Computación cuántica superconductora

En mecánica cuántica, un cúbit es cualquier sistema de dos niveles. Al igual que un bit clásico , es un sistema con dos estados posibles. Sin embargo, la diferencia radica en que, debido a que un cúbit obedece las leyes de la mecánica cuántica, puede ocupar una superposición cuántica de ambos estados.

El requisito principal para construir físicamente un cúbit es la capacidad de direccionar individualmente los dos primeros estados, en este caso niveles de energía, del sistema. Esto es difícil, ya que la mayoría de los sistemas contienen un número casi infinito de niveles de energía. En las computadoras cuánticas superconductoras, estos cúbits se construyen utilizando circuitos resonantes superconductores. Cada cúbit superconductor es esencialmente un circuito LC no lineal con un condensador y una unión Josephson , un elemento superconductor con una inductancia no lineal. ^{[ 21 ]} Debido a que el circuito es no lineal, existe un espaciado desigual entre sus niveles de energía, lo que permite direccionar individualmente los dos primeros estados.

En teoría, debido a su no linealidad, el cúbit solo se ve afectado por fotones con la diferencia de energía necesaria para saltar del estado fundamental al estado excitado. ^{[ 21 ]} Sin embargo, en la práctica, el ruido en el sistema aún puede hacer que abandone el subespacio computacional. En muchos casos, es necesario considerar los niveles de energía más altos de un cúbit superconductor. ^{[ 22 ]} Esto es especialmente cierto en los transmones, que tienen una anarmonicidad débil por diseño.

Debido a que el circuito es superconductor, tiene resistencia cero y prácticamente no disipa energía. Sin embargo, esto conlleva el inconveniente de temperaturas de funcionamiento extremadamente bajas .

Una puerta cuántica es una generalización de una puerta lógica que describe la transformación de cúbits desde su estado inicial a un estado diferente, a menudo una superposición.

En los cúbits superconductores, las compuertas cuánticas se implementan como pulsos microscópicos aplicados al circuito mediante resonadores de microondas. Los pulsos se envían a través de resonadores acoplados capacitivamente al cúbit, que son osciladores armónicos desintonizados respecto al propio cúbit. Al aplicar una excitación externa al cúbit, la evolución unitaria normal del sistema implementa una única compuerta de cúbit tras un cierto intervalo de tiempo. ^{[ 24 ]}

Las compuertas de dos cúbits, como la compuerta iSWAP , se pueden lograr mediante intercambio coherente o acoplamiento paramétrico entre dos cúbits. ^{[ 24 ]} En el intercambio coherente, la frecuencia de transición de uno de los cúbits se ajusta para que coincida con la frecuencia de transición del segundo cúbit. Este método depende de la capacidad de ajuste de frecuencia del cúbit y no funciona en casos de frecuencia fija. ^{[ 24 ]} Por otro lado, el acoplamiento paramétrico se realiza cambiando la constante de acoplamiento entre dos cúbits en la suma o diferencia de sus dos frecuencias. ^{[ 25 ]}

Existen numerosas implementaciones físicas posibles de cúbits, entre ellas los circuitos superconductores. Para que una implementación determinada se considere viable para la construcción de una computadora cuántica, se deben cumplir los criterios de DiVincenzo ^{[ 26 ]} , que establecen los criterios para la implementación física de la computación cuántica superconductora. Los cinco primeros criterios garantizan que la computadora cuántica cumpla con los postulados de la mecánica cuántica, mientras que los dos restantes se refieren a la transmisión de esta información a través de una red.

Los cúbits superconductores ya cumplen con un gran número de los criterios de DiVincenzo. Su fabricación es altamente escalable , pueden inicializarse mediante relajación térmica y las compuertas de un solo cúbit, combinadas con las de dos cúbits, forman un conjunto de compuertas universal . Sin embargo, los cúbits superconductores aún presentan dificultades para mantener tiempos de coherencia cortos , lo que dificulta la preservación de la información cuántica .

Una característica distintiva de los circuitos cuánticos superconductores es la unión Josephson , un elemento eléctrico que no existe en los conductores normales . La unión es una conexión débil entre dos superconductores a ambos lados de una fina capa de material aislante de tan solo unos pocos átomos de espesor. El dispositivo resultante, con unión Josephson, exhibe el efecto Josephson , por el cual la función de onda del condensado a ambos lados de la unión está débilmente correlacionada. La corriente fluye a través de la unión debido al efecto túnel cuántico .

La unión Josephson exhibe una inductancia no lineal, que permite osciladores anarmónicos para los cuales los niveles de energía se discretizan (o cuantizan ) con un espaciado no uniforme entre los niveles de energía, denotado${\displaystyle \Delta E}$. ^{[ 2 ]} Por el contrario, el oscilador armónico cuántico no puede utilizarse como un cúbit, ya que no hay forma de acceder solo a dos de sus estados, dado que el espaciado entre cada nivel de energía y el siguiente es exactamente el mismo.

Para cualquier implementación de cúbit, los estados cuánticos lógicos${\displaystyle \{|0\rangle ,|1\rangle \}}$se asignan a diferentes estados del sistema físico (típicamente a niveles de energía discretos o sus superposiciones cuánticas ). Los diferentes diseños de cúbits superconductores tienen diferentes rangos de relación entre la energía de Josephson y la energía de carga. La energía de Josephson se refiere a la energía almacenada en las uniones de Josephson cuando pasa corriente a través de ellas, y la energía de carga es la energía requerida para que un par de Cooper cargue la capacitancia total de la unión. ^{[ 29 ]} La energía de Josephson se puede escribir como

${\displaystyle U_{j}=-{\frac {I_{0}\Phi _{0}}{2\pi }}\cos \delta }$,

dónde${\displaystyle I_{0}}$es el parámetro de corriente crítica de la unión Josephson,${\displaystyle \textstyle \Phi _{0}={\frac {h}{2e}}}$es el cuanto de flujo (superconductor) y${\displaystyle \delta }$es la diferencia de fase a través de la unión. ^{[ 29 ]} Nótese que el término${\displaystyle cos\delta }$indica la no linealidad de la unión Josephson. ^{[ 29 ]} La energía de carga se escribe como

${\displaystyle E_{C}={\frac {e^{2}}{2C}}}$,

dónde${\displaystyle C}$es la capacitancia de la unión y${\displaystyle e}$es la carga del electrón. ^{[ 29 ]}

La cuantización de circuitos es un método para obtener una descripción cuántica de un circuito eléctrico. El resultado final es un hamiltoniano que describe la energía del sistema, a partir del cual se pueden derivar otras propiedades, como el estado fundamental y el estado excitado.

En la cuantización de circuitos, todos los elementos eléctricos del circuito se reescriben en términos de la amplitud y la fase de la función de onda del condensado, en lugar de la corriente y el voltaje . Luego, se aplican las leyes generalizadas de Kirchhoff en cada nodo de la red de circuitos para obtener las ecuaciones de movimiento del sistema . Finalmente, estas ecuaciones de movimiento deben reformularse en mecánica lagrangiana para derivar un hamiltoniano cuántico que describa la energía total del sistema.

Las propiedades de los circuitos eléctricos superconductores acoplados a un resonador se describen mediante el marco de la electrodinámica cuántica de circuitos (cQED). Los cúbits superconductores generalmente necesitan conectarse a un resonador para protegerlos del ruido ambiental y permitir su acoplamiento entre sí. El marco de la cQED es similar al de la electrodinámica cuántica de cavidades (QED) y utiliza prácticamente las mismas técnicas. En las implementaciones físicas, el resonador suele ser un resonador de lectura de guía de onda coplanar integrado en un chip, un resonador LC superconductor o una cavidad de alta pureza.

El cúbit de carga, también conocido como caja de pares de Cooper , posee una relación de energía de Josephson a energía de carga del orden de magnitud${\displaystyle <1}$Para los cúbits de carga, los diferentes niveles de energía corresponden a un número entero de pares de Cooper en una isla superconductora (una pequeña área superconductora con un número controlable de portadores de carga). ^{[ 37 ]} De hecho, el primer cúbit realizado experimentalmente fue la caja de pares de Cooper, lograda en 1999. ^{[ 38 ]}

El cúbit de flujo (también conocido como cúbit de corriente persistente) posee una relación de energía de Josephson a energía de carga del orden de magnitud${\displaystyle 10}$En el caso de los cúbits de flujo, los niveles de energía corresponden a diferentes números enteros de cuantos de flujo magnético atrapados en un anillo superconductor.

El cúbit de fase posee una relación de energía de Josephson a carga del orden de magnitud${\displaystyle 10^{6}}$Para los cúbits de fase, los niveles de energía corresponden a diferentes amplitudes de oscilación de carga cuántica a través de una unión Josephson, donde la carga y la fase son análogas al momento y la posición, respectivamente, como en un oscilador armónico cuántico . Cabe destacar que, en este contexto, la fase es el argumento complejo de la función de onda superconductora (también conocido como parámetro de orden superconductor ), no la fase entre los diferentes estados del cúbit.

En la tabla anterior, se revisan los tres arquetipos de cúbits superconductores. En la primera fila, se presenta el diagrama del circuito eléctrico del cúbit. La segunda fila muestra un hamiltoniano cuántico derivado del circuito. Generalmente, el hamiltoniano es la suma de los componentes de energía cinética y potencial del sistema (análogo a una partícula en un pozo de potencial ). Para los hamiltonianos denotados,${\displaystyle \phi }$es la diferencia de fase de la función de onda superconductora a través de la unión,${\displaystyle C_{J}}$es la capacitancia asociada con la unión Josephson, y${\displaystyle q}$es la carga en la capacitancia de la unión. Para cada potencial representado, solo se utilizan funciones de onda continuas para el cálculo. El potencial del cúbit se indica con una línea roja gruesa, y las soluciones esquemáticas de la función de onda se representan con líneas finas, elevadas a su nivel de energía correspondiente para mayor claridad.

Nótese que la masa de la partícula corresponde a una función inversa de la capacitancia del circuito y que la forma del potencial está determinada por inductores regulares y uniones Josephson. Las soluciones de onda esquemáticas en la tercera fila de la tabla muestran la amplitud compleja de la variable de fase. Específicamente, si se mide la fase de un cúbit mientras este ocupa un estado particular, existe una probabilidad no nula de medir un valor específico solo donde la función de onda representada oscila . Las tres filas son esencialmente representaciones diferentes del mismo sistema físico.

Los transmons son un tipo especial de cúbit con un condensador en derivación diseñado específicamente para mitigar el ruido . El modelo de cúbit transmon es un cúbit híbrido de carga-fase basado en la caja de pares de Cooper. ^{[ 45 ]} La mayor relación entre la energía de Josephson y la energía de carga mitiga el ruido. El hamiltoniano para el transmon es:

$${\displaystyle {\hat {H}}=4E_{C}\left({\hat {n}}-n_{g}\right)^{2}-E_{J}\cos {\hat {\phi }}}$$

donde n es el número de pares de Cooper transferidos entre la isla y${\textstyle \phi }$es la diferencia de fase a través de la unión. ^{[ 46 ]}

Dos transmones pueden acoplarse mediante un condensador de acoplamiento . ^{[ 2 ]} Para este sistema de 2 cúbits, el hamiltoniano se escribe

${\displaystyle {\hat {H}}={\frac {\hbar J}{2}}(\sigma _{1}^{x}\sigma _{2}^{x}+\sigma _{1}^{y}\sigma _{2}^{y})}$,

dónde${\displaystyle J}$es la densidad de corriente y${\displaystyle \sigma }$es la densidad de carga superficial . ^{[ 2 ]}

Los cúbits transmon son el diseño más popular de cúbits superconductores modernos y se implementan en procesadores cuánticos superconductores como el procesador Willow de Google , un chip con 105 cúbits transmon físicos. ^{[ 47 ]} Otras empresas que utilizan cúbits transmon incluyen IBM , Rigetti e IQM .

El diseño físico de un cúbit transmon puede variar según la implementación. Los diseños transmon comunes incluyen el "transmon en cruz", que tiene forma de X o cruz, y el "transmon de paleta", que contiene dos paletas una al lado de la otra.

Existen muchas variantes del diseño transmon, y estas son áreas activas de investigación. Su objetivo es mejorar las deficiencias del diseño transmon.

Xmon

El Xmon es similar en diseño a un transmon, ya que se originó a partir del modelo de transmon planar. ^{[ 49 ]} Un Xmon es esencialmente un transmon sintonizable. La principal diferencia entre los cúbits transmon y Xmon es que el cúbit Xmon está conectado a tierra mediante una de sus almohadillas de condensador. ^{[ 50 ]}

Unimon

El Unimon consiste en una única unión Josephson en paralelo con un inductor lineal (que posee una inductancia que no depende de la corriente) dentro de un resonador (superconductor) . ^{[ 51 ]} Los Unimon tienen mayor anarmonicidad y muestran un tiempo de operación más rápido, lo que resulta en una menor susceptibilidad a errores de ruido. ^{[ 51 ]} Los cúbits Unimon también tienen menor susceptibilidad al ruido de flujo y completa insensibilidad al ruido de carga de CC. ^{[ 36 ]} Sin embargo, los cúbits Unimon tienen un rango de sintonización limitado.

El cúbit unimon fue formulado por primera vez en 2022 por investigadores de IQM Quantum Computers , la Universidad Aalto y el Centro de Investigación Técnica VTT de Finlandia, y todavía se encuentra en gran medida en las etapas de investigación del diseño. ^{[ 53 ]}

Los cúbits de fluxonio son un tipo específico de cúbit de flujo cuya unión Josephson está conectada en paralelo mediante un inductor lineal.${\displaystyle E_{J}\gg E_{L}}$dónde${\displaystyle E_{L}=(\hbar /2e)^{2}/L}$. ^{[ 54 ]} En la práctica, el inductor lineal se suele implementar mediante una matriz de uniones Josephson que se compone de un gran número (puede ser a menudo${\displaystyle N>100}$) de uniones Josephson de gran tamaño conectadas en serie. Bajo esta condición, el hamiltoniano de un fluxonio se puede escribir como:

${\displaystyle {\hat {H}}=4E_{C}{\hat {n}}^{2}+{\frac {1}{2}}E_{L}({\hat {\phi }}-\phi _{\mathrm {ext} })^{2}-E_{J}\cos {\hat {\phi }}}$.

Una propiedad importante del cúbit de fluxonio es su mayor tiempo de vida en el punto óptimo de flujo, que puede superar 1 milisegundo. ^{[ 54 ] [ 55 ]} Otra ventaja crucial del cúbit de fluxonio cuando se polariza en el punto óptimo es su gran anarmonicidad . En este contexto, la anarmonicidad se refiere al espaciado desigual de los niveles de energía en un circuito superconductor. Una gran anarmonicidad es beneficiosa porque permite un control rápido de microondas locales y mitiga los problemas de congestión espectral, lo que conduce a una mejor escalabilidad. ^{[ 56 ] [ 57 ]}

El cúbit 0-π es un diseño de cúbit protegido donde los estados lógicos están protegidos por la simetría del circuito. ^{[ 58 ]} Los estados lógicos del cúbit están protegidos exponencialmente contra la relajación y exponencialmente (de primer orden) contra la desfasación debida al ruido de carga (flujo). Sin embargo, este comportamiento ideal no siempre es realista porque requiere que la dispersión de parámetros entre elementos de circuito nominalmente idénticos sea nula. ^{[ 59 ]}

Una puerta lógica de un solo cúbit se logra mediante rotación en la esfera de Bloch . Las rotaciones entre diferentes niveles de energía de un solo cúbit se inducen mediante pulsos de microondas enviados a una antena o línea de transmisión acoplada al cúbit con una frecuencia resonante con la separación de energía entre niveles. Los cúbits individuales pueden ser direccionados por una línea de transmisión dedicada o por una compartida si los demás cúbits no están en resonancia . El eje de rotación se establece mediante modulación de amplitud en cuadratura del pulso de microondas, mientras que la duración del pulso determina el ángulo de rotación . ^{[ 60 ]}

De manera más formal (siguiendo la notación de ^{[ 60 ]} ) para una señal de conducción

${\displaystyle {\mathcal {E}}(t)={\mathcal {E}}^{x}(t)\cos(\omega _{d}t)+{\mathcal {E}}^{y}(t)\sin(\omega _{d}t)}$

de frecuencia${\displaystyle \omega _{d}}$, un hamiltoniano de cúbit impulsado en una aproximación de onda rotatoria es

${\displaystyle H^{R}/\hbar =(\omega -\omega _{d})|1\rangle \langle 1|+{\frac {{\mathcal {E}}^{x}(t)}{2}}\sigma _{x}+{\frac {{\mathcal {E}}^{y}(t)}{2}}\sigma _{y}}$,

dónde${\displaystyle \omega }$es la resonancia del cúbit y${\displaystyle \sigma _{x},\sigma _{y}}$son matrices de Pauli .

Para implementar una rotación sobre el${\displaystyle X}$eje, uno puede establecer${\displaystyle {\mathcal {E}}^{y}(t)=0}$y aplicar un pulso de microondas a frecuencia${\displaystyle \omega _{d}=\omega }$por tiempo${\displaystyle t_{g}}$La transformación resultante es

${\displaystyle U_{x}=\exp \left\{-{\frac {i}{\hbar }}\int _{0}^{t_{g}}H^{R}dt\right\}=\exp \left\{-i\int _{0}^{t_{g}}{\mathcal {E}}^{x}(t)dt\cdot \sigma _{x}/2\right\}}$.

Este es exactamente el operador de rotación.${\displaystyle R_{X}(\theta )}$por ángulo${\displaystyle \theta =\int _{0}^{t_{g}}{\mathcal {E}}^{x}(t)dt}$sobre el${\displaystyle X}$eje en la esfera de Bloch. Una rotación alrededor del${\displaystyle Y}$El eje se puede implementar de manera similar. Mostrar los dos operadores de rotación es suficiente para satisfacer la universalidad como operador unitario de cada cúbit.${\displaystyle U}$puede presentarse como${\displaystyle U=R_{X}(\theta _{1})R_{Y}(\theta _{2})R_{X}(\theta _{3})}$(hasta una fase global que es físicamente intrascendente) mediante un procedimiento conocido como el${\displaystyle X-Y}$descomposición. ^{[ 61 ]} Configuración${\displaystyle \int _{0}^{t_{g}}{\mathcal {E}}^{x}(t)dt=\pi }$da como resultado la transformación

${\displaystyle U_{x}=\exp \left\{-i\int _{0}^{t_{g}}{\mathcal {E}}^{x}(t)dt\cdot \sigma _{x}/2\right\}=e^{-i\pi \sigma _{x}/2}=-i\sigma _{x}}$

hasta la fase global${\displaystyle -i}$y se la conoce como la puerta NOT .

El modelo de interacciones de Heisenberg, escrito como

${\displaystyle {\hat {\mathcal {H}}}_{\mathrm {XXZ} }/\hbar =\sum _{i,j}J_{\mathrm {XY} }({\hat {\sigma }}_{\text{x}}^{i}{\hat {\sigma }}_{\text{x}}^{j}+{\hat {\sigma }}_{\text{y}}^{i}{\hat {\sigma }}_{\text{y}}^{j})+J_{\mathrm {ZZ} }{\hat {\sigma }}_{\text{z}}^{i}{\hat {\sigma }}_{\text{z}}^{j}}$,

sirve como base para la simulación cuántica analógica de sistemas de espín y la primitiva para un conjunto expresivo de puertas cuánticas, a veces denominadas puertas de simulación fermiónica (o fSim ). En circuitos superconductores, este modelo de interacción se ha implementado utilizando cúbits sintonizables por flujo con acoplamiento sintonizable por flujo, ^{[ 63 ]} permitiendo la demostración de supremacía cuántica. ^{[ 64 ]} Además, también se puede realizar en cúbits de frecuencia fija con acoplamiento fijo utilizando impulsos de microondas. ^{[ 65 ]} La familia de puertas fSim abarca unitarias arbitrarias de dos cúbits XY y ZZ, incluidas las puertas iSWAP, CZ y SWAP (véase Puerta lógica cuántica ).

Otro método para acoplar dos o más cúbits es mediante un bus cuántico , emparejando los cúbits con este intermedio. Un bus cuántico se implementa a menudo como una cavidad de microondas modelada por un oscilador armónico cuántico. Los cúbits acoplados pueden entrar y salir de resonancia con el bus y entre sí, eliminando la limitación de vecinos más cercanos. El formalismo que describe el acoplamiento es la electrodinámica cuántica de cavidades . En la electrodinámica cuántica de cavidades, los cúbits son análogos a átomos que interactúan con una cavidad de fotones ópticos con una diferencia de GHz (en lugar del régimen de THz de la radiación electromagnética). El intercambio de excitación resonante entre estos átomos artificiales es potencialmente útil para la implementación directa de compuertas de múltiples cúbits. ^{[ 66 ]} Siguiendo la variedad de estados oscuros , el esquema de Khazali-Mølmer ^{[ 66 ]} realiza operaciones complejas de múltiples cúbits en un solo paso, proporcionando un atajo sustancial al modelo de circuito convencional.

Un mecanismo de compuerta popular utiliza dos cúbits y un bus, cada uno sintonizado a diferentes separaciones de niveles de energía. Al aplicar excitación de microondas al primer cúbit, con una frecuencia resonante con el segundo cúbit, se produce una${\displaystyle \sigma _{x}}$rotación del segundo cúbit. La dirección de rotación depende del estado del primer cúbit, lo que permite una construcción controlada de la puerta de fase . ^{[ 67 ]}

Siguiendo la notación de ^{[ 67 ],} el hamiltoniano de conducción que describe el sistema excitado a través de la primera línea de conducción del cúbit se escribe formalmente.

${\displaystyle H_{D}/\hbar =A(t)\cos({\tilde {\omega }}_{2}t)\left(\sigma _{x}\otimes I-{\frac {J}{\Delta _{12}}}\sigma _{z}\otimes \sigma _{x}+m_{12}I\otimes \sigma _{x}\right)}$,

dónde${\displaystyle A(t)}$es la forma del pulso de microondas en el tiempo,${\displaystyle {\tilde {\omega }}_{2}}$es la frecuencia de resonancia del segundo cúbit,${\displaystyle \{I,\sigma _{x},\sigma _{y},\sigma _{z}\}}$son las matrices de Pauli ,${\displaystyle J}$es el coeficiente de acoplamiento entre los dos cúbits a través del resonador,${\displaystyle \Delta _{12}\equiv \omega _{1}-\omega _{2}}$es la desintonización del cúbit,${\displaystyle m_{12}}$es acoplamiento parásito (no deseado) entre cúbits, y${\displaystyle \hbar }$es la constante de Planck reducida . La integral temporal sobre${\displaystyle A(t)}$determina el ángulo de rotación. Las rotaciones no deseadas del primer y tercer término del hamiltoniano pueden compensarse con operaciones de un solo cúbit. El componente restante, combinado con rotaciones de un solo cúbit, forma una base para el álgebra de Lie su(4) .

Los niveles superiores (fuera del subespacio computacional) de un par de circuitos superconductores acoplados pueden utilizarse para inducir una fase geométrica en uno de los estados computacionales de los cúbits. Esto da lugar a un desplazamiento de fase condicional entrelazado de los estados relevantes del cúbit. Este efecto se ha implementado mediante la sintonización de flujo de los espectros del cúbit ^{[ 68 ]} y mediante el uso de excitación selectiva por microondas ^{[ 69 ]} . La excitación fuera de resonancia puede utilizarse para inducir un desplazamiento Stark de CA diferencial, lo que permite la implementación de compuertas de fase controlada totalmente por microondas ^{[ 70 ] .}

Los criterios de DiVincenzo son una lista que describe los requisitos para que un sistema físico sea capaz de implementar un cúbit lógico. La implementación de la computación cuántica superconductora satisface estos criterios. Gran parte del desarrollo actual en computación cuántica superconductora se centra en lograr la interconexión, el control y la lectura en la tercera dimensión mediante capas de litografía adicionales . La implementación de cúbits superconductores satisface la lista de criterios de DiVincenzo para que un sistema físico implemente un cúbit lógico. Si bien los criterios de DiVincenzo, tal como se propusieron originalmente, constan de cinco criterios necesarios para la implementación física de una computadora cuántica, la lista más completa incluye siete criterios, ya que considera la comunicación a través de una red informática capaz de transmitir información cuántica entre computadoras, conocida como "internet cuántica". Por lo tanto, los primeros cinco criterios garantizan el éxito de la computación cuántica, mientras que los dos últimos permiten la comunicación cuántica.

1. Un sistema físico escalable con cúbits bien caracterizados. "Bien caracterizado" implica que la función hamiltoniana debe estar bien definida (es decir, los autoestados de energía del cúbit deben poder cuantificarse). Un "sistema escalable" indica que esta capacidad de regular un cúbit debe poder ampliarse a muchos más cúbits. Sin embargo, a medida que se implementan más cúbits, esto conlleva un aumento exponencial en el costo y otras implementaciones físicas que palidecen en comparación con la mayor velocidad que puede ofrecer. ^{[ 26 ]} Como los cúbits superconductores se fabrican en un chip, el sistema de muchos cúbits es fácilmente escalable. Los cúbits se asignan en la superficie 2D del chip. La demanda de cúbits bien caracterizados se satisface con (a) la no linealidad del cúbit (accediendo solo a dos de los niveles de energía disponibles) y (b) el acceso a un solo cúbit a la vez (en lugar de todo el sistema de muchos cúbits) a través de líneas de control dedicadas por cúbit o separación de frecuencia, o desconexión, de diferentes cúbits.
2. Capacidad para inicializar el estado de los cúbits a un estado fiducial simple. ^{[ 74 ]} Un estado fiducial es aquel que se puede replicar de forma fácil y consistente, y resulta útil en la computación cuántica, ya que puede utilizarse para garantizar el estado inicial de los cúbits. Una forma sencilla de inicializar un cúbit superconductor es esperar el tiempo suficiente para que los cúbits se relajen al estado fundamental. El control del potencial del cúbit mediante perillas de ajuste permite mecanismos de inicialización más rápidos.
3. Tiempos de decoherencia relevantes prolongados. ^{[ 74 ]} La decoherencia de los cúbits superconductores se ve afectada por múltiples factores. La mayor parte de la decoherencia se atribuye a la calidad de la unión Josephson y a las imperfecciones en el sustrato del chip. Debido a su escala mesoscópica, los cúbits superconductores tienen una vida útil relativamente corta. Sin embargo, se han demostrado miles de operaciones de puerta en estos sistemas de muchos cúbits. ^{[ 75 ]} Las estrategias recientes para mejorar la coherencia del dispositivo incluyen la purificación de los materiales del circuito y el diseño de cúbits con menor sensibilidad a las fuentes de ruido. ^{[ 54 ]}
4. Un conjunto "universal" de puertas cuánticas. ^{[ 74 ]} Los cúbits superconductores permiten rotaciones arbitrarias en la esfera de Bloch con señales de microondas pulsadas, implementando puertas de un solo cúbit.${\displaystyle \sigma _{z}\sigma _{z}}$y${\displaystyle \sigma _{x}\sigma _{x}}$Se muestran acoplamientos para la mayoría de las implementaciones y para complementar el conjunto de compuertas universales. ^{[ 76 ] [ 77 ] [ 65 ]} Este criterio también puede satisfacerse acoplando dos transmons con un condensador de acoplamiento. ^{[ 2 ]}
5. Capacidad de medición específica del cúbit. ^{[ 74 ]} En general, los cúbits superconductores individuales se utilizan para control o para medición.
6. Interconvertibilidad de cúbits estacionarios y móviles. ^{[ 74 ]} Mientras que los cúbits estacionarios se utilizan para almacenar información o realizar cálculos, los cúbits móviles transmiten información macroscópicamente. Los cúbits deben ser capaces de convertirse de cúbits estacionarios a cúbits móviles y viceversa.
7. Transmisión confiable de cúbits voladores entre ubicaciones específicas. ^{[ 74 ]}

Los dos últimos criterios han sido probados experimentalmente por una investigación realizada por la Universidad ETH de Zúrich con dos cúbits superconductores conectados por un cable coaxial . ^{[ 78 ]}

Los efectos de los sistemas de dos niveles (TLS) son una fuente dominante de ruido en los cúbits superconductores. ^{[ 79 ] [ 80 ]} Los TLS actúan como absorbedores resonantes de dos niveles que extraen energía del cúbit, reduciendo significativamente los tiempos de coherencia . Se cree que son causados ​​por deformaciones durante el proceso de fabricación y óxidos amorfos superficiales que se forman en o cerca de las uniones Josephson . Además, los defectos TLS coherentes fluctúan en el tiempo y, por el momento, mitigarlos requiere una recalibración completa de los procesadores cuánticos que contienen 100 cúbits aproximadamente una vez al día. ^{[ 79 ]} A medida que aumenta la densidad de TLS, se vuelve más difícil proteger un sistema de los efectos TLS. ^{[ 79 ]}

Los intentos de mitigar los efectos de TLS incluyen el desarrollo de nuevas técnicas de fabricación y la experimentación con nuevos materiales como el niobio y el tantalio . ^{[ 81 ]}

Las cuasipartículas son excitaciones de un solo electrón que ocurren cuando se rompen los pares de Cooper . Consisten en una superposición de un electrón y un " hueco de electrón ". Ocurren cuando un fotón impacta un par de Cooper, provocando su ruptura. ^{[ 82 ]} Existen dos tipos de partículas: cuasipartículas de equilibrio generadas térmicamente y cuasipartículas de no equilibrio que se excitan debido a otros efectos en el sistema. Si bien las cuasipartículas de equilibrio pueden suprimirse exponencialmente operando a bajas temperaturas, las cuasipartículas de no equilibrio, debidas a radiación como los rayos gamma y los muones de rayos cósmicos, no pueden suprimirse. ^{[ 82 ] [ 83 ]}

Los intentos de mitigar la generación de cuasipartículas incluyen aumentar el blindaje contra la radiación, ^{[ 84 ]} el atrapamiento de cuasipartículas, la ingeniería de brechas, ^{[ 85 ]} o eliminarlas del sistema de otra manera. ^{[ 86 ]}