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完全任意控制频率量子矩
准确控制两级系统是量子力学中的长期问题。一个这样的量子系统是频率键量置量：一种以两个离散频率模式叠加的单个光子。在这封信中，我们首次证明了对量子频率处理器中频率量矩阵的完全任意控制。我们在数值上建立了针对电形相调节器和脉冲塑料的多种配置的最佳设置，从实验上确认了所有基本旋转的近乎不合格模式转换保真度。单光子水平的性能通过将单个频率键符号旋转到分布在整个Bloch球体上的41点，以及对状态路径的跟踪，然后是可调频率梁分离器的输出，并带有贝叶斯断层扫描，并确认了状态状态忠诚度fρ> 0。98对于所有情况。这样的高保真转换扩大了量子通信中频率编码的实际潜力，在一般量子操作中提供了出色的精度和低噪声。
b'one 在某种意义上用 O \xe2\x88\x9a \xf0\x9d\x91\xa1 步量子行走代替经典随机游走的 \xf0\x9d\x91\xa1 步。需要注意的是，量子快进只能以非常小的成功概率产生最终状态。然而，在我们的应用中，它以概率 e \xce\xa9 ( 1 ) 成功。这通过一个富有洞察力的论点表明，该论点根据经典随机游走来解释量子快进的成功概率。也就是说，它对应于经典随机游走从一个随机的未标记顶点开始，在 \xf0\x9d\x91\xa1 步后访问一个标记顶点，但在 \xf0\x9d\x91\xa1 个额外步骤后返回到未标记顶点的概率。我们表明，通过调整游走的插值参数，可以将该概率调整为 e \xce\xa9 ( 1 )。在第 2 节中描述了一些准备工作之后，我们在第 3 节中讨论了算法 1 和主要结果，并在第 4 节中提供了分析的细节。在第 5 节中，我们表明 HT + 和 HT 之间的差距确实可能非常大。我们在 \xf0\x9d\x91\x81 \xc3\x97 \xf0\x9d\x91\x81 网格上构造标记元素的排列，其中 HT + = \xce\xa9 ( \xf0\x9d\x91\x81 2 ) 但 HT = O( \xf0\x9d\x91\x93 ( \xf0\x9d\x91\x81 ))，其中 \xf0\x9d\x91\x93 任意缓慢地增长到无穷大。这表明当有多个标记元素时，Krovi 等人的算法可能严重不理想。原因是他们的算法实际上解决了一个更难的问题：它从限制在标记顶点的平稳分布中采样（在网格的情况下为均匀分布）。因此，当从该分布中采样比仅仅找到一些标记元素困难得多时，他们的算法可能会很慢。在第 6 节中，我们介绍了第二种更简单的新算法，我们推测 2 可以在 O \xe2\x88\x9a' 时间内找到一个标记元素
b'one 在某种意义上用 O \xe2\x88\x9a \xf0\x9d\x91\xa1 步量子行走代替经典随机游走的 \xf0\x9d\x91\xa1 步。需要注意的是，量子快进只能以非常小的成功概率产生最终状态。然而，在我们的应用中，它以概率 e \xce\xa9 ( 1 ) 成功。这通过一个富有洞察力的论点表明，该论点根据经典随机游走来解释量子快进的成功概率。也就是说，它对应于经典随机游走从一个随机的未标记顶点开始，在 \xf0\x9d\x91\xa1 步后访问一个标记顶点，但在 \xf0\x9d\x91\xa1 个额外步骤后返回到未标记顶点的概率。我们表明，通过调整游走的插值参数，可以将该概率调整为 e \xce\xa9 ( 1 )。在第 2 节中描述了一些准备工作之后，我们在第 3 节中讨论了算法 1 和主要结果，并在第 4 节中提供了分析的细节。在第 5 节中，我们表明 HT + 和 HT 之间的差距确实可能非常大。我们在 \xf0\x9d\x91\x81 \xc3\x97 \xf0\x9d\x91\x81 网格上构造标记元素的排列，其中 HT + = \xce\xa9 ( \xf0\x9d\x91\x81 2 ) 但 HT = O( \xf0\x9d\x91\x93 ( \xf0\x9d\x91\x81 ))，其中 \xf0\x9d\x91\x93 任意缓慢地增长到无穷大。这表明当有多个标记元素时，Krovi 等人的算法可能严重不理想。原因是他们的算法实际上解决了一个更难的问题：它从限制在标记顶点的平稳分布中采样（在网格的情况下为均匀分布）。因此，当从该分布中采样比仅仅找到一些标记元素困难得多时，他们的算法可能会很慢。在第 6 节中，我们介绍了第二种更简单的新算法，我们推测 2 可以在 O \xe2\x88\x9a' 时间内找到一个标记元素
任意八量子比特簇类型状态的联合远程状态制备
自从Bennett等人[1]首次提出量子隐形传态的概念以来，量子信息处理在近年来得到了很大的发展，随后量子信息传输引起了人们的浓厚兴趣，例如受控隐形传态[2]、量子克隆[3,4]、量子态共享[5,6]、量子安全直接通信[7,8]等。此外，Lo[9]和Pati[10]提出了一种新的方法，称为远程状态准备（RSP）。与量子隐形传态相比，RSP需要的经典通信代价和纠缠代价更小。由于这些独特的优势和特点，各种RSP协议在理论和实验上被广泛提出[11–24]。例如，Dai等人[12]提出了一种通过部分纠缠态远程准备两量子比特纠缠态的新方案。随后，Wang 等人 [ 14 ] 提出了一种通过两个部分纠缠的 Greenberger–Horne–Zeilinger 态 (GHZ) 远程制备四粒子团簇态的方案。最近，Wei 等人 [ 16 ] 介绍了一种远程制备任意
在任意偏置点的持续电流基础上的通量量子比特读出
测量假设是量子力学的基础 [1]。要获得有关封闭系统量子态的信息，需要与额外的读出系统（仪表）相互作用。可以设计这种相互作用，使得测得的可观测量是读出过程中运动的积分。这称为量子非破坏（QND）测量。QND 测量使重复测量能够得到相同的结果，最初旨在超越与引力波探测相关的标准量子极限 [2-4]。随着量子信息的发展，人们对 QND 测量方法的兴趣与日俱增，它们在各个方面发挥着重要作用，例如，误差校正 [5] 或通过测量初始化 [6]。超导通量量子比特 [7] 对于量子退火领域 [8-15] 尤其令人感兴趣，其中电感耦合的内在可能性和相当大的非谐性带来了巨大优势。然而，对于通量量子比特，在持续电流基中 QND 测量仅在远离通量简并点的地方进行 [ 16 – 20 ]。在简并点处，作为测量变量的持续电流的期望值对于量子比特能量本征态为零。通过将量子比特横向耦合到谐振器，可以测量简并点处的能量本征基，从而测量量子电感 [ 21 – 24 ]，或者通过使用基于调制耦合的更复杂方案 [ 25 ]。在任意操作点的通量基中进行测量的能力在量子退火中尤其有趣。如果能够在退火过程中进行测量，而无需首先将量子比特远离简并点，那么将带来巨大的优势，例如，避免退火计划中的淬火，这会限制成功概率 [ 13 , 26 , 27 ]，或者仅通过随机相互作用实现量子加速 [ 28 ]。此外，
Josephson任意波形合成器作为测量失真信号谐波相位的参考标准
基频为 60 Hz、均方根值为 0.158 V 的失真波形。这些精确失真的波形包含第 3、5、7、9、11、23、31 和 39 次谐波。选择这些谐波是出于以下两个方面的考虑：(a) 使用电力系统中常见且在电能质量文献标准中引用的谐波；(b) 保持谐波相对于频谱分析本底噪声的信噪比足够高，以使相位分辨率优于 0.001 。相对于基波，每个谐波的幅度为 10%，相位为 90 。首先使用 Digitizer1 测量包含基波和上述谐波之一的波形，然后测量包含基波和上述所有谐波的波形（图 2）。两组测量结果之间的差异不超过 0.001 。
用户指南 DDS-3X25 USB 任意函数... - TME
DDS-3X25任意波形发生器具有1路任意波形输出，12位输出，同步信号输出，1路计数器/频率测量输入，6位输入和外部触发输入。用户可以通过鼠标任意编辑波形，也可以选择正弦波、方波、三角波、锯齿波、TTL、白噪声、高斯噪声、梯形波、指数波、AM、FM等常规波形。幅度、频率、偏移等参数也可设置。DDS-3X25的数据格式与泰克完全兼容，可以直接读取泰克示波器或泰克波形编辑软件生成的波形数据文件并重新显示波形。DDS-3X25采用DDS技术，具有频率精度高、波形分辨率高、可靠性高、软件支持范围广等优点。可广泛应用于各类电子实验室，并提供完善的二次开发接口，可轻松插入其他自动测量系统。
在这里，我们描述了宏观Poynting载体，加热速率和存储能量的第一个原理推导，以任意复合介质形成
具有不寻常的电磁正确性的结构化材料在几种易流动作品1 - 4后引起了显着的关注，这表明，通过调整常规金属的微观结构和介电的微观结构，可以在此类媒体中从根本上改变光的传播。显着的效果，例如负折射，5，6个亚波长度成像，7，8披肩，9，10和通过无损的替代棱镜的调色板的反转，理论上预测了11个，在某些情况下进行了预测。某种程度上类似于常规的晶体材料，超材料通常由许多相同的夹杂物组成，这些夹杂物在常规晶格中排列。包含物的尺寸比辐射的波长小得多。在最简单的情况下，在最简单的情况下，仅使用少数有效的参数来实现电磁波传播的特征，可以通过使用均质化技术来简化这种复杂系统的研究，从而实现了电磁波传播的特征：有效的介电性和有效的渗透性。的确，超材料的一个重要特征是它们的磁反应可能非常强，尽管材料的基本成分通常是较大的或介电颗粒具有内在的磁性特性。1这种人工磁性是由夹杂物中引起的电流的沃克斯部分诱导的，在某些情况下，该部分可能非常接近对真正磁性粒子的反应。12