Células unitarias de quits de cilbits de silicio compatibles con la industria que exceden el 99% de la fidelidad

El dispositivo A ejemplifica el alto rendimiento de los qubits en la oblea de 300 mm y, por lo tanto, puede usarse como un estudio de caso para examinar las fuentes de infidelidad. En las siguientes secciones, analizamos las contribuciones de error de GST y sus orígenes físicos probables en el dispositivo A, así como su rendimiento qubit en función del campo magnético. Basado en la consistencia de los errores dominantes reportados en la Fig. 4 y la similitud de la dinámica de frecuencia de Larmor en datos extendidos Fig. 3esperamos que esta conclusión se mantenga para los cuatro dispositivos.

Las puertas Zi e IZ se implementaron virtualmente y, por lo tanto, están en principio sin errores. Sin embargo, la actualización del reloj en la matriz de compuerta programable para el campo tomó un tiempo finito, lo que llevó a ligeras imperfecciones en estas operaciones virtuales debido a errores de ralentí. Por lo tanto, atribuimos sus infidelidades, 0.05 (4)% (0.04 (4)%) para Zi (IZ), a un pequeño retraso en el hardware de control.

Lo más importante es que la mayor contribución a la infidelidad para las puertas Xi, II y CZ es el generador de errores IZ estocástico, mientras que la puerta IX está limitada por el generador de errores de Zi estocástico, siendo la segunda contribución más alta el generador de errores de IZ estocástico, seguido por el generador de errores IY estocástico (Fig. 4). El generador de errores defasimentación estocástica del qubit que experimenta una rotación π/2 (Zi para la puerta XI e IZ para la puerta IX) es significativamente mayor para la puerta IX que para la puerta XI. Sin embargo, para el qubit inactivo (IZ para la puerta Xi y Zi para la puerta IX), es significativamente más grande para la puerta XI que para la puerta IX. Del mismo modo, la contribución de infidelidad a la puerta II del generador de errores defasificación estocástica IZ (0.15%) es mayor que para Zi (0.09%).

Primero, estas contribuciones de error podrían explicarse por el acoplamiento de ²⁹SI nuclear gira al estado de espín de electrones del qubit 2 (ref. ⁴¹). QUBT 1 también experimenta cambios cuasiestáticos en la frecuencia de Larmor, pero estos son de menor magnitud, a pesar de que los cambios marcados de qubit 1 son mayores (datos extendidos Fig. 3). Esta es otra indicación de que el residuo acoplado a hiperfinos ²⁹Los giros nucleares de Si son el origen de ese ruido. Como se esperaba, estos errores de ralentí se duplican aproximadamente (T_Xi= T_Ix= 400 ns) en comparación con la puerta de ralentí, que solo toma alrededor de la mitad del tiempo. Comparando la puerta II con la puerta CZ, el generador de error de Zi estocástico permanece constante (0.09%), pero el generador de errores IZ se duplica más que (0.40%), a pesar de que ambas puertas tienen la misma duración T_II = T_Cz= 212 ns. Sin embargo, durante la operación de la puerta CZ, la barrera de intercambio sintonizable se reduce para habilitar el intercambio de Heisenberg. Esto conduce a un cambio en el centro de la función de onda de electrones, posiblemente moviendo qubit 2 más cerca del ²⁹SI nuclear giro, aumentando así la interacción de hiperfina de contacto y el ruido cuasiestático en IZ.

En segundo lugar, puede parecer contradictorio que la infidelidad de la puerta esté dominada por el ruido en qubit 2, dado que \ ({T} _ {2, {\ rm {q}} 2}^{{\ rm {hahn}}}> {t} _ {2, {\ rm {q}} 1}^{{\ rm {hahn}} \) y \ ({T} _ {2, {\ rm {q}} 2}^{*} \ aprox {t} _ {2, {\ rm {q}} 1}^{*} \). Sin embargo, los experimentos GST están diseñados para amplificar, no hacer eco de fuentes de ruido persistentes. Por lo tanto, se ven fuertemente afectados por el ruido lento, como los cambios de frecuencia de Larmor que surgen de los giros nucleares acoplados con hiperfina. Por otro lado, los experimentos de Hahn Echo están limitados por el ruido de carga rápida. La variación de frecuencia de larmor, rastreada durante el experimento GST usando retroalimentación en tiempo real^39,40muestra una desviación estándar más alta para la variación de frecuencia QBIT 2 en comparación con Qitb 1 (Datos extendidos Fig. 3). Además, las infidelidades de las puertas Xi, IX, II y CZ disminuyen para tasas de retroalimentación de Larmor más altas, siendo la contribución principal nuevamente el generador de errores estocástico IZ para Xi, II y CZ y los generadores de errores Zi estocásticos para la puerta IX (Fig. Datos extendidos Fig. 6).

Tercero, las secuencias entre las cuales la retroalimentación de frecuencia de Larmor exhibe un gran cambio de frecuencia se pueden eliminar del conjunto de datos GST, pero esto tiene un efecto significativo solo en el generador de errores IZ estocástico de la puerta XI (datos extendidos Fig. 7). Además, la propagación de la frecuencia de larmor es independiente de B₀ mientras que el cambio de Stark aumenta linealmente (Figs de datos extendidos. 8 y 9) y la interacción giro -órbita en qubit 1 es más fuerte en comparación con qubit 2, como se puede ver en la fig. 3a, b. La desviación estándar de la retroalimentación de frecuencia de Larmor aumenta de manera similar en función del tiempo de ejecución del experimento total para distintos instancias en todos los campos magnéticos (datos extendidos Fig. 10). Por lo tanto, estos saltos de escala de tiempo lentos probablemente se originan en el acoplamiento de qubit 2 fuertemente a los estados de espín nuclear del residual ²⁹Átomos de Si. Como tal, contribuyen significativamente a las infidelidades de la puerta y son la causa de las observaciones descritas anteriormente^2,42,43. Estos saltos lentos en la frecuencia de larmor no contribuyen a \ ({T} _ {2}^{{\ rm {Hahn}}} \) y, por lo tanto, no contradicen \ ({T} _ {2, {\ rm {q}} 2}^{{\ rm {hahn}}}> {t} _ {2, {\ rm {q}} 1}^{{\ rm {hahn}} \).

En términos de rendimiento del dispositivo qubit, Fig. 5 muestra la vida útil y las métricas de coherencia como funciones del campo magnético B₀. T₁y \ ({T} _ {2}^{*} \) Primero aumento hastaB₀= 0.3–0.4 t, seguido de una disminución paraB₀. Porque \ ({T} _ {2}^{*} \) es sensible al ruido de DC, muestra 1/ F ruido hasta las frecuencias correspondientes al tiempo total del experimento, que lo convierte en una mala métrica para comparar diferentes qubits o plataformas qubit. La inclusión de la retroalimentación de frecuencia de Larmor en el experimento reduce la contribución de la baja frecuencia 1/ F ruido⁴⁴. Demostramos esto en datos extendidos Fig. 11a, b tramando \ ({T} _ {2}^{*} \) en función del tiempo de medición acumulada. La mayoría de las curvas son aproximadamente planas, lo que muestra la efectividad del mecanismo de retroalimentación. Datos extendidos Fig. 11c, D mostrar la variación de \ ({T} _ {2}^{*} \) en función del tiempo de laboratorio.

a–doSpin LifetimeT₁ (a), Ramsey \ ({T} _ {2}^{*} \) (b) y Hahn Echo \ ({T} _ {2}^{{\ rm {Hahn}}} \) (do) Métricas como funciones de la amplitud del campo magnético aplicado B₀ . Medimos ambos qubits para cada experimento entrelazado y repitimos este 50 ( T₁), 10,000 (\ ({T} _ {2}^{*} \)) y 2,000 (\ ({T} _ {2}^{{\ rm {Hahn}}} \)) tiempos. Experimentos de Ramsey en B₀ = 0.05 T, 0.1 T, 0.8 T y 1.1 T se repitieron 50,000, 100,000, 50,000 y 40,000 veces. El experimento de eco de Hahn en B₀= 1.3 t se repitió 500 veces. Entre cada repetición utilizamos retroalimentación de frecuencia de Larmor en tiempo real después del protocolo descrito en la Ref. ³⁹. Los datos se ajustaron utilizando las funciones descritas en datos extendidos Fig. 2. Los datos que se muestran como estrellas corresponden a métricas medidas durante la evaluación comparativa de dos quits (datos extendidos Fig. 2), utilizando un método y voltajes de puerta que diferían de los utilizados para el barrido del campo magnético. Las barras de error representan el nivel de confianza del 95%.

Los tiempos de coherencia más medidos para el dispositivo A incluyen el tiempo de coherencia de eco de Hahn \ ({T} _ {2}^{{\ rm {hahn}}} = \ text {1,900} \, {\ rm {\ mu}} {\ rm {s}} \) (1.805 μs) para qubit 2 (qubit 1) medido en el campo magnético bajo de B₀= 50 tm, así como \ ({T} _ {2}^{*} \) = 40.6 μs (39.0 μs) yT₁= 9.5 s (4.7 s). El largo \ ({T} _ {2}^{{\ rm {Hahn}}} \) y su pequeña variación entre ambos qubits indica que el ruido magnético domina en campos bajos. Al aumentar B₀el cambio Stark aumenta linealmente (datos extendidos Fig. 9), con pendientes más pronunciadas para qubit 1 (δ Ω_Rígido(P1, J, P2) = (−19.9 (4), 31.3 (3), 14.2 (4)) MHz V⁻¹T⁻¹) que para qubit 2 ((0, 3.2 (2), 16.7 (4)) MHz V⁻¹ T⁻¹ ), que se manifiesta en un acoplamiento más fuerte para cargar el ruido a través de la interacción de la órbita giratoria y resultando en una coherencia reducida, con un 33% más grande \ ({T} _ {2, Q2}^{{\ rm {Hahn}}} = 617 (26) \, {\ rm {\ mu}} {\ rm {s}} \)(\ ({T} _ {2, q1}^{{\ rm {Hahn}}} = 464 (22) \, {\ rm {\ mu}} {\ rm {s}} \) ) en B₀= 1.3 T. El desplazamiento Stark observado es causado por completo por el acoplamiento intrínseco de la órbita de giro de los electrones de silicio confinados en el SI/SIO₂interfaz. Para el dispositivo A, el campo magnético externo apunta en la orientación de red (110), donde la variabilidad delgramo El factor es el más alto y el componente Dresselhaus Spin -Orbit domina. Este tipo de acoplamiento de spin -órbita está en gran medida influenciado por la rugosidad atomista en el SI/SIO₂interfaz²⁹. En presencia de un sesgo de puerta, el punto cuántico se mueve debajo de la interfaz rugosa, cambiando sugramo factor. La magnitud y el signo del desplazamiento resultante dependen de la dirección en la que la puerta mueve el punto cuántico. Los valores típicos varían entre -80 MHz V⁻¹ T⁻¹a 80 MHz V⁻¹T⁻¹(árbitro. ²⁵). En el dispositivo A, obtuvimos -20 MHz V⁻¹T⁻¹a 30 MHz V⁻¹T⁻¹que cae dentro de ese rango. La dinámica del campo magnético de los tiempos de coherencia de giro es distinta de los resultados anteriores para dispositivos académicos⁷y el origen físico exacto requiere un estudio más detallado, que está más allá del alcance de este trabajo.

Mirando hacia el futuro, el aumento de \ ({T} _ {2}^{{\ rm {Hahn}}} \)Para campos bajos es extremadamente alentador porque indica que los qubits son susceptibles de técnicas de control más escalables. Dichos enfoques impulsan continuamente el giro utilizando un campo de microondas modulado para desacoplarlo del ruido y eliminar la precesión libre (\ ({T} _ {2}^{{\ rm {hahn}}} \ gg {t} _ {2}^{*} \) )^36,45. La operación en campos más bajos requiere una modalidad diferente de la puerta de dos quits. Para lograr puertas igualmente rápidas, se implementará una operación similar a un intercambio. Además, en los campos bajos, un control global siempre activo es beneficioso para evitar errores de ralentí y usar los largos tiempos de desacoplamiento \ ({T} _ {2}^{{\ rm {hahn}}} \ gg {t} _ {2}^{*} \)observado. Esto se puede lograr alineando la dirección del campo magnético de tal manera que las frecuencias de larmor de los qubits se vuelven degenerados⁴⁵. El desafío clave para esa modalidad de operación son los cambios de marcado suficientemente grandes.

Nuestra implementación elegida de una puerta de enredo (CZ) es más rápida que los esquemas de desacoplamiento, pero se basa en que la interacción de intercambio sea menor que la diferencia de energía Zeeman de los dos qubits ( J_Excª ≪Δmi_Z). ElegimosB₀Valores en el rango 0.662–0.7 t Para cumplir con este requisito, pero en el futuro, tenemos la intención de explorar otras implementaciones de puerta de dos quits⁸.