Computação quântica supercondutora 📖 Wikipedia

A computação quântica supercondutora é um ramo da computação quântica e da física do estado sólido que implementa circuitos eletrônicos supercondutores como qubits em um processador quântico. Esses dispositivos são tipicamente circuitos eletrônicos de frequência de micro-ondas que contêm junções Josephson, os quais são fabricados em chips de estado sólido.

Os circuitos supercondutores são uma das muitas implementações físicas possíveis de qubits, o equivalente no computador quântico de um bit tradicional em um computador clássico.^[1] Qubits referem-se a um sistema mecânico quântico de dois estados e têm dois estados lógicos, o estado fundamental e o estado excitado, frequentemente denotados por ${\displaystyle |g\rangle {\text{ e }}|e\rangle }$ (do inglês ground e excited), ou ${\displaystyle |0\rangle {\text{ e }}|1\rangle }$.^[2] As implementações de computação quântica supercondutora são categorizadas como computadores quânticos de "estado sólido", onde os qubits são intrinsecamente integrados em um dispositivo de estado sólido. Computadores quânticos de estado sólido também utilizam técnicas de fabricação desenvolvidas para a computação clássica de estado sólido.^[3]

A arquitetura supercondutora é o método dominante na indústria para o desenvolvimento de unidades de processamento quântico (QPUs). A pesquisa em computação quântica supercondutora é conduzida por empresas como Google,^[4] IBM,^[5] IMEC,^[6] BBN Technologies,^[7] Rigetti^[8] e Intel.^[9] Alternativas aos qubits supercondutores incluem íons aprisionados e átomos neutros.

A pesquisa contínua em computação quântica supercondutora inclui a melhoria em nível de dispositivo, o desenvolvimento de métodos de correção de erros e a demonstração da vantagem quântica ao comparar o desempenho de um processador quântico com o de um computador clássico.

Os computadores quânticos foram propostos pela primeira vez por Richard Feynman, que, em 1982, sugeriu o uso de um computador desse tipo para simular e compreender as propriedades de outros sistemas quânticos. Na década de 1990, foram publicados dois algoritmos quânticos que estimularam ainda mais o interesse na concretização de computadores quânticos. Peter Shor propôs o algoritmo de Shor, um algoritmo quântico para encontrar os fatores primos de um número inteiro, o que, em teoria, poderia quebrar a criptografia RSA. Da mesma forma, Lov Grover propôs o algoritmo de busca de Grover, que fornece uma alternativa à busca binária que pode ser executada com aceleração quadrática.

Na época, os circuitos quânticos supercondutores já estavam sendo usados para construir dispositivos SQUID altamente sensíveis e também para demonstrar fenômenos quânticos macroscópicos, como níveis de energia quantizados. Tornou-se evidente que esses qubits supercondutores poderiam ser usados para alcançar a computação quântica.^[10] Isso era especialmente verdadeiro porque essas abordagens de "estado sólido" para a computação quântica eram vistas como muito mais viáveis do que outras da época, incluindo a computação quântica por ressonância magnética nuclear (RMN), devido, em parte, ao fato de que as técnicas de fabricação existentes seriam aplicáveis.^[11]

Em 1999, um artigo^[12] foi publicado por Yasunobu Nakamura, demonstrando o primeiro qubit supercondutor. Trata-se de uma forma de caixa de par de Cooper, agora conhecida como "qubit de carga". Embora o design tenha sido proposto em 1997 pela equipe de Saclay (incluindo Devoret), este artigo foi o primeiro a mostrar controle coerente e leitura, na forma de oscilações de Rabi entre os estados fundamental e excitado do qubit. No entanto, mesmo após este primeiro resultado, não estava claro se os qubits supercondutores seriam viáveis, e alguns argumentavam que o sistema não era verdadeiramente capaz de conter informação quântica.^[13] Parte do problema era que este design inicial mantinha a coerência por menos de um nanossegundo, não o suficiente para fazer nenhum cálculo.

Nos anos seguintes, vários outros qubits supercondutores foram inventados, incluindo o qubit de fase, qubit de fluxo, quatronium, o qubit transmon e o fluxonium. O design transmon, que reduziu a sensibilidade ao ruído de carga, é agora amplamente e principalmente usado na computação quântica supercondutora.^[10] Desenvolvimentos adicionais em leitura e design permitiram que os qubits transmon supercondutores atingissem tempos de coerência de milissegundos.^[14]

O Google, em 2016, implementou 16 qubits para transmitir uma demonstração do Modelo Fermi-Hubbard. Em outro experimento, o Google usou 17 qubits para otimizar o Modelo Sherrington-Kirkpatrick. Em 2019, o Google produziu o computador quântico Sycamore, que realizou uma tarefa em 200 segundos que o Google alegou que levaria 10.000 anos em um computador clássico.^[15] A tarefa foi a amostragem aleatória de circuitos, um benchmark comum para reivindicações de "supremacia quântica" ou vantagem quântica.

A partir de 2025, os processadores quânticos supercondutores excederam 1.000 qubits, sendo o maior o IBM Condor, um processador quântico de 1.121 qubits.^[16][17] Em 2025, o Google anunciou uma das primeiras vantagens quânticas independentemente verificáveis em hardware usando o processador Willow.^[18]

Os modelos de computação clássica dependem de implementações físicas consistentes com as leis da mecânica clássica.^[19] Alguns sistemas muito pequenos, ou certos sistemas sob condições extremas, são descritos pela mecânica quântica, que obedece a conjuntos diferentes de regras físicas.

A computação quântica é um método de construir um sistema quântico com o propósito de codificar informações. As aplicações de um computador quântico incluiriam a simulação de fenômenos quânticos além do escopo da aproximação clássica e a aceleração de certos cálculos, particularmente aqueles que envolvem um "oráculo". Acredita-se que certos algoritmos projetados para computadores quânticos, como o algoritmo de busca de Grover ou o algoritmo de Shor, sejam capazes de fazer alguns cálculos melhor do que seus equivalentes clássicos.

A computação quântica baseada em portas é um método de computação quântica que, muito parecido com a computação tradicional, usa qubits (análogos aos bits) e portas quânticas (análogas às portas clássicas).

Um qubit é qualquer sistema de dois níveis na mecânica quântica. Muito parecido com um bit clássico, é um sistema com dois estados possíveis. No entanto, a diferença reside no fato de que, como um qubit obedece às leis da mecânica quântica, ele é capaz de ocupar uma superposição quântica de ambos os estados.

O principal requisito para construir fisicamente um qubit é a capacidade de abordar individualmente os dois primeiros estados, neste caso os níveis de energia, do sistema. Isso é difícil, pois a maioria dos sistemas contém um número quase infinito de níveis de energia. Em computadores quânticos supercondutores, esses qubits são construídos usando circuitos ressonantes supercondutores. Cada qubit supercondutor é essencialmente um circuito LC não linear com um capacitor e uma junção Josephson, um elemento supercondutor com uma indutância não linear.^[20] Como o circuito é não linear, há um espaçamento desigual entre seus níveis de energia, permitindo que os dois primeiros estados sejam endereçáveis individualmente.

Em teoria, devido à sua não linearidade, o qubit é afetado apenas por fótons com a diferença de energia necessária para saltar do estado fundamental para o estado excitado.^[20] Na prática, no entanto, o ruído no sistema ainda pode fazer com que ele deixe o subespaço computacional. Em muitos casos, os níveis de energia mais altos de um qubit supercondutor precisam ser considerados.^[21] Isso é especialmente verdadeiro em transmons, que têm uma anarmonicidade fraca por design.

Como o circuito é supercondutor, ele tem resistência zero e dissipa quase nenhuma energia. No entanto, isso tem o preço de temperaturas de operação extremamente baixas.

Uma porta quântica é uma generalização de uma porta lógica que descreve a transformação de qubits de seu estado inicial para um estado diferente, frequentemente uma superposição.

Em qubits supercondutores, as portas quânticas são implementadas como pulsos microscópicos aplicados ao circuito usando ressoadores de micro-ondas. Os pulsos são enviados através de ressoadores acoplados capacitivamente ao qubit, que são osciladores harmônicos desafinados do próprio qubit. Ao aplicar um acionamento externo ao qubit, a evolução unitária normal do sistema implementa uma porta de um único qubit após um certo período de tempo ter passado.^[23]

Portas de dois qubits, como a porta iSWAP, podem ser alcançadas através de troca coerente ou acoplamento paramétrico entre dois qubits.^[23] Na troca coerente, a frequência de transição de um dos qubits é ajustada de forma a corresponder à frequência de transição do segundo qubit. Este método baseia-se na capacidade de ajuste de frequência do qubit e não funciona em casos de frequência fixa.^[23] O acoplamento paramétrico, por outro lado, é feito alterando a constante de acoplamento entre dois qubits na soma ou diferença de suas duas frequências.^[24]

Existem muitas implementações físicas possíveis de qubits, sendo os circuitos supercondutores uma delas. Para que uma determinada implementação seja considerada viável para a construção de um computador quântico, um conjunto de critérios é o de DiVincenzo,^[25] um conjunto de critérios para a implementação física da computação quântica supercondutora. Os cinco critérios iniciais garantem que o computador quântico esteja alinhado com os postulados da mecânica quântica, e os dois restantes dizem respeito à retransmissão dessas informações por uma rede.^{[carece de fontes?]}

Os qubits supercondutores já atendem a um grande número dos critérios de DiVincenzo. Eles já são altamente escaláveis do ponto de vista da fabricação, podem ser inicializados por relaxamento térmico e portas de um único qubit combinadas com portas de dois qubits formam um conjunto de portas universais. No entanto, os qubits supercondutores ainda lutam com tempos de coerência curtos, tornando a preservação da informação quântica um desafio.

Os qubits supercondutores são circuitos feitos de material metálico supercondutor. A supercondutividade é um fenômeno que ocorre em alguns metais a baixas temperaturas, onde a corrente elétrica experimenta resistência zero em um material, permitindo que a corrente flua sem perda de energia e seja quase sem dissipação.^[26]

Esse fenômeno ocorre porque os portadores de carga básicos são pares de elétrons (conhecidos como pares de Cooper), em vez de elétrons únicos como encontrados em condutores típicos.^[27] Enquanto elétrons únicos são férmions (com spin semi-inteiro), pares de Cooper de elétrons são bósons (com spin inteiro) e, como tal, eles não obedecem mais ao Princípio de exclusão de Pauli, o que significa que esses pares de Cooper podem ocupar os mesmos estados. Sob certas condições, isso lhes permite formar um estado da matéria conhecido como Condensado de Bose-Einstein, onde todos os pares de elétrons no condensado ocupam a mesma posição no espaço e têm momento igual. Desta forma, não há nada que distinga os pares uns dos outros, e eles ocupam o mesmo estado. Como resultado, os pares de elétrons se movem coerentemente como uma única onda, contornando os distúrbios na rede que normalmente causam resistência. Assim, os supercondutores possuem condutividade quase infinita e resistência quase zero.

A supercondutividade geralmente só ocorre perto do zero absoluto, pois é quando é mais favorável energeticamente para os elétrons se emparelharem do que se repelirem. Esta é uma das principais razões pelas quais os qubits supercondutores devem ser resfriados a temperaturas ultrafrias.

Circuitos elétricos supercondutores são redes de elementos elétricos descritos por uma única função de onda de condensado, na qual o fluxo de carga é bem definido por alguma amplitude de probabilidade complexa. A quantização no circuito resulta da continuidade da amplitude complexa, já que apenas números discretos de quanta de fluxo magnético podem penetrar em um laço supercondutor. Os parâmetros dos circuitos supercondutores são projetados atribuindo valores (clássicos) aos elementos elétricos que os compõem, como capacitância ou indutância.^{[carece de fontes?]}

Um atributo distintivo dos circuitos quânticos supercondutores é a Junção Josephson, um elemento elétrico que não existe em condutores normais. A junção é uma conexão fraca entre dois supercondutores em cada lado de uma fina camada de material isolante com apenas alguns átomos de espessura. O dispositivo de junção Josephson resultante exibe o Efeito Josephson, pelo qual a função de onda do condensado nos dois lados da junção é fracamente correlacionada. A corrente flui através da junção devido ao tunelamento quântico.

A junção Josephson exibe uma indutância não linear, que permite osciladores anarmônicos para os quais os níveis de energia são discretizados (ou quantizados) com espaçamento não uniforme entre os níveis de energia, denotado por ${\displaystyle \Delta E}$.^[28] Em contraste, o oscilador harmônico quântico não pode ser usado como um qubit, pois não há como abordar apenas dois de seus estados, dado que o espaçamento entre cada nível de energia e o próximo é exatamente o mesmo.

Para qualquer implementação de qubit, os estados quânticos lógicos ${\displaystyle \{|0\rangle ,|1\rangle \}}$ são mapeados para diferentes estados do sistema físico (tipicamente para níveis de energia discretos ou suas superposições quânticas). Diferentes designs de qubits supercondutores têm diferentes faixas de razão de energia Josephson para energia de carga. A energia Josephson refere-se à energia armazenada nas junções Josephson quando a corrente passa, e a energia de carga é a energia necessária para um par de Cooper carregar a capacitância total da junção.^[29] A energia Josephson pode ser escrita como

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

onde ${\displaystyle I_{0}}$ é o parâmetro de corrente crítica da junção Josephson, ${\displaystyle \textstyle \Phi _{0}={\frac {h}{2e}}}$ é o quantum de fluxo (supercondutor), e ${\displaystyle \delta }$ é a diferença de fase através da junção.^[29] Observe que o termo ${\displaystyle \cos \delta }$ indica a não linearidade da junção Josephson.^[29] A energia de carga é escrita como

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

onde ${\displaystyle C}$ é a capacitância da junção e ${\displaystyle e}$ é a carga do elétron.^[29]

A quantização de circuito é um método de obtenção de uma descrição mecânica quântica de um circuito elétrico. O resultado final é um Hamiltoniano que descreve a energia do sistema, a partir do qual outras propriedades, como o estado fundamental e excitado, podem ser derivadas.

Na quantização de circuito, todos os elementos elétricos do circuito são reescritos em termos da amplitude e fase da função de onda do condensado, em oposição à corrente e tensão. Em seguida, as leis de Kirchhoff generalizadas são aplicadas em cada nó da rede do circuito para obter as equações de movimento do sistema. Finalmente, essas equações de movimento devem ser reformuladas para a mecânica lagrangiana de tal forma que um Hamiltoniano quântico seja derivado descrevendo a energia total do sistema.^{[carece de fontes?]}

As propriedades de circuitos elétricos supercondutores acoplados a um ressoador são descritas pela estrutura da eletrodinâmica quântica de circuito, ou cQED. Os qubits supercondutores geralmente precisam ser conectados a um ressoador a fim de protegê-los do ruído ambiental e permitir que sejam acoplados entre si. A estrutura cQED é semelhante à QED de cavidade e usa em grande parte as mesmas técnicas. Nas implementações físicas, o ressoador é geralmente um ressoador de leitura de guia de onda coplanar no chip, um ressoador LC supercondutor ou uma cavidade de alta pureza.

Os dispositivos de computação quântica supercondutora são tipicamente projetados no espectro de radiofrequência, resfriados em refrigeradores de diluição abaixo de 15 mK e operados com instrumentos eletrônicos convencionais, por exemplo, sintetizadores de frequência e analisadores de espectro. As dimensões típicas encontram-se na faixa de micrômetros, com resolução submicrométrica, permitindo o projeto conveniente de um sistema Hamiltoniano com tecnologia de circuito integrado bem estabelecida.

A fabricação de qubits supercondutores segue um processo que envolve litografia, deposição de metal, corrosão (etching) e oxidação controlada.^[30] Esse processo é semelhante, embora não seja o mesmo, à fabricação CMOS (Semicondutor de Óxido Metálico Complementar) usada para chips de computador comerciais de silício.^[31] Uma grande diferença é o uso da litografia por feixe de elétrons, em oposição às técnicas de litografia óptica, que é difícil de dimensionar e tem baixo rendimento.^[32] No entanto, os feixes de elétrons permitem uma resolução muito mais nítida, o que costuma ser necessário para certos designs de dispositivos.

O supercondutor usado para fazer circuitos supercondutores é geralmente o alumínio, depositado em um substrato de silício, mas também pode ser nióbio ou tântalo, ambos supercondutores de banda d.^[33]

Os avanços na fabricação continuam a melhorar a vida útil dos qubits supercondutores e trouxeram melhorias significativas desde o início dos anos 2000.

Refrigeradores de diluição criogênica são usados para manter os circuitos supercondutores frios. Eles são resfriados a temperaturas abaixo de 15 mK. Embora a própria supercondutividade se inicie antes dessa temperatura, uma grande população de quase-partículas térmicas existe dentro do circuito, o que pode interferir na supercondutividade do circuito. Essas chamadas 'quase-partículas de equilíbrio' são suprimidas exponencialmente em temperaturas mais baixas.^[34] Portanto, é favorável resfriar o circuito a uma temperatura o mais baixa possível.

Dentro do refrigerador de diluição, os circuitos supercondutores são conectados a vários filtros e amplificadores que permitem que o qubit seja lido por observadores fora do refrigerador de diluição.

Os três principais arquétipos de qubits supercondutores são o qubit de fase, o qubit de carga e o qubit de fluxo. Esses arquétipos correspondem aos limites do hamiltoniano de Josephson subjacente. Dependendo de qual limite o hamiltoniano se encontra, um aspecto diferente do qubit estará bem definido. A escolha do arquétipo do qubit impacta a frequência de transição do qubit, a anarmonicidade (ou não linearidade) e a suscetibilidade ao ruído.^[35]

Dos três arquétipos, os qubits de fase permitem que a maior quantidade de pares de Cooper tunele através da junção, seguidos pelos qubits de fluxo, e os qubits de carga permitem a menor quantidade.

O qubit de carga, também conhecido como caixa de par de Cooper, possui uma razão entre energia Josephson e energia de carga na ordem de grandeza de ${\displaystyle <1}$. Para qubits de carga, os diferentes níveis de energia correspondem a um número inteiro de pares de Cooper em uma ilha supercondutora (uma pequena área supercondutora com um número controlável de portadores de carga).^[37] De fato, o primeiro qubit realizado experimentalmente foi a caixa de par de Cooper, alcançada em 1999.^[38]

O qubit de fluxo (também conhecido como qubit de corrente persistente) possui uma razão entre energia Josephson e energia de carga na ordem de grandeza de ${\displaystyle 10}$. Para os qubits de fluxo, os níveis de energia correspondem a diferentes números inteiros de quanta de fluxo magnético aprisionados em um anel supercondutor.

O qubit de fase possui uma razão entre energia Josephson e energia de carga na ordem de grandeza de ${\displaystyle 10^{6}}$. Para qubits de fase, os níveis de energia correspondem a diferentes amplitudes de oscilação de carga quântica através de uma junção Josephson, onde a carga e a fase são análogas ao momento e à posição, respectivamente, de forma análoga a um oscilador harmônico quântico. Note que, neste contexto, fase é o argumento complexo da função de onda supercondutora (também conhecida como parâmetro de ordem supercondutor), não a fase entre os diferentes estados do qubit.

Arquétipos de Qubits Supercondutores^[39]

Aspecto / Tipo	Qubit de carga	Qubit RF-SQUID (protótipo do Qubit de fluxo)	Qubit de fase
Circuito
Hamiltoniano	${\displaystyle H=E_{C}(N-N_{g})^{2}-E_{J}\cos \phi }$ Neste caso, ${\displaystyle N}$ é o número de pares de Cooper para tunelar através da junção, ${\displaystyle N_{g}=CV_{0}/2e}$ é a carga no capacitor em unidades do número de pares de Cooper, ${\displaystyle E_{C}=(2e)^{2}/2(C_{J}+C)}$ é a energia de carga associada tanto à capacitância ${\displaystyle C}$ quanto à capacitância da junção Josephson ${\displaystyle C_{J}}$.	${\displaystyle H={\frac {q^{2}}{2C_{J}}}+\left({\frac {\Phi _{0}}{2\pi }}\right)^{2}{\frac {\phi ^{2}}{2L}}-E_{J}\cos \left[\phi -\Phi {\frac {2\pi }{\Phi _{0}}}\right]}$ Note que ${\displaystyle \phi }$ só pode assumir valores maiores que ${\displaystyle 2\pi }$ e é alternativamente definida como a integral no tempo da tensão ao longo da indutância ${\displaystyle L}$.	${\displaystyle H={\frac {(2e)^{2}}{2C_{J}}}q^{2}-I_{0}{\frac {\Phi _{0}}{2\pi }}\phi -E_{J}\cos \phi }$Aqui ${\displaystyle \Phi _{0}}$ é o quantum de fluxo magnético.
Potencial

Na tabela acima, os três arquétipos de qubits supercondutores são revisados. Na primeira linha, o diagrama de circuito elétrico do qubit é apresentado. A segunda linha descreve um Hamiltoniano quântico derivado do circuito. Geralmente, o Hamiltoniano é a soma dos componentes de energia cinética e potencial do sistema (análogo a uma partícula em um poço de potencial). Para os Hamiltonianos denotados, ${\displaystyle \phi }$ é a diferença de fase da função de onda supercondutora através da junção, ${\displaystyle C_{J}}$ é a capacitância associada à junção Josephson e ${\displaystyle q}$ é a carga na capacitância da junção. Para cada potencial descrito, apenas funções de onda sólidas são usadas para computação. O potencial do qubit é indicado por uma linha vermelha espessa, e as soluções esquemáticas da função de onda são descritas por linhas finas, elevadas ao seu nível de energia apropriado por clareza.

Note que a massa da partícula corresponde a uma função inversa da capacitância do circuito e que o formato do potencial é governado por indutores normais e junções Josephson. Soluções de onda esquemáticas na terceira linha da tabela mostram a amplitude complexa da variável de fase. Especificamente, se a fase de um qubit é medida enquanto o qubit ocupa um estado particular, há uma probabilidade não nula de medir um valor específico apenas onde a função de onda ilustrada oscila. Todas as três linhas são essencialmente apresentações diferentes do mesmo sistema físico.

Embora as três formas centrais de qubits supercondutores (fase, carga e fluxo) sejam historicamente como os qubits supercondutores foram categorizados, a maioria dos qubits supercondutores modernos é uma hibridização desses arquétipos. Existem muitas hibridizações desses arquétipos, incluindo o fluxonium,^[40] o transmon,^[41] o Xmon,^[42] e o quantronium.^[43]

Os transmons são um tipo especial de qubit com um capacitor em paralelo (shunt) especificamente projetado para mitigar o ruído. O modelo de qubit transmon é um qubit híbrido de carga-fase baseado na caixa de par de Cooper.^[45] O aumento da razão entre a energia Josephson e a energia de carga mitiga o ruído. O Hamiltoniano para o transmon é:

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

onde ${\displaystyle n}$ é o número de pares de Cooper transferidos entre a ilha e ${\textstyle \phi }$ é a diferença de fase através da junção.^[46]

Dois transmons podem ser acoplados usando um capacitor de acoplamento.^[47] Para este sistema de 2 qubits, o Hamiltoniano é escrito como:

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

onde ${\displaystyle J}$ é a densidade de corrente e ${\displaystyle \sigma }$ é a densidade de carga superficial.^[47]

Os qubits transmon são o design mais popular de qubits supercondutores modernos, e são implementados em processadores quânticos supercondutores como o processador Willow do Google, um chip com 105 qubits transmon físicos.^[48] Outras empresas que usam qubits transmon incluem a IBM, a Rigetti e a IQM.

O design físico de um qubit transmon pode variar dependendo da implementação. Projetos comuns de transmon incluem a "cruz transmon", que tem a forma de um X ou cruz, e o transmon em bloco ou "transmon de pá" (paddle), que contém duas pás uma ao lado da outra.

Muitas variações do design transmon existem e são áreas ativas de pesquisa. Elas visam melhorar as falhas do design transmon.

O Xmon é semelhante em design a um transmon, pois se originou com base no modelo planar transmon.^[50] Um Xmon é essencialmente um transmon sintonizável. A principal diferença entre os qubits transmon e Xmon é que o qubit Xmon é aterrado com um de seus terminais de capacitor.^[51]

Outra variação do qubit transmon é o Gatemon. Assim como o Xmon, o Gatemon é uma variação sintonizável do transmon. O Gatemon é sintonizável por meio da tensão de porta (gate voltage).

O Unimon consiste em uma única junção Josephson em paralelo com um indutor linear (possuindo uma indutância que não depende da corrente) dentro de um ressoador (supercondutor).^[52] Os unimons possuem anarmonicidade aumentada e exibem tempo de operação mais rápido, resultando em menor suscetibilidade a erros de ruído.^[52] Os qubits unimon também têm suscetibilidade diminuída ao ruído de fluxo e completa insensibilidade ao ruído de carga DC.^[36] No entanto, os qubits unimon têm uma faixa de sintonia limitada.

O qubit unimon foi formulado pela primeira vez em 2022 por pesquisadores da IQM Quantum Computers, Universidade Aalto e VTT Technical Research Centre da Finlândia, e ainda está majoritariamente nos estágios de pesquisa de design.^[54]

Os qubits fluxonium são um tipo específico de qubit de fluxo cuja junção Josephson está em paralelo com um indutor linear de ${\displaystyle E_{J}\gg E_{L}}$ onde ${\displaystyle E_{L}=(\hbar /2e)^{2}/L}$.^[55] Na prática, o indutor linear é geralmente implementado por uma matriz de junções Josephson que é composta por um grande número (podendo ser frequentemente ${\displaystyle N>100}$) de junções Josephson de tamanho grande conectadas em série. Sob essa condição, o Hamiltoniano de um fluxonium pode ser escrito como:

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

Uma propriedade importante do qubit fluxonium é a vida útil do qubit mais longa no ponto ideal (sweet spot) de meio fluxo, que pode exceder 1 milissegundo.^[55][56] Outra vantagem crucial do qubit fluxonium, quando polarizado no ponto ideal, é a sua grande anarmonicidade. Neste contexto, a anarmonicidade refere-se ao espaçamento desigual dos níveis de energia num circuito supercondutor. A grande anarmonicidade é benéfica porque permite o controle local rápido por micro-ondas e atenua os problemas de superlotação espectral, conduzindo a uma melhor escalabilidade.^[57][58]

O qubit 0-π é um design de qubit protegido, onde os estados lógicos são protegidos por simetria de circuito.^[59]

Os estados lógicos do qubit são protegidos exponencialmente contra o relaxamento e exponencialmente protegidos (em primeira ordem) contra a defasagem devido ao ruído de carga (fluxo). Esse comportamento ideal, no entanto, nem sempre é realista porque exige que a dispersão de parâmetros entre elementos de circuito nominalmente idênticos desapareça.^[60]

O intervalo de energia em GHz entre os níveis de energia de um qubit supercondutor é projetado para ser compatível com os equipamentos eletrônicos disponíveis, devido à lacuna de terahertz (falta de equipamento na banda de frequência superior). A lacuna de energia do supercondutor implica um limite superior de operação abaixo de ~1 THz, além do qual os pares de Cooper se quebram, de modo que a separação do nível de energia não pode ser muito alta. Por outro lado, a separação dos níveis de energia não pode ser muito pequena devido a considerações de resfriamento: uma temperatura de 1 K implica em flutuações de energia de 20 GHz. Temperaturas de dezenas de milikelvins são alcançadas em refrigeradores de diluição e permitem a operação de qubits com uma separação de nível de energia de ~5 GHz. A separação do nível de energia do qubit é frequentemente ajustada controlando uma linha de corrente de polarização dedicada, fornecendo um "botão" para ajustar os parâmetros do qubit.

Uma porta de um único qubit é alcançada pela rotação na Esfera de Bloch. As rotações entre os diferentes níveis de energia de um único qubit são induzidas por pulsos de micro-ondas enviados a uma antena ou linha de transmissão acoplada ao qubit com uma frequência ressonante com a separação de energia entre os níveis. Qubits individuais podem ser endereçados por uma linha de transmissão dedicada ou por uma compartilhada se os outros qubits estiverem fora de ressonância. O eixo de rotação é definido pela modulação de amplitude em quadratura do pulso de micro-ondas, enquanto o comprimento do pulso determina o ângulo de rotação.^[61]

Mais formalmente (seguindo a notação de^[61]) para um sinal de condução (driving signal)

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

de frequência ${\displaystyle \omega _{d}}$, o Hamiltoniano de um qubit conduzido numa aproximação de onda giratória é

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

onde ${\displaystyle \omega }$ é a ressonância do qubit e ${\displaystyle \sigma _{x},\sigma _{y}}$ são as matrizes de Pauli.

Para implementar uma rotação em torno do eixo ${\displaystyle X}$, pode-se definir ${\displaystyle {\mathcal {E}}^{y}(t)=0}$ e aplicar um pulso de micro-ondas na frequência ${\displaystyle \omega _{d}=\omega }$ pelo tempo ${\displaystyle t_{g}}$. A transformação resultante é

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

Este é exatamente o operador de rotação ${\displaystyle R_{X}(\theta )}$ pelo ângulo ${\displaystyle \theta =\int _{0}^{t_{g}}{\mathcal {E}}^{x}(t)dt}$ em torno do eixo ${\displaystyle X}$ na esfera de Bloch. Uma rotação em torno do eixo ${\displaystyle Y}$ pode ser implementada de maneira semelhante. Mostrar os dois operadores de rotação é suficiente para satisfazer a universalidade, pois todo operador unitário de um único qubit ${\displaystyle U}$ pode ser apresentado como ${\displaystyle U=R_{X}(\theta _{1})R_{Y}(\theta _{2})R_{X}(\theta _{3})}$ (até uma fase global que é fisicamente inconsequente) por um procedimento conhecido como a decomposição ${\displaystyle X-Y}$.^[62] A definição ${\displaystyle \int _{0}^{t_{g}}{\mathcal {E}}^{x}(t)dt=\pi }$ resulta na transformação

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

até a fase global ${\displaystyle -i}$ e é conhecida como a porta NOT.

A capacidade de acoplar qubits é essencial para a implementação de portas de 2 qubits. O acoplamento de dois qubits pode ser alcançado conectando ambos a um circuito de acoplamento elétrico intermediário. O circuito pode ser um elemento fixo (como um capacitor) ou ser controlável (como o DC-SQUID). No primeiro caso, o desacoplamento dos qubits durante o tempo em que a porta está desligada é alcançado ajustando os qubits fora de ressonância um em relação ao outro, tornando as lacunas de energia entre seus estados computacionais diferentes.^[63] Esta abordagem é inerentemente limitada ao acoplamento do vizinho mais próximo, uma vez que um circuito elétrico físico deve ser disposto entre os qubits conectados. Notavelmente, o acoplamento do vizinho mais próximo da D-Wave atinge uma célula unitária altamente conectada de 8 qubits na configuração do gráfico de Quimera. Os algoritmos quânticos geralmente requerem acoplamento entre qubits arbitrários. Consequentemente, várias operações de troca (swap) são necessárias, limitando a duração da computação quântica possível antes da decoerência do processador.

O modelo de Heisenberg de interações, escrito como

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

serve como base para a simulação quântica analógica de sistemas de spin e a primitiva para um conjunto expressivo de portas quânticas, às vezes chamadas de portas de simulação fermiônica (ou fSim). Em circuitos supercondutores, este modelo de interação foi implementado usando qubits sintonizáveis por fluxo com acoplamento sintonizável por fluxo,^[64] permitindo a demonstração da supremacia quântica.^[65] Além disso, também pode ser realizada em qubits de frequência fixa com acoplamento fixo usando drives de micro-ondas.^[66] A família de portas fSim abrange operadoras unitárias arbitrárias XY e ZZ de dois qubits, incluindo as portas iSWAP, CZ e SWAP (ver Porta lógica quântica).

Outro método de acoplar dois ou mais qubits é por meio de um barramento quântico (quantum bus), emparelhando os qubits a esse intermediário. Um barramento quântico é frequentemente implementado como uma cavidade de micro-ondas modelada por um oscilador harmônico quântico. Os qubits acoplados podem ser levados para dentro e para fora da ressonância com o barramento e entre si, eliminando a limitação do vizinho mais próximo. O formalismo que descreve o acoplamento é a eletrodinâmica quântica de cavidade. Na eletrodinâmica quântica de cavidade, os qubits são análogos a átomos interagindo com uma cavidade de fótons ópticos com uma diferença de GHz (em vez do regime THz da radiação eletromagnética). A troca de excitação ressonante entre esses átomos artificiais é potencialmente útil para a implementação direta de portas de vários qubits.^[67] Seguindo a variedade de estado escuro, o esquema de Khazali-Mølmer^[67] executa operações complexas de múltiplos qubits em uma única etapa, fornecendo um atalho substancial para o modelo de circuito convencional.

Um mecanismo de porta popular usa dois qubits e um barramento, cada um sintonizado em diferentes separações de nível de energia. A aplicação de excitação por micro-ondas ao primeiro qubit, com uma frequência ressonante com o segundo qubit, causa uma rotação ${\displaystyle \sigma _{x}}$ do segundo qubit. A direção da rotação depende do estado do primeiro qubit, permitindo a construção de uma porta de fase controlada.^[68]

Seguindo a notação de,^[68] o drive Hamiltoniano descrevendo o sistema excitado através da linha de drive do primeiro qubit é formalmente escrito como

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

onde ${\displaystyle A(t)}$ é o formato do pulso de micro-ondas no tempo, ${\displaystyle {\tilde {\omega }}_{2}}$ é a frequência de ressonância do segundo qubit, ${\displaystyle \{I,\sigma _{x},\sigma _{y},\sigma _{z}\}}$ são as matrizes de Pauli, ${\displaystyle J}$ é o coeficiente de acoplamento entre os dois qubits através do ressonador, ${\displaystyle \Delta _{12}\equiv \omega _{1}-\omega _{2}}$ é o desafinamento do qubit, ${\displaystyle m_{12}}$ é o acoplamento disperso (indesejado) entre os qubits e ${\displaystyle \hbar }$ é a constante de Planck reduzida. A integral de tempo sobre ${\displaystyle A(t)}$ determina o ângulo de rotação. Rotações indesejadas do primeiro e terceiro termos do Hamiltoniano podem ser compensadas com operações de um único qubit. O componente restante, combinado com as rotações de um único qubit, forma uma base para a álgebra de Lie su(4).

Níveis mais altos (fora do subespaço computacional) de um par de circuitos supercondutores acoplados podem ser usados para induzir uma fase geométrica num dos estados computacionais dos qubits. Isto conduz a uma mudança de fase condicional entrelaçadora dos estados de qubit relevantes. Este efeito foi implementado pelo ajuste de fluxo (flux-tuning) dos espectros de qubit^[69] e usando excitação seletiva por micro-ondas.^[70] A propulsão fora da ressonância pode ser utilizada para induzir o desvio ac-Stark diferencial, permitindo a implementação de portas de fase controladas totalmente por micro-ondas.^[71]

Existem mecanismos de leitura específicos da arquitetura ou mecanismos de medição. A leitura de um qubit de fase é explicada na tabela de arquétipos de qubit acima. Um estado de qubit de fluxo é frequentemente lido usando um magnetômetro DC-SQUID ajustável. Os estados também podem ser medidos usando um eletrômetro.^[72] Um esquema de leitura mais geral inclui um acoplamento a um ressonador de micro-ondas, onde a frequência de ressonância do ressonador é deslocada de forma dispersiva pelo estado do qubit.^[73][74] Sistemas de múltiplos níveis (qudits) podem ser lidos usando aprisionamento de elétrons (electron shelving).^[75]

Os critérios de DiVincenzo são uma lista que descreve os requisitos para que um sistema físico seja capaz de implementar um qubit lógico. Os critérios de DiVincenzo são satisfeitos pela implementação de computação quântica supercondutora. Muito do esforço de desenvolvimento atual em computação quântica supercondutora visa alcançar interconexão, controle e leitura na 3ª dimensão com camadas adicionais de litografia. A lista dos critérios de DiVincenzo para um sistema físico implementar um qubit lógico é satisfeita pela implementação de qubits supercondutores. Embora os critérios de DiVincenzo, conforme propostos originalmente, consistam em cinco critérios necessários para implementar fisicamente um computador quântico, a lista mais completa consiste em sete critérios, pois leva em consideração a comunicação por meio de uma rede de computadores capaz de transmitir informações quânticas entre computadores, conhecida como "internet quântica". Portanto, os cinco primeiros critérios garantem o sucesso da computação quântica, enquanto os dois últimos critérios permitem a comunicação quântica.

1. Um sistema físico escalável com qubits bem caracterizados. "Bem caracterizados" implica que a função Hamiltoniana deve ser bem definida (ou seja, os autoestados de energia do qubit devem poder ser quantificados). Um "sistema escalável" indica que essa capacidade de regular um qubit deve ser expansível para muitos outros qubits. No entanto, à medida que mais qubits são implementados, isso leva a um aumento exponencial de custos e outras implementações físicas que empalidecem em comparação com a maior velocidade que ele pode oferecer.^[76] Como os qubits supercondutores são fabricados em um chip, o sistema de muitos qubits é prontamente escalável. Os qubits são alocados na superfície 2D do chip. A demanda por qubits bem caracterizados é atendida com (a) não linearidade do qubit (acessando apenas dois dos níveis de energia disponíveis) e (b) acessando um único qubit por vez (em vez de todo o sistema de muitos qubits) por meio de linhas de controle dedicadas por qubit e/ou separação de frequência, ou sintonia, de diferentes qubits.
2. Capacidade de inicializar o estado dos qubits num estado fiducial simples.^[77] Um estado fiducial é aquele que é fácil e consistentemente replicável e é útil na computação quântica, pois pode ser usado para garantir o estado inicial dos qubits. Uma maneira simples de inicializar um qubit supercondutor é esperar o tempo suficiente para que os qubits relaxem para o estado fundamental. O controle do potencial do qubit com botões de sintonia permite mecanismos de inicialização mais rápidos.
3. Tempos de decoerência relevantes longos.^[77] A decoerência de qubits supercondutores é afetada por múltiplos fatores. A maior parte da decoerência é atribuída à qualidade da junção Josephson e a imperfeições no substrato do chip. Devido à sua escala mesoscópica, os qubits supercondutores têm vida relativamente curta. No entanto, milhares de operações de portas foram demonstradas nesses sistemas de muitos qubits.^[78] Estratégias recentes para melhorar a coerência do dispositivo incluem a purificação dos materiais do circuito e o projeto de qubits com menor sensibilidade a fontes de ruído.^[79]
4. Um conjunto "universal" de portas quânticas.^[77] Os qubits supercondutores permitem rotações arbitrárias na esfera de Bloch com sinais de micro-ondas pulsados, implementando portas de um único qubit. Os acoplamentos ${\displaystyle \sigma _{z}\sigma _{z}}$ e ${\displaystyle \sigma _{x}\sigma _{x}}$ são mostrados para a maioria das implementações e para complementar o conjunto de portas universais.^[80][81][82] Este critério também pode ser satisfeito acoplando dois transmons com um capacitor de acoplamento.^[83]
5. Capacidade de medição específica do qubit.^[77] Em geral, qubits supercondutores individuais são usados para controle ou medição.
6. Interconversibilidade de qubits estacionários e voadores.^[77] Enquanto os qubits estacionários são usados para armazenar informações ou realizar cálculos, os qubits voadores transmitem informações macroscopicamente. Os qubits devem ser capazes de se converter de um qubit estacionário para um qubit voador e vice-versa.
7. Transmissão confiável de qubits voadores entre locais especificados.^[77]

Os dois últimos critérios foram provados experimentalmente por pesquisas realizadas pela universidade ETH Zurique com dois qubits supercondutores conectados por um cabo coaxial.^[84]

Muitos dos desafios atuais enfrentados pela computação quântica supercondutora encontram-se no campo da engenharia de micro-ondas.^[85] Alguns desafios no design de qubits supercondutores são moldar o poço de potencial e escolher a massa da partícula de forma que a separação de energia entre dois níveis de energia específicos seja única, diferindo de todas as outras separações de energia interníveis no sistema, uma vez que esses dois níveis são usados como estados lógicos do qubit. Outros desafios são mitigar fontes de ruído no sistema. Finalmente, ainda mais desafios ocorrem como resultado do dimensionamento para dispositivos cada vez maiores.

A computação quântica supercondutora deve mitigar o ruído quântico (interrupções do sistema causadas por sua interação com um ambiente), bem como o vazamento (leakage - perda de informações para o ambiente circundante). Uma maneira de reduzir o vazamento é com as medidas de paridade.^[86] Outra estratégia é usar qubits com grande anarmonicidade.^[87][88]

Efeitos do sistema de dois níveis (TLS) são uma fonte dominante de ruído em qubits supercondutores.^[89][90] O TLS atua como absorvedor ressonante de dois níveis que drena energia do qubit, reduzindo significativamente os tempos de coerência. Acredita-se que sejam causados por deformidades durante o processo de fabricação e óxidos amorfos de superfície que se formam sobre ou perto das junções Josephson. Além disso, os defeitos coerentes do TLS flutuam no tempo e, no momento, mitigá-los requer a recalibração total de processadores quânticos contendo 100 qubits cerca de uma vez por dia.^[89] À medida que a densidade do TLS aumenta, torna-se mais difícil proteger um sistema dos efeitos do TLS.^[89]

As tentativas de mitigar os efeitos do TLS incluem o desenvolvimento de novas técnicas de fabricação e a experimentação de novos materiais, como nióbio e tântalo.^[91]

As quase-partículas são excitações de elétron único que ocorrem quando os pares de Cooper se rompem. Elas consistem na superposição de um elétron e uma "lacuna de elétron" (electron hole). Ocorrem quando um par de Cooper é atingido por um fóton, fazendo com que se quebre.^[92] Existem dois tipos de partículas: quase-partículas de equilíbrio geradas termicamente e quase-partículas de não equilíbrio que são excitadas devido a outros efeitos no sistema. Embora as quase-partículas de equilíbrio possam ser suprimidas exponencialmente operando em baixas temperaturas, as quase-partículas de não equilíbrio, devidas à radiação, como raios gama e múons de raios cósmicos, não podem.^[92][93]

As tentativas de atenuar a geração de quase-partículas englobam o reforço da blindagem contra a radiação,^[94] o aprisionamento de quase-partículas, a engenharia de lacunas,^[95] ou a sua remoção do sistema de outras formas.^[96]

À medida que a computação quântica supercondutora se aproxima de dispositivos de maior escala, os pesquisadores enfrentam dificuldades na coerência do qubit, software de calibração escalável, determinação eficiente da fidelidade de estados quânticos em um chip inteiro, e fidelidade de porta e qubit.^[86] Além disso, os dispositivos de computação quântica supercondutora devem ser reproduzíveis de forma confiável em escalas cada vez maiores, de modo que sejam compatíveis com essas melhorias.^[86]

• IBM Quantum oferece acesso a mais de 20 sistemas de computação quântica.
• O IBM Quantum Experience oferece acesso gratuito à escrita de algoritmos quânticos e à execução deles em computadores quânticos de 5 qubits.
• O roteiro da IBM para computação quântica mostra sistemas de 65 qubits disponíveis em 2020 e 127 qubits previstos para estar disponíveis em algum momento de 2021.

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