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量子位置，导航和时间（qpnt）
固态材料中的点缺陷，例如碳化硅碳化物在室温下具有较长相干时间的自旋跃迁。这些过渡既可以用于磁力测定法，又是具有超低交换的微波频率标准。NRL已改善量子相干性时间，并在菌株不敏感的自旋系统中证明了磁场和微波频率测量。
拓扑，批判性和动态生成的量子位...
我们考虑了在二维中的拓扑顺序的范式可解的模型，即基塔耶夫的hon-eycomb hamiltonian，并将其转变为一个仅测量的动力学，该动力学由两qubit键键操作员的随机调查组成。我们找到了一个纠缠相图，在某些方面与哈密顿问题的相似，而在其他方面则在质量上有所不同。主要测量一种类型的键时，我们发现区域法纠缠的相位，可以在系统大小的时间指数上保护两个拓扑量子（在圆环上）。这将最近提供的Floquet代码的概念泛滥，其中逻辑量子位是通过时间周期测量时间表动态生成的，它是随机设置的。当所有类型的债券以可比的频率测量时，我们发现一个临界阶段对违反该区域的键，该阶段将其与哈密顿量对应物区分开来。临界阶段具有与三方共同信息所诊断的相同拓扑Qubits相同的集合，但仅在系统大小的时间多项式中保护它们。此外，我们观察到了混合状态的动态纯化的异常行为，在后期，动态指数Z = 1 /2（一种通过测量实现的超级焊接动力学）的特征。
原子位移使非共线反铁磁体中异常霍尔效应的观察成为可能
具有非共线自旋结构的反铁磁体表现出各种特性，使其对自旋电子器件具有吸引力。其中一些最有趣的例子是尽管磁化可以忽略不计，但仍然表现出异常霍尔效应，以及具有不寻常自旋极化方向的自旋霍尔效应。然而，只有当样品主要处于单个反铁磁畴状态时，才能观察到这些效应。这只有当补偿自旋结构受到扰动并由于自旋倾斜而显示出弱矩时才能实现，从而允许外部畴控制。在立方非共线反铁磁体的薄膜中，这种不平衡以前被认为需要由基板应变引起的四方畸变。本文表明，在 Mn 3 SnN 和 Mn 3 GaN 中，自旋倾斜是由于磁性锰原子远离高对称位置的大量位移导致结构对称性降低。当仅探测晶格度量时，这些位移在 X 射线衍射中仍然隐藏，需要测量大量散射矢量才能解析局部原子位置。在 Mn 3 SnN 中，诱导净矩使得能够观察到具有不同寻常温度依赖性的异常霍尔效应，据推测这是由于 kagome 平面内类似块体的温度依赖性相干自旋旋转所致。
使用 IBM 量子计算机设计 4 量子位乘法器的量子电路
本文介绍了 IBM 量子计算机中利用可逆逻辑门设计快速高效乘法器的方法。为了设计乘法器，设计了高效的二进制半加器和全加器用于加法过程。这些设计的实现和仿真是在 IBM 建立的云应用程序上完成的。这些设计针对不同输入的结果以图表的形式显示，显示了概率。与任何软件中的模拟输出相比，输出速度都非常快。最后，结果证实，所提出的加法器和乘法器设计降低了复杂性，输出高效，且不影响延迟。
量子位谐振器引起的光学断层扫描动力学......
考虑一个通过双光子相互作用耦合的量子比特和谐振器的超导电路。当谐振器最初处于相干态叠加时，在固有退相干的背景下检查光学断层扫描和量子相干动力学。结果表明，光学断层扫描是量子比特-谐振器相互作用产生的量子相干性的良好量化器。研究了量子比特-谐振器失谐和固有退相干对相干甚至相干态的光学断层扫描分布动力学的影响。光学断层扫描分布的动力学高度依赖于失谐和固有退相干。我们的数值模拟表明，光学断层扫描与产生的量子相干之间存在关系。当量子比特-谐振器失谐和固有退相干增强时，光学断层扫描的幅度和强度以及结构会发生很大变化。
增强超导量子位与电场的连贯性
（日期：2022年7月1日）在努力使量子计算机成为现实的努力中，综合的超导电路已成为一个有希望的建筑。这种方法的一个主要挑战是脱离固定的原子隧道缺陷的脱节性，在量子电极的界面处的虚拟隧道缺陷，这可能会从Qubit的振荡电场中共同吸收能量，并减少Qubit的能量宽松时间t 1。在这里，我们表明可以通过使用应用的DC-电场来调整偏离量子共振的主导缺陷来提高量子相干性。我们演示了一种优化应用的场偏置并将平均量子t 1次提高23％的方法。我们还讨论了如何在超导量子处理器中实现局部栅极电极，以同时对单个Qubits进行同时的原位相干性优化。
![b'given x，y \ xe2 \ x88 \ x88 {0，1} n，设置不相交在于确定某些索引i \ xe2 \ x88 \ x88 \ x88 [n]是否x i = y i = 1。我们研究了在分布式计算方案中计算此函数的问题，在分布式计算方案中，在长度路径的两个末端，输入x和y被给予处理器。该路径的每个顶点都有一个量子处理器，可以通过每回合交换O（log n）量子位，可以与其每个邻居进行通信。我们对计算设置脱节所需的回合数量感兴趣，而恒定概率远离1/2。我们称此问题\ xe2 \ x80 \ x9cset上的一条线\ xe2 \ x80 \ x9d。 Le Gall和Magniez [LM18]引入了线路上的集合脱节，以证明计算Congest模型中任意网络直径的量子分布复杂性的下限。但是，当处理器在路径的中间顶点上使用的局部内存受到严重限制时，它们只能提供下限。更确切地说，仅当每个中间处理器的局部内存由O（log n）Qubits组成时，它们的边界才适用。在这项工作中，我们证明了e \ xe2 \ x84 \ xa6 3 \ xe2 \ x88 \ x9a'](/simg/b/b8f591abd64b6da4584d55fe0cdc94d21656ec12.webp)
b'given x，y \ xe2 \ x88 \ x88 {0，1} n，设置不相交在于确定某些索引i \ xe2 \ x88 \ x88 \ x88 [n]是否x i = y i = 1。我们研究了在分布式计算方案中计算此函数的问题，在分布式计算方案中，在长度路径的两个末端，输入x和y被给予处理器。该路径的每个顶点都有一个量子处理器，可以通过每回合交换O（log n）量子位，可以与其每个邻居进行通信。我们对计算设置脱节所需的回合数量感兴趣，而恒定概率远离1/2。我们称此问题\ xe2 \ x80 \ x9cset上的一条线\ xe2 \ x80 \ x9d。 Le Gall和Magniez [LM18]引入了线路上的集合脱节，以证明计算Congest模型中任意网络直径的量子分布复杂性的下限。但是，当处理器在路径的中间顶点上使用的局部内存受到严重限制时，它们只能提供下限。更确切地说，仅当每个中间处理器的局部内存由O（log n）Qubits组成时，它们的边界才适用。在这项工作中，我们证明了e \ xe2 \ x84 \ xa6 3 \ xe2 \ x88 \ x9a'
b'given x，y \ xe2 \ x88 \ x88 {0，1} n，设置不相交在于确定某些索引i \ xe2 \ x88 \ x88 \ x88 [n]是否x i = y i = 1。我们研究了在分布式计算方案中计算此功能的问题，在该方案中，在长度路径的两个末端将输入X和Y提供给处理器。该路径的每个顶点都有一个量子处理器，可以通过每回合交换O（log n）Qubits来与其每个邻居进行通信。我们对计算设置不相交所需的回合数感兴趣，而恒定概率远离1/2。我们称此问题\ xe2 \ x80 \ x9cset脱节在行\ xe2 \ x80 \ x9d上。集合脱节，以证明在计算模型中计算任意网络的直径的量子分布式复杂性。但是，当处理器在路径的中间顶点上使用的局部内存受到严重限制时，它们只能提供下限。更确切地说，仅当每个中间处理器的本地内存由O（log n）量子位组成时，它们的边界才适用。在这项工作中，我们证明了E \ xe2 \ x84 \ xa6 3 \ xe2 \ x88 \ x9a'
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