XiaoMi-AI文件搜索系统
World File Search System渐近极限
通过相对能量估计进行非稳态气体输送的稳定性和渐近分析
相对熵或能量技术已广泛用于时间相关偏微分方程的存在性、稳定性和离散化误差分析；我们参考[17]对抛物线发展问题相应结果的最新总结。在本文中，我们感兴趣的是双曲问题，其中相对熵参数的使用可以追溯到DiPerna [7]和Dafermos [5]的开创性著作；另请参阅[6]对该领域的介绍。通常涉及的方面有：收敛到稳定态，解对初始数据和参数的稳定依赖性，以及渐近极限。后者的例子包括欧拉和纳维-斯托克斯方程的低马赫极限，例如在[10]中对其进行了研究。Huang等人在一系列论文[11]中研究了阻尼欧拉方程解到Barenblatt解的长时间收敛性。
QOSST：用于实验性连续变量量子密钥分发的高度模块化开源平台
量子密钥分发 (QKD) 使两个远程方之间能够进行密钥交换，其信息论安全性植根于量子物理定律。将密钥信息编码为连续变量 (CV)，例如光相干态的正交分量的值，使实现更接近标准光通信系统，但这是以低信噪比操作所需的数字信号处理技术的复杂性为代价的。在这项工作中，我们希望通过提供高度模块化的开源软件来降低与此困难相关的 CV-QKD 实验的进入门槛，该软件原则上与硬件无关，可用于多种配置。我们使用带有本地生成的本地振荡器、频率复用导频和 RF 异差检测的实验装置对这款名为 QOSST 的软件进行了基准测试，并在渐近极限下获得了城域距离上 Mbit/s 数量级的最先进的密钥速率。我们希望 QOSST 可用于促进 CV-QKD 的进一步实验进展，并由社区改进和扩展，以在各种配置中实现高性能。
难以区分的光子的提炼
可靠的相同（不可区分）光子源是利用干涉效应的先决条件，而干涉效应是基于线性光学的量子计算及其应用（如玻色子采样）的必要组成部分。一般而言，可区分程度将决定特定方法的有效性，例如通过限制构造资源状态的保真度，或降低光学电路输出分布的复杂性。因此，设计高纯度和不可区分的光子源具有重要的实际意义。受魔法状态蒸馏的启发，我们提出了一种使用标准线性光学的协议，该协议可用于将光子源的不可区分性提高到任意精度。特别是，在小误差 ϵ 的渐近极限下，要将误差降低到 ϵ ′ < ϵ 需要 O (( ϵ/ϵ ′ ) 2 ) 个光子。我们证明该方案对光学元件中的检测和控制误差具有鲁棒性，并讨论了其他误差源的影响。
经典计算时代的多体定位
摘要 统计力学提供了一个框架，用于描述大型复杂多体系统的物理特性，仅使用几个宏观参数来确定系统的状态。对于孤立的量子多体系统，这种描述是通过本征态热化假设 (ETH) 实现的，该假设将热化、遍历性和量子混沌行为联系起来。然而，在强无序相互作用多体系统的动力学中，通过数值和实验发现的稳健多体局部化 (MBL) 机制，在有限的系统尺寸和演化时间下没有观察到热化趋势。虽然 MBL 机制的现象学已经确立，但核心问题仍未得到解答：在什么条件下 MBL 机制会产生 MBL 相，其中即使在无限系统尺寸和演化时间的渐近极限下也不会发生热化？本综述重点介绍了最近的数值研究，旨在阐明 MBL 相的状态，并确定了有关 MBL 相的关键未决问题。
QOSST：用于实验性连续变量量子密钥分发的高度模块化开源平台
量子密钥分发 (QKD) 使两个远程方能够以基于量子物理定律的信息论安全性进行密钥交换。将密钥信息编码为连续变量 (CV)，例如光相干态的正交分量的值，使实现更接近标准光通信系统，但这是以低信噪比操作所需的数字信号处理技术显著复杂为代价的。在这项工作中，我们希望通过提供高度模块化的开源软件来降低与此困难相关的 CV-QKD 实验的进入门槛，该软件原则上与硬件无关，可用于多种配置。我们使用带有本地生成的本地振荡器、频率复用导频和 RF 异差检测的实验装置对这个称为 QOSST 的软件进行了基准测试，并在渐近极限下获得了城域距离上 Mbit/s 数量级的最先进的密钥速率。我们希望 QOSST 能够用于促进 CV-QKD 的进一步实验进展，并由社区进行改进和扩展，以在各种配置中实现高性能。
![arXiv:2001.03508v1 [quant-ph] 2020 年 1 月 10 日](/simg/g:\will\search\icon\source\9\921c2b1252cda40239d1db634a2c700c224216d3.webp)
arXiv:2001.03508v1 [quant-ph] 2020 年 1 月 10 日
量子相干性是量子物理学的一个基本量子资源，描述了量子态表现出量子干涉现象的能力。它是量子信息处理中的重要组成部分[1]，并在量子计算[2, 3]、量子密码学[4]、量子计量学[5, 6]和量子生物学[7]等新兴领域发挥着核心作用。因此，随着近年来量子信息科学的发展[8–12]，相干性资源理论引起了越来越多的关注。量子资源理论有两个基本要素：自由态和自由操作[13–15]。在相干性资源理论中，自由态是在预先确定的参考基上对角的量子态。关于相干性资源理论中的自由操作集，目前尚无普遍的共识。基于各种物理和数学考虑，提出了几种相干性自由操作[12]。这里，我们集中讨论参考文献 [16] 中给出的严格非相干操作。参考文献 [17] 表明，严格非相干操作既不产生相干性也不利用相干性，并且在干涉测量方面有物理解释。因此，严格非相干操作是一组物理上符合良好动机的相干自由操作，也是自由操作的有力候选者。当我们执行量子信息处理任务时，纯相干态通常起着核心作用 [1]。不幸的是，由于量子系统不可避免地会受到噪声的影响，纯态很容易变成混合态。因此，相干性资源理论的一个核心问题是相干性提炼，即通过非相干操作从初始混合态中提取目标纯相干态的过程。最近，这个问题引起了很大的兴趣 [16, 18–28]。在文献 [16, 18, 19] 中，我们研究了通过各种非相干操作实现混合态相干性的渐近极限。另一种方案是一次性相干性蒸馏方案，即 pro-
![b'与 ED 一样，对于一般的混合态，EC 也很难计算，而且只在极少数特殊情况下才为人所知。但是，对于纯态，例如前面讨论过的 | \xcf\x88 \xce\xb8 \xe2\x9f\xa9 状态，EC = \xe2\x88\x92 Tr \xcf\x81 A log 2 ( \xcf\x81 A ) ，等于 ED 。实现纯态稀释过程的最佳方式是利用两种技术：（i）量子隐形传态，我们在一开始就介绍过，它简单地说是一个双方共享的贝尔态可以用来确定地转移一个未知的量子比特态，以及（ii）量子数据压缩[12]，它的基本意思是，一个由 n 个量子比特组成的大消息，每个量子比特平均由一个密度矩阵 \xcf\x81 A 描述，可以压缩成可能更少的 k = nS ( \xcf\x81 A ) \xe2\x89\xa4 n 个量子比特；而且只要 n 足够大，就可以忠实地恢复整个消息。我们稍后会讨论量子数据压缩。纯态在渐近极限下的可逆性。有了这两个工具，爱丽丝可以先准备 n 份 | \xcf\x88 \xce\xb8 \xe2\x9f\xa9 （总共 2 n 个量子比特）在本地压缩 n 个量子比特为 k 个量子比特，然后 \xe2\x80\x9csend\xe2\x80\x9d 发送给 Bob，并使用共享的 k 个贝尔态将压缩的 k 个量子比特传送给 Bob。然后 Bob 将 k 个量子比特解压缩回未压缩的 n 个量子比特，这些量子比特属于纠缠态 | \xcf\x88 \xce\xb8 \xe2\x9f\xa9 的 n 个副本中的一半。因此，Alice 和 Bob 建立了 n 对 | \xcf\x88 \xce\xb8 \xe2\x9f\xa9 。这描述了纯态稀释过程的最佳程序。蒸馏的纠缠和纠缠成本被渐近地定义，即两个过程都涉及无限数量的初始状态的副本。对于纯态，EC = ED [7]，这意味着这两个过程是渐近可逆的。但对于混合态，这两个量都很难计算。尽管如此，预计 EC ( \xcf\x81 ) \xe2\x89\xa5 ED ( \xcf\x81 )，即蒸馏出的纠缠不能比投入的多。形成的纠缠\xe2\x80\x94 是一个平均量 。然而，正如我们现在所解释的，有一个 EC 的修改，通过对纯态的 EC 取平均值获得，它被称为形成纠缠 EF [11, 13]。任何混合态 \xcf\x81 都可以分解为纯态混合 { pi , | \xcf\x88 i \xe2\x9f\xa9\xe2\x9f\xa8 \xcf\x88 i |} ，尽管分解远非唯一。以这种方式通过混合纯态构建混合态平均需要花费 P'](/simg/g:\will\search\icon\source\b\b87790512905fd558b37731181c2b32866795b88.webp)
b'与 ED 一样，对于一般的混合态，EC 也很难计算，而且只在极少数特殊情况下才为人所知。但是，对于纯态，例如前面讨论过的 | \xcf\x88 \xce\xb8 \xe2\x9f\xa9 状态，EC = \xe2\x88\x92 Tr \xcf\x81 A log 2 ( \xcf\x81 A ) ，等于 ED 。实现纯态稀释过程的最佳方式是利用两种技术：（i）量子隐形传态，我们在一开始就介绍过，它简单地说是一个双方共享的贝尔态可以用来确定地转移一个未知的量子比特态，以及（ii）量子数据压缩[12]，它的基本意思是，一个由 n 个量子比特组成的大消息，每个量子比特平均由一个密度矩阵 \xcf\x81 A 描述，可以压缩成可能更少的 k = nS ( \xcf\x81 A ) \xe2\x89\xa4 n 个量子比特；而且只要 n 足够大，就可以忠实地恢复整个消息。我们稍后会讨论量子数据压缩。纯态在渐近极限下的可逆性。有了这两个工具，爱丽丝可以先准备 n 份 | \xcf\x88 \xce\xb8 \xe2\x9f\xa9 （总共 2 n 个量子比特）在本地压缩 n 个量子比特为 k 个量子比特，然后 \xe2\x80\x9csend\xe2\x80\x9d 发送给 Bob，并使用共享的 k 个贝尔态将压缩的 k 个量子比特传送给 Bob。然后 Bob 将 k 个量子比特解压缩回未压缩的 n 个量子比特，这些量子比特属于纠缠态 | \xcf\x88 \xce\xb8 \xe2\x9f\xa9 的 n 个副本中的一半。因此，Alice 和 Bob 建立了 n 对 | \xcf\x88 \xce\xb8 \xe2\x9f\xa9 。这描述了纯态稀释过程的最佳程序。蒸馏的纠缠和纠缠成本被渐近地定义，即两个过程都涉及无限数量的初始状态的副本。对于纯态，EC = ED [7]，这意味着这两个过程是渐近可逆的。但对于混合态，这两个量都很难计算。尽管如此，预计 EC ( \xcf\x81 ) \xe2\x89\xa5 ED ( \xcf\x81 )，即蒸馏出的纠缠不能比投入的多。形成的纠缠\xe2\x80\x94 是一个平均量 。然而，正如我们现在所解释的，有一个 EC 的修改，通过对纯态的 EC 取平均值获得，它被称为形成纠缠 EF [11, 13]。任何混合态 \xcf\x81 都可以分解为纯态混合 { pi , | \xcf\x88 i \xe2\x9f\xa9\xe2\x9f\xa8 \xcf\x88 i |} ，尽管分解远非唯一。以这种方式通过混合纯态构建混合态平均需要花费 P'
b'与 ED 一样，对于一般的混合态，EC 也很难计算，而且只在极少数特殊情况下才为人所知。但是，对于纯态，例如前面讨论过的 | \xcf\x88 \xce\xb8 \xe2\x9f\xa9 状态，EC = \xe2\x88\x92 Tr \xcf\x81 A log 2 ( \xcf\x81 A ) ，等于 ED 。实现纯态稀释过程的最佳方式是利用两种技术：（i）量子隐形传态，我们在一开始就介绍过，它简单地说是一个双方共享的贝尔态可以用来确定地转移一个未知的量子比特态，以及（ii）量子数据压缩[12]，它的基本意思是，一个由 n 个量子比特组成的大消息，每个量子比特平均由一个密度矩阵 \xcf\x81 A 描述，可以压缩成可能更少的 k = nS ( \xcf\x81 A ) \xe2\x89\xa4 n 个量子比特；而且只要 n 足够大，就可以忠实地恢复整个消息。我们稍后会讨论量子数据压缩。纯态在渐近极限下的可逆性。有了这两个工具，爱丽丝可以先准备 n 份 | \xcf\x88 \xce\xb8 \xe2\x9f\xa9 （总共 2 n 个量子比特）在本地压缩 n 个量子比特为 k 个量子比特，然后 \xe2\x80\x9csend\xe2\x80\x9d 发送给 Bob，并使用共享的 k 个贝尔态将压缩的 k 个量子比特传送给 Bob。然后 Bob 将 k 个量子比特解压缩回未压缩的 n 个量子比特，这些量子比特属于纠缠态 | \xcf\x88 \xce\xb8 \xe2\x9f\xa9 的 n 个副本中的一半。因此，Alice 和 Bob 建立了 n 对 | \xcf\x88 \xce\xb8 \xe2\x9f\xa9 。这描述了纯态稀释过程的最佳程序。蒸馏的纠缠和纠缠成本被渐近地定义，即两个过程都涉及无限数量的初始状态的副本。对于纯态，EC = ED [7]，这意味着这两个过程是渐近可逆的。但对于混合态，这两个量都很难计算。尽管如此，预计 EC ( \xcf\x81 ) \xe2\x89\xa5 ED ( \xcf\x81 )，即蒸馏出的纠缠不能比投入的多。形成的纠缠\xe2\x80\x94 是一个平均量 。然而，正如我们现在所解释的，有一个 EC 的修改，通过对纯态的 EC 取平均值获得，它被称为形成纠缠 EF [11, 13]。任何混合态 \xcf\x81 都可以分解为纯态混合 { pi , | \xcf\x88 i \xe2\x9f\xa9\xe2\x9f\xa8 \xcf\x88 i |} ，尽管分解远非唯一。以这种方式通过混合纯态构建混合态平均需要花费 P'