Qubit

Qubit , contracția bitului cuantic , este termenul inventat de Benjamin Schumacher pentru a indica bitul cuantic sau unitatea informației cuantice .

Unitatea de informații codificate

Pentru a defini qubit-ul este esențial să se introducă în primul rând noul concept al cuanticului informațional , care este cea mai mică porțiune în care orice informație codificată poate fi descompusă; este deci unitatea de măsură a informațiilor codificate.

Așa cum bitul este cuantumul informațiilor de calcul clasic , calculul cuantic se bazează pe un concept analog: bitul cuantic .

La fel ca bitul, qubitul este un obiect matematic cu propriile sale proprietăți specifice. Avantajul tratării qubitelor ca entități abstracte constă în libertatea de a construi o teorie generală a calculului cuantic care nu depinde de sistemele specifice utilizate pentru implementarea acestuia.

Postulatele mecanicii cuantice

Conceptele legate de calculul cuantic și, în special, conceptul de qubits se bazează pe mecanica cuantică .
Stratul fizic este, prin urmare, dotat cu proprietăți care nu pot fi observate în lumea macroscopică, cum ar fi suprapunerea stărilor, interferențelor , încurcarea și nedeterminarea. ^[1]

Mai jos raportăm cele patru postulate din versiunea utilă pentru înțelegerea articolului.

Pentru o versiune detaliată și pentru informații suplimentare, consultați: Postulatele mecanicii cuantice .

Primul postulat

Primul postulat definește câmpul în care este plasată mecanica cuantică:

1) fiecare sistem mecanic cuantic izolat este asociat cu un spațiu Hilbert separabil pe câmpul complex, cunoscut sub numele de spațiul de stare al sistemului. Sistemul este complet descris de vectorul său de stare, care este un vector unitate aparținând spațiului de stare.

Al doilea postulat

Al doilea postulat definește modul în care starea unui sistem cuantic-mecanic se schimbă în timp:

2) Evoluția unui sistem mecanic cuantic izolat este descrisă printr-o transformare unitară. Cu alte cuvinte, statul $\left|\psi \right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | \ psi \ right \ rangle}$ $\ left | \ psi \ right \ rangle$ a sistemului instantaneu $t_{1}$ ${\ displaystyle t_ {1}}$ $t_ {1}$ este legat de stat $\left|{\psi '}\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | {\ psi '} \ right \ rangle}$ $\ left | {\ psi '} \ right \ rangle$ imediat $t_{2}$ ${\ displaystyle t_ {2}}$ $t_ {2}$ de către un operator unitar $U\left({t_{1},t_{2}}\right)$ ${\ displaystyle U \ left ({t_ {1}, t_ {2}} \ right)}$ $U \ left ({t_ {1}, t_ {2}} \ right)$ sau din relația: $\left|{\psi '}\right\rangle =U\left|\psi \right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | {\ psi '} \ right \ rangle = U \ left | \ psi \ right \ rangle}$ $\ left | {\ psi '} \ right \ rangle = U \ left | \ psi \ right \ rangle$ .

Acest postulat cere ca sistemul descris să fie izolat. Aceasta înseamnă că nu trebuie să interacționeze în niciun fel cu alte sisteme. În realitate, acest lucru nu se întâmplă niciodată pentru că fiecare sistem (excluzând, desigur, întregul univers) interacționează chiar dacă minim cu alte sisteme.

Cu toate acestea, există un număr bun de sisteme care pot fi descrise cu o bună aproximare de către un sistem izolat, a cărui evoluție poate fi, prin urmare, descrisă de operatorii de unități cu o aproximare la fel de bună.

Reamintim că o transformare $U$ ${\ displaystyle U}$ $U$ se numește unitar dacă $U^{\dagger }U=I$ ${\ displaystyle U ^ {\ dagger} U = I}$ $U ^ {\ dagger} U = I$ .

Al treilea postulat

Al treilea postulat ne spune cum să facem măsurători pe sistem și în ce stare se va afla sistemul după astfel de măsurători:

3) Măsurătorile unui sistem mecanic cuantic legate de un experiment fix sunt descrise printr-o colecție $\left\{M_{m}\right\}$ ${\ displaystyle \ left \ {M_ {m} \ right \}}$ $\ left \ {M_ {m} \ right \}$ a operatorilor de proiecție care acționează asupra spațiului de stare al sistemului care este măsurat. Indicele $m$ ${\ displaystyle m}$ $m$ se referă la valorile care trebuie măsurate rezultate din experiment. Dacă starea sistemului cuantico-mecanic este $\left|\psi \right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | \ psi \ right \ rangle}$ $\ left | \ psi \ right \ rangle$ imediat înainte de măsurare atunci probabilitatea ca $m$ ${\ displaystyle m}$ $m$ atât valoarea rezultată este dată de

p\left(m\right)=\left\langle \psi \right|M_{m}^{\dagger }M_{m}\left|\psi \right\rangle

{\ displaystyle p \ left (m \ right) = \ left \ langle \ psi \ right | M_ {m} ^ {\ dagger} M_ {m} \ left | \ psi \ right \ rangle}

p \ left (m \ right) = \ left \ langle \ psi \ right | M_ {m} ^ {\ dagger} M_ {m} \ left | \ psi \ right \ rangle

iar starea sistemului după măsurare este

{\frac {M_{m}\left|\psi \right\rangle }{\sqrt {p\left(m\right)}}}

{\ displaystyle {\ frac {M_ {m} \ left | \ psi \ right \ rangle} {\ sqrt {p \ left (m \ right)}}}}

{\ frac {M_ {m} \ left | \ psi \ right \ rangle} {{\ sqrt {p \ left (m \ right)}}}}

.

Operatorul de măsurare trebuie să satisfacă ecuația de completitudine $\sum _{m}{M_{m}^{\dagger }M_{m}}=I$ ${\ displaystyle \ sum _ {m} {M_ {m} ^ {\ dagger} M_ {m}} = I}$ $\ sum _ {m} {M_ {m} ^ {\ dagger} M_ {m}} = I$ care exprimă condiția ca suma probabilităților să fie egală cu 1 indiferent de starea sistemului care este

\sum _{m}{p\left(m\right)}=1\forall \left|\psi \right\rangle

{\ displaystyle \ sum _ {m} {p \ left (m \ right)} = 1 \ forall \ left | \ psi \ right \ rangle}

\ sum _ {m} {p \ left (m \ right)} = 1 \ forall \ left | \ psi \ right \ rangle

.

Al patrulea postulat

Al patrulea și ultimul postulat ne spune cum să construim spațiul stărilor unui sistem compozit pornind de la spațiul stărilor care îl compun:

4) Spațiul stărilor unui sistem mecanic cuantic compus este produsul tensor al spațiilor stărilor sistemelor componente. De asemenea, dacă $\left|{\psi _{i}}\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | {\ psi _ {i}} \ right \ rangle}$ $\ left | {\ psi _ {i}} \ right \ rangle$ reprezintă starea sistemului i-a componentă, starea sistemului compozit va fi dată de $\left|{\psi _{1}}\right\rangle \otimes \left|{\psi _{2}}\right\rangle \otimes \cdots \otimes \left|{\psi _{n}}\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | {\ psi _ {1}} \ right \ rangle \ otimes \ left | {\ psi _ {2}} \ right \ rangle \ otimes \ cdots \ otimes \ left | {\ psi _ {n }} \ right \ rangle}$ $\ left | {\ psi _ {1}} \ right \ rangle \ otimes \ left | {\ psi _ {2}} \ right \ rangle \ otimes \ cdots \ otimes \ left | {\ psi _ {n}} \ dreapta \ rangle$ .

Proprietățile qubitului

Proprietățile unui qubit coboară din postulatele mecanicii cuantice .

Mai jos enumerăm principalele.

Pentru o discuție mai detaliată, vă rugăm să consultați bibliografia.

Qubitul este un vector

Conform primului postulat, un qubit este reprezentat de un vector unitate al unui spațiu Hilbert.

La fel cum bitul clasic admite două stări, și anume starea $(0)$ ${\ displaystyle (0)}$ $(0)$ iar statul $(1)$ ${\ displaystyle (1)}$ $(1)$ , la fel se întâmplă și cu qubit. Prin analogie cu cazul clasic, vom numi aceste două stări $\left|0\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | 0 \ right \ rangle}$ $\ left | 0 \ right \ rangle$ Și $\left|1\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | 1 \ right \ rangle}$ $\ left | 1 \ right \ rangle$ . Dar, datorită principiului suprapunerii , care reiese din primul postulat, este posibilă și combinarea celor două stări liniar $\left|0\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | 0 \ right \ rangle}$ $\ left | 0 \ right \ rangle$ Și $\left|1\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | 1 \ right \ rangle}$ $\ left | 1 \ right \ rangle$ pentru a obține starea de suprapunere:

\left|\psi \right\rangle =a\left|0\right\rangle +b\left|1\right\rangle

{\ displaystyle \ left | \ psi \ right \ rangle = a \ left | 0 \ right \ rangle + b \ left | 1 \ right \ rangle}

\ left | \ psi \ right \ rangle = a \ left | 0 \ right \ rangle + b \ left | 1 \ right \ rangle

in care $la$ ${\ displaystyle a}$ $la$ Și $b$ ${\ displaystyle b}$ $b$ sunt două numere complexe astfel încât $\left|a\right|^{2}+\left|b\right|^{2}=1$ ${\ displaystyle \ left | a \ right | ^ {2} + \ left | b \ right | ^ {2} = 1}$ $\ left | a \ right | ^ {2} + \ left | b \ right | ^ {2} = 1$ .

Cu alte cuvinte, starea unui qubit este un vector unitate al spațiului de stare hilbertian de dimensiunea 2 în care stările speciale $\left|0\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | 0 \ right \ rangle}$ $\ left | 0 \ right \ rangle$ Și $\left|1\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | 1 \ right \ rangle}$ $\ left | 1 \ right \ rangle$ formează o bază ortonormală numită bază de calcul.

În cazul clasic, este întotdeauna posibil să examinăm un pic pentru a determina dacă se află în stare $(0)$ ${\ displaystyle (0)}$ $(0)$ sau în stat $(1)$ ${\ displaystyle (1)}$ $(1)$ . În schimb, în cazul cuantic, nu este posibil să se examineze un qubit pentru a determina starea acestuia, adică pentru a determina cei doi coeficienți $la$ ${\ displaystyle a}$ $la$ Și $b$ ${\ displaystyle b}$ $b$ .

Al treilea postulat ne spune că este posibil să dobândim o cantitate mai limitată de informații referitoare la starea cuantică. Când măsurăm starea unui qubit putem obține rezultatul $\left|0\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | 0 \ right \ rangle}$ $\ left | 0 \ right \ rangle$ cu o probabilitate $\left|a\right|^{2}$ ${\ displaystyle \ left | a \ right | ^ {2}}$ $\ left | a \ right | ^ {2}$ sau rezultatul $\left|1\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | 1 \ right \ rangle}$ $\ left | 1 \ right \ rangle$ cu probabilitate $\left|b\right|^{2}$ ${\ displaystyle \ left | b \ right | ^ {2}}$ $\ left | b \ right | ^ {2}$ .

Să încercăm să aplicăm regulile dictate de postulatul al treilea în acest caz simplu, dar semnificativ. Am văzut deja că măsurarea poate avea doar două rezultate definite de cei doi operatori de măsurare $M_{0}=\left|0\right\rangle \left\langle 0\right|,M_{1}=\left|1\right\rangle \left\langle 1\right|$ ${\ displaystyle M_ {0} = \ left | 0 \ right \ rangle \ left \ langle 0 \ right |, M_ {1} = \ left | 1 \ right \ rangle \ left \ langle 1 \ right |}$ $M_ {0} = \ left | 0 \ right \ rangle \ left \ langle 0 \ right |, M_ {1} = \ left | 1 \ right \ rangle \ left \ langle 1 \ right |$ .

Observăm că fiecare operator de măsurare este Hermitian $(M^{\dagger }=M)$ ${\ displaystyle (M ^ {\ dagger} = M)}$ $(M ^ {\ dagger} = M)$ este asta $M_{0}^{2}=M_{0},M_{1}^{2}=M_{1}$ ${\ displaystyle M_ {0} ^ {2} = M_ {0}, M_ {1} ^ {2} = M_ {1}}$ $M_ {0} ^ {2} = M_ {0}, M_ {1} ^ {2} = M_ {1}$ iar acest lucru ne garantează că este îndeplinită condiția de completitudine.

Să presupunem că starea măsurată este $\left|\psi \right\rangle =a\left|0\right\rangle +b\left|1\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | \ psi \ right \ rangle = a \ left | 0 \ right \ rangle + b \ left | 1 \ right \ rangle}$ $\ left | \ psi \ right \ rangle = a \ left | 0 \ right \ rangle + b \ left | 1 \ right \ rangle$ . Atunci probabilitatea de a obține $\left|0\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | 0 \ right \ rangle}$ $\ left | 0 \ right \ rangle$ ca urmare a măsurării este dată de

p\left(0\right)=\left\langle \psi \right|M_{0}^{\dagger }M_{0}\left|\psi \right\rangle =\left\langle \psi \right|M_{0}\left|\psi \right\rangle =\left|a\right|^{2}

{\ displaystyle p \ left (0 \ right) = \ left \ langle \ psi \ right | M_ {0} ^ {\ dagger} M_ {0} \ left | \ psi \ right \ rangle = \ left \ langle \ psi \ right | M_ {0} \ left | \ psi \ right \ rangle = \ left | a \ right | ^ {2}}

p \ left (0 \ right) = \ left \ langle \ psi \ right | M_ {0} ^ {\ dagger} M_ {0} \ left | \ psi \ right \ rangle = \ left \ langle \ psi \ right | M_ {0} \ left | \ psi \ right \ rangle = \ left | a \ right | ^ {2}

.

În mod similar, probabilitatea de a obține $\left|1\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | 1 \ right \ rangle}$ $\ left | 1 \ right \ rangle$ este dat de

p\left(1\right)=\left|b\right|^{2}

{\ displaystyle p \ left (1 \ right) = \ left | b \ right | ^ {2}}

p \ left (1 \ right) = \ left | b \ right | ^ {2}

.

Starea sistemului după măsurare va fi, în primul caz

{\frac {M_{0}\left|\psi \right\rangle }{\left|a\right|}}={\frac {a}{\left|a\right|}}\left|0\right\rangle

{\ displaystyle {\ frac {M_ {0} \ left | \ psi \ right \ rangle} {\ left | a \ right |}} = {\ frac {a} {\ left | a \ right |}} \ left | 0 \ dreapta \ rangle}

{\ frac {{M_ {0} \ left | \ psi \ right \ rangle}} {{\ left | a \ right |}}} = {\ frac {a} {{\ left | a \ right |}} } \ left | 0 \ right \ rangle

în timp ce în a doua vom avea

{\frac {M_{1}\left|\psi \right\rangle }{\left|b\right|}}={\frac {b}{\left|b\right|}}\left|1\right\rangle

{\ displaystyle {\ frac {M_ {1} \ left | \ psi \ right \ rangle} {\ left | b \ right |}} = {\ frac {b} {\ left | b \ right |}} \ left | 1 \ right \ rangle}

{\ frac {{M_ {1} \ left | \ psi \ right \ rangle}} {{\ left | b \ right |}}} = {\ frac {b} {{\ left | b \ right |}} } \ left | 1 \ right \ rangle

unde coeficienții ${\frac {a}{\left|a\right|}}$ ${\ displaystyle {\ frac {a} {\ left | a \ right |}}}$ ${\ frac {a} {{\ left | a \ right |}}}$ Și ${\frac {b}{\left|b\right|}}$ ${\ displaystyle {\ frac {b} {\ left | b \ right |}}}$ ${\ frac {b} {{\ left | b \ right |}}}$ sunt factori de fază care nu afectează starea sistemului și care, prin urmare, pot fi neglijați, permițându-ne să ajungem la rezultatele scontate.

Pentru a vedea mai bine ceea ce sa afirmat, folosim vectori și matrici pentru a reprezenta stările și operatorii implicați într-un mod tradițional. Dacă definim

\left|0\right\rangle =\left[{\begin{matrix}1\\0\\\end{matrix}}\right]

{\ displaystyle \ left | 0 \ right \ rangle = \ left [{\ begin {matrix} 1 \\ 0 \\\ end {matrix}} \ right]}

\ left | 0 \ right \ rangle = \ left [{{\ begin {matrix} 1 \\ 0 \\\ end {matrix}}} \ right]

Și

\left|1\right\rangle =\left[{\begin{matrix}0\\1\\\end{matrix}}\right]

{\ displaystyle \ left | 1 \ right \ rangle = \ left [{\ begin {matrix} 0 \\ 1 \\\ end {matrix}} \ right]}

\ left | 1 \ right \ rangle = \ left [{{\ begin {matrix} 0 \\ 1 \\\ end {matrix}}} \ right]

, asa de

\left|\psi \right\rangle =\left[{\begin{matrix}a\\b\\\end{matrix}}\right]

{\ displaystyle \ left | \ psi \ right \ rangle = \ left [{\ begin {matrix} a \\ b \\\ end {matrix}} \ right]}

\ left | \ psi \ right \ rangle = \ left [{{\ begin {matrix} a \\ b \\\ end {matrix}}} \ right]

.

În acest fel, cei doi operatori de proiecție devin:

M_{0}=\left|0\right\rangle \left\langle 0\right|=\left[{\begin{matrix}1\\0\\\end{matrix}}\right]\left[{\begin{matrix}1&0\\\end{matrix}}\right]=\left[{\begin{matrix}1&0\\0&0\\\end{matrix}}\right]

{\ displaystyle M_ {0} = \ left | 0 \ right \ rangle \ left \ langle 0 \ right | = \ left [{\ begin {matrix} 1 \\ 0 \\\ end {matrix}} \ right] \ left [{\ begin {matrix} 1 & 0 \\\ end {matrix}} \ right] = \ left [{\ begin {matrix} 1 & 0 \\ 0 & 0 \\\ end {matrix}} \ right ]}

M_ {0} = \ left | 0 \ right \ rangle \ left \ langle 0 \ right | = \ left [{{\ begin {matrix} 1 \\ 0 \\\ end {matrix}}} \ right] \ left [{{\ begin {matrix} 1 & 0 \\\ end {matrix}}} \ right] = \ left [{{\ begin {matrix} 1 & 0 \\ 0 & 0 \\\ end {matrix}} } \ dreapta]

Și

M_{1}=\left|1\right\rangle \left\langle 1\right|=\left[{\begin{matrix}0\\1\\\end{matrix}}\right]\left[{\begin{matrix}0&1\\\end{matrix}}\right]=\left[{\begin{matrix}0&0\\0&1\\\end{matrix}}\right]

{\ displaystyle M_ {1} = \ left | 1 \ right \ rangle \ left \ langle 1 \ right | = \ left [{\ begin {matrix} 0 \\ 1 \\\ end {matrix}} \ right] \ left [{\ begin {matrix} 0 & 1 \\\ end {matrix}} \ right] = \ left [{\ begin {matrix} 0 & 0 \\ 0 & 1 \\\ end {matrix}} \ right ]}

M_ {1} = \ left | 1 \ right \ rangle \ left \ langle 1 \ right | = \ left [{{\ begin {matrix} 0 \\ 1 \\\ end {matrix}}} \ right] \ left [{{\ begin {matrix} 0 & 1 \\\ end {matrix}}} \ right] = \ left [{{\ begin {matrix} 0 & 0 \\ 0 & 1 \\\ end {matrix}} } \ dreapta]

.

Probabilitatea de a obține $\left|0\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | 0 \ right \ rangle}$ $\ left | 0 \ right \ rangle$ va fi deci

p\left(0\right)=\left\langle \psi \right|M_{0}\left|\psi \right\rangle =\left[{\begin{matrix}a&b\\\end{matrix}}\right]\left[{\begin{matrix}1&0\\0&0\\\end{matrix}}\right]\left[{\begin{matrix}a\\b\\\end{matrix}}\right]=\left|a\right|^{2}

{\ displaystyle p \ left (0 \ right) = \ left \ langle \ psi \ right | M_ {0} \ left | \ psi \ right \ rangle = \ left [{\ begin {matrix} a & b \\\ end {matrix}} \ right] \ left [{\ begin {matrix} 1 & 0 \\ 0 & 0 \\\ end {matrix}} \ right] \ left [{\ begin {matrix} a \\ b \ \\ end {matrix}} \ right] = \ left | a \ right | ^ {2}}

p \ left (0 \ right) = \ left \ langle \ psi \ right | M_ {0} \ left | \ psi \ right \ rangle = \ left [{{\ begin {matrix} a & b \\\ end { matrix}}} \ right] \ left [{{\ begin {matrix} 1 & 0 \\ 0 & 0 \\\ end {matrix}}} \ right] \ left [{{\ begin {matrix} a \\ b \\\ end {matrix}}} \ right] = \ left | a \ right | ^ {2}

ceea ce ne așteptam. În cele din urmă, starea qubitului după măsurare va fi corectă

{\frac {M_{0}\left|\psi \right\rangle }{\left|a\right|}}={\frac {1}{\left|a\right|}}\left[{\begin{matrix}1&0\\0&0\\\end{matrix}}\right]\left[{\begin{matrix}a\\b\\\end{matrix}}\right]={\frac {a}{\left|a\right|}}\left[{\begin{matrix}1\\0\\\end{matrix}}\right]={\frac {a}{\left|a\right|}}\left|0\right\rangle

{\ displaystyle {\ frac {M_ {0} \ left | \ psi \ right \ rangle} {\ left | a \ right |}} = {\ frac {1} {\ left | a \ right |}} \ left [{\ begin {matrix} 1 & 0 \\ 0 & 0 \\\ end {matrix}} \ right] \ left [{\ begin {matrix} a \\ b \\\ end {matrix}} \ right] = {\ frac {a} {\ left | a \ right |}} \ left [{\ begin {matrix} 1 \\ 0 \\\ end {matrix}} \ right] = {\ frac {a} {\ left | a \ right |}} \ left | 0 \ right \ rangle}

{\ frac {{M_ {0} \ left | \ psi \ right \ rangle}} {{\ left | a \ right |}}} = {\ frac {1} {{\ left | a \ right |}} } \ left [{{\ begin {matrix} 1 & 0 \\ 0 & 0 \\\ end {matrix}}} \ right] \ left [{{\ begin {matrix} a \\ b \\\ end { matrix}}} \ right] = {\ frac {a} {{\ left | a \ right |}}} \ left [{{\ begin {matrix} 1 \\ 0 \\\ end {matrix}}} \ dreapta] = {\ frac {a} {{\ left | a \ right |}}} \ left | 0 \ right \ rangle

.

Câtă informație poate reprezenta un qubit?

Paradoxal, există un număr infinit de combinații liniare ale bazei ortonormale astfel încât să permită, cel puțin în principiu, reprezentarea într-un singur qubit a tuturor cunoștințelor umane.

Dar este o concluzie eronată în virtutea comportamentului qubitului sub măsurare. De fapt, trebuie avut în vedere faptul că rezultatul măsurării stării unui qubit poate fi doar $\left|0\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | 0 \ right \ rangle}$ $\ left | 0 \ right \ rangle$ sau $\left|1\right\rangle$ ${\ displaystyle \ left | 1 \ right \ rangle}$ $\ left | 1 \ right \ rangle$ . Mai mult, măsurarea qubitului își schimbă inexorabil starea, reducând suprapunerea într-una din cele două stări specifice reprezentate de vectorii bazei de calcul, așa cum este prescris de postulatul al treilea.

Prin urmare, din măsurarea unui qubit, este posibil să se obțină aceeași cantitate de informații care poate fi reprezentată cu un bit clasic. Acest rezultat a fost demonstrat riguros de teorema lui Holevo .

Suprapunerea și încurcarea în calculul cuantic

În timp ce bitul clasic este imaginabil ca o monedă care, odată aruncată, va cădea la pământ, arătând inexorabil una dintre cele două fețe, qubitul este imaginabil ca o monedă care, odată aruncată, va cădea la pământ continuând să se rotească pe ea însăși fără oprindu-se până când cineva nu îi blochează rotația, forțându-l să arate una dintre fețele sale.

Cu toate acestea, natura continuă a stării qubit (care permite existența stărilor de suprapunere) nu este singura caracteristică distinctivă a qubitului față de vărul său clasic.

În deplină conformitate cu legile mecanicii cuantice, o combinație de mai mulți qubits este supusă unei caracteristici numite încurcătură .

Termenul englezesc înseamnă literalmente „entanglement”, „împletire”. O traducere bună ar putea fi „legătură”: în condiții încurcate , doi qubiți își pierd natura individuală pentru a prelua o unitate de pereche. În această condiție starea unui qubit influențează starea celuilalt și invers.

Reprezentarea geometrică a qubitului

Singura modalitate identificată până acum de a oferi o reprezentare geometrică eficientă a unui qubit constă în așa-numita sferă Bloch . În mod formal qubitul, ca punct al unui spațiu vectorial bidimensional cu coeficienți complecși, ar avea patru grade de libertate, dar condiția completitudinii pe de o parte și imposibilitatea de a observa factorul de fază pe de altă parte le reduc la 2.

Prin urmare, un qubit poate fi reprezentat ca un punct de pe suprafața unei sfere cu rază unitară.

Informatii suplimentare

„Izotopii” qubitului

În mod similar, în contextul terminologiei de calcul cuantic , un sistem cu 3 stări se numește qutrit și un sistem cu stări d, qudit . Statele sunt reprezentate convențional cu simboluri $|0\rangle$ ${\ displaystyle | 0 \ rangle}$ $| 0 \ rangle$ , $|1\rangle$ ${\ displaystyle | 1 \ rangle}$ $| 1 \ rangle$ , $\dots$ ${\ displaystyle \ dots}$ $\ dots$ Și $|d-1\rangle$ ${\ displaystyle | d-1 \ rangle}$ $| d-1 \ rangle$ . În spintronică , se folosește bitul de fază phit .

Aplicații practice

2001 - IBM la Centrul de Cercetare Almaden creează un procesor cuantic de 7 qubit (compus dintr-o singură moleculă cu 7 rotiri nucleare).
2005 - Fizicienii de la Universitatea din Arizona au putut măsura direct variațiile suferite de lungimea de undă a unui atom în contact cu o suprafață.
2005 , februarie - Corelația cuantică între atomii artificiali .
2005 , decembrie - Primul qubyte (8 qubit) este creat de oamenii de știință de la Institutul de Optică Cuantică și Calculul Cuantic de la Universitatea din Innsbruck din Austria .
Cercetătorii de la Universitatea Harvard și Institutul de Tehnologie din Georgia sunt capabili să transfere informații cuantice între amintirile cuantice, de la atomi la fotoni și invers.
2006 - Peter Zoller , de la Universitatea din Innsbruck, descoperă o metodă de utilizare a moleculelor polare criogenice pentru a stabiliza amintirile cuantice.
Cercetătorii japonezi dezvoltă o metodă de numărare a electronilor simpli [1] .
13 februarie 2007 - D-Wave Systems afișează public ceea ce crede că este primul computer cuantic cu 16 qubit adiabatic.
2010 - Thomas Monz , Philipp Schindler , Julio Barreiro , Michael Chwalla , Daniel Nigg , William Coish , Maximilian Harlander , Wolfgang Hänsel , Markus Hennrich și Rainer Blatt de la Institutul de Fizică Experimentală al Universității din Innsbruck , Austria , al Institutului pentru Cuantică Computing and the Department of Physics and Astronomy, the University of Waterloo , Ontario , Canada , the Department of Physics of McGill University , Montreal , Québec , Canada and the Institute for Quantum Optics and Quantum Information, of the Austrian Academy of Sciences , Innsbruck , Austria a trimis pe 30 septembrie 2010 la Physical Review Letters articolul în care ilustrează realizarea de către aceștia a statelor Greenberger-Horne-Zeilinger cu până la 14 qubiți cu atomi de calciu, publicat la 31 martie 2011 .
2011 , 2 iunie - Primul computer cuantic D-Wave One este vândut către Lockheed Martin Corporation din Bethesda , Maryland .
2012 , aprilie - Oamenii de știință de la Institutul Max Planck , institutul de optică cuantică, reușesc să creeze prima rețea cuantică funcțională.
2013 , mai - Google și NASA dezvăluie supercomputerul cuantic D-Wave Two, situat în laboratorul de inteligență artificială cuantică, California .
2017 , mai - IBM a construit și operaționalizat cele mai puternice două computere cuantice universale realizate vreodată. Noile sisteme au 16 și respectiv 17 qubiți. ^[2]
2019 , octombrie - Google a creat cel mai puternic computer cuantic realizat vreodată. Noul sistem are 54 de qubiți (dintre care unul nu funcționează). Acest computer cuantic a fost primul care a atins supremația cuantică , adică rezolvarea într-un timp rezonabil a unei probleme matematice pe care supercomputerele normale le-ar rezolva în mii de ani de calcul. Computerul cuantic Google a durat 200 de secunde. IBM, pe de altă parte, a răspuns imediat că aceeași problemă poate fi rezolvată de supercomputerul lor tradițional în 2 zile și jumătate cu o mică modificare. ^[3]
2020, aprilie - QuTech lansează Quantum Inspire , primul procesor cuantic bazat pe „spin qubits”. ^[4]

Notă

^ "De la bit la qu-bit: a provoca complexitatea", de Mario Rasetti, public. în „The Sciences (American Scientific)”, num.385, paginile 82-88
^ Calculatoare cuantice IBM din ce în ce mai puternice, de până la 17 qubiți , în Tom's Hardware . Adus la 22 mai 2017 .
^ Calculatorul cuantic Google este o realitate. Supremația cuantică realizată de Google, IBM nu este acolo. , în Il sole 24 ore . Adus pe 24 octombrie 2019 .
^ Calcul pe baza cuantului spin qubit | Zurich Instruments , pe www.zhinst.com. Adus la 12 august 2021 .

Bibliografie

Calculul cuantic

Barenco, Adriano - Calculul cuantic: o introducere (Introducere în calculul cuantic și informații pag. 143)
Barenco, Adriano / Bennett, Charles H. / Di Vincenzo, David P. / Shor, Peter și colab. - Porți elementare pentru calcul cuantic (Physical Rev. A vol. 52 n. 5 11/1995 p. 3457)
Braunstein, Samuel - Tutorial de calcul cuantic ( https://web.archive.org/web/20020806210415/http://www.sees.bangor.ac.uk/~schmuel/home.html )
Di Vincenzo, David - Calcul cuantic (Science vol. 270 10/1995 p. 255)
Ekert, Artur - Concepte de bază în calculul cuantic ( http://xxx.sissa.it/pdf/quant-ph/0011013 ^{[ link rupt ]} )
Ekert, Artur / Jozsa, Richard - Calculul cuantic și algoritmul de factoring Shor (Rev. of Modern Physics vol. 68 n. 3 06/1996 p. 733)
Lloyd, Seth - Calculatoare cuantice (Le Scienze Quaderni n. 112 02/2000 p. 80)
Nielsen, Michael A. / Chuang, Isaac L. - Calcul cuantic și informații cuantice
Rasetti, Mario - De la bit la qubit: a provoca complexitatea (Le Scienze n. 385 09/2000 p. 82)
Steane, Andrew - Calcul cuantic ( http://xxx.sissa.it/pdf/quant-ph/9708022 ^{[ link rupt ]} )

Mecanica cuantică

Dirac, PAM - Prelegeri despre mecanica cuantică
Ghirardi, Gian Carlo - O privire asupra cărților lui Dumnezeu
Pauli, Wolfgang - Optica și teoria electronilor
Spolsky, EV - Fizică atomică

Calcul clasic

Aho, Alfred V. / Ullman, Jeffrey D. - Fundamentele informaticii
Garey Michael R. / Johnson David S. - Calculatoare și intractabilitate
Lewis, Harry L. / Papadimitriou Christos H. - Elemente ale teoriei calculului

Matematica

Paul Halmos - Spațiu vectorial cu dimensiuni finite
Halmos, Paul R. - Teoria măsurătorilor
Andrej Nikolaevič Kolmogorov - Fundamente ale teoriei probabilității
Kolmogorov, AN / Fomin, SV - Elemente ale teoriei funcționale și ale analizei funcționale
Najmark, MA / Stern AI - Teoria reprezentărilor de grup
Walters RFC - Teoria numerelor: o introducere

Elemente conexe

Alte proiecte

Wikimedia Commons conține imagini sau alte fișiere despre qubits

linkuri externe

NMR Quantum Computation Project , la feynman.media.mit.edu . Adus la 1 martie 2005 (arhivat din original la 14 octombrie 2001) .
Arhiva articolelor SISSA ^{[ link rupt ]} , pe xxx.sissa.it .
Pagina de pornire Benjamin Schumacher , la www2.kenyon.edu .

Controlul autorității	GND ( DE ) 4842734-2

Portal de metrologie

Portal cuantic

[1] "De la bit la qu-bit: a provoca complexitatea", de Mario Rasetti, public. în „The Sciences (American Scientific)”, num.385, paginile 82-88

[2] Calculatoare cuantice IBM din ce în ce mai puternice, de până la 17 qubiți , în Tom's Hardware . Adus la 22 mai 2017 .

[3] Calculatorul cuantic Google este o realitate. Supremația cuantică realizată de Google, IBM nu este acolo. , în Il sole 24 ore . Adus pe 24 octombrie 2019 .

[4] Calcul pe baza cuantului spin qubit | Zurich Instruments , pe www.zhinst.com. Adus la 12 august 2021 .

[1]

[2]

[3]

[4]