XiaoMi-AI文件搜索系统
World File Search System对角
量子场论中不受速子影响的非局部超微分动量算子：中性介子的情况
一个常数。这导致了量子海森堡代数的推广，其表现为位置和动量之间的扩展对易关系，即 [ x i , p j ] = i ¯ h (δ i j + βδ i j p 2 + 2 β i j p i p j )，其中 [ x i , x j ] = [ p i , p j ] = 0 [ 6 , 7 ]。这些结果还表明扩展或修改了量子力学的量子非局域性方面。事实上，有人认为，量子非局域性是 HUP 的结果，它代表了量子力学最奇怪的特性之一 [ 8 , 9 ]。这在 [ 10 ] 中已得到详细讨论，并被发现与 Franson 实验 [ 11 ] 中出现的重合率版本一致。已经检测到 GUP 对角动量代数和两个部分系统（量子比特和量子三元组）的贝尔算子的平方及其期望值的影响。违反贝尔不等式可能是制定量子引力的重要工具，而且，Stern-Gerlach 实验的精度限制了 GUP 参数 β 的值。应该强调的是，量子非局域性已经
加州大学伯克利分校
图 4：体育场 QD 电位剖面示意图和相关模拟。（a）上图：MLG 体育场 QD 电位剖面示意图，描绘了 QD 内部和外部的 MLG 带和电荷中性点（𝐸 456）。下图：体育场 MLG QD 的示意图。（b）上图：BLG 体育场 QD 电位剖面示意图，描绘了 QD 内部和外部的带隙和三角扭曲的 BLG 带和𝐸 456。下图：体育场 BLG QD 的示意图。（c、d）对 (c) MLG 和 (d) BLG 体育场 QD 的电子局域态密度的数值紧束缚模拟。d𝐼/d𝑉。对角条纹在 (d)（具有间隙屏障壁）中可见，但在 (c)（具有无间隙壁）中不可见。 BLG 体育场的 TB 模型包括 𝛾 8 跳跃和空间均匀的 60 meV 间隙。这些参数的灵感来自我们之前对圆形 BLG QD 的实验表征 [9]，（另见 SI 第 6 节）。在 BLG 体育场 𝑑𝐼/𝑑𝑉 ? 图模拟中，仅考虑了子晶格 𝐴 > 的 LDOS 贡献。
重新审视量子傅里叶变换
快速傅里叶变换 (FFT) 是 20 世纪最成功的数值算法之一，在计算科学和工程的许多分支中得到了广泛的应用。FFT 算法可以从离散傅里叶变换 (DFT) 矩阵的特定矩阵分解中推导出来。在本文中，我们表明，量子傅里叶变换 (QFT) 可以通过进一步将 FFT 矩阵分解的对角因子分解为具有 Kronecker 积结构的矩阵的乘积来推导出来。我们分析了这种 Kronecker 积结构对经典计算机上秩为 1 张量的离散傅里叶变换的影响。我们还解释了为什么这种结构可以利用一个重要的量子计算机特性，使 QFT 算法在量子计算机上的加速比经典计算机上的 FFT 算法快得多。此外，还建立了 DFT 矩阵的矩阵分解与量子电路之间的联系。我们还讨论了基数 2 QFT 分解到基数 d QFT 分解的自然扩展。无需具备量子计算方面的先验知识即可理解本文所介绍的内容。然而，我们相信本文可能有助于读者从矩阵计算的角度对量子计算的本质有基本的了解。
补充材料：量子线中的拓扑超导性，由螺旋镁介导
与费米尼类似物相比，当对角二二骨汉密顿人的对角线形式[3]时，会出现其他复杂性，这是由于必须小心保留玻色子通勤关系的事实而引起的。这特别意味着不能通过标准的统一转换对对角线进行对角线，而是通过满足t -1 p =ττz t†pτz的统一矩阵，而τz则是Nambu空间中的第三个Pauli矩阵。在参考文献中详细描述了对角度化此类汉密尔顿人的一般程序。[3]。简而言之，该过程如下：（1）在h sp = k†p k p的形式上写入Hamiltonian H SP，其中k p是遗传学上的上对角线矩阵。从数值上讲，可以通过cholesky的分解来实现此步骤。（2）通过某种标准数值方法对角线化Hermitian矩阵kPτz k†p。（3）在矢量e p =（ϵ lp，ϵ l -1，p，。。。，ϵ1 p，−ϵ1 p， - ϵ2 p，。。。， - ϵ lp），并将相应的2 L特征向量w ip存储为矩阵w p的列。（4）构造对角线矩阵D P = P
![arXiv:2010.11707v1 [quant-ph] 2020 年 10 月 22 日](/simg/b\b68e7fd7d772c4cafe9fccd08e47015db19a5700.webp)
arXiv:2010.11707v1 [quant-ph] 2020 年 10 月 22 日
量子相干性是量子力学中最基本的物理资源之一，可用于量子光学[1]、量子信息和量子计算[2]、热力学[3, 4]和低温热力学[5–8]。相干量化不仅是量子理论中最重要的成分之一，也是实际应用中最重要的成分之一。最近，基于正算子值测量（POVM）的相干性资源理论在[9–11]中得到了研究。由于 POVM 是最普遍的量子测量类型，这种方法使我们可以从更根本的角度理解相干性。在参考文献[12]中，作者建立了一个一致的资源理论框架来量化相干性。在该理论中，相干性描述了量子态相对于固定正交基的叠加。从那时起，人们做了大量工作来丰富这一理论[13–18]。该框架在相干性测量方面存在一些重要的局限性。不同的相干性测度可能反映量子系统不同的物理方面[19–25]。设 H 是一个有限维希尔伯特空间，具有正交基 {| i ⟩} di =1 。在这个基中，对角密度矩阵是自由态[26]，也称为非相干态。我们将非相干量子态集标记为 I ，
t'Fermi-Hubbard模型
在量子临界点（QCP）的范式中，在高-T C超导体的现象学描述中取得了很大的成功，这是一种属于多种外来相的父母状态，其特征在于密集的纠缠和缺乏明确定义的Quasiparticles。然而，实际材料中关键制度的微观起源仍然是一个悬而未决的问题。另一方面，有一个流行的观点，即单频T -T'Hubbard模型是捕获超导化合物的主要相关物理的最小模型。在这里，我们建议QCP的出现与实际空间中的纠缠紧密相连，并确定其在孔掺杂T -t'Hubbard模型的相图上的位置。为了检测QCP，我们研究了四乘四分之二的plaquette中地点间量子相互信息的加权图，该图可以通过精确的对角化解决。我们证明，这种图的某些定量特征被视为复杂的网络，在模型的参数空间中表现出特定的子元素的特殊行为。这种方法使我们能够克服由有限尺寸效应造成的困难，并在小晶格上即使在无法访问相关函数的长距离渐近学的小晶格上，也可以识别过渡点的前体。
应变率和耗散速率的湍流预热火焰中的耗散速率的演变
使用直接的数值模拟统计平面的湍流过滤量，分析了应变速率张量和热功能的耗散速率的成分的统计行为。HESSIAN的压力贡献以及组合的分子扩散和耗散项被发现在对角应变率成分的传输方程中起主要作用，并且具有小karlovitz数量的峰值动能的热能能量耗散速率。相比之下，领先顺序平衡在应变速率，涡度和分子耗散贡献之间保持较大的卡洛维茨数量，类似于非反应的湍流。与分子耗散贡献的幅度相比，压力和密度梯度之间的相关性以及压力梯度之间的相关性和压力HESSIAN在应变速率和耗散速率上弱化，而Karlovitz数量增加。这些行为已经用涡度，压力梯度和与应变率特征的压力HESSIAN特征向量的对齐方式进行了解释。还发现，在较高的karlovitz数字的增加时，还发现术语术语中的术语大小会增加，这是随着karlovitz数量的增加而增加的，这在详细的扩展分析的帮助下进行了解释。此扩展分析还解释了不同燃烧方案动能耗散率的主要顺序贡献。
里德伯镊子阵列中的超固体性
在本文中，我们预测在原子阵列中存在超固体相，其中所有原子都被激发到它们的里德堡态。我们专注于两个具有相反宇称的里德堡态的系统，其中两个态之间的轨道角动量 l 相差一，即∆ l = 1。在这里，原子对之间的共振偶极-偶极相互作用通常比色散范德华相互作用强得多，后者从二阶偶极-偶极相互作用产生到非共振对势。我们建议使用具有不同主量子数∆ n,0 的两个里德堡态，其中两个里德堡态之间的偶极矩阵元素急剧减小。这使我们能够进入相反的区域，其中范德华相互作用占主导地位并且预计存在超固体，正如我们使用大规模 QMC 模拟所证实的那样。我们研究了各种里德堡态 | nS 1 / 2 ⟩,|在不同的主量子数 n 和 n ′ 下，87 Rb 的 nP J ⟩ 和 | nD J ⟩ 。对于里德堡原子对 | nS 1 / 2 ⟩ 和 | n ′ PJ ⟩ ，对于典型的主量子数，共振偶极-偶极相互作用随 ∆ n 下降得太快。因此，t / V 要么太大，以致我们预期不会存在超固体相，要么太小，以致很难通过实验观察到。对于状态 | nD J ⟩ 和 | n ′ PJ ⟩ ，如果 n = n ′ − 1，我们预测有趣的参数区域。对于相关的主量子数，两个里德堡态在能量上相距不到 10 GHz，从而能够使用最先进的微波技术实现有效耦合。我们进一步通过磁量子数 m J 以及磁场 B 来微调相互作用。我们选择磁场垂直于原子平面，使得原子平面中原子之间的相互作用与相互作用原子对的方向无关。此外，偶极-偶极相互作用取决于磁场 B 的大小，因为它混合了两个里德堡态的精细结构能级，这会影响它们的偶极矩阵元素。额外的限制是 t 和 V 的相对符号，它取决于 m J 。我们仅当 t / V > 0 时才预期系统支持超固体相。最后，我们收敛到状态 | ⟩ = | 60 P 3 / 2 , mj = 3 / 2 ⟩ 和 | ⟩ = | 59 D 3 / 2 ，mj = 3 / 2 ⟩ ，场幅度B = 50 G。这些状态的另一个优势是D态原子对之间的范德华相互作用相对较弱。这使得原子阵列能够有效地激发到| ⟩状态，这是所提出的状态制备的重要组成部分。在正文的图2中，已经讨论了里德堡对| ⟩和| ⟩之间的相互作用包含一个共振非对角项∝1 / R 3 ，它会引起偶极交换并混合两个项，以及对角线贡献1 / R 6 。在短距离处，我们期望额外的贡献（例如非对角交换相互作用 ∝ 1 / R 6 ）会对此进行修改。这些项对于我们特定的里德堡对来说很小，但通常不为零。
通过正交非...广播纠缠
在本文中，我们广泛研究了将纠缠广播为状态相关与状态独立克隆器的问题。我们首先重新概念化状态相关量子克隆机 (SD-QCM) 的概念，在此过程中，我们引入了不同类型的 SD-QCM，即正交和非正交克隆器。我们推导出这些克隆器的保真度将变得独立于输入状态的条件。我们注意到，这种构造允许我们以拥有输入状态的部分信息为代价来最大化克隆保真度。在关于纠缠广播的讨论中，我们以一般的两量子比特状态作为资源开始，然后我们考虑贝尔对角态的一个具体例子。我们在输入资源状态上局部和非局部地应用状态相关和状态独立克隆器（正交和非正交），并根据输入状态参数获得纠缠广播的范围。我们的研究结果突出了状态依赖型克隆器在广播纠缠方面优于状态独立型克隆器的几个例子。我们的研究提供了一个比较视角，即在两个量子比特场景中通过克隆广播纠缠，即当我们对资源集合有所了解时，以及当我们没有此类信息时。
Ye Tian, Yang Zhao, Shengping Liu, Qiang Li, Wei Wang, Junbo Feng* and Jin Guo Scalable and compact photonic neural chip with low learning-capability-
摘要：光子计算因能以比数字电子替代方案高得多的时钟频率加速人工神经网络任务而受到广泛关注。特别是由马赫-曾德尔干涉仪 (MZI) 网格组成的可重构光子处理器在光子矩阵乘法器中很有前途。希望实现高基 MZI 网格来提高计算能力。传统上，需要三个级联 MZI 网格（两个通用 N × N 酉 MZI 网格和一个对角 MZI 网格）来表示 N × N 权重矩阵，需要 O ( N 2 ) 个 MZI，这严重限制了可扩展性。在此，我们提出了一种光子矩阵架构，使用一个非通用 N × N 酉 MZI 网格的实部来表示实值矩阵。在光子神经网络等应用中，它可能将所需的 MZI 减少到 O ( N log 2 N ) 级别，同时以较低的学习能力损失为代价。通过实验，我们实现了一个 4 × 4 光子神经芯片，并对其在卷积神经网络中的性能进行了基准测试，以用于手写识别任务。与基于传统架构的 O (N 2) MZI 芯片相比，我们的 4 × 4 芯片的学习能力损失较低。而在光学损耗、芯片尺寸、功耗、编码误差方面，我们的架构表现出全面的优势。