1. 三对角哈密顿量的解析函数与连分数展开在量子系统和电路理论的研究中三对角哈密顿量的解析函数及其连分数展开提供了一种强有力的数学工具。这种表示方法不仅揭示了系统的能级结构还为计算矩阵元素和参与比提供了高效的数值算法。1.1 三对角哈密顿量的基本结构考虑一个具有对角元素{aₙ}和非对角元素{bₙ}其中b₀≡0的三对角哈密顿量H ⎛ ⎜ ⎜ ⎜ ⎜ ⎝ a₀ b₁ 0 0 ··· b₁ a₁ b₂ 0 ··· 0 b₂ a₂ b₃ ··· ... ... ... ... ⎞ ⎟ ⎟ ⎟ ⎟ ⎠这类矩阵在量子力学中广泛出现特别是在描述具有最近邻相互作用的系统时。其解析函数格林函数G(z)(z-H)⁻¹的矩阵元可以通过连分数展开来计算。提示三对角矩阵的特殊结构使得其逆矩阵的元素具有连分数表示这一性质与正交多项式的递推关系密切相关。1.2 格林函数的连分数表示对于初始态|0⟩格林函数的(0,0)矩阵元给出了系统的谱函数G₀₀(z) ⟨0|(z-H)⁻¹|0⟩ 1/[z - a₀ - b₁²/(z - a₁ - b₂²/(z - a₂ - ...))]这个连分数展开来源于与雅可比矩阵相关联的正交多项式的递推关系或者等价地来自于对(z-H)进行高斯消元的过程。连分数系数{aₙ,bₙ}与矩阵元素包含相同的信息但连分数形式直接揭示了谱特性。1.3 特征值的计算哈密顿量H的特征值{Eₖ}是G₀₀(z)的极点。对于截断到N能级的有限系统这些极点就是分母多项式的根。连分数结构提供了一种高效的算法向后递推法。定义序列Dₙ(z)如下 D_N(z) z - a_N Dₙ(z) z - aₙ - b_{n1}²/D_{n1}(z), n N-1,...,0那么G₀₀(z)1/D₀(z)特征值满足D₀(Eₖ)0。对于n0Dₙ(z)的极点提供了截断子矩阵的内层特征值使得根括号法成为可能(N1)×(N1)矩阵的特征值与N×N子矩阵的特征值交错出现。注意向后递推在数值上是稳定的而向前递推从n0向上对于大矩阵会出现灾难性的抵消误差。这与评估连分数的修正Lentz算法类似。2. 矩阵元素与参与比的计算2.1 从连分数留数获取矩阵元素在极点Eₖ处G₀₀(z)的留数给出了本征态|ψₖ⟩与初始态|0⟩的重叠概率幅度的平方Res[G₀₀(z)]_{zEₖ} |⟨0|ψₖ⟩|²这可以从谱表示G₀₀(z)∑ₖ|⟨0|ψₖ⟩|²/(z-Eₖ)得出。留数可以通过向后递推来计算|⟨0|ψₖ⟩|² 1/[dD₀/dz|_{zEₖ}]导数dD₀/dz通过微分递推关系(162)得到。2.2 参与比的概念与应用在电路量子电动力学中参与比量化了给定模式能量在特定元件中的分布比例。对于频率为ωₘ的谐振腔模式在结端口的导纳为Y_{in}(s)结中的参与比为pₘ Rₘ/(2ωₘC_J)其中RₘRes[Y_{in}(s)]{siωₘ}是导纳留数C_J是结电容。这与连分数框架直接相关导纳留数Rₘ出现在Y{in}(s)的部分分式展开中对应于第三节讨论的连分数表示。3. 量子Rabi模型中的选择定则3.1 奇偶对称性结构对称性对矩阵元素施加了选择定则。在量子Rabi模型中宇称算符Πσ_z(-1)^{a^†a}是守恒量。通过将哈密顿量块对角化为偶宇称和奇宇称子空间选择定则变得明显。算符在宇称变换下的性质 Πσ_zΠ^† σ_z (偶) Π(a a^†)Π^† -(a a^†) (奇)位置算符X̂ a a^†是宇称奇的。3.2 对角矩阵元素对于任何宇称本征态|ψ⟩Π|ψ⟩λ|ψ⟩λ±1和任何满足ΠÔΠ^†-Ô的宇称奇算符Ô⟨ψ|Ô|ψ⟩ -⟨ψ|Ô|ψ⟩ ⇒ ⟨ψ|Ô|ψ⟩ 0特别地对于所有宇称本征态|ψⱼ⟩ ⟨ψⱼ|X̂|ψⱼ⟩ 03.3 非对角矩阵元素对于相反宇称的状态⟨ψ₊|X̂|ψ₋⟩通常不为零。基态|0⟩奇宇称和第一激发态|1⟩偶宇称有⟨0|X̂|1⟩≠0这使得弛豫跃迁成为可能。4. 退相干率分析4.1 Purcell衰减量子比特耦合到衰减率为κ的有损谐振腔时在色散区会经历Purcell限制的弛豫速率为Γ_P κ(g/Δ)² κξ²这来自于费米黄金定则和量子比特-谐振腔的混合∼g/Δ。Purcell滤波器可以设计频率依赖的κ(ω)来抑制这种衰减同时保持读出耦合。4.2 欧姆浴量子比特与传输线直接耦合时会经历欧姆谱密度。衰减率为Γ₁/Δ 2πα_{SB}, α_{SB} R_Q/(4π²Z₀)|φ_β|²其中R_Q h/(2e)²≈6.45kΩ是电阻量子Z₀是传输线阻抗|φ_β|²⟨0|φ̂_β|1⟩|²是耦合结处量子比特本征态之间的平方相位矩阵元。4.3 X̂噪声导致的退相位来自低频涨落的纯退相位耦合通过X̂速率为Γ_φ^(X) ∝ S_X(0)|X₀₀ - X₁₁|²根据选择定则(170) Γ_φ^(X) 0 精确成立适用于所有耦合强度这是Stassi-Nori宇称保护来自振荡器坐标涨落的退相位被对称性精确消除与耦合强度无关。4.4 弛豫不受保护虽然X̂噪声导致的退相位消失但弛豫Γ₁∝|X₀₁|²不受保护。连接相反宇称态的非对角矩阵元X₀₁随耦合增强而增大图15b。因此USC量子比特实现了增强的T_φ但没有增强的T₁。5. Transmon的谱与矩阵元素对于transmon连分数系数(146)给出了光谱量的显式公式。5.1 能级在transmon区域E_J/E_C≫1谱接近弱非简谐振荡器ω₀₁ ≈ √(8E_JE_C) - E_C α ω₁₂ - ω₀₁ ≈ -E_C√(8E_JE_C)项是线性化结的等离子体频率-E_C修正捕获了主要的非简谐性。这些表达式是E_C/E_J一阶微扰理论的渐近结果对于有限的E_J/E_C精确的Mathieu对角化会产生O(E_C/E_J)量级的修正。5.2 电荷矩阵元素矩阵元nⱼₖ⟨j|n̂|k⟩决定了耦合强度。对于谐振子|n_{j,j1}|√((j1)/2)单位[̂n,φ̂]i。transmon的非简谐性修正了这一点|n₁₂|/|n₀₁| ≈ √2[1 - (1/4)√(E_C/2E_J)]对于E_J/E_C50这个近似与精确数值的偏差在1%以内。对于E_J/E_C60这给出|n₁₂|/|n₀₁|≈1.38与精确值1.37接近。6. 设计工作流程连分数框架提供了系统的设计方法。流程从通过标准电路分析计算结端口的驱动点导纳Y_{in}(s)开始将结视为线性电感L_JΦ₀/(2πI_c)。然后将该导纳表示为Cauer形式或者等效地对阻抗核执行Lanczos递归以提取连分数系数{aₙ,bₙ}。Y_{in}(s)的极点给出了线性化模式频率而留数通过(166)给出了参与比。有了连分数系数后可以在适当的基中构建量子哈密顿量——transmon的电荷基或Rabi模型的宇称排序Fock基——并提取物理可观测量来自极点的特征值、来自留数的矩阵元素以及来自连分数结构的退相干率。出于设计目的可以反转这些关系给定目标χ或T₁求解所需的电路参数如耦合电容或结尺寸。这个工作流程将色散和超强耦合设计统一在一个数学框架中。不同区域之间唯一的变化是基选择和截断水平连分数机制是相同的。7. 超强耦合与自旋-玻色子物理超强耦合(USC)区域g/ω_r≳0.1实现了自旋-玻色子模型——量子耗散和退相干的范例。磁通量子比特与传输线的直接电感耦合可以通过增加耦合电感实现任意大的g。本节从连分数框架推导自旋-玻色子物理并与Forn-Díaz等人的里程碑实验进行验证。7.1 自旋-玻色子模型耦合到玻色子浴的两能级系统由自旋-玻色子哈密顿量描述H (Δ/2)σ_z ∑ₖωₖaₖ^†aₖ σ_x∑ₖλₖ(aₖ aₖ^†)其中Δ是隧穿频率量子比特分裂ωₖ和aₖ是浴模式频率和算符λₖ是耦合常数。浴由其谱密度表征J(ω) π∑ₖλₖ²δ(ω-ωₖ)对于特征阻抗为Z₀的传输线谱密度是欧姆的J(ω) 2πα_{SB}ω, 0 ω ω_c具有高频截止ω_c和无量纲耦合常数α_{SB}。物理行为关键取决于α_{SB}弱耦合(α_{SB}≪1)量子比特保持相干微扰小中等耦合(α_{SB}∼0.1-0.5)非微扰效应变得重要强耦合(α_{SB}→1)在α_{SB}1发生量子相变7.2 从连分数留数得到的衰减率我们使用连分数与电路导纳的联系推导量子比特衰减率。考虑一个磁通量子比特其量子比特环路电感L_q通过具有约瑟夫森电感L_β的β结耦合到传输线。耦合强度由量子比特电流在β结中的参与决定。衰减率来自费米黄金规则Γ₁ (1/ħ²)|V₀₁|²S(Δ)其中V₀₁⟨0|V̂|1⟩是耦合矩阵元S(ω)是浴噪声谱密度。对于通过β结上相位算符φ̂_β的耦合V̂ E_J^βφ̂_β, E_J^β (Φ₀I_c^β)/(2π)传输线呈现相位噪声其谱密度在零温下为S_φ(ω) 8e²Z₀/(ħω)这来自于应用于量子电压噪声的涨落-耗散定理S_V(ω)2ħωZ₀coth(ħω/2k_BT)→2ħωZ₀在T0结合电压-相位关系V(ħ/2e)φ̇。组合这些Γ₁ (E_J^β)²|φ₀₁|²S_φ(Δ)/ħ² (E_J^β)²|φ₀₁|²(8e²Z₀)/(ħΔ)/ħ²定义无量纲自旋-玻色子耦合α_{SB} (R_Q)/(4π²Z₀)|φ_β|²其中R_Qh/(2e)²≈6.45kΩ是超导电阻量子|φ_β|²是归一化矩阵元衰减率变为Γ₁/Δ 2πα_{SB}这个结果将连分数导出的矩阵元与可测量的衰减率联系起来。(185)中的4π²因子确保了与标准自旋-玻色子文献的一致性。7.3 通过导纳留数提取矩阵元相位矩阵元|φ_β|²从电路分析中提取。β结端口的驱动点导纳Y_{in}(s)在siΔ处有极点。该极点处的留数编码了参与R_Δ lim_{s→iΔ}(s-iΔ)Y_{in}(s)与相位矩阵元的联系是|φ_β|² (4π²Z₀)/R_Q · R_Δ/(2Δ)这来自于将经典导纳极点结构与量子振子强度匹配留数测量了量子比特模式与端口的耦合强度。对于具有L_q和C_q的简单LC量子比特通过电感L_β耦合到阻抗为Z₀的传输线Y_{in}(s) [sC_q(s²L_β Z₀s 1/C_q)]/[(s²L_qC_q 1)(sL_β Z₀)]在siω_qi/√(L_qC_q)处的极点留数与L_β/L_q成正比确认更大的耦合电感增加了|φ_β|²从而增加了α_{SB}。8. 宇称保护与设计验证量子Rabi模型的宇称对称性对量子比特相干性有深远影响。Stassi和Nori预测超强耦合区域的量子比特表现出对称性保护的相干性来自某些噪声通道的纯退相位被精确消除与耦合强度无关。本节从连分数块结构推导保护机制并提供全面的数值验证。8.1 Rabi模型的宇称分解量子Rabi哈密顿量(142)与宇称算符对易Π σ_z⊗(-1)^{a^†a} σ_z e^{iπa^†a}希尔伯特空间分解为Π的本征空间H H_ ⊕ H_-, Π|_{H_±} ±1对于乘积态|q,n⟩量子比特态q∈{g,e}Fock态nΠ|g,n⟩ (-1)^{n1}|g,n⟩ Π|e,n⟩ (-1)^n|e,n⟩基态|g,0⟩具有宇称-1奇第一激发态|e,0⟩具有宇称1偶。更一般地H_ : |e,0⟩, |g,1⟩, |e,2⟩, |g,3⟩, ... H_- : |g,0⟩, |e,1⟩, |g,2⟩, |e,3⟩, ...8.2 退相位保护机制纯退相位来自于调制量子比特频率但不引起跃迁的低频涨落。对于具有谱密度S_O(ω)的噪声算符Ô退相位率为Γ_φ^(O) (1/2)S_O(0)|O₀₀ - O₁₁|²其中Oⱼⱼ⟨j|Ô|j⟩是量子比特本征态|0⟩基态和|1⟩第一激发态中的对角矩阵元。考虑振荡子位置算符X̂a a^†。在宇称下ΠX̂Π^† -X̂因此X̂是宇称奇的它在Π下改变符号。对于任何具有本征值λ±1的宇称本征态|ψ⟩⟨ψ|X̂|ψ⟩ -⟨ψ|X̂|ψ⟩ ⇒ ⟨ψ|X̂|ψ⟩ 0量子比特本征态|0⟩和|1⟩是宇称本征态本征值分别为-1和1。因此X₀₀ ⟨0|X̂|0⟩ 0 X₁₁ ⟨1|X̂|1⟩ 0代入(199)Γ_φ^(X) 0 精确成立适用于所有g/ω_r这在所有耦合强度下都是精确的——这是Stassi和Nori首先指出的显著结果。无论量子比特与振荡器耦合多强来自振荡器坐标涨落如光子散粒噪声、热场涨落或通过X̂耦合的外部电压噪声的退相位完全相同为零。8.3 弛豫不受保护虽然X̂导致的退相位受到保护但弛豫从|1⟩到|0⟩的能量衰减不受保护。弛豫率为Γ₁ S_X(ω₀₁)|X₀₁|²其中ω₀₁E₁-E₀是量子比特跃迁频率X₀₁⟨0|X̂|1⟩是非对角矩阵元。由于|0⟩和|1⟩具有相反的宇称Π|0⟩ -|0⟩ Π|1⟩ |1⟩矩阵元X₀₁连接不同宇称子空间中的状态。宇称论证(201)不适用于相反宇称态之间的非对角元。明确地⟨0|X̂|1⟩ ⟨0|Π^†ΠX̂Π^†Π|1⟩ (-1)(1)⟨0|ΠX̂Π^†|1⟩ -⟨0|(-X̂)|1⟩ ⟨0|X̂|1⟩这与消失不一致不是消失的证明数值计算显示|X₀₁|0。图15量化了这一点面板(a)显示|X₀₀|,|X₁₁|10^{-10}数值零在所有耦合强度下而面板(b)显示|X₀₁|从弱耦合时的≈1增长到g/ω_r1.2时的2.5。8.4 对相干性的影响USC量子比特实现了增强的T_φ退相位时间但没有增强的T₁弛豫时间。总退相干率Γ₂Γ₁/2Γ_φ受益于Γ_φ^(X)0但Γ₁仍然活跃甚至可能由于|X₀₁|的增长而增加。9. 多模超导电路设计实例前面的章节建立了单结电路的连分数框架。我们现在证明该框架通过矩阵连分数自然地扩展到多结系统使用双模transmon作为设计实例。该器件工作在一个非线性交叉Kerr耦合超过单个模式非简谐性的区域导致微扰方法失效。矩阵连分数提供了模型哈密顿量的精确且系统收敛的解在所有报告的光谱可观测量上与实验吻合在1%以内。9.1 器件与哈密顿量双模transmon由三个超导岛通过两个约瑟夫森结连接组成。该系统允许两种等效描述。在内岛具有电荷n₁,n₂的结基中哈密顿量为Ĥ 4E_C(̂n₁² ̂n₂²) 4E_p̂n₁̂n₂ - E_{J1}cosφ̂₁ - E_{J2}cosφ̂₂其中E_C表征岛自电容E_p互电容E_{J1,2}结约瑟夫森能。转换到和与差坐标φ_Σφ₁φ₂φ_Δφ₁-φ₂得到模式基表示。我们在结基(208)中工作因为它自然地包含了结不对称性这对与实验的定量一致是必要的。关键观察是每个余弦算符在其各自电荷指标中保持三对角⟨nj|cosφ̂_j|n_j⟩ (1/2)(δ{nj,n_j1} δ{n_j,n_j-1})9.2 矩阵连分数验证我们通过将矩阵连分数与来自参考文献[97]的光谱数据进行比较来验证。实验可观测量为ω_D/2π5.51GHzω_Q/2π6.71GHzα_D/2π-380MHzα_Q/2π-340MHzη/2π-500MHz。微扰公式预测η^{(pert)}/2π2√(380×340)719MHz高估了测量的交叉Kerr 44%。将电荷基截断在|n₁|,|n₂|≤12并通过矩阵连分数递归(214)求解我们获得了拟合参数E_{J1}/h12.42GHzE_{J2}/h10.93GHzE_C/h470MHzE_p/h148MHz。6.4%的结不对称性与制造公差一致并得到类似器件上电荷色散测量的独立支持。表X比较了矩阵连分数预测与实验。模式频率中约1%的残差反映了模型简化四参数哈密顿量(208)忽略了结电容、不对称充电能量以及与读出谐振器的杂化。这些效应可以通过附加参数纳入。关键是矩阵连分数提取了模型哈密顿量的精确谱残差来自于模型不完整性而非求解近似。这个例子说明了连分数框架的一般原则非线性超导电路在物理自然基中生成稀疏Jacobi或块Jacobi哈密顿量这些结构允许独立于耦合强度的精确谱解。矩阵连分数在适当极限下约化为标量连分数。当交叉电容消失(E_p→0)且结对称(E_{J1}E_{J2})时对角块A_k变得与k无关二维问题分离为独立的单模transmon每个由标量CF控制。一般情况在这解耦极限和上面验证的强耦合区域之间平滑插值。这个设计实例证明连分数框架超越了单结电路同时保留了其基本特征通过其电荷基三对角表示精确处理余弦非线性系统截断收敛以及适用于微扰方法失效的耦合区域。
三对角哈密顿量的解析函数与量子系统设计应用
1. 三对角哈密顿量的解析函数与连分数展开在量子系统和电路理论的研究中三对角哈密顿量的解析函数及其连分数展开提供了一种强有力的数学工具。这种表示方法不仅揭示了系统的能级结构还为计算矩阵元素和参与比提供了高效的数值算法。1.1 三对角哈密顿量的基本结构考虑一个具有对角元素{aₙ}和非对角元素{bₙ}其中b₀≡0的三对角哈密顿量H ⎛ ⎜ ⎜ ⎜ ⎜ ⎝ a₀ b₁ 0 0 ··· b₁ a₁ b₂ 0 ··· 0 b₂ a₂ b₃ ··· ... ... ... ... ⎞ ⎟ ⎟ ⎟ ⎟ ⎠这类矩阵在量子力学中广泛出现特别是在描述具有最近邻相互作用的系统时。其解析函数格林函数G(z)(z-H)⁻¹的矩阵元可以通过连分数展开来计算。提示三对角矩阵的特殊结构使得其逆矩阵的元素具有连分数表示这一性质与正交多项式的递推关系密切相关。1.2 格林函数的连分数表示对于初始态|0⟩格林函数的(0,0)矩阵元给出了系统的谱函数G₀₀(z) ⟨0|(z-H)⁻¹|0⟩ 1/[z - a₀ - b₁²/(z - a₁ - b₂²/(z - a₂ - ...))]这个连分数展开来源于与雅可比矩阵相关联的正交多项式的递推关系或者等价地来自于对(z-H)进行高斯消元的过程。连分数系数{aₙ,bₙ}与矩阵元素包含相同的信息但连分数形式直接揭示了谱特性。1.3 特征值的计算哈密顿量H的特征值{Eₖ}是G₀₀(z)的极点。对于截断到N能级的有限系统这些极点就是分母多项式的根。连分数结构提供了一种高效的算法向后递推法。定义序列Dₙ(z)如下 D_N(z) z - a_N Dₙ(z) z - aₙ - b_{n1}²/D_{n1}(z), n N-1,...,0那么G₀₀(z)1/D₀(z)特征值满足D₀(Eₖ)0。对于n0Dₙ(z)的极点提供了截断子矩阵的内层特征值使得根括号法成为可能(N1)×(N1)矩阵的特征值与N×N子矩阵的特征值交错出现。注意向后递推在数值上是稳定的而向前递推从n0向上对于大矩阵会出现灾难性的抵消误差。这与评估连分数的修正Lentz算法类似。2. 矩阵元素与参与比的计算2.1 从连分数留数获取矩阵元素在极点Eₖ处G₀₀(z)的留数给出了本征态|ψₖ⟩与初始态|0⟩的重叠概率幅度的平方Res[G₀₀(z)]_{zEₖ} |⟨0|ψₖ⟩|²这可以从谱表示G₀₀(z)∑ₖ|⟨0|ψₖ⟩|²/(z-Eₖ)得出。留数可以通过向后递推来计算|⟨0|ψₖ⟩|² 1/[dD₀/dz|_{zEₖ}]导数dD₀/dz通过微分递推关系(162)得到。2.2 参与比的概念与应用在电路量子电动力学中参与比量化了给定模式能量在特定元件中的分布比例。对于频率为ωₘ的谐振腔模式在结端口的导纳为Y_{in}(s)结中的参与比为pₘ Rₘ/(2ωₘC_J)其中RₘRes[Y_{in}(s)]{siωₘ}是导纳留数C_J是结电容。这与连分数框架直接相关导纳留数Rₘ出现在Y{in}(s)的部分分式展开中对应于第三节讨论的连分数表示。3. 量子Rabi模型中的选择定则3.1 奇偶对称性结构对称性对矩阵元素施加了选择定则。在量子Rabi模型中宇称算符Πσ_z(-1)^{a^†a}是守恒量。通过将哈密顿量块对角化为偶宇称和奇宇称子空间选择定则变得明显。算符在宇称变换下的性质 Πσ_zΠ^† σ_z (偶) Π(a a^†)Π^† -(a a^†) (奇)位置算符X̂ a a^†是宇称奇的。3.2 对角矩阵元素对于任何宇称本征态|ψ⟩Π|ψ⟩λ|ψ⟩λ±1和任何满足ΠÔΠ^†-Ô的宇称奇算符Ô⟨ψ|Ô|ψ⟩ -⟨ψ|Ô|ψ⟩ ⇒ ⟨ψ|Ô|ψ⟩ 0特别地对于所有宇称本征态|ψⱼ⟩ ⟨ψⱼ|X̂|ψⱼ⟩ 03.3 非对角矩阵元素对于相反宇称的状态⟨ψ₊|X̂|ψ₋⟩通常不为零。基态|0⟩奇宇称和第一激发态|1⟩偶宇称有⟨0|X̂|1⟩≠0这使得弛豫跃迁成为可能。4. 退相干率分析4.1 Purcell衰减量子比特耦合到衰减率为κ的有损谐振腔时在色散区会经历Purcell限制的弛豫速率为Γ_P κ(g/Δ)² κξ²这来自于费米黄金定则和量子比特-谐振腔的混合∼g/Δ。Purcell滤波器可以设计频率依赖的κ(ω)来抑制这种衰减同时保持读出耦合。4.2 欧姆浴量子比特与传输线直接耦合时会经历欧姆谱密度。衰减率为Γ₁/Δ 2πα_{SB}, α_{SB} R_Q/(4π²Z₀)|φ_β|²其中R_Q h/(2e)²≈6.45kΩ是电阻量子Z₀是传输线阻抗|φ_β|²⟨0|φ̂_β|1⟩|²是耦合结处量子比特本征态之间的平方相位矩阵元。4.3 X̂噪声导致的退相位来自低频涨落的纯退相位耦合通过X̂速率为Γ_φ^(X) ∝ S_X(0)|X₀₀ - X₁₁|²根据选择定则(170) Γ_φ^(X) 0 精确成立适用于所有耦合强度这是Stassi-Nori宇称保护来自振荡器坐标涨落的退相位被对称性精确消除与耦合强度无关。4.4 弛豫不受保护虽然X̂噪声导致的退相位消失但弛豫Γ₁∝|X₀₁|²不受保护。连接相反宇称态的非对角矩阵元X₀₁随耦合增强而增大图15b。因此USC量子比特实现了增强的T_φ但没有增强的T₁。5. Transmon的谱与矩阵元素对于transmon连分数系数(146)给出了光谱量的显式公式。5.1 能级在transmon区域E_J/E_C≫1谱接近弱非简谐振荡器ω₀₁ ≈ √(8E_JE_C) - E_C α ω₁₂ - ω₀₁ ≈ -E_C√(8E_JE_C)项是线性化结的等离子体频率-E_C修正捕获了主要的非简谐性。这些表达式是E_C/E_J一阶微扰理论的渐近结果对于有限的E_J/E_C精确的Mathieu对角化会产生O(E_C/E_J)量级的修正。5.2 电荷矩阵元素矩阵元nⱼₖ⟨j|n̂|k⟩决定了耦合强度。对于谐振子|n_{j,j1}|√((j1)/2)单位[̂n,φ̂]i。transmon的非简谐性修正了这一点|n₁₂|/|n₀₁| ≈ √2[1 - (1/4)√(E_C/2E_J)]对于E_J/E_C50这个近似与精确数值的偏差在1%以内。对于E_J/E_C60这给出|n₁₂|/|n₀₁|≈1.38与精确值1.37接近。6. 设计工作流程连分数框架提供了系统的设计方法。流程从通过标准电路分析计算结端口的驱动点导纳Y_{in}(s)开始将结视为线性电感L_JΦ₀/(2πI_c)。然后将该导纳表示为Cauer形式或者等效地对阻抗核执行Lanczos递归以提取连分数系数{aₙ,bₙ}。Y_{in}(s)的极点给出了线性化模式频率而留数通过(166)给出了参与比。有了连分数系数后可以在适当的基中构建量子哈密顿量——transmon的电荷基或Rabi模型的宇称排序Fock基——并提取物理可观测量来自极点的特征值、来自留数的矩阵元素以及来自连分数结构的退相干率。出于设计目的可以反转这些关系给定目标χ或T₁求解所需的电路参数如耦合电容或结尺寸。这个工作流程将色散和超强耦合设计统一在一个数学框架中。不同区域之间唯一的变化是基选择和截断水平连分数机制是相同的。7. 超强耦合与自旋-玻色子物理超强耦合(USC)区域g/ω_r≳0.1实现了自旋-玻色子模型——量子耗散和退相干的范例。磁通量子比特与传输线的直接电感耦合可以通过增加耦合电感实现任意大的g。本节从连分数框架推导自旋-玻色子物理并与Forn-Díaz等人的里程碑实验进行验证。7.1 自旋-玻色子模型耦合到玻色子浴的两能级系统由自旋-玻色子哈密顿量描述H (Δ/2)σ_z ∑ₖωₖaₖ^†aₖ σ_x∑ₖλₖ(aₖ aₖ^†)其中Δ是隧穿频率量子比特分裂ωₖ和aₖ是浴模式频率和算符λₖ是耦合常数。浴由其谱密度表征J(ω) π∑ₖλₖ²δ(ω-ωₖ)对于特征阻抗为Z₀的传输线谱密度是欧姆的J(ω) 2πα_{SB}ω, 0 ω ω_c具有高频截止ω_c和无量纲耦合常数α_{SB}。物理行为关键取决于α_{SB}弱耦合(α_{SB}≪1)量子比特保持相干微扰小中等耦合(α_{SB}∼0.1-0.5)非微扰效应变得重要强耦合(α_{SB}→1)在α_{SB}1发生量子相变7.2 从连分数留数得到的衰减率我们使用连分数与电路导纳的联系推导量子比特衰减率。考虑一个磁通量子比特其量子比特环路电感L_q通过具有约瑟夫森电感L_β的β结耦合到传输线。耦合强度由量子比特电流在β结中的参与决定。衰减率来自费米黄金规则Γ₁ (1/ħ²)|V₀₁|²S(Δ)其中V₀₁⟨0|V̂|1⟩是耦合矩阵元S(ω)是浴噪声谱密度。对于通过β结上相位算符φ̂_β的耦合V̂ E_J^βφ̂_β, E_J^β (Φ₀I_c^β)/(2π)传输线呈现相位噪声其谱密度在零温下为S_φ(ω) 8e²Z₀/(ħω)这来自于应用于量子电压噪声的涨落-耗散定理S_V(ω)2ħωZ₀coth(ħω/2k_BT)→2ħωZ₀在T0结合电压-相位关系V(ħ/2e)φ̇。组合这些Γ₁ (E_J^β)²|φ₀₁|²S_φ(Δ)/ħ² (E_J^β)²|φ₀₁|²(8e²Z₀)/(ħΔ)/ħ²定义无量纲自旋-玻色子耦合α_{SB} (R_Q)/(4π²Z₀)|φ_β|²其中R_Qh/(2e)²≈6.45kΩ是超导电阻量子|φ_β|²是归一化矩阵元衰减率变为Γ₁/Δ 2πα_{SB}这个结果将连分数导出的矩阵元与可测量的衰减率联系起来。(185)中的4π²因子确保了与标准自旋-玻色子文献的一致性。7.3 通过导纳留数提取矩阵元相位矩阵元|φ_β|²从电路分析中提取。β结端口的驱动点导纳Y_{in}(s)在siΔ处有极点。该极点处的留数编码了参与R_Δ lim_{s→iΔ}(s-iΔ)Y_{in}(s)与相位矩阵元的联系是|φ_β|² (4π²Z₀)/R_Q · R_Δ/(2Δ)这来自于将经典导纳极点结构与量子振子强度匹配留数测量了量子比特模式与端口的耦合强度。对于具有L_q和C_q的简单LC量子比特通过电感L_β耦合到阻抗为Z₀的传输线Y_{in}(s) [sC_q(s²L_β Z₀s 1/C_q)]/[(s²L_qC_q 1)(sL_β Z₀)]在siω_qi/√(L_qC_q)处的极点留数与L_β/L_q成正比确认更大的耦合电感增加了|φ_β|²从而增加了α_{SB}。8. 宇称保护与设计验证量子Rabi模型的宇称对称性对量子比特相干性有深远影响。Stassi和Nori预测超强耦合区域的量子比特表现出对称性保护的相干性来自某些噪声通道的纯退相位被精确消除与耦合强度无关。本节从连分数块结构推导保护机制并提供全面的数值验证。8.1 Rabi模型的宇称分解量子Rabi哈密顿量(142)与宇称算符对易Π σ_z⊗(-1)^{a^†a} σ_z e^{iπa^†a}希尔伯特空间分解为Π的本征空间H H_ ⊕ H_-, Π|_{H_±} ±1对于乘积态|q,n⟩量子比特态q∈{g,e}Fock态nΠ|g,n⟩ (-1)^{n1}|g,n⟩ Π|e,n⟩ (-1)^n|e,n⟩基态|g,0⟩具有宇称-1奇第一激发态|e,0⟩具有宇称1偶。更一般地H_ : |e,0⟩, |g,1⟩, |e,2⟩, |g,3⟩, ... H_- : |g,0⟩, |e,1⟩, |g,2⟩, |e,3⟩, ...8.2 退相位保护机制纯退相位来自于调制量子比特频率但不引起跃迁的低频涨落。对于具有谱密度S_O(ω)的噪声算符Ô退相位率为Γ_φ^(O) (1/2)S_O(0)|O₀₀ - O₁₁|²其中Oⱼⱼ⟨j|Ô|j⟩是量子比特本征态|0⟩基态和|1⟩第一激发态中的对角矩阵元。考虑振荡子位置算符X̂a a^†。在宇称下ΠX̂Π^† -X̂因此X̂是宇称奇的它在Π下改变符号。对于任何具有本征值λ±1的宇称本征态|ψ⟩⟨ψ|X̂|ψ⟩ -⟨ψ|X̂|ψ⟩ ⇒ ⟨ψ|X̂|ψ⟩ 0量子比特本征态|0⟩和|1⟩是宇称本征态本征值分别为-1和1。因此X₀₀ ⟨0|X̂|0⟩ 0 X₁₁ ⟨1|X̂|1⟩ 0代入(199)Γ_φ^(X) 0 精确成立适用于所有g/ω_r这在所有耦合强度下都是精确的——这是Stassi和Nori首先指出的显著结果。无论量子比特与振荡器耦合多强来自振荡器坐标涨落如光子散粒噪声、热场涨落或通过X̂耦合的外部电压噪声的退相位完全相同为零。8.3 弛豫不受保护虽然X̂导致的退相位受到保护但弛豫从|1⟩到|0⟩的能量衰减不受保护。弛豫率为Γ₁ S_X(ω₀₁)|X₀₁|²其中ω₀₁E₁-E₀是量子比特跃迁频率X₀₁⟨0|X̂|1⟩是非对角矩阵元。由于|0⟩和|1⟩具有相反的宇称Π|0⟩ -|0⟩ Π|1⟩ |1⟩矩阵元X₀₁连接不同宇称子空间中的状态。宇称论证(201)不适用于相反宇称态之间的非对角元。明确地⟨0|X̂|1⟩ ⟨0|Π^†ΠX̂Π^†Π|1⟩ (-1)(1)⟨0|ΠX̂Π^†|1⟩ -⟨0|(-X̂)|1⟩ ⟨0|X̂|1⟩这与消失不一致不是消失的证明数值计算显示|X₀₁|0。图15量化了这一点面板(a)显示|X₀₀|,|X₁₁|10^{-10}数值零在所有耦合强度下而面板(b)显示|X₀₁|从弱耦合时的≈1增长到g/ω_r1.2时的2.5。8.4 对相干性的影响USC量子比特实现了增强的T_φ退相位时间但没有增强的T₁弛豫时间。总退相干率Γ₂Γ₁/2Γ_φ受益于Γ_φ^(X)0但Γ₁仍然活跃甚至可能由于|X₀₁|的增长而增加。9. 多模超导电路设计实例前面的章节建立了单结电路的连分数框架。我们现在证明该框架通过矩阵连分数自然地扩展到多结系统使用双模transmon作为设计实例。该器件工作在一个非线性交叉Kerr耦合超过单个模式非简谐性的区域导致微扰方法失效。矩阵连分数提供了模型哈密顿量的精确且系统收敛的解在所有报告的光谱可观测量上与实验吻合在1%以内。9.1 器件与哈密顿量双模transmon由三个超导岛通过两个约瑟夫森结连接组成。该系统允许两种等效描述。在内岛具有电荷n₁,n₂的结基中哈密顿量为Ĥ 4E_C(̂n₁² ̂n₂²) 4E_p̂n₁̂n₂ - E_{J1}cosφ̂₁ - E_{J2}cosφ̂₂其中E_C表征岛自电容E_p互电容E_{J1,2}结约瑟夫森能。转换到和与差坐标φ_Σφ₁φ₂φ_Δφ₁-φ₂得到模式基表示。我们在结基(208)中工作因为它自然地包含了结不对称性这对与实验的定量一致是必要的。关键观察是每个余弦算符在其各自电荷指标中保持三对角⟨nj|cosφ̂_j|n_j⟩ (1/2)(δ{nj,n_j1} δ{n_j,n_j-1})9.2 矩阵连分数验证我们通过将矩阵连分数与来自参考文献[97]的光谱数据进行比较来验证。实验可观测量为ω_D/2π5.51GHzω_Q/2π6.71GHzα_D/2π-380MHzα_Q/2π-340MHzη/2π-500MHz。微扰公式预测η^{(pert)}/2π2√(380×340)719MHz高估了测量的交叉Kerr 44%。将电荷基截断在|n₁|,|n₂|≤12并通过矩阵连分数递归(214)求解我们获得了拟合参数E_{J1}/h12.42GHzE_{J2}/h10.93GHzE_C/h470MHzE_p/h148MHz。6.4%的结不对称性与制造公差一致并得到类似器件上电荷色散测量的独立支持。表X比较了矩阵连分数预测与实验。模式频率中约1%的残差反映了模型简化四参数哈密顿量(208)忽略了结电容、不对称充电能量以及与读出谐振器的杂化。这些效应可以通过附加参数纳入。关键是矩阵连分数提取了模型哈密顿量的精确谱残差来自于模型不完整性而非求解近似。这个例子说明了连分数框架的一般原则非线性超导电路在物理自然基中生成稀疏Jacobi或块Jacobi哈密顿量这些结构允许独立于耦合强度的精确谱解。矩阵连分数在适当极限下约化为标量连分数。当交叉电容消失(E_p→0)且结对称(E_{J1}E_{J2})时对角块A_k变得与k无关二维问题分离为独立的单模transmon每个由标量CF控制。一般情况在这解耦极限和上面验证的强耦合区域之间平滑插值。这个设计实例证明连分数框架超越了单结电路同时保留了其基本特征通过其电荷基三对角表示精确处理余弦非线性系统截断收敛以及适用于微扰方法失效的耦合区域。
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