Transmón

Implementación de qubit superconductor

En computación cuántica , y más específicamente en computación cuántica superconductora , un transmon es un tipo de cúbit de carga superconductor diseñado para tener una sensibilidad reducida al ruido de carga. El transmon fue desarrollado por Robert J. Schoelkopf , Michel Devoret , Steven M. Girvin y sus colegas en la Universidad de Yale en 2007. ^{[1] [2]} Su nombre es una abreviatura del término cúbit de oscilación de plasma derivado de línea de transmisión ; uno que consiste en una caja de pares de Cooper "donde los dos superconductores también están derivados [capacitivamente] para disminuir la sensibilidad al ruido de carga, mientras se mantiene una anarmonicidad suficiente para el control selectivo del cúbit". ^[3]

Un dispositivo que consta de cuatro qubits transmon, cuatro buses cuánticos y cuatro resonadores de lectura fabricados por IBM y publicados en npj Quantum Information en enero de 2017. ^[4]

El transmon logra su sensibilidad reducida al ruido de carga al aumentar significativamente la relación entre la energía Josephson y la energía de carga. Esto se logra mediante el uso de un gran condensador de derivación. El resultado son espaciamientos de niveles de energía que son aproximadamente independientes de la carga de compensación. Los qubits transmon planos en chip tienen tiempos de coherencia T 1 de aproximadamente 30 μs a 40 μs. ^{[5] Trabajos recientes han demostrado tiempos} T ₁ significativamente mejorados de hasta 95 μs al reemplazar la cavidad de la línea de transmisión superconductora con una cavidad superconductora tridimensional, ^{[6] [7]} y al reemplazar niobio con tantalio en el dispositivo transmon, T ₁ se mejora aún más hasta 0,3 ms. ^[8] Estos resultados demuestran que los tiempos T ₁ anteriores no estaban limitados por pérdidas de unión Josephson . Comprender los límites fundamentales del tiempo de coherencia en qubits superconductores como el transmon es un área activa de investigación.

Comparación con la caja de pares de Cooper

Energías propias (tres primeros niveles, ) del hamiltoniano del cúbit en función de la carga de compensación efectiva para diferentes proporciones . Las energías se dan en unidades de la energía de transición , evaluada en el punto de degeneración . El punto cero de energía se elige como el fondo del nivel. El cúbit de carga (pequeño , superior) normalmente se opera en el "punto óptimo", donde las fluctuaciones en causan menos cambio de energía y la anarmonicidad es máxima. Los niveles de energía transmon (grande , inferior) son insensibles a las fluctuaciones, pero la anarmonicidad se reduce. ${\displaystyle E_{m}}$ ${\displaystyle m=0,1,2}$ ${\displaystyle n_{g}}$ ${\displaystyle E_{J}/E_{c}}$ ${\displaystyle E_{01}}$ ${\displaystyle n_{g}=0.5}$ ${\displaystyle m=0}$ ${\displaystyle E_{J}/E_{c}}$ ${\displaystyle n_{g}=0.5}$ ${\displaystyle E_{J}/E_{c}}$

El diseño del transmon es similar al primer diseño del cúbit de carga ^[9] conocido como "caja de pares de Cooper"; ambos se describen mediante el mismo hamiltoniano, con la única diferencia de la relación. Aquí está la energía Josephson de la unión, y es la energía de carga inversamente proporcional a la capacitancia total del circuito del cúbit. Los transmons suelen tener (mientras que para los cúbits típicos de caja de pares de Cooper), lo que se logra derivando la unión Josephson con un condensador grande adicional . ${\displaystyle E_{\rm {J}}/E_{\rm {C}}}$ ${\displaystyle E_{\rm {J}}}$ ${\displaystyle E_{\rm {C}}}$ ${\displaystyle E_{\mathrm {J} }/E_{\mathrm {C} }\gg 1}$ ${\displaystyle E_{\mathrm {J} }/E_{\mathrm {C} }\lesssim 1}$

El beneficio de aumentar la relación es la insensibilidad al ruido de carga: los niveles de energía se vuelven independientes de la carga de compensación a través de la unión; por lo tanto, el tiempo de desfase del qubit se prolonga. La desventaja es la anarmonicidad reducida , donde es la diferencia de energía entre los estados propios y . La anarmonicidad reducida complica el funcionamiento del dispositivo como un sistema de dos niveles, por ejemplo, excitar el dispositivo desde el estado fundamental al primer estado excitado por un pulso resonante también llena el estado excitado superior. Esta complicación se supera con un diseño complejo de pulsos de microondas, que tiene en cuenta los niveles de energía más altos y prohíbe su excitación por interferencia destructiva. Además, mientras que la variación de con respecto a tiende a disminuir exponencialmente con , la anarmonicidad solo tiene una dependencia algebraica más débil de como . La ganancia significativa en el tiempo de coherencia supera la disminución de la anarmonicidad para controlar los estados con alta fidelidad. ${\displaystyle E_{\rm {J}}/E_{\rm {C}}}$ ${\displaystyle n_{g}}$ ${\displaystyle \alpha =(E_{21}-E_{10})/E_{10}}$ ${\displaystyle E_{ij}}$ ${\displaystyle |i\rangle }$ ${\displaystyle |j\rangle }$ ${\displaystyle E_{10}}$ ${\displaystyle n_{g}}$ ${\displaystyle E_{\mathrm {J} }/E_{\mathrm {C} }}$ ${\displaystyle E_{\mathrm {J} }/E_{\mathrm {C} }}$ ${\displaystyle \sim (E_{\mathrm {J} }/E_{\mathrm {C} })^{-1/2}}$

La medición, el control y el acoplamiento de los transmones se realiza mediante resonadores de microondas con técnicas de la electrodinámica cuántica de circuitos también aplicables a otros qubits superconductores . El acoplamiento a los resonadores se realiza colocando un condensador entre el qubit y el resonador, en un punto donde el campo electromagnético del resonador es mayor. Por ejemplo, en los dispositivos IBM Quantum Experience , los resonadores se implementan con guías de onda coplanares de "cuarto de onda" con un campo máximo en el cortocircuito señal-tierra en el extremo de la guía de onda; por lo tanto, cada qubit transmon de IBM tiene una "cola" de resonador larga. La propuesta inicial incluía resonadores de línea de transmisión similares acoplados a cada transmon, convirtiéndose en parte del nombre. Sin embargo, los qubits de carga que funcionan en un régimen similar, acoplados a diferentes tipos de cavidades de microondas, también se denominan transmones. ${\displaystyle E_{\rm {J}}/E_{\rm {C}}}$

Transmones como qudits

Se han explorado los transmones para su uso como qudits de dimensión d a través de los niveles de energía adicionales que ocurren naturalmente por encima del subespacio de qubits (los dos estados más bajos). Por ejemplo, los tres niveles más bajos se pueden usar para hacer un qutrit transmon ; a principios de la década de 2020, los investigadores informaron realizaciones de puertas cuánticas de un solo qutrit en transmones ^{[10] [11]} así como puertas entrelazadas de dos qutrits . ^[12] Las puertas entrelazadas en transmones también se han explorado teóricamente y en simulaciones para el caso general de qudits de d arbitrario . ^[13]

Véase también

• Carga de qubit
• Anarmonicidad
• Electrodinámica cuántica de circuitos (cQED)
• Refrigerador de dilución
• Lista de procesadores cuánticos
• Oscilador armónico cuántico
• Computación cuántica superconductora

Referencias

1. Koch, Jens; Yu, Terri M.; Gambetta, Jay; Houck, AA; Schuster, DI; Majer, J.; Blais, Alexandre; Devoret, MH; Girvin, SM; Schoelkopf, RJ (12 de octubre de 2007). "Diseño de qubit insensible a la carga derivado de la caja de pares de Cooper". Physical Review A . 76 (4): 042319. arXiv : cond-mat/0703002 . Código Bibliográfico :2007PhRvA..76d2319K. doi :10.1103/physreva.76.042319. ISSN  1050-2947. S2CID  53983107.
2. Schreier, JA; Houck, AA; Koch, Jens; Schuster, DI; Johnson, BR; et al. (12 de mayo de 2008). "Supresión de la decoherencia del ruido de carga en qubits de carga superconductores". Physical Review B . 77 (18). American Physical Society (APS): 180402. arXiv : 0712.3581 . Bibcode :2008PhRvB..77r0502S. doi :10.1103/physrevb.77.180502. ISSN  1098-0121. S2CID  119181860.
3. Fink, Johannes M. (2010). No linealidades cuánticas en circuitos de acoplamiento fuerte QED (Ph.D.). ETH Zurich .
4. Gambetta, Jay M.; Chow, Jerry M .; Steffen, Matthias (13 de enero de 2017). "Construcción de qubits lógicos en un sistema de computación cuántica superconductor". npj Quantum Information . 3 (1). Springer Science and Business Media LLC: 2. arXiv : 1510.04375 . Bibcode :2017npjQI...3....2G. doi : 10.1038/s41534-016-0004-0 . ISSN  2056-6387. S2CID  118517248.
5. Barends, R.; Kelly, J.; Megrant, A.; Sank, D.; Jeffrey, E.; et al. (22 de agosto de 2013). "Un qubit Josephson coherente adecuado para circuitos integrados cuánticos escalables". Physical Review Letters . 111 (8): 080502. arXiv : 1304.2322 . Código Bibliográfico :2013PhRvL.111h0502B. doi :10.1103/physrevlett.111.080502. ISSN  0031-9007. PMID  24010421. S2CID  27081288.
6. Paik, Hanhee; Schuster, DI; Bishop, Lev S.; Kirchmair, G.; Catelani, G.; et al. (5 de diciembre de 2011). "Observación de alta coherencia en cúbits de unión Josephson medidos en una arquitectura QED de circuito tridimensional". Physical Review Letters . 107 (24): 240501. arXiv : 1105.4652 . Código Bibliográfico :2011PhRvL.107x0501P. doi :10.1103/physrevlett.107.240501. ISSN  0031-9007. PMID  22242979. S2CID  19296685.
7. Rigetti, Chad; Gambetta, Jay M.; Poletto, Stefano; Plourde, BLT; Chow, Jerry M.; et al. (24 de septiembre de 2012). "Cubit superconductor en una cavidad de guía de ondas con un tiempo de coherencia que se aproxima a 0,1 ms". Physical Review B . 86 (10). American Physical Society (APS): 100506. arXiv : 1202.5533 . Bibcode :2012PhRvB..86j0506R. doi :10.1103/physrevb.86.100506. ISSN  1098-0121. S2CID  118702797.
8. Place, Alexander PM; Rodgers, Lila VH; Mundada, Pranav; Smitham, Basil M.; Fitzpatrick, Mattias; Leng, Zhaoqi; Premkumar, Anjali; Bryon, Jacob; Vrajitoarea, Andrei; Sussman, Sara; Cheng, Guangming; Madhavan, Trisha; Cava, Robert J.; de Leon, Nathalie ; Houck, Andrew A. (19 de marzo de 2021). "Nueva plataforma material para qubits transmon superconductores con tiempos de coherencia superiores a 0,3 milisegundos". Nature Communications . 12 (1): 1779. arXiv : 2003.00024 . Código Bibliográfico :2021NatCo..12.1779P. doi :10.1038/s41467-021-22030-5. Revista de  Biología Molecular y Genética  . 
9. Bouchiat, V.; Vion, D.; Joyez, P.; Esteve, D.; Devoret, MH (1998). "Coherencia cuántica con un único par de Cooper". Physica Scripta . 1998 (T76): 165. Bibcode :1998PhST...76..165B. doi :10.1238/Physica.Topical.076a00165. ISSN  1402-4896. S2CID  250887469.
10. Yurtalan, MA; Shi, J.; Kononenko, M.; Lupascu, A.; Ashhab, S. (27 de octubre de 2020). "Implementación de una puerta Walsh-Hadamard en un qutrit superconductor". Physical Review Letters . 125 (18): 180504. arXiv : 2003.04879 . Código Bibliográfico :2020PhRvL.125r0504Y. doi :10.1103/PhysRevLett.125.180504. PMID  33196217. S2CID  128064435.
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12. Goss, Noah; Morvan, Alexis; Marinelli, Brian; Mitchell, Bradley K.; Nguyen, Long B.; Naik, Ravi K.; Chen, Larry; Jünger, Christian; Kreikebaum, John Mark; Santiago, David I.; Wallman, Joel J.; Siddiqi, Irfan (5 de diciembre de 2022). "Puertas entrelazantes de qutritos de alta fidelidad para circuitos superconductores". Nature Communications . 13 (1): 7481. arXiv : 2206.07216 . Código Bibliográfico :2022NatCo..13.7481G. doi :10.1038/s41467-022-34851-z. ISSN  2041-1723. PMC 9722686 . Número de modelo:  PMID36470858. 
13. Fischer, Laurin E.; Chiesa, Alejandro; Tacchino, Francesco; Egger, Daniel J.; Carretta, Stefano; Tavernelli, Ivano (28 de agosto de 2023). "Síntesis de puerta universal Qudit para transmones". PRX Cuántico . 4 (3): 030327. arXiv : 2212.04496 . Código Bib : 2023PRXQ....4c0327F. doi :10.1103/PRXQuantum.4.030327. S2CID  254408561.