CN116636163A - 量子纠缠装置 - Google Patents

量子纠缠装置 Download PDF

Info

Publication number
CN116636163A
CN116636163A CN202180076883.2A CN202180076883A CN116636163A CN 116636163 A CN116636163 A CN 116636163A CN 202180076883 A CN202180076883 A CN 202180076883A CN 116636163 A CN116636163 A CN 116636163A
Authority
CN
China
Prior art keywords
sqe
quantum entanglement
quantum
scissor
level
Prior art date
Legal status (The legal status is an assumption and is not a legal conclusion. Google has not performed a legal analysis and makes no representation as to the accuracy of the status listed.)
Pending
Application number
CN202180076883.2A
Other languages
English (en)
Inventor
松本贵裕
德光昭夫
Current Assignee (The listed assignees may be inaccurate. Google has not performed a legal analysis and makes no representation or warranty as to the accuracy of the list.)
Individual
Original Assignee
Individual
Priority date (The priority date is an assumption and is not a legal conclusion. Google has not performed a legal analysis and makes no representation as to the accuracy of the date listed.)
Filing date
Publication date
Application filed by Individual filed Critical Individual
Publication of CN116636163A publication Critical patent/CN116636163A/zh
Pending legal-status Critical Current

Links

Classifications

    • G—PHYSICS
    • G06—COMPUTING; CALCULATING OR COUNTING
    • G06N—COMPUTING ARRANGEMENTS BASED ON SPECIFIC COMPUTATIONAL MODELS
    • G06N10/00—Quantum computing, i.e. information processing based on quantum-mechanical phenomena
    • G06N10/40—Physical realisations or architectures of quantum processors or components for manipulating qubits, e.g. qubit coupling or qubit control
    • H—ELECTRICITY
    • H04—ELECTRIC COMMUNICATION TECHNIQUE
    • H04B—TRANSMISSION
    • H04B10/00—Transmission systems employing electromagnetic waves other than radio-waves, e.g. infrared, visible or ultraviolet light, or employing corpuscular radiation, e.g. quantum communication
    • H04B10/70—Photonic quantum communication
    • B—PERFORMING OPERATIONS; TRANSPORTING
    • B82—NANOTECHNOLOGY
    • B82Y—SPECIFIC USES OR APPLICATIONS OF NANOSTRUCTURES; MEASUREMENT OR ANALYSIS OF NANOSTRUCTURES; MANUFACTURE OR TREATMENT OF NANOSTRUCTURES
    • B82Y10/00—Nanotechnology for information processing, storage or transmission, e.g. quantum computing or single electron logic
    • G—PHYSICS
    • G02—OPTICS
    • G02F—OPTICAL DEVICES OR ARRANGEMENTS FOR THE CONTROL OF LIGHT BY MODIFICATION OF THE OPTICAL PROPERTIES OF THE MEDIA OF THE ELEMENTS INVOLVED THEREIN; NON-LINEAR OPTICS; FREQUENCY-CHANGING OF LIGHT; OPTICAL LOGIC ELEMENTS; OPTICAL ANALOGUE/DIGITAL CONVERTERS
    • G02F3/00—Optical logic elements; Optical bistable devices
    • G—PHYSICS
    • G06—COMPUTING; CALCULATING OR COUNTING
    • G06N—COMPUTING ARRANGEMENTS BASED ON SPECIFIC COMPUTATIONAL MODELS
    • G06N10/00—Quantum computing, i.e. information processing based on quantum-mechanical phenomena
    • G06N10/20—Models of quantum computing, e.g. quantum circuits or universal quantum computers

Landscapes

  • Physics & Mathematics (AREA)
  • Engineering & Computer Science (AREA)
  • General Physics & Mathematics (AREA)
  • Theoretical Computer Science (AREA)
  • Data Mining & Analysis (AREA)
  • Mathematical Physics (AREA)
  • Evolutionary Computation (AREA)
  • Computational Mathematics (AREA)
  • Mathematical Analysis (AREA)
  • Mathematical Optimization (AREA)
  • Pure & Applied Mathematics (AREA)
  • Computing Systems (AREA)
  • General Engineering & Computer Science (AREA)
  • Condensed Matter Physics & Semiconductors (AREA)
  • Software Systems (AREA)
  • Artificial Intelligence (AREA)
  • Optics & Photonics (AREA)
  • Nonlinear Science (AREA)
  • Electromagnetism (AREA)
  • Computer Networks & Wireless Communication (AREA)
  • Signal Processing (AREA)
  • Recrystallisation Techniques (AREA)
  • Optical Modulation, Optical Deflection, Nonlinear Optics, Optical Demodulation, Optical Logic Elements (AREA)

Abstract

量子纠缠装置具有：IV族半导体(S,S1,S2)；和由IV族半导体(S,S1,S2)的表面的至少1个原子和与该原子的末端结合的2个氢原子或2个氘原子构成的剪刀型量子纠缠元件(SQE)。

Description

量子纠缠装置
技术领域
本发明涉及量子纠缠装置、使用了该量子纠缠装置的量子纠缠光子对产生装置、量子纠缠光子对激光装置、量子计算机、量子通信装置和量子密码装置。
背景技术
在量子计算机、量子信息技术、量子密码、量子隐形传态等量子通信技术中，为了构成量子纠缠光子对产生装置和量子比特装置而使用量子纠缠装置。
量子纠缠状态是指在2个以上的粒子或状态具有量子力学上的关联的情况下出现的状态。作为出现量子纠缠状态的系统，已知有利用了具有自旋1的光子的圆偏振光状态的系统、利用了具有自旋1/2的电子和原子的自旋状态的系统、利用了氢分子的邻位状态和对位状态的系统(参照非专利文献1)等。这样，为了实现量子纠缠状态，需要粒子或量子状态的稳定的自旋控制动作。
现有的量子纠缠装置利用激光冷却法将40Ca原子在空间的某一点施加高频电压进行电捕获，即，进行保罗陷阱，利用冷却至极限的40Ca原子的3能级结构，产生波长551nm和波长423nm的纠缠光子对(参照非专利文献2、3、4、5)。
图17是用于说明产生上述现有的由40Ca原子构成的量子纠缠光子对的原理的图，(A)为能级图，(B)为表示级联跃迁的图。
如图17的(A)所示，40Ca具有由单重态基态能级E0、三重态中间能级E1和单重态激发能级E2构成的3能级结构。其结果，单重态基态能级E0与单重态激发能级E2具有相同的总角动量J＝0和自旋角动量m＝0，因此，被激发为单重态激发能级E2的40Ca在三重态中间能级E1状态下经由总角动量J＝1和自旋角动量m＝+1、0、-1中的m＝+1或-1的状态而产生图17的(B)所示的基于右旋极化的级联跃迁|R21>、|R10>、和基于左旋极化的级联跃迁|L21>、|L10>，产生在量子力学上无法区别产生哪种跃迁的数学式1的量子状态|Ψ>中记载的量子纠缠光子对。
[数学式1]
现有技术文献
非专利文献
非专利文献1：D.M.Dennison,A note on the specific heat of the hydrogenmolecule,Proc.R.Soc.London,Ser.A115,483(1927).
非专利文献2：R.Horodecki,P.Horodecki,M.Horodecki,and K.Horodecki,Rev.Mod.Phys.81,865(2009).
非专利文献3：J.Audretsch,Entangled Systems：New Directions in QuantumPhysics(Whiley-VCH,Weinheim,2007).
非专利文献4：D.F.Walls and G.J.Milburn,Quantum Optics(Springer,Berlin,1994).
非专利文献5：枝松圭一,“单一光子和量子纠缠光子”,共立出版,127-128页,2018.
发明内容
发明所要解决的课题
但是，在上述图17的现有的量子纠缠装置中，为了利用激光冷却法将40Ca原子在空间的某一点施加高频电压进行电捕获，即，进行保罗陷阱，冷却至极限而进行稳定的自旋控制动作，需要精密地控制频率的冷却用激光源和超高真空装置，制造成本非常高，另外，存在难以将许多40Ca原子配置在所期望的位置的课题。
另外，在上述图17的现有的量子纠缠装置中，还存在下述课题：产生的光的波长成为比近红外(波长1μm)短的可见光区域的波长，不适合重视隐匿性的量子信息控制用光源和通信用光源。
用于解决课题的手段
为了解决上述课题，本发明的量子纠缠装置具备：IV族半导体；和由IV族半导体的表面的至少1个原子和与该原子的末端结合的2个氢原子或2个氘原子构成的剪刀型量子纠缠元件。IV族半导体的表面的至少1个原子和与该原子的末端结合的2个氢原子或2个氘原子其基准振动由谐和振子描述，对应于谐和振子表示的偶奇性，自旋状态成为对称自旋状态或反对称自旋状态。
另外，本发明的量子纠缠光子对产生装置具备：上述的量子纠缠装置；和用于激发剪刀型量子纠缠元件的泵浦光源，使由剪刀型量子纠缠元件产生的光子对成为量子纠缠状态。
另外，本发明的量子纠缠光子对发生激光装置具备：IV族半导体；由IV族半导体的表面的2个以上的原子和与各原子的末端结合的2个氢原子或2个氘原子构成的2个以上的剪刀型量子比特元件；和用于整体激发2个以上的剪刀型量子纠缠元件的泵浦光源，使2个以上的剪刀型量子纠缠元件接近地配置，使由剪刀型量子纠缠元件产生的光子对受激发射。
此外，本发明的量子计算机具备：IV族半导体；和由IV族半导体的表面的2个以上的原子和与各原子的末端结合的2个氢原子或2个氘原子构成的2个以上的剪刀型量子纠缠元件，在2个以上的剪刀型量子纠缠元件间进行酉运算。
此外，本发明的量子通信装置和量子密码装置具备：IV族半导体；和由IV族半导体的表面的2个以上的原子和与各原子的末端结合的2个氢原子或2个氘原子构成的2个以上的剪刀型量子纠缠元件，在2个以上的剪刀型量子纠缠元件间进行贝尔测定，引起量子隐形传态或量子纠缠交换。
发明的效果
根据本发明，利用形成于剪刀型量子纠缠元件的量子纠缠。由于对IV族半导体及其表面的氢末端处理可以使用通常的半导体制造处理工序进行，因此能够降低制造成本。另外，也能够应用于量子信息控制用光源和通信用光源。
附图说明
图1是示出本发明的量子纠缠装置的实施例的原子配置图。
图2是用于说明图1的量子纠缠装置的第1制造方法的原子配置图。
图3是说明图2的球状纳米单晶硅的图，(A)是球状纳米单晶硅的聚集体的透射型电子显微镜照片，(B)是通过小角X射线散射测定装置分析的球状纳米单晶硅的小角X射线散射光谱，(C)是示出球状纳米单晶硅的半径尺寸分布的曲线图。
图4是用于说明图1的量子纠缠装置的第2制造方法的图，(A)是截面图，(B)是原子配置图。
图5是示出数学式2的系数bαβ的表，(A)示出相对于1次激发状态能级1SC的单重态能级→三重态能级跃迁时的散射截面积，(B)示出相对于2次激发状态能级2SC的单重态能级→单重态能级跃迁时的散射截面积。
图6示出图1的剪刀型量子纠缠元件的由非弹性中子散射谱仪得到的分析结果，(A)是示出能量90～140meV的标准化散射强度S(Q,E)的二维曲线图，(B)是示出以(A)的能级1SC＝113meV切割的标准化散射强度S(Q,113meV)的曲线图。
图7是示出图6(B)的能级1SC的标准化散射强度S(Q,113meV)的傅利叶变换光谱的曲线图。
图8示出图1的剪刀型量子纠缠元件的由非弹性中子散射谱仪得到的分析结果，(A)是示出能量200～250meV的标准化散射强度S(Q,E)的二维曲线图，(B)是示出以(A)的2次激发能级2SC＝226meV切割的标准化散射强度S(Q,226meV)的曲线图。
图9是利用了图1的剪刀振动模式(SC模式)的量子纠缠元件的能级图。
图10是示出使用了2个以上图1的剪刀型量子纠缠元件的量子纠缠激光产生的原理的图。
图11是示出使用了图1的剪刀型量子纠缠元件的量子纠缠光子对产生装置的图。
图12是用于说明在排列多个图1的剪刀型量子纠缠元件时为了生成进行各个剪刀型量子纠缠元件的识别所需的不均匀能级的扩展而应进行的物理分析的图，(A)是量子纠缠装置的立体图，(B)是能级图，(C)是光吸收/发光的频谱图。
图13是用于说明图1的剪刀型量子纠缠元件的控制非门的动作的图。
图14是用于说明使用了图1的剪刀型量子纠缠元件的量子隐形传态协议的图，(A)是量子比特配置图，(B)是配线图。
图15是示出使用了图1的剪刀型量子纠缠元件的量子计算机的图。
图16是示出使用了图1的剪刀型量子纠缠元件的贝尔测定的原理的图。
图17是用于说明现有的量子纠缠装置的图，(A)是能级图，(B)是示出级联跃迁的图。
实施例
图1是示出本发明的量子纠缠装置的实施例的原子配置图。
如图1所示，量子纠缠装置由硅半导体S和剪刀型量子纠缠元件SQE构成，该剪刀型量子纠缠元件SQE由与硅半导体S的表面的1个硅原子1结合的氢原子(质子)(H)2、3构成。即，在硅半导体S中，硅原子1间以弹簧常数k1共价键合。另外，在剪刀型量子纠缠元件SQE中，氢原子2、3与硅原子1以弹簧常数k2共价键合，氢原子2、3相互没有化学键合，经由硅原子1以弹簧常数k3产生相互作用。此处，剪刀型量子纠缠元件SQE的振动用谐和振子表示，考虑其固有振动状态，氢原子2、3均为费米子，对粒子的交换要求反对称性。其结果，自旋自由度与固有振动状态之间出现相关，形成量子力学上无法区分的量子纠缠状态。由于该量子纠缠状态的零点振动能量为100meV以上，因此能够构成至600K的温度区域为止可稳定工作的剪刀型量子纠缠元件SQE。
图2是用于说明图1的量子纠缠装置的第1制造方法的原子配置图。
首先，通过电化学阳极氧化法对单晶硅基板(未图示)进行蚀刻，形成如图3的(A)的透射型电子显微镜照片所示的球状纳米单晶硅S1的聚集体。此处，蚀刻条件为，电流密度为10mA/cm2，蚀刻溶液是浓度比HF：H2O：C2H5OH＝3：3：4的混合溶液。另外，单晶硅基板使用电阻率3-5Ωcm的p型(100)基板。球状纳米单晶硅S1通过小角X射线散射测定装置进行分析，可以得到如图3的(B)所示的相对于波数q的小角X射线散射光谱I(q)。通过利用多分散硬球模型对该光谱进行分析，如图3的(C)所示，能够评价具有各种半径尺寸的球状纳米单晶硅S1的半径R(nm)分布。根据图3的(C)的半径尺寸分布N，球状纳米单晶硅S1的半径R以0.4～2.5nm分布，平均半径R为1.2nm，平均直径为2.4nm。将具有直径2.4nm的球状纳米单晶硅S1的结晶示意图示于图2。直径2.4nm的球状纳米单晶硅S1由377个硅原子构成，若通过红外吸收光谱评价法、电子自旋共振法和二次离子质谱评价法分析其表面结构，在球状纳米单晶硅S1的整个表面形成氢H封端的结构，几乎不存在未被氢封端的未键合的化学键(悬空键)。这种情况下，悬空键的密度为1015/cm3。
进而，为了降低球状纳米单晶硅S1的表面的悬空键密度、促进氢化，进行氢化末端处理。例如使球状纳米单晶硅S1渗透到小于10％的氢氟酸(HF)液体或40％缓冲氟酸(NH4F)液体中。通过该氢化末端处理，悬空键密度为1014/cm3以下。如此得到的球状纳米单晶硅S1的表面呈球面，因此微小地混合存在各种晶面例如(100)面、(111)面。其结果，在(100)面形成SiH2末端，在(111)面形成SiH末端。通过电化学阳极氧化法制作的球状纳米单晶硅S1中，(100)面的占有面积与(111)面的占有面积大致相同，实际上，通过红外吸收光谱测定法可知SiH2末端的数：SiH末端的数为1：1。如图2所示，确认到在由377个硅原子构成的球状纳米单晶硅S1表面形成末端的196个氢原子(H)具有由大致相同数量的SiH(量子双重振子，quantum double oscillator,QDO)和SiH2(量子三重振子，quantum triple oscillator，QTO)构成的表面结构。
这样，在球状纳米单晶硅S1的表面能够牢固地形成非常多的作为量子三重振子(QTO)的SiH2末端作为图1的剪刀型量子纠缠元件SQE。
需要说明的是，SiH2末端的量子三重振子(QTO)成为Si和2个H谐和振动的状态，对应于谐和振子表示的偶奇性，自旋状态成为对称自旋状态或反对称自旋状态。另一方面，SiH末端的量子二重振子(QDO)成为Si和1个H谐和振动的状态。另外，为了使剪刀型量子纠缠元件SQE的基准振动为激发状态或基态，在IV族半导体S1设置有产生电场E1X、E1Y、E1Z的电场产生电路201(或产生磁场的磁场产生电路或产生电子射线的电子射线产生电路)，进而为了分离剪刀型量子纠缠元件SQE的简并的能级，设置有产生电场E2X、E2Y、E2Z的电场产生电路202(或产生磁场的磁场产生电路)。需要说明的是，电场产生电路201、202也可以是1个电场产生电路。
图4是用于说明图1的量子纠缠装置的第2制造方法的图，(A)是截面图，(B)表示表面的原子结构。
首先，准备图4的(A)所示的(100)面单晶硅S2。需要说明的是，在(100)面单晶硅S2的表面通常形成有薄的自然氧化(SiO2)层S2O。
接着，进行(100)面单晶硅S2的表面的氢化末端处理。例如利用小于10％的氢氟酸(HF)液体或40％缓冲氟酸(NH4F)液体蚀刻(100)面单晶硅S2的表面，除去薄的自然氧化(SiO2)层S2O。除去后，如图4的(B)所示，在(100)面单晶硅S2的(100)面形成SiH2末端。
这样，在(100)面单晶硅S2的表面能够牢固地形成非常多的作为量子三重振子(QTO)的SiH2末端作为图1的剪刀型量子纠缠元件SQE。需要说明的是，在(100)面单晶硅S2中未形成SiH末端。另外，为了使剪刀型量子纠缠元件SQE的基准振动为激发状态或基态，在IV族半导体S2设置有产生电场E1X、E1Y、E1Z的电场产生电路401(或产生磁场的磁场产生电路或产生电子射线的电子射线产生电路)，进而为了分离剪刀型量子纠缠元件SQE的简并的能级，设置有产生电场E2X、E2Y、E2Z的电场产生电路402(或产生磁场的磁场产生电路)。需要说明的是，电场产生电路401、402也可以是1个电场产生电路。
上述量子纠缠状态通过使用非弹性中子散射(INS)谱仪的红外振动状态的测定来确认。在非弹性中子散射谱仪中，中子非弹性散射通过从中子产生到被检测出的飞行时间(TOF)来测定。红外振动状态由后述的Q、E的二维曲线标准化散射强度S(Q,E)的曲线图给出，理论上由以下示出散射强度的数学式2给出。
[数学式2]
其中，下标i为初始状态，下标f为最终状态，pi为统计权，Q为从初始状态i到最终状态f的动量动量跃迁矢量(波数矢量差＝ki-kf)，E为从初始状态i到最终状态f的中子的能量跃迁(其中，本说明书中，仅作为能量，中子初始状态能量为Ei＝0.5eV，中子最终状态能量为Ef)，bαβ为各核(α,β＝1为Si原子1，α,β＝2,3为氢原子2、3)中的散射长度的积(散射截面积)，rα为核α中的位置矢量，rβ为核β中的位置矢量，Φ是由量子数nνρ和基准坐标ξνρ表现的谐和振子的波动函数，由埃尔米特多项式与高斯函数的乘积表示。该情况下，在E＝Ef-Ei时，(2)式用S(Q,E)表示。此处，下标ρ表示X,Y,Z坐标，ν表示基准坐标的编号。因此，能级Eνρ由数学式3表示。
[数学式3]
其中，角频率ωνρ是弹簧常数k1ρ、k2ρ、k3ρ和质量m1、m2、m3(＝m2)的函数。
另外，由上述量子数nνρ表示的谐和振子的波动函数Φ如Φ(ξ1ρ)那样由基准坐标ξ1ρ、ξ2ρ、ξ3ρ表示，在该基准坐标与图1中表现的位移矢量u1ρ、u2ρ、u3ρ之间存在数学式4的关系。
[数学式4]
此处，θρ与角频率ωνρ同样地是由弹簧常数k1ρ、k2ρ、k3ρ和质量m1、m2、m3(＝m2)表示的函数。
表示图1所示的由硅原子1和氢原子2、3构成的剪刀型量子纠缠元件SQE的总波动函数Ψnνρ(ξνρ)由以上述基准坐标为变量的振动状态的波动函数Φnνρ(ξνρ)和自旋状态的波动函数σnνρ(ξνρ)的乘积、即数学式5表示。
[数学式5]
另外，氢原子(质子)为自旋1/2的费米子，因此，要求2个氢原子2、3相对于彼此的氢原子坐标的交换而总波动函数Ψnνρ(ξνρ)为反对称。即，若进行氢原子坐标u2ρ、u3ρ的交换运算P，则数学式4成为Pξ1ρ＝ξ1ρ、Pξ2ρ＝ξ2ρ、Pξ3ρ＝-ξ3ρ，与此相应地，埃尔米特多项式Hnνρ(ξνρ)也在量子数nνρ为偶数的情况下成为偶函数，在量子数nνρ为奇数的情况下成为奇函数，因此Hn3ρ(ξ3ρ)通过交换运算P使奇数次的能级转换成PΦodd(ξ3ρ)＝-Φodd(ξ3ρ)。由于总波动函数Ψnνρ(ξνρ)为反对称的要求，奇数次能级的自旋状态具有三重态核自旋状态这样的对称自旋状态，偶数次能级成为具有反对称性的单重态核自旋状态。由该坐标ξ3ρ表现的振动状态成为剪刀振动状态(SC模式)。
ξ3ρ以外的其他坐标的对称性由于PΦn1ρ(ξ1ρ)＝Φn1ρ(ξ1ρ)、PΦn2ρ(ξ2ρ)＝Φn2ρ(ξ2ρ)和与振动相关的波动函数的符号没有变化，因此，总波动函数Ψnνρ(ξνρ)的反对称性的要求由自旋状态的波动函数的项承担，在n1ρ和n2ρ的全部能量状态下成为单重态核自旋状态。
图1所示的由硅原子1和氢原子2、3构成的剪刀型量子纠缠元件SQE由于相对于2个氢原子坐标的交换而总波动函数为反对称的要求，成为以单重态核自旋状态或三重态核自旋状态描述的量子纠缠装置。该量子纠缠装置的特征在于，图1所示的由硅原子1和氢原子2、3构成的系统的全部物理振动状态处于量子纠缠状态，单重态核自旋状态和三重态核自旋状态成为最量子纠缠的状态。
与由氢分子构成的现有的量子纠缠元件(参照非专利文献1)中的由氢分子观测到的能量差10meV相比，在由2个氢原子构成的本发明的剪刀型量子纠缠元件SQE中，由振动波动函数与自旋波动函数的乘积产生的反对称波动函数在单重态基态与三重态1次激发状态之间的剪刀振动状态(SC模式)下诱发大的能量差113meV，因此成为在室温下也稳定工作的量子纠缠元件SQE。另外，氢分子为气体状态的现有的量子纠缠元件(参照非专利文献1)需要气室等，但本发明的剪刀型量子纠缠元件SQE牢固地构成于硅表面，因此适于实用。
各能级中的标准化散射强度S(Q,E)可以通过进行核自旋波动函数和中子自旋波动函数的代数计算而得到。上述SC模式的1次激发状态能级1SC为113meV，这在用量子数记载时相当于从n3X＝n3Y＝0向n3X＝n3Y＝1的跃迁(从偶函数向奇函数的跃迁)。该情况下，在X、Y方向间简并。对于能级1SC的单重态能级→三重态能级跃迁的数学式2的系数bαβ使用图5的(A)所示的表进行计算。上述SC模式的2次激发状态能级2SC为226meV，这在用量子数记载时相当于从n3X＝n3Y＝0向n3X+n3Y＝2的跃迁，即，相当于从偶函数向偶函数的跃迁。这种情况下，在X、Y方向间简并。对于能级2SC的单重态能级→单重态能级跃迁的数学式2的系数bαβ使用图5的(B)所示的表进行计算。需要说明的是，图5中的σinc表示各原子所具有的中子的非相干散射截面积，σcoh表示中子的相干散射截面积。
若着眼于图5的(A)所示的单重态能级→三重态能级跃迁中的非相干散射截面积bαβ，该项给出能级1SC(＝113meV)的散射强度S，对角分量(b22,b33)能够以氢的非相干散射描述，因此可预测能级1SC(＝113meV)的散射强度S大。观察非弹性中子散射的实验值的图6的(A)的二维曲线S(Q,E)，可知在能级1SC(＝113meV)产生了强度强的散射。图6的(A)的能级1N(＝80meV)和2M(＝140meV)是由SiH产生的强度强的散射，虽然被这2个光谱夹着，但能级1SC明确存在。即，能级1SC的中子散射如以E＝113meV切割图6的(A)的S(Q,E)的光谱即图6的(B)的实验值601所示，形成在动量跃迁具有峰的强散射光谱。
若着眼于图5的(A)所示的单重态能级→三重态能级跃迁中的非相干散射截面积bαβ，该项给出能级1SC(＝113meV)的散射强度，并且，非对角分量(b23,b32)能够以氢的非相干散射表示，因此可预测在能级1SC(＝113meV)的散射中产生大的干涉。观察以E＝113meV切割图6的(A)的S(Q,E)的光谱即图6的(B)所示的非弹性中子散射的实验值601，在散射光谱中明确地观测到干涉图案。该干涉图案表示2个氢处于量子纠缠状态，理论上预测成为具有2个氢的原子间距离的频率分量的干涉图案。将非弹性中子散射的图6的(B)的实验值601进行傅利叶变换，评价干涉图案以何种原子间距离为起源，结果为图7。关于在能级1SC(＝113meV)的散射中产生的大的干涉以氢原子间距离为起源，如实验值701所示在实验上被证明，并且如理论值702所示在理论上被证明。
在不处于量子纠缠状态的情况下，散射光谱中观测不到干涉图案。图6的(B)的理论值602为没有量子纠缠的情况，理论值603为有量子纠缠的情况。没有量子纠缠的情况下的理论值602示出不存在干涉图案的平滑曲线。可知在对没有量子纠缠的情况下的理论值602进行了傅利叶变换的光谱中未出现明确的光谱峰。
另一方面，若着眼于图5的(B)所示的单重态能级→单重态能级跃迁中的相干散射截面积bαβ，该项给出能级2SC(＝226meV)的散射强度S，对角分量和非对角分量全部能够以氢和硅原子的相干散射项表示，因此可预测能级2SC(＝226meV)的散射强度S与能级1SC(＝113meV)的散射强度S相比为1/10以下的非常小的强度。需要说明的是，σcoh (H)＝1.76，σcoh (Si)＝2.16，σinc (H)＝80.26。观察非弹性中子散射的实验值的图8的(A)，可知在能级2SC(＝226meV)未观测到散射。图8的(A)的能级3M(＝217meV)和3N(＝237meV)是由SiH产生的强度强的散射，虽然被这2个光谱夹着而难以判别，但可知能级2SC消失，或者是至少被能级3M和3N的散射隐藏的程度的弱散射。即，示出以E＝226meV切割图8的(A)的散射强度S(Q,E)的光谱的图8的(B)的能级2SC的实验值801未形成明确的散射光谱。
若将图8的(B)的实验值801的散射光谱用没有量子纠缠的情况下的理论值802和有量子纠缠的情况下的理论值803进行拟合，则暗示能级2SC的实验值801所示的散射光谱接近有量子纠缠的情况下的理论值803，处于量子纠缠状态。需要说明的是，认为2SC能级的理论值803与实验值801的小差异是由能级3M和3N产生的散射的下摆分量存在于能级2SC。
通过以上的实验值和分析可知，图1所示的由硅原子1和氢原子2、3构成的系统的全部的物理振动状态成为单重态核自旋状态或三重态核自旋状态，形成最为量子纠缠的状态，作为量子纠缠装置是最佳的。
图9是图1的剪刀型量子纠缠元件SQE的能级图。
图1的剪刀型量子纠缠元件SQE作为量子三重振子(QTO)工作。特别是，由于SC模式成为单重态核自旋状态或三重态核自旋状态交替重叠的状态，因此通过利用剪刀型量子纠缠元件SQE，如图9的实线箭头所示那样，能够实现纠缠的光子的级联辐射。如图9所示，剪刀型量子纠缠元件SQE的SC模式具有等间隔的2n能级结构的能级E0、E1、E2、…、E2n-2、E2n-1、E2n。各能级E0、E1、E2、…、E2n-2、E2n-1、E2n具有由谐和振子的波动函数Φ与质子自旋波动函数σ的乘积构成的波动函数。由此，第偶数个能级E0＝0meV、E2＝226meV、…为自旋单重态状态(J＝0)，第奇数个能级E1＝113meV、E3＝339meV、…为自旋三重态状态(J＝1)。该能量状态与图17所示的以往利用的产生纠缠光子对的能级结构相同。因此，产生基于右旋极化的级联跃迁|R2n,2n-1>,|R2n-1,2n-2>；…；|R21>,|R10>和基于左旋极化的级联跃迁|L2n,2n-1>,|L2n-1,2n-2>；…；|L21>,|L10>。该情况下，|R2n,2n-1>,|R2n-1,2n-2>；…,|L2n,2n-1>,|L2n-1,2n-2>；…为同一能级113meV。此时，由于在光的跃迁中仅允许角动量J仅变化±1的跃迁，因此在调和势状态下、即处于形成等间隔的2n能级结构的势的SC模式仅释放完全纠缠的光子对。
形成这些纠缠的光子对彼此的直积状态，如后述的图16所示，对该状态进行贝尔测定，由此能够对剪刀型量子纠缠元件SQE间的纠缠的光子对的物理状态引起量子隐形传态或量子纠缠交换。此处释放的光子对成为频率27THz的量子纠缠光，成为THz区域的光，因此成为量子光信息通信、量子通信装置、量子密码装置、隐身型雷达、量子无线光源、非侵入/非破坏检查装置等的最佳光源。此处，从n＝2向n＝0的量子纠缠光子对状态Θ20由数学式6表示。
[数学式6]
此外，2n以上的量子纠缠光子对状态Θ2n0下的级联跃迁由数学式7表示。
[数学式7]
需要说明的是，各纠缠的光子对全部具有相同的频率27THz也是本发明的量子纠缠装置的特征。
需要说明的是，为了量子信息处理的方便，也会产生希望变化各纠缠的光子对的上述能级的情况。该情况下，设法在图4中的(100)面单晶硅S2的基底设置应变层。对此，以对基底层倾斜状地赋予浓度梯度的方式进行杂质添加或缺陷形成等。例如，在(100)面单晶硅S2的基底硅层中以倾斜状添加锗杂质。或者设置倾斜状厚度的基底SiO2层S21。基底硅层或基底SiO2层S21作为应变层发挥作用，向(100)面单晶硅S2导入应变，由此能够实现简并的全部相同的能级的分离。锗杂质的添加所引起的应变的形成利用在高速CMOS电路中利用的应变硅薄膜制作技术即可。即，以通常的硅晶片为基础，在其上制作以倾斜状赋予了浓度梯度的硅锗缓冲层，在该晶格常数大的硅锗缓冲层上外延生长硅薄膜。由此，在面内方向产生拉伸应变{(100)面方向}，在与面垂直的方向产生压缩应变{(001)面方向}，根据锗浓度的差异，能够局部地改变图1所示的k1的弹簧常数，能够改变纠缠的光子对的能级。另一方面，倾斜状的基底SiO2层S21的形成利用SIMOX(注氧隔离，Separation By Implanted Oxygen)晶片等中利用的氧离子注入技术即可。即，通过控制照射时间和注入量而使Si层S2与SiO2层S21的化学计量比以倾斜状变化，与硅锗缓冲层同样地在面内方向产生拉伸应变{(100)面方向}，在与面垂直的方向产生压缩应变{(001)面方向}，能够局部地改变图1所示的k1的弹簧常数。在难以导入应变的情况下，通过使用图4所示的电场产生电路402(或磁场产生电路)对(100)面单晶硅S2施加电场或磁场，也能够实现量子纠缠元件的能级的简并的分离。此时，电场成为固有振动状态所具有的偶极子与电场的相互作用，另一方面，磁场成为自旋与磁场的相互作用，因此按照与这些产生的偶极子和自旋的方向一致(内积成为最大)的方式施加电场和磁场的方向。但是，根据施加的电场或磁场的大小，有时量子纠缠元件的自旋状态大幅变化而破坏量子纠缠状态。需要说明的是，量子纠缠元件SQE具有即使共振或相近的能量彼此远离长距离也会相互作用的弗勒利希相互作用效应，因此即使不像上述那样以倾斜状具有浓度梯度或厚度的梯度，也可以形成随机地具有浓度的波动或厚度的波动的S21层。
这样，通过利用剪刀型量子纠缠元件SQE，能够实现纠缠的光子的级联辐射，但在球状纳米单晶硅S1或(100)面单晶硅S2上构成有多个剪刀型量子纠缠元件SQE的系统中，除了上述的光子对的级联辐射以外，如图9的虚线箭头所示，也能够同时得到以226meV的自旋单重态状态(J＝0)至113meV的自旋三重态状态(J＝1)的m＝0的路径将声子(phonon)释放到相邻的元件SQE而缓和的相互相反方向传播的声子对的级联辐射|P2n,2n-1>,|P2n-1,2n-2>,…,|P32>,|P21>|P10>。声子对的级联辐射的概率很大程度上依赖于相邻的元件SQE的几何学配置，因此，例如在希望声子对的级联辐射的情况下，将剪刀型量子纠缠元件SQE的配置非对称或随机地配置即可。从n＝2向n＝0的量子纠缠光子对和声子对的量子状态Ω20由数学式8表示。
[数学式8]
此外，2n以上的量子纠缠光子对和声子对的量子状态Ω2n0下的级联跃迁由数学式9表示。
[数学式9]
图10是示出使用了2个以上图1的剪刀型量子纠缠元件的量子纠缠激光产生的原理的图。
通过利用图2或图4的(B)所示的结构，如图10所示，通过使剪刀型量子纠缠元件SQE0、SQE1、SQE2整体为激发状态，能够实现以往不可能的纠缠的光子对1011、1012的受激发射和激光振荡。该优点在于，现有的纠缠的光子对在空间的全部方向(4π)上被释放，但本发明中，通过2个以上的剪刀型量子纠缠元件SQE0、SQE1、SQE2接近配置，能够使纠缠的光子对具有方向性。
图11是示出使用了图1的剪刀型量子纠缠元件SQE的量子纠缠光子对产生检测装置的图。
图11中，若泵浦光源1101向剪刀型量子纠缠元件SQE发出泵浦光，则剪刀型量子纠缠元件SQE产生量子纠缠状态的能级113meV的光子对。若该光子对被2个检测器1102、1103检测出，则一方为“0”，另一方为“1”。此处，按照使右旋偏振光状态为“1”、左旋偏振光状态为“0”的方式构成纠缠的光子对产生检测装置。
图12是用于说明在排列多个图1的剪刀型量子纠缠元件时为了生成进行各个剪刀型量子纠缠元件的识别所需的不均匀能级的扩展而应进行的物理分析的图，(A)是量子纠缠装置的立体图，(B)是能级图，(C)是光吸收/发光的频谱图。此处，为了简化，以X方向的振动为例进行说明。需要说明的是，Y方向能级与X方向能级相同，进行简并。Z方向不用于本次量子计算动作。
对于单一的剪刀型量子纠缠元件SQE的振动能量，将图1中的弹簧常数设为k1、k2、k3，将硅的质量设为m1，将氢的质量设为m2，则具有数学式10所示的ω1(＝60meV)、ω2(＝80meV)、ω3(＝113meV)的振动能量。
[数学式10]
ω3 2＝α33
其中，式中的αμν和弹簧常数k1、k2、k3、质量m1、m2的关系由数学式11的矩阵给出。
[数学式11]
如图12的(A)所示，若对硅S2的基底S21赋予倾斜状浓度的杂质添加或倾斜状厚度变化而对硅S2导入应变，则能够使弹簧常数k1变化微小量(k1的1/10左右)，因此通过弹簧常数k1的变化，能够使ω2(＝80meV)的能量如数学式12那样具有ω2’的宽度。需要说明的是，基底S21的基础S22为硅。图12的(A)中，SQE11,SQE21,…为目标量子比特，SQE12,SQE22,…为控制量子比特。
[数学式12]
ω′3 2＝ω3 2
附带一提，即使改变弹簧常数k1，由ω1’、ω3’式的表现可知，该能级的值也不变化。此处，η是与应变成比例的量，在基底S21为SiO2的情况下，η是与SiO2层的厚度成比例(η∝d)地增大的值。
在排列多个剪刀型量子纠缠元件SQE11,SQE12,…时，为了识别各个剪刀型量子纠缠元件SQE11,SQE12,…，例如如图12所示，使基底S21的厚度倾斜变化而向硅S2导入应变。由此，能够使ω2(＝80meV)的能级变化而形成不均匀宽度，因此能够识别多个剪刀型量子纠缠元件。
为了进行量子计算动作，只要具有被称为万能门的2个功能即量子比特的旋转操作功能和控制非门功能即可，关于量子比特的旋转操作，使用利用了众所周知的共振激光脉冲的物质与电磁波的相干相互作用。旋转操作的酉变换由数学式13给出。
[数学式13]
此处，i、j表示量子比特的位置。另外，是激光脉冲的初始相位，此处固定为π/2。另外，I为虚数，β满足数学式14。
[数学式14]
β＝γΩτ
其中，γ是依赖于物质与电场的相互作用的比例常数，Ω是由物质与电场的偶极子相互作用的大小和激光脉冲强度决定的变量，τ为脉冲宽度。通过该酉变换进行量子比特的旋转操作(重合)。
图13是用于说明图1的剪刀型量子纠缠元件的控制非门的动作的图。例如使用仅在剪刀型量子纠缠元件SQE11、SQE12两者均被激发时产生的元件SQE11、SQE12间的弹簧常数k4的k4相互作用。弱的k4相互作用形成经典力学上熟知的纠缠振动状态。在量子力学振动状态下，使用π脉冲等使相位一致地激发量子元件SQE11、SQE12(|1＞12|1＞11)，但在具有同一自旋的激发状态间，产生弱的k4相互作用，相互的振动V11、V12成为反相位，因此从图13的(A)所示的|1＞12|1＞11变化为图13的(B)所示的-|1＞12|1＞11的状态。特别是，在剪刀型量子纠缠元件SQE11、SQE12中，ω2(＝80meV)的能量状态能够形成不均匀宽度，同时两者均为单重态自旋状态，因此产生k4相互作用，能够实现从图13的(A)所示的|1＞12|1＞11变化为图13的(B)所示的-|1＞12|1＞11的相位状态的量子门动作。这成为与离子阱型量子计算机中的Cirac-Zoller门(阿达玛门)相同的动作。下面，将基于k4交互门的动作规则归纳于数学式15。
[数学式15]
|0＞12|0＞11--＞|0＞12|0＞11
|0＞12|1＞11--＞|0＞12|1＞11
|1＞12|0＞11--＞|1＞12|0＞11
|1＞12|1＞11--＞-|1＞12|1＞11
最终，通过将量子比特的旋转操作与上述k4交互门组合，能够实现控制非门。具体而言，对于各元件SQEi1的初始状态照射初始相位π/2且β＝-π/2脉冲(与3π/2脉冲同等)来进行旋转操作，在纳秒时间后完成酉变换U(k4)操作，因此之后再次照射初始相位π/2且β＝π/2脉冲来进行旋转操作，由此能够构筑数学式16那样的控制非门。
[数学式16]
这些控制非门和旋转门操作的输出结果通过测定在约1ms左右后产生的各频率的发射光谱来评价。
这样，各能级的线宽为MHz左右，但例如通过倾斜基底等向硅导入应变，能够制作1THz左右的不均匀线宽，因此可动作的量子元件(位)数为106左右的个数。为了使这些大量的量子比特个别地动作，使激光的频率线宽小于此。此处，各能级的线宽由与基态的关系决定，因此在使大量的量子比特个别地动作的情况下，10K左右的低温动作变得有利。在室温下进行量子计算动作的情况下，由于各能级的线宽从MHz扩展到GHz左右，因此可动作的量子比特数降低到103左右。
需要说明的是，为了简化，以X方向的振动为例进行了说明，但若组合X方向的振动和Y方向的振动，则能够进行具有存储功能的量子操作。具体而言，X方向的振动与Y方向的振动不进行相互作用，因此例如在写入时，预先利用Y方向的电场激发控制量子比特，利用X方向的电场激发目标量子比特。在需要进行量子操作时，将在Y方向上振动的控制量子比特变换为X方向的振动即可。在该变换中，利用基态作为辅助场。即，对于在Y方向上写入的量子比特，利用在Y方向上具有偏振光的π脉冲返回到基态，对于该状态，利用在X方向上具有偏振光的π脉冲变换为在X方向上振动的量子比特即可。另外，通过使用下能级的ω1(＝60meV)作为辅助场，利用具有ω2-ω1的能级的圆偏振光电磁场实施2次旋转操作，也能够将在Y方向上振动的控制量子比特变换为X方向的振动。
图14是用于说明使用了图1的剪刀型量子纠缠元件的量子隐形传态协议的图，(A)是量子比特配置图，(B)是配线图。
首先，将量子元件SQE0、SQE1、SQE2中的1个用阿达玛门H变换为叠加基底，将其作为控制比特，将控制非门C应用于另1个量子元件，由此可以制作。具体而言，如图14的(A)所示那样配置量子比特SQE0、SQE1、SQE2，将其量子比特间如图14的(B)所示那样配线，由此能够实现量子隐形传态。此处，M表示测量门。最终通过对SQE2实施数学式17所示的X旋转操作和Z旋转操作，能够实现量子隐形传态操作。需要说明的是，crz和crx为经典比特，信息的传递通过使用了光等物理介质的方法来进行。
[数学式17]
图15是示出使用了图1的剪刀型量子纠缠元件的量子计算机的图。
图15中，在输入门(例如阿达玛门H)IN1,IN2,…,INm与输出门(例如投影门M)OUT1,OUT2,…,OUTm之间例如以矩阵状排列m×n个剪刀型量子纠缠元件SQE11,SQE12,…,SQE1m；SQE21,SQE22,…,SQE2n；…；SQEm1,SQEm2,…,SQEmn，通过在这些剪刀型量子纠缠元件间设置用于进行酉运算的酉门(例如控制非门C等)U，或者通过使用激光对量子纠缠元件间进行共振激发，能够在剪刀型量子纠缠元件间实施酉运算处理，能够实现在硅基板上大量形成有剪刀型量子纠缠元件SQE的量子计算机。
需要说明的是，m×n个剪刀型量子纠缠元件SQE11,SQE12,…,SQE1m；SQE21,SQE22,…,SQE2n；…；SQEm1,SQEm2,…,SQEmn也能够通过其他方法使它们的固有振动状态变化。该情况下，对图4中的(100)面单晶硅S2进行上述的应变形成。即，通过倾斜状的杂质添加和缺陷形成等或设置倾斜状厚度的基底SiO2，能够向(100)面单晶硅S2导入应变，实现简并的固有振动状态的分离。由此，在m×n个剪刀型量子纠缠元件SQE的任意元件间，能够分配与激光的频率对应的地址，能够实现可宏观地控制微观配置的剪刀型量子纠缠元件SQE的动作的量子计算机。
图16是示出使用了图1的剪刀型量子纠缠元件的贝尔测定的原理的图。
如图16所示，剪刀型量子纠缠元件SQE的聚集体(此处考察SQE0、SQE1)在剪刀型量子纠缠元件SQE0、SQE1彼此不相关的情况下，可以认为是剪刀型量子纠缠元件SQE0、SQE1的量子的直积状态。该情况下，与上述纠缠的光子对产生同样地，能够对剪刀型量子纠缠元件SQE0、SQE1间的氢的物理状态(振动状态)引起量子隐形传态或量子纠缠交换。即，如H(1)-H(2)、H(3)-H(4)那样，各剪刀型量子纠缠元件SQE0、SQE1相互缠绕，形成相互不相关的直积状态的情况下(其中，这些对SQE0、SQE1也可以不相互邻接)，对氢H(2)和H(3)进行贝尔状态测定。例如，若使电子通过氢H(2)和H(3)间，通过测定该电子的偏转状态来实现贝尔状态测定，则如图16所示，能够形成剩余的氢H(1)、H(4)的对相互缠绕的状态。假设剪刀型量子纠缠元件SQE0、SQE1的基态具有单重态自旋，这些剪刀型量子纠缠元件SQE0、SQE1间不相关，则波动函数如数学式18所示。
[数学式18]
此处，+1/2表示上旋，-1/2表示下旋。对这样的物理状态进行数学式19或数学式20所示的贝尔测定。
[数学式19]
或
[数学式20]
基于上述贝尔测定的物理状态的崩溃如数学式21的波动函数所描述的那样，在H(1)、H(4)之间产生相同的纠缠状态。
[数学式21]
通过连锁性地引起这样的物理过程，能够将氢的物理状态量子隐形传态或量子纠缠交换到远方，因此能够构筑利用了本原理的量子通信装置和量子密码装置。
需要说明的是，上述实施方式中，除了硅结晶以外，还可以由锗结晶、金刚石结晶、非晶硅、非晶锗、非晶碳、硅球状纳米晶、锗球状纳米晶、碳球状纳米晶、C60、碳纳米管、石墨烯、石墨烷、或硅、锗和碳的混晶结晶(CxSiyGez：H2,x,y,z>0)形成量子纠缠装置。
另外，上述实施方式中，碳元素包含1.11％的C13，硅元素包含4.7％的Si29，Ge73包含7.7％的天然同位素，这些元素全部具有自旋(C13为自旋1/2，Si29为自旋1/2，Ge73为自旋9/2)。这些自旋在剪刀型量子纠缠元件SQE中起到妨碍纠缠的动作的作用，因此对于剪刀型量子纠缠元件SQE的氢以外的部分，若使用同位素分离等方法由不包含自旋的元素构成，则可以形成性能更优异的量子纠缠装置。
此外，上述实施方式中，氢H1包含0.015％的天然同位素氘H2，该元素的自旋为1，因此在图1的剪刀型量子纠缠元件SQE中若一方氢被氘封端，则对于氢彼此的波动函数的替换，反对称性的要求消失，不再构筑量子纠缠。关于剪刀型量子纠缠元件SQE的氢的部分，若使用同位素分离法的方法由仅包含氢H1的元素构成，则能够形成性能更优异的量子纠缠装置。
需要说明的是，上述实施例中，即使在图1所示的氢原子2、3这两种元素由氘H2构成的情况下，也能够构筑剪刀型量子纠缠元件SQE。
该情况下，氘原子为自旋1的玻色子，因此，要求2个氘原子相对于彼此的氘原子坐标的交换而总波动函数对称。即，若进行氘原子坐标u2ρ和u3ρ的交换运算P，则Pξ1ρ＝ξ1ρ、Pξ2ρ＝ξ2ρ、Pξ3ρ＝-ξ3ρ，与此相应地，埃尔米特多项式Hnνρ(ξνρ)也在量子数nνρ为偶数的情况下成为偶函数，在量子数nνρ为奇数的情况下成为奇函数，因此Hn3ρ(ξ3ρ)通过交换运算P使奇数次的能级转换成PΦodd(ξ3ρ)＝-Φodd(ξ3ρ)。由于总波动函数为对称的要求，奇数次能级的自旋状态具有反对称核自旋状态，偶数次的能级成为具有对称性的核自旋状态。
ξ3ρ以外的其他坐标的对称性由于PΦn1ρ(ξ1ρ)＝Φn1ρ(ξ1ρ)、PΦn2ρ(ξ2ρ)＝Φn2ρ(ξ2ρ)和与振动相关的波动函数的符号没有变化，因此，总波动函数的对称性的要求由自旋波动函数的项承担，在n1ρ和n2ρ的全部能量状态下成为对称核自旋状态。
这样，在代替图1所示的氢原子2、3而两种元素由核自旋为1的氘H2构成的情况下，也成为以对称核自旋状态或反对称核自旋状态描述的量子纠缠装置。该量子纠缠装置的剪刀振动状态(SC模式)的能量从基态到1次激发状态的能量为81meV，因此能够产生19THz的纠缠的光子对。需要说明的是，制造利用氘H2的量子纠缠装置时的蚀刻液使用含有氘代替氢的蚀刻液。
由2个氘H2构成的量子纠缠装置的第1优点在于，由于对称核自旋状态取6状态且反对称核自旋状态取3状态，因此能够通过1个量子纠缠元件实现较多的重合状态。
另外，由2个氘H2构成的量子纠缠装置的第2优点在于，由于巨大同位素效应，氘与硅元素的原子结合较氢与硅元素的结合更牢固，因此，氘原子即使在高温状态下也不从硅原子脱离，适于实用。
另外，本发明在上述实施方式的显而易见的范围内能够应用于任何变更。
工业实用性
除了量子纠缠光子对产生装置、量子纠缠光子对激光装置、量子计算机、量子通信装置和量子密码装置以外，本发明还能用于太赫兹激光器、量子光信息通信、隐身型雷达、量子无线光源、非侵入/非破坏检查装置等。
符号说明
S：硅半导体
SQE,SQE11,…：剪刀型量子比特元件
1：硅原子
2,3：氢原子(质子)
S1：球状纳米单晶硅
S2：(100)面单晶硅。

Claims (22)

1.一种量子纠缠装置，其具备：
IV族半导体(S,S1,S2)；和
由所述IV族半导体(S,S1,S2)的表面的至少1个原子和与该原子的末端结合的2个氢原子或2个氘原子构成的剪刀型量子纠缠元件(SQE)。
2.如权利要求1所述的量子纠缠装置，其中，为了使所述剪刀型量子纠缠元件(SQE)的基准振动为激发状态或基态，还具备用于在所述IV族半导体产生电场、磁场或电子射线的产生电路(201、401)。
3.如权利要求1所述的量子纠缠装置，其中，为了分离所述剪刀型量子纠缠元件(SQE)的简并的能级，还具备用于在所述IV族半导体产生电场或磁场的产生电路(202、402)。
4.如权利要求1所述的量子纠缠装置，其中，所述IV族半导体具备球状纳米单晶(S1)。
5.如权利要求1所述的量子纠缠装置，其中，所述IV族半导体(S2)的表面为(100)面。
6.如权利要求5所述的量子纠缠装置，其中，为了分离所述剪刀型量子纠缠元件(SQE)的简并的能级，向所述IV族半导体(S2)导入应变。
7.如权利要求6所述的量子纠缠装置，其中，为了导入所述应变，具备设置于所述IV族半导体(S2)的基底的倾斜状或随机波动的杂质浓度或缺陷浓度的基底层。
8.如权利要求6所述的量子纠缠装置，其中，为了导入所述应变，具备设置于所述IV族半导体(S2)的基底的倾斜状或随机波动的厚度的基底层。
9.如权利要求8所述的量子纠缠装置，其中，所述基底层具备氧化硅层。
10.如权利要求1所述的量子纠缠装置，其中，所述IV族半导体(S,S1,S2)由硅结晶、锗结晶、金刚石结晶、非晶硅、非晶锗、非晶碳、硅球状纳米晶、锗球状纳米晶、碳球状纳米晶、C60、碳纳米管、石墨烯、石墨烷、或硅、锗和碳的混晶结晶(CxSiyGez：H2,x,y,z>0)构成。
11.如权利要求1所述的量子纠缠装置，其中，所述IV族半导体(S,S1,S2)由核自旋为0的硅结晶、锗结晶、金刚石结晶、非晶硅、非晶锗、非晶碳、硅球状纳米晶、锗球状纳米晶、碳球状纳米晶、C60、碳纳米管、石墨烯、石墨烷、或硅、锗和碳的混晶结晶(CxSiyGez：H2,x,y,z>0)构成。
12.如权利要求1所述的量子纠缠装置，其中，在所述剪刀型量子纠缠元件(SQE)的单重态基态能级与单重态激发能级之间存在三重态激发能级，所述单重态基态能级与所述三重态激发能级之差和该三重态激发能级与单重态激发能级之差相同，
通过所述单重态激发能级→所述三重态激发能级的自旋角动量m＝+1状态→所述单重态基态能级的级联跃迁、和
所述单重态激发能级→所述三重态激发能级的自旋角动量m＝-1状态→所述单重态基态能级的级联跃迁，
产生纠缠光子对。
13.如权利要求8所述的量子纠缠装置，其中，进一步通过所述单重态激发能级→所述三重态激发能级的自旋角动量m＝0状态→所述单重态基态能级的级联辐射，产生相互向相反方向传播的声子对。
14.如权利要求1所述的量子纠缠装置，其中，在所述剪刀型量子纠缠元件(SQE)的单重态基态能级与单重态激发能级之间存在三重态激发能级，通过向所述IV族半导体导入应变，使所述单重态基态能级与所述三重态激发能级之差和该三重态激发能级与单重态激发能级之差不同，
通过所述单重态激发能级→所述三重态激发能级的自旋角动量m＝+1状态→所述单重态基态能级的级联跃迁、和
所述单重态激发能级→所述三重态激发能级的自旋角动量m＝-1状态→所述单重态基态能级的级联跃迁，
产生纠缠光子对。
15.如权利要求14所述的量子纠缠装置，其中，进一步通过所述单重态激发能级→所述三重态激发能级的自旋角动量m＝0状态→所述单重态基态能级的级联辐射，产生相互向相反方向传播的声子对。
16.一种量子纠缠光子对产生装置，其具备：
权利要求1所述的量子纠缠装置；和
用于激发所述剪刀型量子纠缠元件(SQE)的泵浦光源(1101)，
使由所述剪刀型量子纠缠元件(SQE)产生的光子对成为量子纠缠状态。
17.一种量子纠缠光子对激光装置，其具备：
IV族半导体(S,S1,S2)；
由所述IV族半导体的表面的2个以上的原子和与该各原子的末端结合的2个氢原子或2个氘原子构成的2个以上的剪刀型量子纠缠元件(SQE0,SQE1)；和
用于整体激发所述2个以上的剪刀型量子纠缠元件的泵浦光源(1101)，
使所述2个以上的剪刀型量子纠缠元件(SQE0,SQE1)接近地配置，使由所述2个以上的剪刀型量子纠缠元件(SQE)产生的光子对受激发射。
18.一种量子计算机，其具备：
IV族半导体(S,S1,S2)；和
由所述IV族半导体的表面的2个以上的原子和与该各原子的末端结合的2个氢原子或2个氘原子构成的2个以上的剪刀型量子纠缠元件(SQE)，
在所述2个以上的剪刀型量子纠缠元件(SQE11,SQE12)间进行酉运算。
19.如权利要求18所述的量子计算机，其中，所述酉运算通过所述各剪刀型量子纠缠元件(SQE11,SQE12)的旋转操作和所述2个以上的剪刀型量子纠缠元件(SQE11,SQE12)间的弹簧相互作用来进行。
20.如权利要求19所述的量子计算机，其中，所述旋转操作使用光激光脉冲来进行。
21.一种量子通信装置，其具备：
IV族半导体(S,S1,S2)；和
由所述IV族半导体的表面的2个以上的原子和与该各原子的末端结合的2个氢原子或2个氘原子构成的2个以上的剪刀型量子纠缠元件(SQE0,SQE1)，
在所述2个以上的剪刀型量子纠缠元件(SQE0,SQE1)间进行贝尔测定，引起量子隐形传态或量子纠缠交换。
22.一种量子密码装置，其具备：
IV族半导体(S,S1,S2)；和
由所述IV族半导体的表面的2个以上的原子和与该各原子的末端结合的2个氢原子或2个氘原子构成的2个以上的剪刀型量子纠缠元件(SQE0,SQE1)，
在所述2个以上的剪刀型量子纠缠元件(SQE0,SQE1)间进行贝尔测定，引起量子隐形传态或量子纠缠交换。
CN202180076883.2A 2020-09-18 2021-09-16 量子纠缠装置 Pending CN116636163A (zh)

Applications Claiming Priority (3)

Application Number Priority Date Filing Date Title
JP2020157501 2020-09-18
JP2020-157501 2020-09-18
PCT/JP2021/034130 WO2022059735A1 (ja) 2020-09-18 2021-09-16 量子もつれ装置

Publications (1)

Publication Number Publication Date
CN116636163A true CN116636163A (zh) 2023-08-22

Family

ID=80776724

Family Applications (1)

Application Number Title Priority Date Filing Date
CN202180076883.2A Pending CN116636163A (zh) 2020-09-18 2021-09-16 量子纠缠装置

Country Status (6)

Country Link
US (1) US20240070501A1 (zh)
EP (1) EP4224251A1 (zh)
JP (1) JPWO2022059735A1 (zh)
KR (1) KR20230069979A (zh)
CN (1) CN116636163A (zh)
WO (1) WO2022059735A1 (zh)

Family Cites Families (5)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
JPH05275743A (ja) * 1992-03-27 1993-10-22 Nippon Steel Corp 多孔質シリコンの発光効率を増加させる方法
JPH06132564A (ja) * 1992-10-16 1994-05-13 Nippon Steel Corp 多孔質シリコン及び発光素子
JPH10256225A (ja) * 1997-03-07 1998-09-25 Kagaku Gijutsu Shinko Jigyodan 薄膜基板の陽極化成処理方法及びフォトルミネッセンス特性をもつ半導体薄膜
JP2007265924A (ja) * 2006-03-30 2007-10-11 Sumitomo Electric Ind Ltd ダイヤモンド電子源素子
CN210155496U (zh) * 2019-05-17 2020-03-17 中国科学技术大学 基于里德堡阻塞效应的光子纠缠量子开关系统

Also Published As

Publication number Publication date
WO2022059735A1 (ja) 2022-03-24
KR20230069979A (ko) 2023-05-19
EP4224251A1 (en) 2023-08-09
JPWO2022059735A1 (zh) 2022-03-24
US20240070501A1 (en) 2024-02-29

Similar Documents

Publication Publication Date Title
Bradac et al. Quantum nanophotonics with group IV defects in diamond
Davoudi et al. Towards analog quantum simulations of lattice gauge theories with trapped ions
Babin et al. Fabrication and nanophotonic waveguide integration of silicon carbide colour centres with preserved spin-optical coherence
Gao et al. Coherent manipulation, measurement and entanglement of individual solid-state spins using optical fields
Whittaker et al. Optical analogue of Dresselhaus spin–orbit interaction in photonic graphene
Lovett et al. Optical schemes for quantum computation in quantum dot molecules
Chu et al. Quantum optics with nitrogen-vacancy centers in diamond
Becker et al. The silicon vacancy center in diamond
Jones et al. Special issue on Rydberg atom physics
Cantarero Review on Raman scattering in semiconductor nanowires: I. theory
Gupta et al. Single-photon emission from two-dimensional materials, to a brighter future
Dresselhaus et al. Raman spectroscopy: characterization of edges, defects, and the fermi energy of graphene and sp 2 carbons
Ge et al. Giant orbital magnetic moments and paramagnetic shift in artificial relativistic atoms and molecules
Moradifar et al. Accelerating quantum materials development with advances in transmission electron microscopy
Yu et al. Tunable single-photon emitters in 2D materials
CN116636163A (zh) 量子纠缠装置
Kasprzak et al. Coherent dynamics of a single Mn-doped quantum dot revealed by four-wave mixing spectroscopy
Bratman et al. Celebrating 50 years of the laser
Benyoucef et al. Telecom Wavelengths InP‐Based Quantum Dots for Quantum Communication
Lu et al. Ab Initio Simulation of Position-Dependent Electron Energy Loss and Its Application to the Plasmon Excitation of Nanographene
Zhang et al. Research Progress of Single-Photon Emitters Based on Two-Dimensional Materials
Babaev et al. SpringerBriefs in Physics
Finizio et al. Periodogram-Based Detection of Unknown Frequencies in Time-Resolved Scanning Transmission X-ray Microscopy
Aremua et al. Vector coherent states for nanoparticle systems
Busche Next-Generation Nanospectroscopy: Analytical and Numerical Models of New Developments in Electron Beam and Scanning Probe Experiments

Legal Events

Date Code Title Description
PB01 Publication
PB01 Publication
SE01 Entry into force of request for substantive examination
SE01 Entry into force of request for substantive examination