Научная статья на тему 'Влияние диполь-дипольного взаимодействия на динамику перепутанных атом-полевых состояний Гринбергера — Хорна — Цайлингера для двух кубитов'

Влияние диполь-дипольного взаимодействия на динамику перепутанных атом-полевых состояний Гринбергера — Хорна — Цайлингера для двух кубитов Текст научной статьи по специальности «Физика»

CC BY
168
52
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

Аннотация научной статьи по физике, автор научной работы — Башкиров Е. К., Пузырная Т. А.

В настоящей работе рассмотрено влияние диполь-дипольного взаимодействия на динамику трехи четырехчастичных состояний Гринбергера — Хорна — Цайлингера для двух сверхпроводящих потоковых кубитов с переходами Д-типа, взаимодействующих посредством двухфотонных переходов с одним или двумя различными электронными LC-резонаторами. в тепловом состоянии. Показано, что включение дипольного взаимодействия не приводит к исчезновению эффекта мгновенной смерти перепутывания и изменению его максимальной степени.

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

Похожие темы научных работ по физике , автор научной работы — Башкиров Е. К., Пузырная Т. А.

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

INFLUENCE OF DIPOLE-DIPOLE INTERACTION ON DYNAMICS OF ENTANGLED GREENBERGER — HORNE — ZEILINGER STATES FOR TWO QUBITS

The influence of dipole-dipole interaction on dynamics of threeand four-particle GHZ states for two Д-type superconducting flux cubits interacting with one or two different electronic LC cavities via two-photon processes has been investigated. The results show that dipole-dipole interaction does not lead to the disappearance of the effect of entanglement sudden death and does not change the maximum degree of entanglement.

Текст научной работы на тему «Влияние диполь-дипольного взаимодействия на динамику перепутанных атом-полевых состояний Гринбергера — Хорна — Цайлингера для двух кубитов»

УДК 130.145

Вестник СамГУ — Естественнонаучная серия. 2013. № 9/1(110)

ФИЗИКА

ВЛИЯНИЕ ДИПОЛЬ-ДИПОЛЬНОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ НА ДИНАМИКУ ПЕРЕПУТАННЫХ АТОМ-ПОЛЕВЫХ СОСТОЯНИЙ ГРИНБЕРГЕРА — ХОРНА — ЦАЙЛИНГЕРА ДЛЯ ДВУХ

КУБИТОВ

© 2013 Е.К. Башкиров, Т.А. Пузырная1

В настоящей работе рассмотрено влияние диполь-дипольного взаимодействия на динамику трех- и четырехчастичных состояний Гринбергера — Хорна — Цайлингера для двух сверхпроводящих потоковых кубитов с переходами Д-типа, взаимодействующих посредством двухфотонных переходов с одним или двумя различными электронными ЬС-резонаторами. в тепловом состоянии. Показано, что включение дипольного взаимодействия не приводит к исчезновению эффекта мгновенной смерти перепутывания и изменению его максимальной степени.

Ключевые слова: сверхпроводящие потоковые кубиты, вырожденные и невырожденные двухфотонные переходы, перепутывание кубитов, мгновенная смерть перепутывания.

Введение

Перепутанные состояния являются фундаментом современной физики квантовых вычислений, квантовых телекоммуникаций и т.д. [1]. При этом наибольшее значение для практических приложений имеют многокубитные перепутанные состояния [2]. Поэтому разработка наиболее эффективных схем генерации и управления многокубитными перепутанными состояниями является одной из фундаментальных проблем квантовой информатики. В настоящее время свойства двухчастичных перепутанных состояний достаточно хорошо изучены, поэтому основное внимание уделяется изучению трех- и четырехкубитных состояний. Недавно в работе [3] было показано,что для трехчастичных перепутанных состояний существуют всего два класса неэквивалентных состояний, а именно состояния Верне-ра ('-состояния) и состояния Гринбергера — Хорна — Цайлингера (СБ2-состо-яния). Четырехкубитные системы могут быть перепутаны девятью различными способами [4]. Среди них имеется СБ^-состояния и различные обобщения трехча-стичных '-состояний. СБ2-состояния очень чуствительны к потере частиц. Ес-

1 Башкиров Евгений Константинович ([email protected]), Пузырная Тамара Анатольевна ([email protected]), кафедра общей и теоретической физики Самарского государственного университета, 443011, Российская Федерация, г. Самара, ул. Акад. Павлова, 1.

ли состояние одной из частиц становится определенным, то оставшиеся частицы оказываются в сепарабельном состоянии. Таким образом, СБ2-состояние обладает трехчастичными квантовыми корреляциями, но в то же время не проявляет двухчастичных корреляций, являясь, следовательно, истинным трехчастичным (или многочастичным) перепутанным состоянием. Такие состояния особенно удобны для телепортации и плотного кодирования. '-состояния устойчивы не только к потерям частиц (при измерении состояния одной частицы остальные остаются в перепутанном состоянии), но и к глобальной дефазировке и шуму. Соответственно '-состояния обладают большим временем декогеренции, чем СБ2-состояния. Это делает их более перспективными для квантовых вычислений. В настоящее время различные многочастичные перепутанные состояния реализованы для разных типов кубитов: ионов в ловушках, сверхпроводящих цепей, фотонов, спинов в твердых телах и др. [5]. Важным типом многочастичных перепутанных состояний являются атом-полевые перепутанные состояния, которые используются в квантовых сетях. Протоколы атом-полевого перепутывания могут быть реализованы различным образом, в частности, за счет взаимодействия атомов с полем в высокодобротных резонаторах [6; 7]. Естественным механизмом перепутывания кубитов является диполь-дипольное взаимодействие. В работах [8; 9] исследовано влияние диполь-дипольного взаимодействия на динамику двухкубитных беллов-ских, а в работах [10; 11] - на динамику трех- и четырехкубитных перепутанных атом-полевых состояний '-типа в моделях двух кубитов с вырожденными и невырожденными двухфотонными переходами, взаимодействующих с полем в идеальных резонаторах. Представляет интерес обобщение результатов, полученных в работах [10; 11] на случай начальных состояний СБ2-типа. В случае обычных двухуровневых атомов двухфотонные переходы возможны только для состояний с одинаковой четностью, а в этом случае прямое диполь-дипольное взаимодействие между атомами отсутствует. Вместе с тем существует физические системы, для которых обычные правила отбора нарушаются. К таким системам относятся макроскопические объекты - потоковые сверхпроводящие кубиты, которые при определенных условиях могут рассматриваться как искусственные трехуровневые атомы Д-типа [5]. Важной особенностью таких кубитов является также то, что их дипольные моменты значительно превосходят по величине дипольные моменты естественных атомов. Искусственными атомами можно управлять, используя токи, напряжения и микроволновые фотоны, которые переводят систему из одного макроскопического квантового состояния в другое.

1. Двухкубитная модель с невырожденными двухфотонными переходами

Рассмотрим два идентичных сверхпроводящих потоковых кубита с разрешенными переходами Д-типа, взаимодействующих индуктивно с двумя различными сверхпроводящими ЬС-контурами ("резонаторами"). Сверхпроводящие кубиты функционируют при температурах в десятки милликельвин. Два сверхпроводящих контура являются идеальными квантовыми гармоническими осцилляторами и описываются гамильтонианом Ир = Ншха+ах + Нш20+02, где о+(о,1)(1 = 1, 2) - операторы рождения и уничтожения элементарных возбуждений, связанных с колебаниями электронной плотности в контурах. В дальнейшем для краткости мы будем называть их операторами рождения и уничтожения "фотонов", ш = 1/у/ЬС - соб-

ственные частоты колебательных контуров (частоты "поля в резонаторах"), Ь и С - индуктивности и емкости цепей. При записи гамильтониана сверхпроводящих контуров мы пренебрегли взаимодействием мод гармонических осцилляторов.

Для получения эффективного гамильтониана потоковых кубитов рассмотрим две сверхпроводящие электрические цепи с джозефсоновскими переходами, являющимися нелинейными элементами. В результате энергетический спектр сверхпроводящей цепи с джозефсоновскими переходами перестает быть эквидистантным, как в случае обычного ЬС контура. В результате мы можем учесть при описании динамики цепи с джозефсоновскими переходами три нижних энергетических уровня. В случае обычных двухуровневых переходов при многофотонных переходах прямое диполь-дипольное взаимодействие отсутствует в силу правил запрета для атомных переходов. Однако, как уже было отмечено выше, потоковые сверхпроводящие кубиты при определенных условиях являются трехуровневыми атомами Д-типа. В таких искусственных атомах могут быть одновеременно разрешены как одно-, так и двухфотонные процессы. Обозначим состояния, соответствующие трем нижним уровням сверхпроводящей цепи \е), \г) и \д), где \е) - возбужденное, \д) - основное и \г) - промежуточное состояние искусственных атомов. Предположим, что отсутствует расстройка для частоты каскадного перехода \е) ^ \г) ^ д) и суммарной частотой "резонаторов" шде = + Ш2, в то время как частоты промежуточных переходов и сильно отстроены от частот резонаторов и Ш2. После адиабатического исключения промежуточного состояния мы получаем эффективный гамильтониан невырожденного двухфотонного взаимодействия потоковых кубитов с "полем резонаторов".

2

#1 = (а1а2а- + а+а1 а2), г=1

где а+ и а- - повышающий и понижающий операторы в г-м кубите (г = 1, 2), д -константа эффективного атом-полевого взаимодействия. Учтем в гамильтониане модели прямое поперечное взаимодействие между кубитами

#2 = 3 (а+а- + а+аГ)-

Здесь 3 - константа взаимодействия. Такое слагаемое в гамильтониане возникает за счет поперечного индуктивного взаимодействия кубитов. Константа индуктивного взаимодействия двух сверхпроводящих цепей с джозефсоновскими переходами может быть увеличена за счет их сближения на чипе. Кроме того, взаимодействие можно существенно увеличить, используя для соседних кубитов общую емкость [13; 14] или общую индуктивность [15].

В результате мы получаем эффективный гамильтониан рассматриваемой модели в представлении взаимодействия

2

Н = #1 + #2 = (а+а+а- + а+аа) + 3 (а+а- + а+а-). (1)

г=1

В двухатомном базисе \ +, +), \ +, -), \ —, +), \ —, —) оператор эволюции и(Ь) для рассматриваемой модели может быть записан как

U (t) =

U11 U12 U13 U14

U21 U22 U23 U24

U31 U32 U33 U34

U41 U42 U43 U44

(2)

где

A

A

A

U11 = 1 + 2aia^—- a+a+, U14 = 2aia^—- ai a2, U41 = 2a+a+—- a+ia+2,

Л Л Л

A B B

U44 = 1 + 2a+a+ — a1a2, U12 = U13 = a1 a2 —, U21 = U31 = — a+a+,

B

U24 = U34 = — a1a2, U42 = U43 = a+a+ —

U22 = U33 =

exp Г—г# (a + 6)tl { g }

—^-— \ [1 - exp(tg6t)]a + 29 exp[(^ (3a + 6)t] + в[1 + exp(tg6t)]\,

46 I 2 J

U23 = U32

exp [—гI (a + 6)tl { g }

—^-— \ [1 - exp[(«g6t)]a - 26 exp(^(3a + 6)t] + 6[1 + exp(«g6t)] \

46 I 2 J

{cos(g°t) + V sin(T^} -1

ga

-гТt

-г2 (a + 6)t [1 - exp(«g6t)].

A = exp

B = exp

a = —, Л = 2(a1a2a+a+ + a+a+a1a2), 6 = \/8(a1a2a+a++ + a+a+a1a2) + a2. g

Рассмотрим динамику перепутывания кубитов для начального четырехкубит-ного атом-полевого состояния GHZ-типа

|Ф(0)> = о|+, +;0,0) + Ь—, —; 2, 2),

где коэффициенты удовлетворяют условию нормировки

(3)

Н^ + ^ = 1.

В этом случае временная волновая функция системы может быть записана в виде

где

|*(t)> = X1I+, +;0,0) + X2I+, -; 1,1) + X3-, +; 1,1) + X4-,-;2,2),

X1 = (1 + 2A) a + 4 ^ b, Л1 Л1

B1

(4)

X2 = X3 = -1 (a + 2b) 61

и

ХА =4 ^ а +(1 + 8 А )Ь.

Л1 Л1

Здесь введено обозначение = (и,п\Б\п,п).

Информация относительно перепутывания состояний атомов содержится в редуцированной атомной матрице плотности рл(^), которая может быть получена при усреднении полной матрицы плотности системы "атомы+поле" рлр (¿) = = \Ф(£))(Ф(£)\ по переменным резонаторного поля

рл(Ъ)= Ттр рлр(6)

В двуатомном базисе \+, +), \+, -),\—, +),\—, —) редуцированная матрица плотности (6) с учетом формул (5) может быть записана в виде

рл =

0 0 0 0 \

0 \Х1\2 Х1Х1 0

0 Х2Х1 \Х2\2 0

0 0 0 \Хз\2 )

(7)

Для количественной оценки степени перепутывания двух двухуровневых атомов воспользуемся "согласованностью". Для редуцированной атомной матрицы плотности (7) соответствующий параметр перепутывания дается выражением

С(рл) = 2 шах{0, \Х2Хз\ - \Х1ХЛ\]. (8)

На рис. 1 показано временное поведение параметра перепутывания для начального состояния (3) и различных значений интенсивности диполь-дипольного взаимодействия а и коэффициентов а и Ь. Хорошо видно, что для выбранного начального взаимодействия диполь-дипольное взаимодействие не приводит к исчезновению эффекта мгновенной смерти перепутывания и изменению максимальной степени перепутывания кубитов в отличие от случая '-состояний [10].

2. Двухкубитная модель с вырожденными двухфотонными переходами

Рассмотрим два идентичных сверхпроводящих потоковых кубита с разрешенными переходами Д-типа, взаимодействующих индуктивно с одним сверхпроводящим ЬС-контуром. Сверхпроводящая цепь в представлении вторичного квантования описывается гамильтонианом Кша+а. Как и в предыдущем случае, обозначим через \-), \г) и \+) состояния, соответствующие трем нижним уровням цепи. Предположим, что частота каскадного переход \+) ^ \г) ^ \-) удовлетворяет условию

__= 2ш, в то время как частоты переходов между промежуточным уровнем и

двумя другими уровнями и сильно отстроены от частоты "резонатора" ш. После адиабатического исключения промежуточного уровня \г) мы можем получить эффективный гамильтониан вырожденного двухфотонного взаимодействия двухуровневых кубитов с полем "резонатора". С учетом прямого диполь-диполь-ного взаимодействия искусственных атомов на переходе\+) ^ \-) двухфотонный гамильтониан рассматриваемой системы в представлении взаимодействия можно представить в виде

2

Н = (а2+а- + а+а2) + КЗ (а+а- + а+а-). (9)

г=1

е

0.5 1 1.5 2 2.5 3

а

е

1

0.5 1 1.5 2 2.5 3

б

Рис. 1. Временная зависимость параметра перепутывания С(рА) для двухатомной системы с начальным состоянием (3) и значениями коэффициентов: а = Ь = 1/%/2 (а) и а = у^Г/З, Ь = \/2/3 (б). Параметр диполь-дипольного взаимодействия а = = J/g = 4 (сплошные линии) и а = J/g = 0 (штриховые линии)

В двухатомном базисе | +, + ), 1 +, -), 1 1 -, -

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

для рассматриваемой модели может быть записан как

( ип и 12 и13 и 14 \

и21 и22 и23 и24

и (*) = и31 и32 и33 из4

к и41 и42 и43 и44

Здесь

А А А А

ип = 1 + 2а2-а+2, иы = 2а2-а2, и41 = 2а+2- а+2, и44 = 1 + 2а+2-а2

„2 А„2

А

Г

А

в в в в

и 12 = и1з = а2и21 = из1 = уа+2, и24 = из4 = уа2, ^2 = ^з = а+2

и22 = изз

6ХР^ 12 + ^ {[1 - ехр[(гд0;)]а + 20 ехр(«д (За + 0);] + 0[1 + ехр( 40 I 2

и23 = и32 =

ехр Г—г§ (а + 0);! г д

—^—^-— \ [1 - ехр[(гд0;)]а - 20 ехр(г|(За + 0);] + 0[1 + ехр(

40 I 2

где

А = ехр

да.

{ео8() + 1~е 8К) } -1

В = ехр -^ (а + 0); [1 - ехр(гд0;)]

а = Г = 2(2а+2а2 + а2а+2), 0 = ^(8(а+2а2 + а2а+2) + а2 . д

Предположим, что атом-полевая система приготовлена в начальный момент времени в трехчастичном перепутанном СБ2-состоянии

|Ф(0)> = а|+, +, 0) + Ь\-, -, 4). (11)

Используя формулы (9) и (10) для начального состояния (11), получаем решение уравнения временного уравнения Шредингера в виде

|Ф(0)> = Х1 + +, 0) + Х2 + -, 2) + Хз\-, +, 2) + Х4\-, -, 4), (12)

где

Х1 = (1+4А)а + 4^6А Ь, Г2 Г2 в

Х2 = Хз = v/2 -2(а + >/3Ъ), 02

Х4 = 4^6 А а +(1 + 24А)Ъ. Г2 Г2

Здесь введено обозначение = {п^Б|п).

С учетом (12) редуцированная матрица плотности (6) в двуатомном базисе |+, +), |+, -), -, +), -, -) может быть представлена, как и для предыдущей модели, в виде (7). Соответственно согласованность для рассматриваемой модели описывается формулой (8).

На рис. 2 показано временное поведение параметра перепутывания для начального состояния (11) и различных значений интенсивности диполь-дипольного взаимодействия а и коэффициентов а и Ъ. Хорошо видно, что, как и в предыдущем

и

случае, для GHZ-состояния включение диполь-дипольного взаимодействия не приводит к исчезновению эффекта мгновенной смерти перепутывания и существенному изменению максимальной степени перепутывания кубитов. Таким образом, в отличие от случая ^-состояний возможность управления степенью перепутывания двухкубитных систем в GHZ-состояниях отсутствует.

a

б

Рис. 2. Временная зависимость параметра перепутывания C(pA) для двухатомной системы с начальным состоянием (11) и значениями коэффициентов: a = b = 1/%/2 (а) и a = \J 1/3, b = \J'l/3 (б). Параметр диполь-дипольного взаимодействия а = = J/g = 4 (сплошные линии) и а = J/g = 0 (штриховые линии)

Таким образом, мы исследовали влияние диполь-дипольного взаимодействия на динамику перепутанных трех- и четырехкубитных GHZ-состояний для двух искусственных атомов Д-типа, взаимодействующих с полем электронных резонаторов-осцилляторов посредством вырожденных и невырожденных переходов в резонаторе. Для обеих рассмотренных моделей в случае GHZ-состояний включение ди-польного взаимодействия не приводит к исчезновению эффекта мгновенной смер-

ти перепутывания и увеличению его степени. Соответственно обсуждаемый механизм не может быть использован для эффективного контроля за перепутыванием кубитов. При выводе эффективных гамильтонианов мы использовали ряд приближений. Во-первых, мы использовали приближение вращающейся волны (RWA). Такое приближение является адекватным для случая слабого взаимодействия атомов с полем. Однако для ряда кубитов, в том числе и для сверхпроводящих кубитов [17], реализованы режимы сильной и сверхсильной связи [5]. В этом случае при выводе гамильтониана необходим выход за рамки RWA. Во-вторых, при описании модели с невырожденными переходами мы не учитывали взаимодействие между модами двух осцилляторов. Однако в случае сверхпроводящих кубитов, когда на реальном чипе резонаторы представляют собой сверхпроводящие квантовые интерферометры (SQUID), охватывающие кубит, необходимо учитывать взаимодействие между модами двух SQUIDS [18]. Рассмотрение динамики перепутывания системы двух потоковых кубитов вне рамок RWA и с учетом взаимодействия мод резонаторов будет являться предметом нашей следующей работы.

Литература

[1] Nielsen M.A., Chuang I.L. Quantum Computation and Quantum Information, Cambrige: Cambrige University Press, 2000.

[2] Schumacker D., Westmoreland M.,D. Quantum Processes, Systems, and Information, New York: Oxford University Press, 2010. 469 p.

[3] Diir W.D., Vidal G., Cirac J.I. Three qubits can be entangled in two inequivalent ways // Phys.Rev. 2000. V. A62. 062314.

[4] Four qubits can be entangled in nine different ways / F. Verstraete [et al.] // Phys. Rev. 2002. V. A65. 052112.

[5] Buluta I., Ashhab S., Nori F. Neutral and artificial atoms for quantum computation // Rep. Prog. Phys. 2011. V. 74 P. 104401.

[6] Stute A. et al.Tunable ion-photon entanglement in an optical cavity // Nature. 2012. V. 485. P. 482-486.

[7] An elementary quantum network of single atoms in optical cavities / S. Ritter [et al.] // Nature. 2012. V. 484. 195-200.

[8] Zhang G.-F, Chen Z.-Y. The entanglement character between atoms in the non-degenerate two photons Tavis-Cummings model // Optics Communications. 2007. V. 275. P. 274—277.

[9] Li C., Shao X.-Q., Zhang S. The influence of dipole-dipole interaction and detuning on the sudden death of entanglement beween two atoms in the Tavis-Cummings model // Chinese Physics B. 2009. V. 18. P. 888-893.

[10] Башкиров Е.К., Евдокимова А.М., Мастюгин М.С. Влияние диполь-дипольно-го взаимодействия на мгновенную смерть перепутывания состояний двух атомов с вырожденными двухфотонными переходами // Вестник СамГУ. Естественнонаучная серия. 2011. № 5(86). С. 109-114.

[11] Башкиров Е.К., Мастюгин М.С. Перепутывание в невырожденной двухфо-тонной модели Тависа — Каммингса // Вестник СамГУ. Естественнонаучная серия. 2011. № 5(86). P. 109-114.

[12] Ji Y.H., Hu Y., Yu Y.X. Entanglement and Decoherence of Coupled Superconductor Qubits in Contact with a Common Environment // Int. J. Theor. Phys. 2011. V. 50. P. 3313-3321.

[13] Quantum spin chains and Majorana states in arrays of coupled qubits / L.S. Levitov [et al.] // cond-mat/0108266 (2001).

[14] Circuit QED with a flux qubit strongly coupled to a coplanar transmission line resonator / T. Lindstrom [et al.] // Supercond. Sci. Technol. 2007. V. 20. P. 814—821.

[15] You J.Q., Nakamura Y., Nori F. Fast two-bit operations in inductively coupled flux qubits // Phys. Rev. 2005. V. B71. 024532.

[16] Wootters W.K. Entanglement of formation of an arbitrary state of two qubits // Phys. Rev. Lett. 1998. V. 80. P. 2245-2248.

[17] Fedorov A. Strong Coupling of a Quantum Oscillator to a Flux Qubit at Its Symmetry Point // Phys. Rev. Lett. 2010. V. 105. 060503.

[18] Омельянчук А.Н., Оболенский М.А. Квантовые компьютеры и джозефсонов-ские кубиты // Университеты. 2005. № 3. С. 12-19.

Поступила в редакцию 10/VI/2013; в окончательном варианте — 10/VT/2013.

INFLUENCE OF DIPOLE-DIPOLE INTERACTION ON DYNAMICS OF ENTANGLED GREENBERGER — HORNE — ZEILINGER STATES FOR TWO QUBITS

© 2013 E.K. Bashkirov, T.A. Puzyrnaya2

The influence of dipole-dipole interaction on dynamics of three- and four-particle GHZ states for two Д-type superconducting flux cubits interacting with one or two different electronic LC cavities via two-photon processes has been investigated. The results show that dipole-dipole interaction does not lead to the disappearance of the effect of entanglement sudden death and does not change the maximum degree of entanglement.

Key words: supercoducting flux cubits, degenerate and nondegenerate two-photon transitions, entanglement of cubits, sudden death of entanglement.

Paper received 10/VI/2013. Paper accepted 10/VI/2013.

2Bashkirov Evgeniy Konstantinovich ([email protected]), Puzyrnaya Tamara Anatolyevna ([email protected]), the Dept. of General and Theoretical Physics, Samara State University, Samara, 443011, Russian Federation.

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.