cúbit de carga

En computación cuántica , un cúbit de carga (también conocido como caja de pares de Cooper ) es un cúbit cuyos estados base son estados de carga (es decir, estados que representan la presencia o ausencia de pares de Cooper en exceso en la isla). ^{[ 1 ] [ 2 ] [ 3 ]} En computación cuántica superconductora , un cúbit de carga ^{[ 4 ]} se forma mediante una pequeña isla superconductora acoplada por una unión Josephson (o, en la práctica, una unión túnel superconductora ) a un reservorio superconductor (véase la figura). El estado del cúbit está determinado por el número de pares de Cooper que han atravesado la unión por efecto túnel. A diferencia del estado de carga de un ion atómico o molecular, los estados de carga de dicha "isla" implican un número macroscópico de electrones de conducción de la isla. La superposición cuántica de estados de carga se puede lograr ajustando el voltaje de puerta U que controla el potencial químico de la isla. El cúbit de carga se lee normalmente acoplando electrostáticamente la isla a un electrómetro extremadamente sensible , como el transistor de un solo electrón de radiofrecuencia .

_{Los tiempos de} coherencia T2 típicos para un cúbit de carga son del orden de 1–2  μs. ^{[ 5 ]} Trabajos recientes han mostrado tiempos T2 que se aproximan a 100 μs utilizando un tipo de cúbit _de carga conocido como transmon dentro de una cavidad superconductora tridimensional. ^{[ 6 ] [ 7 ]} Comprender los límites de T2 es un área activa de investigación en el campo de la _computación cuántica superconductora .

Los cúbits de carga se fabrican utilizando técnicas similares a las empleadas en microelectrónica . Estos dispositivos suelen fabricarse sobre obleas de silicio o zafiro mediante litografía por haz de electrones (a diferencia de los cúbits de fase , que utilizan fotolitografía ) y procesos de evaporación de películas delgadas metálicas. Para crear uniones Josephson , se suele emplear una técnica conocida como evaporación por sombra ; esta consiste en evaporar el metal fuente alternativamente en dos ángulos a través de la máscara definida por la litografía en la resina de haz de electrones. Esto da como resultado dos capas superpuestas del metal superconductor, entre las cuales se deposita una fina capa de aislante (normalmente óxido de aluminio ).

Si la unión Josephson tiene una capacitancia de unión${\displaystyle C_{\rm {J}}}$y el condensador de puerta${\displaystyle C_{\rm {g}}}$Entonces, la energía de carga (de Coulomb) de un par de Cooper es:

${\displaystyle E_{\rm {C}}=(2e)^{2}/2(C_{\rm {g}}+C_{\rm {J}}).}$

Si${\displaystyle n}$denota el número de pares de Cooper en exceso en la isla (es decir, su carga neta es${\displaystyle -2ne}$), entonces el hamiltoniano es: ^{[ 4 ]}

${\displaystyle H=\sum _{n}{\big [}E_{\rm {C}}(n-n_{\rm {g}})^{2}|n\rangle \langle n|-{\frac {1}{2}}E_{\rm {J}}(|n\rangle \langle n+1|+|n+1\rangle \langle n|){\big ]},}$

dónde${\displaystyle n_{\rm {g}}=C_{\rm {g}}V_{\rm {g}}/(2e)}$es un parámetro de control conocido como carga de compensación efectiva (${\displaystyle V_{\rm {g}}}$es el voltaje de puerta), y${\displaystyle E_{\rm {J}}}$la energía de Josephson de la unión de túnel.

A baja temperatura y bajo voltaje de puerta, se puede limitar el análisis solo al más bajo${\displaystyle n=0}$y${\displaystyle n=1}$estados, y por lo tanto se obtiene un sistema cuántico de dos niveles (también conocido como cúbit ).

Nótese que algunos artículos recientes ^{[ 8 ] [ 9 ]} adoptan una notación diferente y definen la energía de carga como la de un electrón:

${\displaystyle E_{\rm {C}}=e^{2}/2(C_{\rm {g}}+C_{\rm {J}}),}$

y entonces el hamiltoniano correspondiente es:

${\displaystyle H=\sum _{n}{\big [}4E_{\rm {C}}(n-n_{\rm {g}})^{2}|n\rangle \langle n|-{\frac {1}{2}}E_{\rm {J}}(|n\rangle \langle n+1|+|n+1\rangle \langle n|){\big ]}.}$

Hasta la fecha, las implementaciones de cúbits que han tenido más éxito son las trampas de iones y la RMN , e incluso el algoritmo de Shor se ha implementado utilizando RMN. ^{[ 10 ]} Sin embargo, es difícil imaginar que estos dos métodos se puedan escalar a los cientos, miles o millones de cúbits necesarios para crear una computadora cuántica . Las representaciones de estado sólido de los cúbits son mucho más fáciles de escalar, pero tienen su propio problema: la decoherencia . Los superconductores, en cambio, tienen la ventaja de ser más fáciles de escalar y son más coherentes que los sistemas de estado sólido normales. ^{[ 10 ]}

La implementación de cúbits de carga superconductores ha progresado rápidamente desde 1996. El diseño fue descrito teóricamente en 1997 por Shnirman, ^{[ 11 ]} mientras que la evidencia de coherencia cuántica de la carga en una caja de pares de Cooper fue publicada en febrero de 1997 por Vincent Bouchiat et al. ^{[ 12 ]} En 1999, Nakamura et al. observaron por primera vez oscilaciones coherentes en el cúbit de carga ^{[ 13 ]} La manipulación de los estados cuánticos y la realización completa del cúbit de carga se observaron 2 años más tarde. ^{[ 14 ]} En 2007, Robert J. Schoelkopf , Michel Devoret , Steven M. Girvin y sus colegas desarrollaron en la Universidad de Yale un dispositivo más avanzado conocido como transmon que muestra tiempos de coherencia mejorados debido a su sensibilidad reducida al ruido de carga .