dāng)_抑制方面的突破, 并開(kāi)展了異核原子碰撞和量子糾纏的工作, 將該體系量子計(jì)算的實(shí)驗(yàn)研究進(jìn)一步拓展到了異核領(lǐng)域. 以下將詳細(xì)介紹單量子比特相干時(shí)間的延長(zhǎng)和異核兩原子糾纏的實(shí)現(xiàn).

3 魔幻強(qiáng)度光阱延長(zhǎng)量子比特的相干時(shí)間

如前所述, 中性原子量子比特的相干時(shí)間主要受限于基態(tài)相對(duì)相位丟失時(shí)間T2. 實(shí)驗(yàn)研究表明,用于編碼量子比特的超精細(xì)能級(jí)劈裂通常有幾個(gè)GHz大小, 由此導(dǎo)致光阱中的量子比特的0態(tài)和1態(tài)光頻移不同, 即微分光頻移, 這是導(dǎo)致T2減小的主要因素. 例如, 由于熱分布, 原子在偶極阱中的不同位置所感受到的光強(qiáng)不同, 從而導(dǎo)致微分光頻移的大小不同, 所以原子的共振頻率會(huì)被原子的熱運(yùn)動(dòng)展寬(通常在100 Hz的量級(jí)), 該展寬會(huì)直接導(dǎo)致原子量子比特的非均勻退相. 雖然在靜態(tài)偶極阱中該非均勻退相可以被動(dòng)力學(xué)退耦的辦法(如自旋回波或CPMG脈沖序列)有效地抑制[62], 但是實(shí)驗(yàn)上發(fā)現(xiàn), 動(dòng)力學(xué)退耦的方法很難抵消單原子量子比特轉(zhuǎn)移中的相干性丟失. 這是由于在用移動(dòng)光鑷將原子從某個(gè)偶極阱轉(zhuǎn)移到另外一個(gè)偶極阱的過(guò)程中, 光場(chǎng)是動(dòng)態(tài)變化的. 移動(dòng)光鑷的指向起伏以及原子加熱所導(dǎo)致的退相都是頻率較高的均勻退相, 通常的動(dòng)力學(xué)退耦的方法很難壓制[63]. 另外一個(gè)方面的問(wèn)題是, 量子比特的能級(jí)展寬也會(huì)造成單量子比特的操控誤差[15,16]. 因此, 降低微分光頻移對(duì)相干時(shí)間的影響可以更好地提高原子量子比特的質(zhì)量, 并突破相干時(shí)間對(duì)大規(guī)模中性原子量子信息處理平臺(tái)實(shí)現(xiàn)與應(yīng)用的限制.

3.1 魔幻強(qiáng)度光阱的構(gòu)建和相干時(shí)間的延長(zhǎng)

2010年, Derevianko[64]以及 Lundblad等[65]提出和演示了可以利用矢量光頻移抵消微分光頻移的方案. 為了誘導(dǎo)矢量極化率, 即等效磁場(chǎng), 基本的實(shí)驗(yàn)方案是, 將囚禁光場(chǎng)從原來(lái)的線偏振改為圓偏振, 同時(shí)將光的偏振矢量的方向與量子化軸的磁場(chǎng)方向設(shè)為一致. 由此得到微分光頻移為其中B為量子化軸磁場(chǎng),β1為標(biāo)量光頻移系數(shù),β2為矢量極化率與塞曼相互作用導(dǎo)致的3階交叉項(xiàng)的系數(shù),β4為基態(tài)超極化率系數(shù),Ua為偶極阱的阱深. 他們發(fā)現(xiàn),在弱場(chǎng)極限條件下, 光場(chǎng)誘導(dǎo)的原子的4階超極化率β4可以忽略, 從而可以得到一個(gè)“魔幻磁場(chǎng)”囚禁條件, 即在一個(gè)特定的磁場(chǎng)下(通常需要幾個(gè)高斯), 微分光頻移能夠被矢量極化率與塞曼相互作用導(dǎo)致的3階交叉項(xiàng)所抵消. 但是實(shí)驗(yàn)上為了囚禁溫度為十幾微開(kāi)的單原子量子比特, 光鑷所需的光場(chǎng)較強(qiáng), 這時(shí)光場(chǎng)誘導(dǎo)的等效磁場(chǎng)達(dá)到高斯量級(jí),與外加磁場(chǎng)可比擬, 因而弱場(chǎng)近似不成立, 高階項(xiàng)即超極化率不可忽略. 而且由于超極化率的貢獻(xiàn),光頻移是勢(shì)阱深度的二次函數(shù). 實(shí)驗(yàn)上, 考慮到β2和β4也依賴于偶極光的圓偏振度, 為簡(jiǎn)單起見(jiàn), 我們采用完全相同的圓偏振光, 測(cè)量了不同阱深和磁場(chǎng)下原子所感受到的微分光頻移, 結(jié)果如圖4(a)所示. 采用圓偏振阱中去擬合, 得到β2為并且首次測(cè)量了87Rb 原子的超極化率該結(jié)果與理論計(jì)算結(jié)果相符合.

圖4 (a)超極化率不可忽略情況下, 原子量子比特的微分光頻移在不同磁場(chǎng)下隨偶極阱勢(shì)深的變化; (b)原子量子比特相干時(shí)間在不同偶極阱勢(shì)深下的實(shí)驗(yàn)值, 藍(lán)色實(shí)線為理論值; 內(nèi)插圖顯示了阱深為 時(shí), 通過(guò)擬合Ramsey條紋的對(duì)比度得到相干時(shí)間為 ms[17]UM τ=(225±21)Fig.4. (a) In the presence of hyperpolarizability, the differential light shift (DLS) of a qubit in the circularly polarized trap is measured as a function of trap depths at various magnetic field strengths; (b) coherence time and its dependence on normalized ratios obtained from experiment. The solid blue line is the theoretical curve. A coherence time is extracted from a decay time of the envelope of Ramsey visibility, as shown as in the inset. At, ms[17].τU/UM Ua=UM τ=(225±21)

由于不可忽略的超極化率的貢獻(xiàn), 原子量子比特頻率的展寬程度依賴于勢(shì)阱深度. 理論上, 在微分光頻移對(duì)勢(shì)阱深度的一階偏微分等于0的位置,即展寬最小, 因而是魔幻光強(qiáng)點(diǎn). 在該偶極阱阱深附近, 原子的微分光頻移對(duì)于勢(shì)深起伏的敏感性降到二階. 在特定磁場(chǎng)趨近于 0, 此時(shí)阱深太淺不利于原子的囚禁, 因此一般選用更小的磁場(chǎng)和稍大一點(diǎn)的阱深進(jìn)行實(shí)驗(yàn). 在綜合考慮微分光頻移和偶極光散射引起的退相的因素后, 實(shí)驗(yàn)上選取的磁場(chǎng)強(qiáng)度為3.115 G, 通過(guò)測(cè)量Ramsey條紋的衰減時(shí)間隨勢(shì)阱深度的變化曲線, 發(fā)現(xiàn)相干時(shí)間最長(zhǎng)的地方就在微分光頻移的極值點(diǎn)附近, 如圖4(b)所示. 最長(zhǎng)的Ramsey條紋的衰減時(shí)間達(dá)到 ( 225±21) ms, 而在線偏振偶極阱中是(1.4±0.1)ms[62], 相干時(shí)間提高了百倍. 相比于Li等[18]在中空的藍(lán)失諧光阱中獲得的銫原子43 ms的Ramsey相干時(shí)間, 我們的結(jié)果提高了5倍. 需要強(qiáng)調(diào)的是, 紅失諧魔幻光強(qiáng)偶極阱比中空的藍(lán)失諧光阱更加便于擴(kuò)展到較大規(guī)模的魔幻偶極阱陣列.這是由于紅失諧的單阱所需功率只需毫瓦量級(jí), 而中空的藍(lán)失諧光阱的功率要到達(dá)百毫瓦量級(jí).

3.2 相干轉(zhuǎn)移的實(shí)現(xiàn)

在大規(guī)模的單原子陣列里, 受限于中性原子間微弱的相互作用, 要實(shí)現(xiàn)任意兩個(gè)原子間的量子算法進(jìn)而實(shí)現(xiàn)量子計(jì)算和量子模擬, 需要將單原子相干地轉(zhuǎn)移到相互作用區(qū). 我們提出了一種簡(jiǎn)單易行的深阱轉(zhuǎn)移方案, 實(shí)現(xiàn)了單原子在光阱陣列中的高效轉(zhuǎn)移(約95%), 但在轉(zhuǎn)移過(guò)程中, 即使采用動(dòng)態(tài)退耦的方法也無(wú)法保持量子比特的相干性, 主要原因在于偶極光引起的微分光頻移[63]. 運(yùn)用魔幻光強(qiáng)偶極阱技術(shù)(圖5所示), 首先在其中一個(gè)魔幻光強(qiáng)偶極阱中(trap 2)制備一個(gè)量子比特, 通過(guò)微波制備到相干疊加態(tài)上, 之后通過(guò)一個(gè)移動(dòng)魔幻阱(trap 1)將目標(biāo)量子比特提取出來(lái)轉(zhuǎn)移到5 μ m 的地方后再送回原來(lái)的偶極阱, 而后分析量子比特的相干性. 結(jié)果發(fā)現(xiàn)無(wú)轉(zhuǎn)移和被轉(zhuǎn)移的量子比特的Ramsey相干時(shí)間幾乎一致, 因此在實(shí)驗(yàn)的測(cè)量精度內(nèi), 沒(méi)有觀測(cè)到原子的相干性在進(jìn)行轉(zhuǎn)移操作后有明顯的損失, 即使轉(zhuǎn)移后原子的溫度從8 μ K 升到16 μ K . 因此, 實(shí)驗(yàn)上證明了用魔幻光強(qiáng)偶極阱轉(zhuǎn)移原子量子比特的過(guò)程中, 指向漲落、加熱等退相因素變得很小. 然而線偏振阱中這些退相機(jī)制是占主導(dǎo)的. 由此解決了中性單原子大規(guī)模陣列中單原子相干轉(zhuǎn)移的問(wèn)題, 極大地提高了原子量子比特間的互聯(lián)性, 該方法與原子量子比特陣列靈活的構(gòu)型互相結(jié)合, 將有效地降低中性原子量子計(jì)算算法的復(fù)雜性.

3.3 魔幻光強(qiáng)偶極阱中原子退相的主要因素

圖5 (a)原子量子比特相干轉(zhuǎn)移的實(shí)驗(yàn)裝置示意圖(Trap 1是可移動(dòng)阱, 其在焦平面上的位置由2D聲光偏轉(zhuǎn)器控制; Trap 2是靜止阱; 兩阱的偏振可以通過(guò)液晶相位片 (Thorlabs LCR?1?NIR)實(shí)時(shí)控制); (b) 原子量子比特在兩阱中不轉(zhuǎn)移(黑色方塊)和轉(zhuǎn)移(紅色圓點(diǎn))時(shí)的Ramsey條紋(實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)中每個(gè)點(diǎn)是100多次實(shí)驗(yàn)的平均值; 通過(guò)衰減的正弦函數(shù)擬合(實(shí)線部分), 可以得到靜止量子比特和轉(zhuǎn)移量子比特的相干時(shí)間分別是(206 ± 69) ms和(205±74) ms[17]Fig.5. (a) Experimental setup for coherent transfer of atomic qubit. Trap 1 is a movable trap which can be shiftted in two orthogonal diretions by an AOD. Trap 2 is a static one. Both of their polarizations can be actively controlled by a liquid crystal retarder (LCR). (b) Measured Ramsey signals for single static qubits (black squares) and single mobile qubits (red dots) at B =3.115 G. Every point is an average over 100 experimental runs. The solid curves are fits to the damped sinusoidal function, with coherence times of static qubits and mobile qubits are (206±69) ms and (205 ± 74) ms, respectively[17].

由原子結(jié)構(gòu)以及光和原子作用參數(shù)決定, 構(gòu)建魔幻光強(qiáng)偶極阱需要3.2 G的磁場(chǎng), 導(dǎo)致量子比特對(duì)磁場(chǎng)噪聲變得敏感. 通過(guò)對(duì)磁場(chǎng)的監(jiān)視和對(duì)自旋回波的實(shí)驗(yàn)測(cè)量, 我們?cè)敿?xì)分析了魔幻光強(qiáng)偶極阱中量子比特相干時(shí)間的影響因素, 如表1所列. 從中發(fā)現(xiàn)相干時(shí)間主要受限于磁場(chǎng)的噪聲. 為了壓制磁場(chǎng)噪聲, 可以搭建磁屏蔽來(lái)消除背景的磁場(chǎng)噪聲, 但更有科學(xué)價(jià)值的是尋找磁場(chǎng)的魔幻條件, 使得量子比特對(duì)于磁場(chǎng)噪聲的敏感性降到2階.Carr和Saffman[66]提出一個(gè)理論方案, 利用雙色光場(chǎng)實(shí)現(xiàn)更低的磁場(chǎng)噪聲敏感度來(lái)提高銫原子的相干時(shí)間. 目前還未有實(shí)驗(yàn)演示中性原子體系中的雙魔幻囚禁, 即同時(shí)將量子比特對(duì)于勢(shì)深以及磁場(chǎng)噪聲的敏感性降到2階. 這樣的實(shí)驗(yàn)具有挑戰(zhàn)性, 但對(duì)于中性原子量子比特來(lái)說(shuō)是非常重要的.

表1 魔幻光強(qiáng)偶極阱中的退相干機(jī)制Table 1. The mechanisms of decoherence in magic intensity optical trap.

4 基于里德伯阻塞的異核兩原子受控非門與量子糾纏的實(shí)現(xiàn)

正如Saffman[11]在基于里德伯態(tài)原子相互作用的中性單原子量子計(jì)算綜述中指出的, 中性原子體系距離實(shí)現(xiàn)量子計(jì)算機(jī)還有諸多難題, 目前面臨的主要挑戰(zhàn)包括更高保真度的糾纏門操作、原子的再裝載、原子態(tài)的無(wú)損讀出、量子比特間距在微米量級(jí)的陣列中低串?dāng)_的測(cè)量和初始化以及表面附近電場(chǎng)噪聲的控制. 其中, 針對(duì)原子態(tài)的無(wú)損讀出、量子比特間距在微米量級(jí)的陣列中低串?dāng)_的測(cè)量問(wèn)題, Beterov和 Saffman[67]提出了建立異核單原子體系, 利用異核原子共振頻率的差別來(lái)避免串?dāng)_, 并利用異核原子間的糾纏來(lái)解決無(wú)損探測(cè)的方案. 相比于同核體系, 異核單原子體系中不同種類的原子可以用于執(zhí)行量子計(jì)算中不同的任務(wù), 如Auger等[68]提出采用一種原子量子比特作為糾錯(cuò)碼中的校驗(yàn)子, 另一種原子作為數(shù)據(jù)量子比特, 可以有效地執(zhí)行糾錯(cuò)并避免串?dāng)_. 類似地, 在囚禁離子體系中, 也有兩個(gè)異核離子間的受控非門的實(shí)驗(yàn), 并且展望了兩種離子分別作為量子存儲(chǔ)和光接口以及在量子非破壞性測(cè)量中的應(yīng)用[69,70]. 在量子模擬中, 異核體系提供了額外的操控自由度, 為多組分多自旋體系的模擬提供了必備的條件, 如Weimer等[71]提出利用異核單原子作為輔助量子比特, 來(lái)克服量子態(tài)操作時(shí)的串?dāng)_, 以模擬帶耗散的量子自旋體系的相干演化; 華東師范大學(xué)Qian等[72]提出在1D異核原子陣列中研究豐富的動(dòng)態(tài)相位演化等. 由此可見(jiàn), 基于里德伯阻塞的異核原子的受控非門和量子糾纏在量子模擬、量子計(jì)算和量子精密測(cè)量等領(lǐng)域都有廣泛的應(yīng)用.

4.1 里德伯態(tài)的原子及其相互作用

里德伯態(tài)原子是指原子中的一個(gè)電子被激發(fā)到主量子數(shù)較高的軌道時(shí)的原子. 由于電子遠(yuǎn)離原子核, 里德伯態(tài)的壽命相對(duì)于低激發(fā)態(tài)的壽命要長(zhǎng)很多, 對(duì)電場(chǎng)也更加敏感等. 里德伯阻塞是利用里德伯態(tài)原子間強(qiáng)烈的偶極?偶極相互作用或范德瓦耳斯相互作用, 使得一定區(qū)域內(nèi)一群原子同時(shí)激發(fā)時(shí), 只有一個(gè)原子能被激發(fā)到里德伯態(tài), 而其余原子由于相互作用導(dǎo)致能級(jí)發(fā)生偏移, 因而失諧于激發(fā)光, 無(wú)法被激發(fā).

里德伯態(tài)原子間的相互作用的大小決定了里德伯阻塞效應(yīng)及后繼的受控非門的保真度. 當(dāng)里德伯態(tài)主量子數(shù)小于100時(shí), 由于里德伯原子的半徑小于0.5 μ m , 遠(yuǎn)小于原子間的普遍間距R(3 μ m 以上), 因此兩個(gè)里德伯原子A和B之間的相互作用可近似為其中a和b分別是兩個(gè)里德伯電子距離各自原子核的位置. 在兩原子間距R比較大時(shí), 原子間的相互作用Vdd可視為微擾, 相應(yīng)的能級(jí)移動(dòng) ?En可采用二階微擾計(jì)算得到為其中此時(shí)的相互作用與R6成反比, 對(duì)應(yīng)經(jīng)典的范德瓦耳斯相互作用; 而當(dāng)R較小, 原子相互作用大到足以導(dǎo)致原子鄰近能級(jí)混合時(shí), 即Vdd≥δ時(shí), 其中為鄰近里德伯能級(jí)組合與原里德伯能級(jí)的差, 兩原子體系的哈密頓量需要選擇新的基矢重新對(duì)角化, 其相互作用導(dǎo)致的能級(jí)移動(dòng)將變?yōu)榇藭r(shí)的相互作用與R3成反比, 對(duì)應(yīng)于共振的偶極?偶極相互作用[7]. 針對(duì)實(shí)驗(yàn)中采用的85Rb 和87Rb 異核原子的里德伯態(tài)的相互作用, 考慮到兩種原子里德伯態(tài)能級(jí)的差別, 由量子數(shù)決定的雙原子態(tài)在主量子數(shù)為79D時(shí)有436個(gè)組態(tài), 將相互作用的哈密頓量在兩原子態(tài)構(gòu)成的子空間展開(kāi)并求解里德伯阻塞的能級(jí)移動(dòng). 并進(jìn)一步考慮到實(shí)驗(yàn)中單原子在偶極阱中的熱分布, 由此得到且偶極阱束腰為2.1 μ m ,兩阱間距3.8 μ m , 阱深為0.1 mK時(shí), 異核兩原子間典型的相互作用強(qiáng)度為200 MHz, 兩原子同時(shí)激發(fā)到里德伯態(tài)的概率約為1.3%.

4.2 單原子里德伯態(tài)的相干激發(fā)

實(shí)現(xiàn)原子從基態(tài)到里德伯態(tài)的相干激發(fā)是實(shí)驗(yàn)的第一步. 由于里德伯態(tài)的主量子數(shù)很高, 使用單光子將原子從基態(tài)激發(fā)到里德伯態(tài)需要短波長(zhǎng)的激光. 對(duì)于銣原子, 單光子激發(fā)波長(zhǎng)在297 nm左右, 對(duì)于銫原子, 需要318 nm的激光. 國(guó)內(nèi)山西大學(xué)Wang等[73]采用和頻加倍頻的方案產(chǎn)生了2.26 W的318 nm激光, 而且該激光波長(zhǎng)可調(diào)范圍覆蓋了銫原子從n=70 到電離態(tài)的所有能級(jí). 我們?cè)趯?shí)驗(yàn)中采用 780 nm + 480 nm的雙光子激發(fā)方案, 780 nm激光由普通的半導(dǎo)體激光器產(chǎn)生,而480 nm激光由960 nm激光倍頻獲得(Toptica SHG). 相對(duì)于單光子激發(fā), 雙光子激發(fā)所需的激光波長(zhǎng)和激光功率比較容易實(shí)現(xiàn), 而且采用對(duì)射的激發(fā)方案可以有效地減少激發(fā)過(guò)程引起的多普勒展寬, 但雙光子激發(fā)也會(huì)引起中間能級(jí)的布居形成自發(fā)輻射損失, 造成激發(fā)效率的降低. 因此在實(shí)驗(yàn)中,雙光子激發(fā)需要考慮對(duì)中間能級(jí)的失諧和激發(fā)光的光強(qiáng), 來(lái)平衡基態(tài)到里德伯態(tài)的激發(fā)速度與中間態(tài)布居引起的自發(fā)輻射損失.

由于原子里德伯態(tài)的壽命可以到幾十到幾百微秒, 對(duì)應(yīng)的里德伯態(tài)的自然線寬可以到幾十千赫茲, 因此用于里德伯態(tài)相干激發(fā)的激光的線寬和頻率的長(zhǎng)漂也必須控制到相應(yīng)的量級(jí)[74]. 簡(jiǎn)單地估算, 用π脈沖將原子從基態(tài)相干地激發(fā)到里德伯態(tài)時(shí), 激發(fā)效率的損失正比于其中?是雙光子失諧,?是基態(tài)到里德伯態(tài)的有效Rabi頻率. 當(dāng)Rabi頻率為 2 π×1 MHz, 且激發(fā)效率的損失小于10-4時(shí), 則要求?/2π 小于 10 kHz. 由此可見(jiàn), 實(shí)現(xiàn)高效率的里德伯態(tài)的激發(fā)不僅需要將激發(fā)光的線寬和頻率的長(zhǎng)漂控制到10 kHz量級(jí), 同時(shí)也要控制背景電場(chǎng)和磁場(chǎng), 避免里德伯態(tài)能級(jí)的移動(dòng)超過(guò)10 kHz.

對(duì)于里德伯態(tài)激發(fā)光的穩(wěn)頻, 最初采用的電磁誘導(dǎo)透明(EIT)的峰來(lái)鎖定, 但無(wú)法壓窄激光器的線寬, 同時(shí)頻率的長(zhǎng)漂在百千赫茲量級(jí). 目前大多數(shù)實(shí)驗(yàn)小組采用的是高精細(xì)度的超穩(wěn)腔來(lái)將激發(fā)光的線寬壓窄到千赫茲量級(jí), 但激光頻率的長(zhǎng)漂通常在百千赫茲量級(jí), 如Pritchard[75]小組用超穩(wěn)腔將銫原子的里德伯激發(fā)光線寬壓窄到260 Hz, 但激光頻率的長(zhǎng)漂為86 kHz/d. 為避免激光頻率的長(zhǎng)漂, 我們定制了一個(gè)可調(diào)節(jié)腔長(zhǎng)的高細(xì)度傳輸腔(Stable Laser Systems公司)進(jìn)行穩(wěn)頻. 該腔在780, 960和1064 nm的細(xì)度分別是9.1萬(wàn)、5.9萬(wàn)和8.7萬(wàn), 同時(shí)腔長(zhǎng)變化一個(gè)1.5 GHz的自由光譜程可以通過(guò)在腔鏡的PZT上施加0—75 V的電壓實(shí)現(xiàn). 先將傳輸腔的腔長(zhǎng)鎖定到一個(gè)商用的碘穩(wěn)激光器(Innonlight, Coherent)上, 這個(gè)激光器的線寬約為1 kHz, 長(zhǎng)漂在1 kHz/0.5°C . 然后將里德伯態(tài)的激發(fā)光780和960 nm (480 nm 的種子光)通過(guò) Pound?Drever?Hal (PDH)頻率穩(wěn)定的方法鎖定到腔長(zhǎng)穩(wěn)定的超腔上. 鎖定后, 通過(guò)延時(shí)自拍頻的方法標(biāo)定780和480 nm激光的線寬分別是12.6和10.8 kHz, 并通過(guò)里德伯態(tài)的吸收峰得到兩個(gè)激發(fā)光頻率之和的長(zhǎng)漂小于33 kHz/10 h[76].

里德伯激發(fā)光脈沖的功率漲落會(huì)引起原子能級(jí)的AC Stark頻移的變化, 從而導(dǎo)致基態(tài)到里德伯態(tài)的躍遷頻率發(fā)生改變. 在實(shí)驗(yàn)當(dāng)中, 780 nm的激發(fā)光引起原子基態(tài)AC Stark頻移大小約為2π×3MHz. 激光功率不進(jìn)行穩(wěn)定時(shí), 功率的長(zhǎng)漂在10%左右, 這個(gè)值對(duì)應(yīng)的原子基態(tài)能級(jí)的變化達(dá)到2 π ×3 00 kHz. 因此我們采用類似Noise eater的方案將480和780 nm激發(fā)光的功率進(jìn)行穩(wěn)定,長(zhǎng)時(shí)間功率漂移控制到0.1%以內(nèi)以滿足實(shí)驗(yàn)需求. 此外, 里德伯態(tài)原子的極化率正比于n7, 因此其能級(jí)對(duì)外電場(chǎng)非常敏感. 例如, 處于5/2態(tài)的銣原子, 當(dāng)外電場(chǎng)為0.1 V/cm時(shí), 其能級(jí)偏移約為27 MHz. 因此當(dāng)里德伯態(tài)的原子距離真空腔或透鏡表面只有幾個(gè)毫米, 許多實(shí)驗(yàn)小組在介質(zhì)表面鍍ITO的導(dǎo)電膜來(lái)屏蔽外電場(chǎng)的干擾[77,78],并減少銣原子吸附在介質(zhì)表面時(shí)產(chǎn)生的電場(chǎng)的干擾[79]. 實(shí)驗(yàn)系統(tǒng)中原子囚禁的位置距離真空腔達(dá)到12 mm, 而且由于系統(tǒng)一直使用銣原子的釋放劑作為銣源, 導(dǎo)致整個(gè)真空系統(tǒng)內(nèi)壁鍍一層銣原子薄膜, 對(duì)外電場(chǎng)有很好的屏蔽作用. 在我們的實(shí)驗(yàn)中, 即使外電場(chǎng)從0變化到26 mV/cm, 都沒(méi)有看到的里德伯能級(jí)有顯著移動(dòng).

在具備以上實(shí)驗(yàn)條件后, 實(shí)現(xiàn)了對(duì)單個(gè)銣原子從基態(tài)到里德伯態(tài)的相干激發(fā). 采用對(duì)中間能級(jí)失諧 3—4 GHz 的 大 失 諧, 將 5.6 μ W 的σ+偏 振 的780 nm激發(fā)光聚焦到約8 μ m , 51 mW的σ+偏振的480 nm激發(fā)光聚焦到約12.8 μ m , 獲得的單個(gè)

87Rb 原子從基態(tài)5 S 1/2 ,F=2 ,mF=0 到里德伯態(tài)79 D5/2,mj=5/2 的Rabi振蕩如圖6所示. 激發(fā)過(guò)程中, 480 nm的激發(fā)光始終打開(kāi), 通過(guò)控制780 nm激發(fā)光的作用時(shí)間控制里德伯態(tài)的激發(fā). 里德伯態(tài)的探測(cè)則是利用里德伯態(tài)原子在偶極阱中的損失來(lái)探測(cè), 其損失來(lái)源于830 nm的偶極阱對(duì)于里德伯原子的排斥和偶極光對(duì)里德伯態(tài)原子的電離. 原子激發(fā)到里德伯態(tài)的效率通過(guò)詳細(xì)分析將原子全部轉(zhuǎn)移到里德伯態(tài)后剩余原子的內(nèi)態(tài)布居得到, 可以得到激發(fā)效率約為96%, 由此對(duì)應(yīng)的里德伯態(tài)的探測(cè)效率約為90%.

4.3 異核受控非門

從單個(gè)原子的里德伯態(tài)相干激發(fā)擴(kuò)展到兩個(gè)不同原子的里德伯態(tài)間的相互作用, 首先需要構(gòu)建兩個(gè)異核原子的陣列. 我們采用類似圖5(a)的設(shè)置, 利用兩束830 nm的激光建立了兩個(gè)偶極阱,分別裝載單個(gè)87Rb 原子和單個(gè)85Rb 原子. 由于光偶極阱中單原子的裝載是一個(gè)隨機(jī)過(guò)程, 需要等待

單原子進(jìn)入偶極阱來(lái)實(shí)現(xiàn)單原子的囚禁, 因此先打開(kāi)阱1裝載87Rb , 然后打開(kāi)阱2裝載85Rb , 再利用后選擇的方案, 確保裝載完成后異核單原子位于對(duì)應(yīng)的光阱中[80]. 異核體系最大的優(yōu)勢(shì)在于異核原子共振頻率的不同, 可以有效地避免操作的串?dāng)_, 并且可以利用激光頻率的差別實(shí)現(xiàn)兩原子的獨(dú)立尋址. 我們的實(shí)驗(yàn)裝置中, 所有的激光同時(shí)覆蓋兩個(gè)異核原子, 對(duì)兩個(gè)異核原子的單獨(dú)操控是利用不同頻率的激光完成的. 如圖6所示, 對(duì)于87Rb 和85Rb原子, 其基態(tài)能級(jí)的頻率差最小為1.1 GHz左右, 利用該頻率差別, 進(jìn)行87Rb 的里德伯態(tài)相干激發(fā)時(shí), 對(duì)85Rb 原子的串?dāng)_可以忽略,85Rb 原子幾乎沒(méi)有任何激發(fā).

如前所述, 理論計(jì)算顯示兩個(gè)異核原子在79D里德伯態(tài)時(shí), 異核里德伯阻塞效率可以達(dá)到98.7%. 實(shí)驗(yàn)上, 首先用 π 脈沖將87Rb 原子從基態(tài)激發(fā)到79D里德伯態(tài), 然后等待0.3 μs , 再測(cè)量85Rb原子的基態(tài)到里德伯態(tài)Rabi振蕩. 由于79D里德伯態(tài)的壽命達(dá)到180 μs , 可以提供足夠長(zhǎng)的相互作用時(shí)間, 而且實(shí)驗(yàn)中僅記錄時(shí)序完成后87Rb 不在阱1中的事件, 由此排除87Rb 沒(méi)有激發(fā)到里德伯態(tài)的事件. 如圖7所示, 我們?cè)趯?shí)驗(yàn)上首次展示了異核里德伯阻塞, 當(dāng)阱1中沒(méi)有87Rb 原子時(shí), 阱2中的85Rb 展示了很好的基態(tài)到里德伯態(tài)相干Rabi振蕩; 而阱1中的87Rb 激發(fā)到里德伯態(tài)后,阱2中的85Rb 里德伯激發(fā)被極強(qiáng)地抑制了, 激發(fā)效率只有約3%, 與理論預(yù)期相符合.85Rb 的里德伯激發(fā)沒(méi)有被完全抑制, 主要原因是實(shí)驗(yàn)中阱1的87Rb原子由于其他原因造成的損失被計(jì)入到有效阻塞事件中引起的誤差.

圖6 (a) 8 5Rb 和 8 7Rb 的能級(jí)及相應(yīng)的激光; (b) 實(shí)驗(yàn)光路示意圖; (c) 8 7Rb 原子在 |↑〉 和 |r〉 態(tài)間的相干Rabi振蕩; 里德伯態(tài)激發(fā)光同時(shí)作用到 8 5Rb , 由于頻率的差別, 8 5Rb 沒(méi)有任何激發(fā), 兩原子間操作的串?dāng)_可忽略[20]Fig.6. (a) Energy levels and lasers of 8 5Rb and 8 7Rb ; (b) experimental setup; (c) the coherent Rabi oscillation between |↑〉 and|r〉of 8 7Rb , there is no excitation of 8 5Rb although the Rydberg excitation lasers also act on it which shows negligible crosstalk between two atoms[20].

基于里德伯阻塞實(shí)現(xiàn)兩原子受控非門的關(guān)鍵在于兩原子處在不同能級(jí)時(shí)的相互作用強(qiáng)度. 當(dāng)兩個(gè)原子都處在基態(tài)時(shí), 主要的相互作用是磁偶極相互作用. 若原子間距約4 μ m , 相互作用換算成頻率在 1 0-3Hz量級(jí). 當(dāng)其中一個(gè)原子激發(fā)到里德伯態(tài)后, 相互作用主要是基態(tài)與里德伯態(tài)的二階偶極?偶極相互作用, 間距約4 μ m 時(shí)強(qiáng)度約為 1 0-3Hz量級(jí)[28]. 而當(dāng)兩個(gè)原子同時(shí)激發(fā)到里德伯態(tài)后, 由于里德伯態(tài)具備的巨大的電偶極矩, 他們之間的相互作用達(dá)到共振的偶極?偶極相互作用的極限, 其強(qiáng)度將得到量級(jí)上的提升, 可以達(dá)到100 MHz以上. 因此可以通過(guò)如下步驟形成受控的相位門:1)將“控制”原子用 π 脈沖激發(fā)從|1〉態(tài)激發(fā)到|r〉,處在|1〉態(tài)的原子將變成-i|r〉態(tài); 2)在“目標(biāo)”原子上施加2 π 脈沖激發(fā)|1〉態(tài)和|r〉, 沒(méi)有里德伯阻塞時(shí), 處在|1〉態(tài)的目標(biāo)原子將變成-|1〉態(tài), 有里德伯阻塞時(shí), 態(tài)不變; 3)將“控制”原子用 π 脈沖激發(fā)從|r〉態(tài)退激發(fā)到|1〉, 處在-i|r〉態(tài)的控制原子將變成-|1〉. 因此在|0 0〉,|0 1〉,|1 0〉,|1 1〉的兩原子基矢下,可以得到受控相位門Cz=diag(1,-1,-1,-1)[28].再結(jié)合兩個(gè)Hadamard門, 即可將受控相位門轉(zhuǎn)變?yōu)槭芸胤情T.

采用該方案, 我們?cè)趯?shí)驗(yàn)中以87Rb 原子的5 S1/2,作為控制量 子 比 特|↑〉和|↓〉態(tài) ,85Rb 原 子 的 5 S1/2,F=3 ,mF=0和5 S1/2,F=2,mF=0 作為目標(biāo)量子比特|?〉和|?〉態(tài). 如圖8(b)所示, 得到輸出態(tài)的布居隨著兩個(gè)Hadamard門的相對(duì)相位的振蕩, 體現(xiàn)了C?NOT門操作的內(nèi)在相干性. 當(dāng)設(shè)定相對(duì)相位為 π 時(shí),87Rb 處于|↑〉態(tài), C?NOT操作會(huì)翻轉(zhuǎn)85Rb的態(tài). 通過(guò)測(cè)量C?NOT門的真值表, 得到異核C?NOT門操作的保真度為0.73(1). 該保真度主要受限于里德伯態(tài)的激發(fā)效率和初態(tài)制備的效率. 實(shí)驗(yàn)中里德伯態(tài)的激發(fā)效率只有96%, 主要原因在于里德伯態(tài)激發(fā)光鎖定到超高細(xì)度FP腔時(shí), 為了壓窄線寬, 激發(fā)光高頻部分的相位噪聲有所增加, 從而導(dǎo)致了基態(tài)到里德伯態(tài)Rabi振蕩的退相[81], 降低了里德伯態(tài)的激發(fā)效率. Levine等[82]最近展示了利用超高細(xì)度FP腔過(guò)濾激發(fā)光的高頻相位噪聲, 實(shí)現(xiàn)了高效的里德伯態(tài)激發(fā)和保真度達(dá)到0.97的里德伯態(tài)原子的糾纏. 這也是我們?cè)趯?shí)驗(yàn)上下一步需要進(jìn)行的工作. 異核C?NOT保真度的另一限制因素是初態(tài)的制備效率只有0.91 (如圖8(c)), 主要原因在于基態(tài)Raman光功率起伏造成躍遷效率的變化和實(shí)驗(yàn)過(guò)程中背景氣體以及原子在兩阱間的轉(zhuǎn)移造成的損失. 這一部分損失將通過(guò)改進(jìn)實(shí)驗(yàn)條件加以抑制.

4.4 異核兩原子糾纏

異核受控非門可用于確定性地實(shí)現(xiàn)異核兩原子的糾纏態(tài). 當(dāng)用基態(tài) π /2的Raman脈沖作用到87Rb 原子上, 就可以制備或者的初態(tài), 然后執(zhí)行異核C?NOT門, 就可以得到兩種Bell糾纏態(tài)或者為確定實(shí)驗(yàn)得到的是糾纏態(tài), 一般通過(guò)測(cè)量宇稱信號(hào)來(lái)獲取糾纏的保真度. 實(shí)驗(yàn)上, 首先制備然后對(duì)兩個(gè)原子分別施加基態(tài)π/2的Raman脈沖, 但這兩個(gè)脈沖相對(duì)于初始化時(shí)的基態(tài)Raman脈沖有?1的相位變化, 然后可以 測(cè) 得 宇 稱 信 號(hào)P隨?1的 振 蕩其 中C1代 表 了相干性. 如圖9所示, 通過(guò)擬合宇稱信號(hào)的振蕩, 得到C1=0.16±0.01 , 結(jié)合糾纏態(tài)的布居和得到糾纏態(tài)的保真度為F=(P↑?+P↓?)/2+|C1|=0.59±0.03. 該保真度已經(jīng)超過(guò)糾纏的判定閾值0.5, 因此可以確認(rèn)異核糾纏的存在.

圖7 (a) 異核里德伯阻塞的時(shí)序; (b) 異核里德伯阻塞. 沒(méi)有 8 7Rb 時(shí), 8 5Rb 展示了很好的基態(tài)到里德伯態(tài)的相干Rabi振蕩, 當(dāng)87Rb激發(fā)到里德伯態(tài)時(shí), 由于異核里德伯阻塞, 8 5Rb 幾乎沒(méi)有Rabi振蕩[20]Fig.7. (a) Time sequence for heteronuclear Rydberg blockade; (b) Rabi oscillations between the 8 5Rb 5 S1/2,F=3,mF=0 and 79D5/2,mj=5/2states with and without 8 7Rb in Rydberg state[20].

圖8 (a) 異核C?NOT門的時(shí)序; (b) 不同輸入態(tài) | ↓ ?〉 (黑色方塊)和 | ↑ ?〉 (紅色圓點(diǎn))時(shí), 輸出態(tài)的布居隨兩個(gè)Raman π /2 脈沖的振蕩; 用正弦函數(shù)擬合后, 兩個(gè)振蕩間的相位差為 ( 0.94 ± 0.01)π ; (c) 初態(tài)制備的真值表; (d) 兩個(gè)Raman π /2 脈沖的相對(duì)相位設(shè)為0時(shí), 測(cè)得的H?Cz型的C?NOT門的真值表[20]Fig.8. (a) Experimental time sequence of H?Cz C?NOT gate; (b) output states as a function of the relative phase between the Raman π /2 pulses, for the initial states | ↓ ?〉 (black squares) and | ↑ ?〉 (red circles). The solid curves are sinusoidal fits yielding the phase difference of ( 0.94 ± 0.01)π between the two signals; (c) truth table matrix for the initial state preparation; (d) set the relative phase to be 0, the measured truth table matrix for H?Cz C?NOT gate[20]..

實(shí)驗(yàn)中異核兩原子糾纏的保真度主要受限于異核受控非門的保真度和原子熱運(yùn)動(dòng)引起的退相.在我們的實(shí)驗(yàn)中, 原子的溫度約為控制量子比特的兩個(gè)里德伯 π 脈沖的時(shí)間間隔是δt=3.6 μs, 在此期間, 由于原子的熱運(yùn)動(dòng)累積的隨機(jī)相位為其中 k 為對(duì)射的480和780 nm里德伯激發(fā)光的波矢由此得到隨機(jī)相位對(duì)糾纏保真度的限制為結(jié)合受控非門的保真度, 糾纏保真度的上限應(yīng)為0.03, 與實(shí)驗(yàn)結(jié)果比較符合. 下一步實(shí)驗(yàn)將優(yōu)化實(shí)驗(yàn)條件, 目標(biāo)是降低原子的溫度到4 μ K , 并提高里德伯激發(fā)光強(qiáng)從而減少兩個(gè)里德伯 π 脈沖的時(shí)間間隔到1.5 μs , 從而可以將原子熱運(yùn)動(dòng)導(dǎo)致的糾纏保真度限制提高到

圖9 (a) 制備和測(cè)量異核兩原子糾纏的時(shí)序; (b) 糾纏態(tài)的布居; (c) 宇稱信號(hào)隨測(cè)量脈沖相對(duì)相位的振蕩, 擬合得到|C1|=0.16±0.01[20]Fig.9. (a) Time sequence for generating and verifying entanglement of two heteronuclear atoms; (b) measured probabilities for the entangled state; (c) the parity signal P ; the solid curve is a sinusoidal fit with |C 1|=0.16±0.01 [20].

5 總結(jié)與展望

在科學(xué)界持續(xù)而深入地對(duì)量子計(jì)算的實(shí)現(xiàn)條件、計(jì)算能力進(jìn)行研究的過(guò)程中, 清晰地確定并展示量子計(jì)算機(jī)相對(duì)于傳統(tǒng)設(shè)備的優(yōu)勢(shì)將是量子計(jì)算研究領(lǐng)域中一個(gè)具有里程碑意義的目標(biāo). 如“量子霸權(quán)”(quantum supremacy)[83], 認(rèn)為對(duì)某些特定的問(wèn)題, 并不需要量子編碼過(guò)程, 只需要50個(gè)物理量子比特量子計(jì)算機(jī)(準(zhǔn)確地說(shuō)是專為解決具體問(wèn)題而構(gòu)建的量子模擬器, 而不是普適的量子計(jì)算機(jī))就可以超越現(xiàn)在的超級(jí)計(jì)算機(jī)的能力. 隨后這一數(shù)目的要求通過(guò)優(yōu)化經(jīng)典算法, 又進(jìn)一步提高到64位[84]. 但單單提高量子比特?cái)?shù)目, 而使用較差保真度的量子邏輯門, 并不會(huì)有效提高體系的量子計(jì)算能力, 因此IBM的科學(xué)家進(jìn)一步提出了“量子容積”的概念. 近期, Bravyi等[85]首次證明了求解特定線性代數(shù)問(wèn)題時(shí)量子算法的優(yōu)勢(shì), 并行量子電路需要的計(jì)算步驟和問(wèn)題規(guī)模無(wú)關(guān), 而類似的經(jīng)典電路需要的計(jì)算步數(shù)隨著問(wèn)題規(guī)模的增長(zhǎng)而對(duì)數(shù)式增加. 由此可見(jiàn), 明確量子計(jì)算相對(duì)于傳統(tǒng)設(shè)備的優(yōu)勢(shì), 針對(duì)現(xiàn)有傳統(tǒng)計(jì)算難以克服的問(wèn)題提出新的量子計(jì)算的優(yōu)勢(shì)方案將是未來(lái)量子計(jì)算理論方面的主要研究?jī)?nèi)容. 而在實(shí)驗(yàn)上, 提高物理量子比特的數(shù)目、提高邏輯門操作保真度、進(jìn)而實(shí)現(xiàn)優(yōu)化的特定目的量子算法將是下一階段量子計(jì)算實(shí)驗(yàn)體系追求的主要目標(biāo).

相比于其他量子計(jì)算體系, 中性原子體系在相干時(shí)間、可控相互作用和擴(kuò)展性方面都具備一定優(yōu)勢(shì), 但在邏輯門操作的保真度和量子態(tài)探測(cè)方面還存在不足. 近期, 在保真度方面, 我們研究組的單量子比特操作的保真度已突破0.9999[86]; 在兩量子比特邏輯門保真度方面, 在Levine等[82]通過(guò)高細(xì)度FP腔過(guò)濾里德伯激發(fā)光相位噪聲并實(shí)現(xiàn)了保真度達(dá)到0.97的兩原子糾纏態(tài)后, 通過(guò)更為嚴(yán)格和精確地操控實(shí)驗(yàn)條件, 包括對(duì)背景電場(chǎng)和磁場(chǎng)的屏蔽和控制、亞微秒量級(jí)激光脈沖波形和頻率的同步精確調(diào)制技術(shù)、對(duì)偶極光光強(qiáng)的精確控制、激發(fā)光相位的保持等, 將非常有希望實(shí)現(xiàn)兩量子比特邏輯門的保真度突破0.99. 同時(shí)在態(tài)探測(cè)方面, Wu等[9]在3D陣列中實(shí)現(xiàn)了約160個(gè)量子比特態(tài)無(wú)損探測(cè), 并且保真度達(dá)到0.9994, 這是目前4個(gè)量子比特以上量子計(jì)算體系中最高的態(tài)探測(cè)效率. 進(jìn)一步實(shí)現(xiàn)糾錯(cuò)操作時(shí), 考慮到現(xiàn)有探測(cè)方案中熒光的串?dāng)_, 采用異核單原子陣列配合異核兩原子量子受控非門進(jìn)行量子態(tài)探測(cè)的方案[67]將是一個(gè)很好的選擇. 其中異核單原子陣列可以采用現(xiàn)有的單原子裝載后重新排列的技術(shù), 逐次對(duì)每種原子進(jìn)行排列,對(duì)于排列完成后異核陣列中可能出現(xiàn)的缺陷可以再次進(jìn)行成像并予以補(bǔ)充.

由此可見(jiàn), 中性原子體系在保持自身優(yōu)勢(shì)時(shí),也有望解決自身不足, 當(dāng)上述技術(shù)突破和優(yōu)勢(shì)進(jìn)一步集成到一套系統(tǒng)后, 中性單原子體系在量子計(jì)算和量子模擬方面將極具競(jìng)爭(zhēng)力. 短期內(nèi), 中性單原子體系的研究將集中在數(shù)十個(gè)乃至一百個(gè)量子比特位的操控上, 并在某些問(wèn)題上展示量子計(jì)算和量子模擬相對(duì)于經(jīng)典計(jì)算體系的優(yōu)越性. 此外, 多體相互作用的量子模擬、光子?原子接口等方面也是中性原子體系的重點(diǎn)研究方向, 如模擬自旋相互作用的伊辛(Ising)模型[87—89], 基于中性原子陣列與光學(xué)腔耦合并通過(guò)里德伯阻塞效應(yīng)實(shí)現(xiàn)光子?原子量子邏輯門等[90—92]. 長(zhǎng)期來(lái)看, 通用量子計(jì)算需要面對(duì)的將是成千上萬(wàn)的量子比特, 由此帶來(lái)的更復(fù)雜的系統(tǒng)操控將是一個(gè)需要花費(fèi)數(shù)年乃至數(shù)十年不斷研究的長(zhǎng)期課題, 并且最終方案極有可能采用混合體系, 綜合各個(gè)體系的優(yōu)勢(shì)并避免各自的不足, 實(shí)現(xiàn)可靠性、容錯(cuò)性和糾錯(cuò)性于一體的量子計(jì)算機(jī), 并開(kāi)展適用于量子計(jì)算機(jī)的接口及網(wǎng)絡(luò)技術(shù)、研究并發(fā)展量子算法和量子協(xié)議、將處于實(shí)驗(yàn)室階段的關(guān)于量子系統(tǒng)的控制和測(cè)量技術(shù)轉(zhuǎn)化到工業(yè)化生產(chǎn), 以期獲得工業(yè)上的興趣及支持來(lái)推廣發(fā)展量子系統(tǒng)等工作.

感謝研究組尉石、楊佳恒、曾勇、王坤鵬、劉楊洋、付卓、郭瑞軍、盛誠(chéng)和莊軍等研究生的貢獻(xiàn).