量子糾纏作為量子信息中不可或缺的核心資源一直是人們研究的熱點(diǎn)之一�，F(xiàn)如今,糾纏態(tài)已被廣泛地應(yīng)用在量子通信、量子計(jì)算和量子計(jì)量等領(lǐng)域。在量子信息處理的過(guò)程中,糾纏態(tài)需要存在一定時(shí)間以完成一個(gè)量子操作。然而,糾纏態(tài)在現(xiàn)實(shí)物理世界中是脆弱的,這是因?yàn)榱孔酉到y(tǒng)與周圍環(huán)境的相互作用會(huì)破壞糾纏態(tài)導(dǎo)致退糾纏現(xiàn)象的發(fā)生。因此,如何在耗散環(huán)境中制備長(zhǎng)生穩(wěn)定的糾纏態(tài)成為了量子信息學(xué)中的主要問(wèn)題之一。腔量子電動(dòng)力學(xué)（腔QED）系統(tǒng)作為當(dāng)下最具前景的實(shí)現(xiàn)量子硬件的物理體系之一,已被廣泛地應(yīng)用在量子信息領(lǐng)域中。特別地,腔QED系統(tǒng)作為一個(gè)高效的糾纏生成源,許多方法已經(jīng)被提出用來(lái)在腔QED系統(tǒng)中制備不同形式的光子和原子的糾纏態(tài)。腔QED系統(tǒng)的耗散主要包括原子自發(fā)輻射和腔耗散,它們會(huì)嚴(yán)重地降低糾纏態(tài)的保真度。因此,在腔QED系統(tǒng)中制備高保真度的穩(wěn)定糾纏態(tài)一直是人們努力的目標(biāo)。本文主要的研究?jī)?nèi)容為在腔QED系統(tǒng)中利用不同方法制備高保真度穩(wěn)定的原子糾纏態(tài)。以二原子糾纏態(tài)的制備為研究起點(diǎn)逐步地將研究?jī)?nèi)容深入到多原子糾纏態(tài)的制備,分別提出了制備二原子三維糾纏態(tài)、三原子GHZ態(tài)、三原子W態(tài)和多原子NOON態(tài)的方案。在非馬爾可... 

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【學(xué)位級(jí)別】：博士

【部分圖文】：

物理模型結(jié)構(gòu)示意圖，我們考慮了兩個(gè)遠(yuǎn)距離的耗散腔，每個(gè)腔中俘獲一個(gè)Λ-型的三能級(jí)原子

哈爾濱工業(yè)大學(xué)理學(xué)博士學(xué)位論文圖2-2平均線性熵在非馬爾可夫環(huán)境中的時(shí)間演化曲線，其中相關(guān)參數(shù)為g==10κ。Fig.2-2Theevolutionoftheaveragelinearentropyasafunctionofthescaledtimeτ=κtinnon-Markovianenvironments,whereg==10κ.隨失諧量的增加而減小，也就是說(shuō)，失諧量的增加減緩了原子與腔場(chǎng)之間的相互作用過(guò)程，進(jìn)而增大了原子基態(tài)布居數(shù)從0增加到1所需的時(shí)間。從原子-腔系統(tǒng)在任意時(shí)刻t的波函數(shù)(2-13)式中可以看出，當(dāng)原子基態(tài)的布居數(shù)0<Pg<1時(shí)，原子-腔系統(tǒng)處在糾纏態(tài)上；當(dāng)原子基態(tài)的布居數(shù)Pg=1時(shí)，原子-腔系統(tǒng)處在可分態(tài)上。因此，增加失諧量能增大原子與腔場(chǎng)之間糾纏的存在時(shí)間。圖2-4給出了線性熵隨失諧量和l的變化曲線。從圖中可以看出，線性熵關(guān)于直線=l對(duì)稱并且線性熵的大小與失諧量和l的正負(fù)號(hào)有關(guān)。線性熵在區(qū)域·l<0內(nèi)的值大于其在區(qū)域·l>0的值。換句話說(shuō)，線性熵在失諧量和l的正負(fù)號(hào)相反時(shí)的值比較高。為了比較糾纏在非馬爾可夫環(huán)境和馬爾可夫環(huán)境中的行為，我們?cè)趫D2-5中給出了線性熵在非馬爾可夫環(huán)境和馬爾可夫環(huán)境中的時(shí)間演化曲線。從圖中可以看出，線性熵在非馬爾可夫環(huán)境中表現(xiàn)出明顯的振蕩行為，而線性熵在馬爾可夫環(huán)境中沒(méi)有表現(xiàn)出振蕩行為。糾纏在非馬爾可夫環(huán)境中的存在時(shí)間明顯長(zhǎng)于其在馬爾可夫環(huán)境中的存在時(shí)間，這主要?dú)w功于非馬爾可夫環(huán)境的記憶效應(yīng)使得部分系統(tǒng)信息和能量從環(huán)境中回流到系統(tǒng)中。此外，無(wú)論是在非馬爾可夫環(huán)境中還是在馬爾可夫環(huán)境中，失諧量的增加都能增大原子與腔場(chǎng)之間糾纏的存在時(shí)間。2.4原子之間的糾纏原子與腔場(chǎng)之間的相互作用使它們糾纏在一起，因而對(duì)腔中泄漏出的光子執(zhí)行聯(lián)合貝爾測(cè)量可以將原子與腔場(chǎng)之間的糾纏轉(zhuǎn)換為原子之間的糾纏。這里，我們考慮如下光子測(cè)量算符-

第4章腔QED系統(tǒng)中利用原子集體激發(fā)和單光子測(cè)量制備多原子NOON態(tài)4.2.3四原子NOON態(tài)的制備作為一個(gè)例子，我們數(shù)值模擬了四原子NOON態(tài)的制備過(guò)程并討論了腔場(chǎng)耗散和原子耗散對(duì)NOON態(tài)制備的影響。我們首先檢驗(yàn)了等效哈密頓量Heff的有效性。圖4-2給出了NOON態(tài)保真度在等效哈密頓量和原始哈密頓量下的時(shí)間演化曲線，其中相關(guān)參數(shù)為ν=2g，δL=L=18g。從圖中可以看出，NOON態(tài)的保真度在等效哈密頓量下的時(shí)間演化與其在原始哈密頓量下的時(shí)間演化一致，這表明了等效哈密頓量在此參數(shù)條件下是有效的。NOON態(tài)的保真度隨演化時(shí)間gt的增加先增大然后減校當(dāng)演化時(shí)間gt=π2λ1000時(shí)，NOON態(tài)的保真度達(dá)到最大值f1。從前文的推導(dǎo)可知，原子會(huì)被周期性地驅(qū)動(dòng)到NOON態(tài)上。在所選擇的原子初態(tài)下，原子在時(shí)刻τ=π2λ第一次被驅(qū)動(dòng)到NOON態(tài)上。圖4-2在等效哈密頓量和原始哈密頓量下，NOON態(tài)保真度的時(shí)間演化曲線，其中相關(guān)參數(shù)為ν=2g，δL=L=18g。Fig.4-2ThetimeevolutionforthefidelityoftheNOONstateundertheeffectiveandtheoriginalHamiltonians,wheretheparametersarechosenasν=2gandδL=L=18g.如前文所述，NOON態(tài)的制備時(shí)間τ僅僅依賴于等效耦合強(qiáng)度λ，而等效耦合強(qiáng)度λ又是腔之間耦合強(qiáng)度ν和失諧量δL,L的函數(shù)。因此，我們接下來(lái)討論腔之間耦合強(qiáng)度ν和失諧量δL,L對(duì)NOON態(tài)制備時(shí)間的影響。不失一般性，這里我們假定δL=L=δ。圖4-3給出了NOON態(tài)制備時(shí)間τ隨腔之間耦合強(qiáng)度ν和失諧量δ的變化曲線。從圖中可以看出，NOON態(tài)制備時(shí)間τ隨腔之間耦合強(qiáng)度ν和失諧量δ的增大而增大。因而減小腔之間耦合強(qiáng)度ν和失諧量δ可以有效地減少NOON態(tài)的制備時(shí)間。但值得注意的是，在推導(dǎo)等效哈密頓量的過(guò)程中，我們連續(xù)兩次使用了大失諧條件用以絕熱消除原


本文編號(hào)：3481229