JP2003067181A - 量子コンピュータおよびこの制御方法 - Google Patents
量子コンピュータおよびこの制御方法Info
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Abstract
(57)【要約】
【課題】 量子コンピュータの演算における量子ビット
間の相互作用を、任意に制御できるようにする。 【解決手段】 超伝導体から構成された磁束転送器１０
１に、超伝導電流が流れうる状態と流れない状態とを切
り換える（超伝導電流をオンオフする）、切り換え手段
として、ジョセフソン接合電界効果トランジスタ（ＪＯ
ＦＥＴ）１０２を用い、磁束量子ビット１０４ａ，１０
４ｂ間の相互作用を、任意に制御し、量子もつれ合い状
態を実現する。
間の相互作用を、任意に制御できるようにする。 【解決手段】 超伝導体から構成された磁束転送器１０
１に、超伝導電流が流れうる状態と流れない状態とを切
り換える（超伝導電流をオンオフする）、切り換え手段
として、ジョセフソン接合電界効果トランジスタ（ＪＯ
ＦＥＴ）１０２を用い、磁束量子ビット１０４ａ，１０
４ｂ間の相互作用を、任意に制御し、量子もつれ合い状
態を実現する。
Description
【０００１】
【発明の属する技術分野】本発明は、量子ビットを用い
た量子コンピュータおよびこの制御方法に関する。
た量子コンピュータおよびこの制御方法に関する。
【０００２】
【従来の技術】「Ｐ．Ｗ．Ｓｈｏｒ」が、１９９５年
に、大きな数の因数分解が、量子計算を使うと古典計算
機に比べて圧倒的な速さで計算できることを示して以
来、量子計算機の研究は理論，実験ともに急激に進んで
来ている。量子コンピュータでは，量子ビットが古典的
なコンピュータのビットに対応する。また、古典的なコ
ンピュータにおける入力，演算，出力は、量子コンピュ
ータにおける系の、初期状態の準備、系の時間発展、系
の読み出しに対応する。量子コンピュータの一般的な解
説は、文献１「細谷暁夫著、『量子コンピュータの基
礎』、サイエンス社(１９９９年)」に述べられている。
に、大きな数の因数分解が、量子計算を使うと古典計算
機に比べて圧倒的な速さで計算できることを示して以
来、量子計算機の研究は理論，実験ともに急激に進んで
来ている。量子コンピュータでは，量子ビットが古典的
なコンピュータのビットに対応する。また、古典的なコ
ンピュータにおける入力，演算，出力は、量子コンピュ
ータにおける系の、初期状態の準備、系の時間発展、系
の読み出しに対応する。量子コンピュータの一般的な解
説は、文献１「細谷暁夫著、『量子コンピュータの基
礎』、サイエンス社(１９９９年)」に述べられている。
【０００３】量子コンピュータにおける基本要素となる
量子ビットは、量子力学的な｜０＞状態と｜１＞状態の
重ね合わせ状態で表される。この状態は、実験的には、
量子的な二準位系にあたり、様々な量子的な二準位系を
使った量子コンピュータが提案されている。これらの提
案は、固体素子を用いたものと固体素子を用いないもの
とに分けることができる。固体素子は集積化が容易な点
で有利であるが、素子周辺の環境による影響のため、量
子的な状態を保つことが難しい。逆に、固体素子でない
ものは、集積化は難しいが周辺の環境の影響を受けにく
い。
量子ビットは、量子力学的な｜０＞状態と｜１＞状態の
重ね合わせ状態で表される。この状態は、実験的には、
量子的な二準位系にあたり、様々な量子的な二準位系を
使った量子コンピュータが提案されている。これらの提
案は、固体素子を用いたものと固体素子を用いないもの
とに分けることができる。固体素子は集積化が容易な点
で有利であるが、素子周辺の環境による影響のため、量
子的な状態を保つことが難しい。逆に、固体素子でない
ものは、集積化は難しいが周辺の環境の影響を受けにく
い。
【０００４】磁束量子ビットは、固体素子を用いた量子
ビットの一種ではあるが、素子に超伝導体を使ってお
り、超伝導ギャップの存在のため環境の影響を受けにく
いと考えられている。また、同じく超伝導体を使った電
荷量子ビットも提案されているが、磁束のノイズは電荷
のノイズに比べて少ないので、この点においても磁束量
子ビットは有利である。このため、磁束量子ビットは、
集積化に有利でかつ環境の影響も受けにくい理想的な量
子ビットであると考えられる。
ビットの一種ではあるが、素子に超伝導体を使ってお
り、超伝導ギャップの存在のため環境の影響を受けにく
いと考えられている。また、同じく超伝導体を使った電
荷量子ビットも提案されているが、磁束のノイズは電荷
のノイズに比べて少ないので、この点においても磁束量
子ビットは有利である。このため、磁束量子ビットは、
集積化に有利でかつ環境の影響も受けにくい理想的な量
子ビットであると考えられる。
【０００５】量子コンピュータにおける演算は、量子系
の時間発展になる。１つの量子ビットの演算である位相
シフタと呼ばれる演算と、２つの量子ビットの演算であ
る制御ＮＯＴと呼ばれる演算ができれば、原理的にすべ
て演算が可能であることが示されている。２つの量子ビ
ットの演算のためには、２つの量子ビットが量子もつれ
合い状態(entangled state)にある必要がある。このた
めには、２つの量子ビット間に相互作用が必要となる。
の時間発展になる。１つの量子ビットの演算である位相
シフタと呼ばれる演算と、２つの量子ビットの演算であ
る制御ＮＯＴと呼ばれる演算ができれば、原理的にすべ
て演算が可能であることが示されている。２つの量子ビ
ットの演算のためには、２つの量子ビットが量子もつれ
合い状態(entangled state)にある必要がある。このた
めには、２つの量子ビット間に相互作用が必要となる。
【０００６】
【発明が解決しようとする課題】ところが、いままでに
提案されている量子コンピュータでは、通常この相互作
用を随意に切ったり入れたりすることができない。例え
ば、現在最も多くの量子ビット数で実現されているＮＭ
Ｒ量子コンピュータにおいては、量子ビットは核スピン
であり、量子ビット間の相互作用は核スピン同士の相互
作用である。この相互作用は、素子としてどのような分
子を選んだかによって決定されてしまい、核スピン同士
の相互作用は常に存在している。
提案されている量子コンピュータでは、通常この相互作
用を随意に切ったり入れたりすることができない。例え
ば、現在最も多くの量子ビット数で実現されているＮＭ
Ｒ量子コンピュータにおいては、量子ビットは核スピン
であり、量子ビット間の相互作用は核スピン同士の相互
作用である。この相互作用は、素子としてどのような分
子を選んだかによって決定されてしまい、核スピン同士
の相互作用は常に存在している。
【０００７】このため、上記ＮＭＲ量子コンピュータに
おいて、量子ビット間は常に相互作用がある状態にあ
る。量子コンピュータにおける演算がその系の時間発展
であることを考えれば、常に相互作用が存在すること
は、常にビット間で演算を行っていることになる。これ
は任意の演算をさせるには好ましいことではなく、任意
の演算を行うためには、常に行われている量子ビット間
での相互作用を打ち消す別の操作が必要となる(文献１
第５章参照)。
おいて、量子ビット間は常に相互作用がある状態にあ
る。量子コンピュータにおける演算がその系の時間発展
であることを考えれば、常に相互作用が存在すること
は、常にビット間で演算を行っていることになる。これ
は任意の演算をさせるには好ましいことではなく、任意
の演算を行うためには、常に行われている量子ビット間
での相互作用を打ち消す別の操作が必要となる(文献１
第５章参照)。
【０００８】本発明は、以上のような問題点を解消する
ためになされたものであり、量子コンピュータの演算に
おける量子ビット間の相互作用を、任意に制御できるよ
うにすることを目的とする。
ためになされたものであり、量子コンピュータの演算に
おける量子ビット間の相互作用を、任意に制御できるよ
うにすることを目的とする。
【０００９】
【課題を解決するための手段】本発明の一形態における
量子コンピュータは、２つの磁束量子ビットと、この２
つの磁束量子ビット間に相互作用を作用させる磁束転送
器とを備え、加えて、磁束転送器に流れる超伝導電流を
オンオフする切り換え手段を備えるようにしたものであ
る。この量子コンピュータによれば、切り換え手段によ
る磁束転送器のオンオフにより、超伝導電流が流れるこ
とにより相互作用を持つ２つの磁束量子ビット間の相互
作用が制御される。
量子コンピュータは、２つの磁束量子ビットと、この２
つの磁束量子ビット間に相互作用を作用させる磁束転送
器とを備え、加えて、磁束転送器に流れる超伝導電流を
オンオフする切り換え手段を備えるようにしたものであ
る。この量子コンピュータによれば、切り換え手段によ
る磁束転送器のオンオフにより、超伝導電流が流れるこ
とにより相互作用を持つ２つの磁束量子ビット間の相互
作用が制御される。
【００１０】上記量子コンピュータにおいて、切り換え
手段は、ジョセフソン接合電界効果トランジスタ、また
は磁束転送器の一部を加熱する加熱手段、または磁束転
送器の一部に設けられた超伝導体から構成された機械ス
イッチのいずれかであればよい。
手段は、ジョセフソン接合電界効果トランジスタ、また
は磁束転送器の一部を加熱する加熱手段、または磁束転
送器の一部に設けられた超伝導体から構成された機械ス
イッチのいずれかであればよい。
【００１１】また、本発明の一形態における量子コンピ
ュータの制御方法は、２つの磁束量子ビットと、この２
つの磁束量子ビット間に相互作用を作用させる磁束転送
器とを備えた量子コンピュータの演算を、磁束転送器に
流れる超伝導電流をオンオフすることにより制御するよ
うにしたものである。この制御方法によれば、磁束転送
器のオンオフにより、超伝導電流が流れることにより相
互作用を持つ２つの磁束量子ビット間の相互作用が制御
される。
ュータの制御方法は、２つの磁束量子ビットと、この２
つの磁束量子ビット間に相互作用を作用させる磁束転送
器とを備えた量子コンピュータの演算を、磁束転送器に
流れる超伝導電流をオンオフすることにより制御するよ
うにしたものである。この制御方法によれば、磁束転送
器のオンオフにより、超伝導電流が流れることにより相
互作用を持つ２つの磁束量子ビット間の相互作用が制御
される。
【００１２】上記量子コンピュータの制御方法におい
て、磁束転送器に流れる超伝導電流のオンオフは、例え
ば、ジョセフソン接合電界効果トランジスタ、または磁
束転送器の一部を加熱すること、または、磁束転送器の
一部に設けた機械スイッチのいずれかにより行うように
すればよい。
て、磁束転送器に流れる超伝導電流のオンオフは、例え
ば、ジョセフソン接合電界効果トランジスタ、または磁
束転送器の一部を加熱すること、または、磁束転送器の
一部に設けた機械スイッチのいずれかにより行うように
すればよい。
【００１３】
【発明の実施の形態】以下、本発明の実施の形態につい
て図を参照して説明する。図１は、本発明の実施の形態
における量子コンピュータの一部構成の例を示す平面図
である。図１中に付けた符号について説明すると、ま
ず、１０１は超伝導体から構成された磁束転送器(フラ
ックストランスフォーマー)、１０２はジョセフソン接
合電界効果トランジスタ（ＪＯＦＥＴ：切り換え手段）
であり、磁束転送器１０１の電極部１０１ａ，１０１ｂ
に接続している。
て図を参照して説明する。図１は、本発明の実施の形態
における量子コンピュータの一部構成の例を示す平面図
である。図１中に付けた符号について説明すると、ま
ず、１０１は超伝導体から構成された磁束転送器(フラ
ックストランスフォーマー)、１０２はジョセフソン接
合電界効果トランジスタ（ＪＯＦＥＴ：切り換え手段）
であり、磁束転送器１０１の電極部１０１ａ，１０１ｂ
に接続している。
【００１４】また、１０３はジョセフソン接合電界効果
トランジスタ（ＪＯＦＥＴ）のゲート電極に接続するゲ
ート配線、１０４ａ，１０４ｂは磁束量子ビット、１０
５は磁束量子ビットの状態を読み出すＳＱＵＩＤ(Super
conducting Quantum Interference Device：読み出し手
段）、１０６ａ，１０６ｂは、磁場を作り出すことで各
々の磁束量子ビットの状態を制御する制御ラインであ
る。
トランジスタ（ＪＯＦＥＴ）のゲート電極に接続するゲ
ート配線、１０４ａ，１０４ｂは磁束量子ビット、１０
５は磁束量子ビットの状態を読み出すＳＱＵＩＤ(Super
conducting Quantum Interference Device：読み出し手
段）、１０６ａ，１０６ｂは、磁場を作り出すことで各
々の磁束量子ビットの状態を制御する制御ラインであ
る。
【００１５】また、１１４，１１５は、トンネル絶縁部
からなるジョセフソン接合である。これらは、図示して
いない半導体基板上に絶縁膜を介して形成され、磁束量
子ビット１０４ａ，１０４ｂおよびＳＱＵＩＤ１０５
は、例えばアルミニウムやニオブなどの、低温にするこ
とで超伝導製を示す材料から構成すればよい。。同様
に、磁束転送器１０１も、ニオブから構成すればよい。
また、磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂは、例えば、
約５μｍ角に形成されている
からなるジョセフソン接合である。これらは、図示して
いない半導体基板上に絶縁膜を介して形成され、磁束量
子ビット１０４ａ，１０４ｂおよびＳＱＵＩＤ１０５
は、例えばアルミニウムやニオブなどの、低温にするこ
とで超伝導製を示す材料から構成すればよい。。同様
に、磁束転送器１０１も、ニオブから構成すればよい。
また、磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂは、例えば、
約５μｍ角に形成されている
【００１６】このように構成することで、磁束量子ビッ
ト１０４ａ，１０４ｂが作り出す磁束をＳＱＵＩＤ１０
５で読み出し、磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂの状
態が、｜０＞状態と｜１＞状態とのどちらの状態となっ
ているかを検出することができる。
ト１０４ａ，１０４ｂが作り出す磁束をＳＱＵＩＤ１０
５で読み出し、磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂの状
態が、｜０＞状態と｜１＞状態とのどちらの状態となっ
ているかを検出することができる。
【００１７】なお、３つのジョセフソン接合を用いた１
つの磁束量子ビットについては、文献２「J.E.Mooij,T.
P.Orlando,L.Levitov,Lin Tian,Caspar H.van der Wal,
SethLIoyd,“Josephson Persistent-Current Qubit",Sc
ience 285(1999)1036」、文献３「T.P.Orlando,J.E.Moo
ij,Lin Tian,Caspar H.van der Wal,L.S.Levitov,Seth
Lloyd,J.J.Mazo,“Superconducting persistent-curren
t qubit",Physical Review B60(1999)15398」、文献４
「Caspar H.van der Wal,A.C.J.ter Haar,F.K.Wilhelm,
R.N.Schouten,C.J.P.M.Hrmans,T.P.Orlando,Seth Lloy
d,J.E.Mooij,"Quantum Superposition of Macroscopic
Persistent-Current States",Science 290(2000)773」
に記載されている。
つの磁束量子ビットについては、文献２「J.E.Mooij,T.
P.Orlando,L.Levitov,Lin Tian,Caspar H.van der Wal,
SethLIoyd,“Josephson Persistent-Current Qubit",Sc
ience 285(1999)1036」、文献３「T.P.Orlando,J.E.Moo
ij,Lin Tian,Caspar H.van der Wal,L.S.Levitov,Seth
Lloyd,J.J.Mazo,“Superconducting persistent-curren
t qubit",Physical Review B60(1999)15398」、文献４
「Caspar H.van der Wal,A.C.J.ter Haar,F.K.Wilhelm,
R.N.Schouten,C.J.P.M.Hrmans,T.P.Orlando,Seth Lloy
d,J.E.Mooij,"Quantum Superposition of Macroscopic
Persistent-Current States",Science 290(2000)773」
に記載されている。
【００１８】磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂの状態
は、磁場依存性を示す(文献４のFig.１参照）。このた
め、外から加える磁場により、１つの磁束量子ビットの
状態を、｜０＞状態と、｜１＞状態と、またはこれらの
量子力学的な重ね合わせ状態とに制御できる。磁束量子
ビット１０４ａ，１０４ｂの状態に対する制御は、制御
ライン１０６ａ，１０６ｂに電流を流し、この周りに磁
場を発生させるにより行うことができる。
は、磁場依存性を示す(文献４のFig.１参照）。このた
め、外から加える磁場により、１つの磁束量子ビットの
状態を、｜０＞状態と、｜１＞状態と、またはこれらの
量子力学的な重ね合わせ状態とに制御できる。磁束量子
ビット１０４ａ，１０４ｂの状態に対する制御は、制御
ライン１０６ａ，１０６ｂに電流を流し、この周りに磁
場を発生させるにより行うことができる。
【００１９】制御ライン１０６ａおよび制御ライン１０
６ｂの周りに発生する磁場は、制御ライン１０６ａおよ
び制御ライン１０６ｂに流れる電流に比例し、かつ制御
ライン１０６ａおよび制御ライン１０６ｂからの距離に
反比例するので、磁束量子ビット１０４ａおよび磁束量
子ビット１０４ｂの状態を個別に操作性良く制御でき
る。
６ｂの周りに発生する磁場は、制御ライン１０６ａおよ
び制御ライン１０６ｂに流れる電流に比例し、かつ制御
ライン１０６ａおよび制御ライン１０６ｂからの距離に
反比例するので、磁束量子ビット１０４ａおよび磁束量
子ビット１０４ｂの状態を個別に操作性良く制御でき
る。
【００２０】図１では、磁束量子ビット１０４ａ，１０
４ｂとして３つのジョセフソン接合を用いたもので示し
ているが、本発明におけるＪＯＦＥＴを使用した磁束転
送器１０１の作用は、他の磁束量子ビット場合でも同様
である。他の磁束量子ビットに関しての一例として、１
つのジョセフソン接合を用いた磁束量子ビットがある。
これは文献５「JonathAN R.Fried-man,Vijay Patel,W.C
hen,S.K,Tolpygo,J.E.Lukens,“Quantum superposition
macro-scopic states",Nature406(2000)43」に詳しく
述べられている。
４ｂとして３つのジョセフソン接合を用いたもので示し
ているが、本発明におけるＪＯＦＥＴを使用した磁束転
送器１０１の作用は、他の磁束量子ビット場合でも同様
である。他の磁束量子ビットに関しての一例として、１
つのジョセフソン接合を用いた磁束量子ビットがある。
これは文献５「JonathAN R.Fried-man,Vijay Patel,W.C
hen,S.K,Tolpygo,J.E.Lukens,“Quantum superposition
macro-scopic states",Nature406(2000)43」に詳しく
述べられている。
【００２１】２つの磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂ
は、磁束転送器１０１を流れる電流を通じて磁気的な相
互作用を持ち、２つの磁束量子ビット１０４ａ，１０４
ｂの量子もつれ合い状態(entangled state)を実現する
ことができる。図２は、この磁気的な相互作用を模式的
に説明するものである。図２では、超伝導体から構成さ
れた磁束転送器１０１を、２つの磁束量子ビット１０４
ａ，１０４ｂで挾んだ状態を、等価的に示している。
は、磁束転送器１０１を流れる電流を通じて磁気的な相
互作用を持ち、２つの磁束量子ビット１０４ａ，１０４
ｂの量子もつれ合い状態(entangled state)を実現する
ことができる。図２は、この磁気的な相互作用を模式的
に説明するものである。図２では、超伝導体から構成さ
れた磁束転送器１０１を、２つの磁束量子ビット１０４
ａ，１０４ｂで挾んだ状態を、等価的に示している。
【００２２】磁束量子ビット１０４ａ、磁束量子ビット
１０４ｂ、磁束転送器１０１の自己インダクタンスを各
々Ｌ1，Ｌ2，ＬTとする。また、磁束量子ビット１０４
ａと磁束転送器１０１との相互インダクタンスをＭ1と
し、磁束量子ビット１０４ｂと磁束転送器１０１との相
互インダクタンスをＭ2とする。
１０４ｂ、磁束転送器１０１の自己インダクタンスを各
々Ｌ1，Ｌ2，ＬTとする。また、磁束量子ビット１０４
ａと磁束転送器１０１との相互インダクタンスをＭ1と
し、磁束量子ビット１０４ｂと磁束転送器１０１との相
互インダクタンスをＭ2とする。
【００２３】以下に、磁束量子ビット１０４ａと磁束量
子ビット１０４ｂとの磁気的な相互作用について考察す
る。いま、磁束量子ビット１０４ａでの磁束がΔΦ1変
化したとすると、この磁束の変化は、磁束量子ビット１
０４ａの自己インダクタンスＬ1により、磁束量子ビッ
ト１０４ａに電流の変化ΔＩ1＝ΔΦ1/Ｌ1を引き起こ
す。
子ビット１０４ｂとの磁気的な相互作用について考察す
る。いま、磁束量子ビット１０４ａでの磁束がΔΦ1変
化したとすると、この磁束の変化は、磁束量子ビット１
０４ａの自己インダクタンスＬ1により、磁束量子ビッ
ト１０４ａに電流の変化ΔＩ1＝ΔΦ1/Ｌ1を引き起こ
す。
【００２４】この磁束量子ビット１０４ａにおける電流
の変化ΔＩ1は、磁束量子ビット１０４ａと磁束転送器
１０１との相互インダクタンスＭ1により、磁束転送器
１０１に磁束の変化ΔΦT＝Ｍ1ΔＩ1を引き起こす。こ
の磁束転送器１０１での磁束の変化ΔΦTは、磁束転送
器１０１の自己インダクタンスＬTにより、磁束転送器
１０１に電流の変化ΔＩT＝ΔΦT/ＬTを引き起こす。
の変化ΔＩ1は、磁束量子ビット１０４ａと磁束転送器
１０１との相互インダクタンスＭ1により、磁束転送器
１０１に磁束の変化ΔΦT＝Ｍ1ΔＩ1を引き起こす。こ
の磁束転送器１０１での磁束の変化ΔΦTは、磁束転送
器１０１の自己インダクタンスＬTにより、磁束転送器
１０１に電流の変化ΔＩT＝ΔΦT/ＬTを引き起こす。
【００２５】この磁束転送器１０１における電流の変化
ΔＩTは、磁束転送器１０１と磁束量子ビット１０４ｂ
の相互インダクタンスＭ2により、磁束量子ビット１０
４ｂに磁束の変化ΔΦ2＝Ｍ2ΔＩTを引き起こす。従っ
て、磁束量子ビット１０４ａでの磁束の変化ΔΦTは、
磁束転送器１０１に電流が流れることにより、磁束量子
ビット１０４ｂにおいて、磁束の変化ΔΦ2＝Ｍ1Ｍ2Δ
Φ1/Ｌ1ＬTを引き起こすことになる。
ΔＩTは、磁束転送器１０１と磁束量子ビット１０４ｂ
の相互インダクタンスＭ2により、磁束量子ビット１０
４ｂに磁束の変化ΔΦ2＝Ｍ2ΔＩTを引き起こす。従っ
て、磁束量子ビット１０４ａでの磁束の変化ΔΦTは、
磁束転送器１０１に電流が流れることにより、磁束量子
ビット１０４ｂにおいて、磁束の変化ΔΦ2＝Ｍ1Ｍ2Δ
Φ1/Ｌ1ＬTを引き起こすことになる。
【００２６】このことは、磁束量子ビットの状態が磁場
依存性を示すことを考えると、磁束量子ビット１０４ａ
の状態は、磁束量子ビット１０４ｂの状態に変化を与
え、相互作用を持つことを意味する。すなわち、磁束量
子ビット１０４ａの状態が、｜０＞状態か｜１＞状態に
よって、磁束量子ビット１０４ｂの状態も影響を受け
る。この逆も同様であり、２つの磁束量子ビット１０４
ａ，１０４ｂは、相互作用を持つことになる。
依存性を示すことを考えると、磁束量子ビット１０４ａ
の状態は、磁束量子ビット１０４ｂの状態に変化を与
え、相互作用を持つことを意味する。すなわち、磁束量
子ビット１０４ａの状態が、｜０＞状態か｜１＞状態に
よって、磁束量子ビット１０４ｂの状態も影響を受け
る。この逆も同様であり、２つの磁束量子ビット１０４
ａ，１０４ｂは、相互作用を持つことになる。
【００２７】ここで、磁束量子ビット１０４ａと磁束量
子ビット１０４ｂの直接の相互インダクタンスは、考慮
する必要はない。なぜなら、この直接の相互インダクタ
ンスの大きさは、磁束量子ビット１０４ａと磁束量子ビ
ット１０４ｂとを充分遠くに離せば、小さな値となるか
らである。この時、直接の相互作用は、磁束転送器１０
１を通した相互作用の大きさに比べて小さく無視でき
る。
子ビット１０４ｂの直接の相互インダクタンスは、考慮
する必要はない。なぜなら、この直接の相互インダクタ
ンスの大きさは、磁束量子ビット１０４ａと磁束量子ビ
ット１０４ｂとを充分遠くに離せば、小さな値となるか
らである。この時、直接の相互作用は、磁束転送器１０
１を通した相互作用の大きさに比べて小さく無視でき
る。
【００２８】図１において、磁束転送器１０１は、２つ
の磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂを囲むように配置
している。しかし、図２の模式図からも分かるように、
磁束転送器１０１と各々の磁束量子ビットとの相互イン
ダクタンスを通し、磁束量子ビット１０４ａと磁束量子
ビット１０４ｂとが磁気的に相互作用していれば、磁束
転送器は、どのような配置，形状であろうと、同様の相
互作用の効果が得られる。
の磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂを囲むように配置
している。しかし、図２の模式図からも分かるように、
磁束転送器１０１と各々の磁束量子ビットとの相互イン
ダクタンスを通し、磁束量子ビット１０４ａと磁束量子
ビット１０４ｂとが磁気的に相互作用していれば、磁束
転送器は、どのような配置，形状であろうと、同様の相
互作用の効果が得られる。
【００２９】図１に示す量子コンピュータにおける磁束
転送器１０１を使った磁束量子ビット１０４ａ，１０４
ｂの系においては、相互作用のエネルギーは、磁束転送
器１０１の自己インダクタンスＬTと、磁束量子ビット
１０４ａ,１０４ｂとの相互インダクタンスＭ1，Ｍ2の
大きさと、磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂを流れる
電流Ｉ1，Ｉ2により決まる。
転送器１０１を使った磁束量子ビット１０４ａ，１０４
ｂの系においては、相互作用のエネルギーは、磁束転送
器１０１の自己インダクタンスＬTと、磁束量子ビット
１０４ａ,１０４ｂとの相互インダクタンスＭ1，Ｍ2の
大きさと、磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂを流れる
電流Ｉ1，Ｉ2により決まる。
【００３０】磁束量子ビット１０４ａでの磁束の変化Δ
Φは、磁束量子ビット１０４ｂにおける磁束の変化ΔΦ
2＝Ｍ1Ｍ2ΔΦ1/Ｌ1ＬTを引き起こす。よって、磁束量
子ビット１０４ｂが受けた仕事(エネルギー)は、 Ｉ2ΔΦ2＝Ｍ1Ｍ2Ｉ2ΔΦ1/Ｌ1ＬT＝Ｍ1Ｍ2Ｉ2ΔＩ1/Ｌ
T，ΔΦ1＝Ｌ1ΔＩ1 である。また、磁束量子ビット１０４ｂが受けた仕事
(エネルギー)は、相互作用のエネルギーと考えられ、相
互作用のエネルギーをＪとおくと、Ｊ=Ｍ1Ｍ2Ｉ2Ｉ1/Ｌ
Tで表される。
Φは、磁束量子ビット１０４ｂにおける磁束の変化ΔΦ
2＝Ｍ1Ｍ2ΔΦ1/Ｌ1ＬTを引き起こす。よって、磁束量
子ビット１０４ｂが受けた仕事(エネルギー)は、 Ｉ2ΔΦ2＝Ｍ1Ｍ2Ｉ2ΔΦ1/Ｌ1ＬT＝Ｍ1Ｍ2Ｉ2ΔＩ1/Ｌ
T，ΔΦ1＝Ｌ1ΔＩ1 である。また、磁束量子ビット１０４ｂが受けた仕事
(エネルギー)は、相互作用のエネルギーと考えられ、相
互作用のエネルギーをＪとおくと、Ｊ=Ｍ1Ｍ2Ｉ2Ｉ1/Ｌ
Tで表される。
【００３１】量子コンピュータの演算には、量子もつれ
合い状態(entangled state)が必要になる。本実施の形
態の磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂにおいては、上
述した磁気的な相互作用により、量子もつれ合い状態が
実現できる。相互作用で結ばれた磁束量子ビット１０４
ａ，１０４ｂが、時間発展することにより、量子もつれ
合い状態になる。いまｚ軸方向のパウリのスピン行列を
σzとし、相互作用のハミルトニアンをＨintとすると、
相互作用のエネルギーJを使って、
合い状態(entangled state)が必要になる。本実施の形
態の磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂにおいては、上
述した磁気的な相互作用により、量子もつれ合い状態が
実現できる。相互作用で結ばれた磁束量子ビット１０４
ａ，１０４ｂが、時間発展することにより、量子もつれ
合い状態になる。いまｚ軸方向のパウリのスピン行列を
σzとし、相互作用のハミルトニアンをＨintとすると、
相互作用のエネルギーJを使って、
【００３２】
【数１】
【００３３】となる。ここで、σ1zは磁束量子ビット１
０４ａの磁束のz成分，σ2zは磁束量子ビット１０４ｂ
の磁束のz成分であり、Ｈintは、σ1zとσ2zの直積に、
相互作用のエネルギーＪを乗じたものである。この相互
作用で結ばれた２つの磁束量子ビットが、時間発展す
る。
０４ａの磁束のz成分，σ2zは磁束量子ビット１０４ｂ
の磁束のz成分であり、Ｈintは、σ1zとσ2zの直積に、
相互作用のエネルギーＪを乗じたものである。この相互
作用で結ばれた２つの磁束量子ビットが、時間発展す
る。
【００３４】磁束量子ビット１０４ａの状態を｜ａ＞と
し、磁束量子ビット１０４ｂの状態を｜ｂ＞とする。ま
ずはじめに、磁束転送器１０１が超伝導電流を流さない
状態にあり、磁束量子ビット１０４ａと磁束量子ビット
１０４ｂとの間には相互作用がないとする。磁束量子ビ
ット１０４ａと磁束量子ビット１０４ｂの初期状態を、
｜０＞状態と｜１＞状態とが等しく存在する状態とし、
各々の状態を、 ｜Ｉ＞＝（｜０＞＋｜１＞）/√２，｜ＩＩ＞＝（｜０
＞＋｜１＞）/√２ とする。これらは、Ｘ軸方向のパウリのスピン行列σx
の固有ベクトルである。
し、磁束量子ビット１０４ｂの状態を｜ｂ＞とする。ま
ずはじめに、磁束転送器１０１が超伝導電流を流さない
状態にあり、磁束量子ビット１０４ａと磁束量子ビット
１０４ｂとの間には相互作用がないとする。磁束量子ビ
ット１０４ａと磁束量子ビット１０４ｂの初期状態を、
｜０＞状態と｜１＞状態とが等しく存在する状態とし、
各々の状態を、 ｜Ｉ＞＝（｜０＞＋｜１＞）/√２，｜ＩＩ＞＝（｜０
＞＋｜１＞）/√２ とする。これらは、Ｘ軸方向のパウリのスピン行列σx
の固有ベクトルである。
【００３５】この時の２つの量子ビットの状態は、
｜Ｉ＞｜ＩＩ＞＝（｜０＞｜０＞＋｜０＞｜１＞＋｜１
＞｜１＞）/２ となる。時刻ｔ＝０に磁束転送器１０１が、超伝導電流
を流せる状態に変わり、２つの磁束量子ビット１０４
ａ，１０４ｂの状態が、相互作用を持つ状態に変わり、
これらによる系が時間発展していく。
＞｜１＞）/２ となる。時刻ｔ＝０に磁束転送器１０１が、超伝導電流
を流せる状態に変わり、２つの磁束量子ビット１０４
ａ，１０４ｂの状態が、相互作用を持つ状態に変わり、
これらによる系が時間発展していく。
【００３６】つぎに、時刻ｔでの２つの磁束量子ビット
１０４ａ，１０４ｂの状態を｜Ψ（ｔ）＞とする。状態
｜Ψ（ｔ）＞は、相互作用の影響を受けて時間発展して
いき、この時間依存性は、 ｜Ψ（ｔ）＞＝ｅｘｐ（−２πｉＨintｔ/ｈ）｜Ψ
（０）＞，｜Ψ（０）＞＝｜Ｉ＞｜ＩＩ＞ となる。
１０４ａ，１０４ｂの状態を｜Ψ（ｔ）＞とする。状態
｜Ψ（ｔ）＞は、相互作用の影響を受けて時間発展して
いき、この時間依存性は、 ｜Ψ（ｔ）＞＝ｅｘｐ（−２πｉＨintｔ/ｈ）｜Ψ
（０）＞，｜Ψ（０）＞＝｜Ｉ＞｜ＩＩ＞ となる。
【００３７】上記時間依存性の式に相互作用のハミルト
ニアンを代入すると、 ｜Ψ（ｔ）＞＝｛ｅｘｐ（−２πｉＪｔ/ｈ）｜０＞｜
０＞＋ｅｘｐ（２πｉＪｔ/ｈ）｜０＞｜１＞＋ｅｘｐ
（２πｉＪｔ/ｈ）｜１＞｜０＞＋ｅｘｐ（−２πｉＪ
ｔ/ｈ）｜１＞｜１＞｝/２ となる。いま、時刻ｔ＝ｈ/（８Ｊ）を考える。この時
刻の系の状態は、 ｜Ψ（ｔ）＞＝｛（１−ｉ）｜０＞｜０＞＋（１＋ｉ）
｜０＞｜１＞十（１＋ｉ）｜１＞｜０＞＋（１−ｉ）｜
１＞｜１＞｝／２√２ となる。
ニアンを代入すると、 ｜Ψ（ｔ）＞＝｛ｅｘｐ（−２πｉＪｔ/ｈ）｜０＞｜
０＞＋ｅｘｐ（２πｉＪｔ/ｈ）｜０＞｜１＞＋ｅｘｐ
（２πｉＪｔ/ｈ）｜１＞｜０＞＋ｅｘｐ（−２πｉＪ
ｔ/ｈ）｜１＞｜１＞｝/２ となる。いま、時刻ｔ＝ｈ/（８Ｊ）を考える。この時
刻の系の状態は、 ｜Ψ（ｔ）＞＝｛（１−ｉ）｜０＞｜０＞＋（１＋ｉ）
｜０＞｜１＞十（１＋ｉ）｜１＞｜０＞＋（１−ｉ）｜
１＞｜１＞｝／２√２ となる。
【００３８】このままでは、この系の状態が、直観的に
は分からない。このため、初期状態に使ったｘ軸方向の
パウリのスピン行列σxの固有ベクトルで、この系を書
き直してみる。ｘ軸方向のパウリのスピン行列σxの固
有ベクトルは、 ｜ｘ＋＞＝（｜０＞＋｜１＞）/√２，｜ｘ−＞＝（｜
０＞−｜１＞）/√２ である。これを用いて｜Ψ（ｔ）＞を書き直すと、 ｜Ψ（ｔ）＞＝（｜ｘ＋＞｜ｘ＋＞−ｉ｜ｘ−＞｜ｘ−
＞｝／√２ となる。
は分からない。このため、初期状態に使ったｘ軸方向の
パウリのスピン行列σxの固有ベクトルで、この系を書
き直してみる。ｘ軸方向のパウリのスピン行列σxの固
有ベクトルは、 ｜ｘ＋＞＝（｜０＞＋｜１＞）/√２，｜ｘ−＞＝（｜
０＞−｜１＞）/√２ である。これを用いて｜Ψ（ｔ）＞を書き直すと、 ｜Ψ（ｔ）＞＝（｜ｘ＋＞｜ｘ＋＞−ｉ｜ｘ−＞｜ｘ−
＞｝／√２ となる。
【００３９】時刻ｔ＝ｈ/（８Ｊ）においては、各々の
量子ビットの状態からだけでは、２つの量子ビットの系
全体を表すことができない。これは、系の状態が各々の
量子ビットの状態で分離して表示することができず、古
典的な状態ではあり得ない量子力学的な状態である。こ
の状態が、前述した、量子がもつれ合いした状態(entan
gled state)である。２つの磁束量子ビット１０４ａ，
１０４ｂの間に、磁束転送器１０１によって相互作用を
与えることで、上述した量子コンピュータの演算に必要
な量子もつれ合い状態が実現できる。
量子ビットの状態からだけでは、２つの量子ビットの系
全体を表すことができない。これは、系の状態が各々の
量子ビットの状態で分離して表示することができず、古
典的な状態ではあり得ない量子力学的な状態である。こ
の状態が、前述した、量子がもつれ合いした状態(entan
gled state)である。２つの磁束量子ビット１０４ａ，
１０４ｂの間に、磁束転送器１０１によって相互作用を
与えることで、上述した量子コンピュータの演算に必要
な量子もつれ合い状態が実現できる。
【００４０】本実施の形態の磁束転送器１０１の場合、
実際の試料の形状や配置から、この相互作用の大きさを
見積もると、Ｊ＝０．３４［ＧＨｚ］＝１．４１［μｅ
Ｖ］程度になる。このときの２つの磁束量子ビット系
が、量子もつれ合い状態になる時間は、０．３７［ｎ
Ｓ］程度である。これは、１秒間に最大２７億回(２.７
ＧＨｚ）の演算ができることに対応する。
実際の試料の形状や配置から、この相互作用の大きさを
見積もると、Ｊ＝０．３４［ＧＨｚ］＝１．４１［μｅ
Ｖ］程度になる。このときの２つの磁束量子ビット系
が、量子もつれ合い状態になる時間は、０．３７［ｎ
Ｓ］程度である。これは、１秒間に最大２７億回(２.７
ＧＨｚ）の演算ができることに対応する。
【００４１】前述したように、磁束転送器１０１に流れ
る電流を通し、磁束量子ビット１０４ａと磁束量子ビッ
ト１０４ｂは、相互作用する。ここで、磁束転送器１０
１に流れる電流のオンオフを制御できれば、２つの磁束
量子ビット１０４ａと磁束量子ビット１０４ｂとの間の
相互作用の発生を制御できる。これらの制御が可能にな
れば、任意の時刻に磁束量子ビット間で相互作用させる
ことができる。
る電流を通し、磁束量子ビット１０４ａと磁束量子ビッ
ト１０４ｂは、相互作用する。ここで、磁束転送器１０
１に流れる電流のオンオフを制御できれば、２つの磁束
量子ビット１０４ａと磁束量子ビット１０４ｂとの間の
相互作用の発生を制御できる。これらの制御が可能にな
れば、任意の時刻に磁束量子ビット間で相互作用させる
ことができる。
【００４２】また、任意の時刻に相互作用を切り、個別
に磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂの状態を制御ライ
ン１０６ａ，１０６ｂにより制御することもできる。こ
のように任意に磁束量子ビット間の相互作用を制御でき
る点は、他の量子ビット系と異なり、制御可能な磁束転
送器１０１を利用した、磁束量子ビット１０４ａ，１０
４ｂ系における大きな利点である。
に磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂの状態を制御ライ
ン１０６ａ，１０６ｂにより制御することもできる。こ
のように任意に磁束量子ビット間の相互作用を制御でき
る点は、他の量子ビット系と異なり、制御可能な磁束転
送器１０１を利用した、磁束量子ビット１０４ａ，１０
４ｂ系における大きな利点である。
【００４３】本実施の形態では、超伝導体から構成され
た磁束転送器１０１に、超伝導電流が流れうる状態と流
れない状態とを切り換える（超伝導電流をオンオフす
る）、切り換え手段を設けるようにした。この切り換え
手段としては、例えば、上述したジョセフソン接合電界
効果トランジスタ（ＪＯＦＥＴ）１０２または以降に示
す熱ヒータ（加熱手段）または超伝導から構成された機
械スイッチのいずれかを用いるようにすればよい。はじ
めに、ＪＯＦＥＴ１０２により磁束転送器１０１を制御
する手法について説明する。
た磁束転送器１０１に、超伝導電流が流れうる状態と流
れない状態とを切り換える（超伝導電流をオンオフす
る）、切り換え手段を設けるようにした。この切り換え
手段としては、例えば、上述したジョセフソン接合電界
効果トランジスタ（ＪＯＦＥＴ）１０２または以降に示
す熱ヒータ（加熱手段）または超伝導から構成された機
械スイッチのいずれかを用いるようにすればよい。はじ
めに、ＪＯＦＥＴ１０２により磁束転送器１０１を制御
する手法について説明する。
【００４４】＜実施の形態１＞本実施の形態１では、超
伝導体から構成された磁束転送器１０１に超伝導電流が
流れうる状態と流れない状態と（オンオフ）を、ＪＯＦ
ＥＴ１０２により作り出すことについて説明する。ＪＯ
ＦＥＴ１０２のゲート電極にかかる電圧を変化させれ
ば、超伝導電流のオンオフ制御ができる。ＪＯＦＥＴ１
０２の具体的な構造やゲート電圧操作については、文献
６「Tatsushi Akazaki,Hideaki Takayanagi,Junsaku Ni
tta,Takatomo Enoki,“A Josehson field effect trans
istor using an InAs-inserted-channel In0.52Al0.48A
s/In0.53Ga0.47As inverted modulation-doped structr
e",Appl.Phys.Ｌett,68(1996)418」に述べられている。
伝導体から構成された磁束転送器１０１に超伝導電流が
流れうる状態と流れない状態と（オンオフ）を、ＪＯＦ
ＥＴ１０２により作り出すことについて説明する。ＪＯ
ＦＥＴ１０２のゲート電極にかかる電圧を変化させれ
ば、超伝導電流のオンオフ制御ができる。ＪＯＦＥＴ１
０２の具体的な構造やゲート電圧操作については、文献
６「Tatsushi Akazaki,Hideaki Takayanagi,Junsaku Ni
tta,Takatomo Enoki,“A Josehson field effect trans
istor using an InAs-inserted-channel In0.52Al0.48A
s/In0.53Ga0.47As inverted modulation-doped structr
e",Appl.Phys.Ｌett,68(1996)418」に述べられている。
【００４５】図３は、ＪＯＦＥＴ１０２（図１）の構成
例を概略的に示す斜視図である。図３に示す符号につい
て説明すると、まず、３０７はニオブからなる超伝導体
から構成されたソース電極、３０８はニオブからなる超
伝導体から構成されたドレイン電極である。ソース電極
３０７は、図１に示す電極部１０１ａに対応し、ドレイ
ン電極３０８は、図１に示す電極部１０１ｂに対応して
いる。
例を概略的に示す斜視図である。図３に示す符号につい
て説明すると、まず、３０７はニオブからなる超伝導体
から構成されたソース電極、３０８はニオブからなる超
伝導体から構成されたドレイン電極である。ソース電極
３０７は、図１に示す電極部１０１ａに対応し、ドレイ
ン電極３０８は、図１に示す電極部１０１ｂに対応して
いる。
【００４６】また、３０９はＩｎＡｓから構成されたチ
ャネル層であり、チャネル層３０９に二次元電子ガスが
形成される。３１０は、ゲート電極であり、図１のゲー
ト配線１０３に接続している。また、３１１はｎ形不純
物が導入されたＩｎＡｌＡｓからなるキャリヤ供給層、
３１２はノンドープＩｎＡ１Ａｓ層、３１３はノンドー
プＩｎＧａＡｓ層、３１４はノンドープＩｎＡｌＡｓ
層、３１５はＩｎＰからなる半導体基板である。
ャネル層であり、チャネル層３０９に二次元電子ガスが
形成される。３１０は、ゲート電極であり、図１のゲー
ト配線１０３に接続している。また、３１１はｎ形不純
物が導入されたＩｎＡｌＡｓからなるキャリヤ供給層、
３１２はノンドープＩｎＡ１Ａｓ層、３１３はノンドー
プＩｎＧａＡｓ層、３１４はノンドープＩｎＡｌＡｓ
層、３１５はＩｎＰからなる半導体基板である。
【００４７】チャネル層３０９には、キャリヤ供給層３
１１から、ノンドープＩｎＡ１Ａｓ層３１２，ノンドー
プＩｎＧａＡｓ層３１３を介して電子が供給され、供給
された電子により二次元電子ガスが形成される。ゲート
電極３１０にゲート電圧をかけると、チャネル層３０９
に形成されている二次元電子ガスのキャリヤー濃度が変
化する。このキャリヤー濃度の変化が、二次元電子ガス
層に流れる超伝導電流を変化させる。図４は、ＪＯＦＥ
Ｔ１０２のゲート電圧特性を示す。グラフの横軸は電圧
であり、縦軸は電流である。ゲート電圧Ｖgが０Ｖの時
は、電圧が０ｍＶの状態で超伝導電流が約５.５μＡ流
れている。
１１から、ノンドープＩｎＡ１Ａｓ層３１２，ノンドー
プＩｎＧａＡｓ層３１３を介して電子が供給され、供給
された電子により二次元電子ガスが形成される。ゲート
電極３１０にゲート電圧をかけると、チャネル層３０９
に形成されている二次元電子ガスのキャリヤー濃度が変
化する。このキャリヤー濃度の変化が、二次元電子ガス
層に流れる超伝導電流を変化させる。図４は、ＪＯＦＥ
Ｔ１０２のゲート電圧特性を示す。グラフの横軸は電圧
であり、縦軸は電流である。ゲート電圧Ｖgが０Ｖの時
は、電圧が０ｍＶの状態で超伝導電流が約５.５μＡ流
れている。
【００４８】これに、マイナス方向のゲート電圧を印加
していくと、流れうる超伝導電流は少なくなり、Ｖg＝
−１．１Ｖまで印加すると、ＪＯＦＥＴ１０２のソース
・ドレイン間には電流がまったく流れなくなる。このよ
うにＪＯＦＥＴ１０２の簡便なゲート電圧操作だけで、
磁束転送器１０１に流れる超伝導電流を操作でき、磁束
量子ビット１０４ａ，１０４ｂ間の相互作用を簡便に制
御することが可能である。また、ＪＯＦＥＴ１０２の二
次元電子ガスが形成されるチャネル層３０９にはＩｎＡ
ｓを使っているため、ゲート電圧操作によるＪＯＦＥＴ
１０２の応答速度は早く、高速での相互作用の切り換え
が可能である。
していくと、流れうる超伝導電流は少なくなり、Ｖg＝
−１．１Ｖまで印加すると、ＪＯＦＥＴ１０２のソース
・ドレイン間には電流がまったく流れなくなる。このよ
うにＪＯＦＥＴ１０２の簡便なゲート電圧操作だけで、
磁束転送器１０１に流れる超伝導電流を操作でき、磁束
量子ビット１０４ａ，１０４ｂ間の相互作用を簡便に制
御することが可能である。また、ＪＯＦＥＴ１０２の二
次元電子ガスが形成されるチャネル層３０９にはＩｎＡ
ｓを使っているため、ゲート電圧操作によるＪＯＦＥＴ
１０２の応答速度は早く、高速での相互作用の切り換え
が可能である。
【００４９】＜実施の形態２＞つぎに、磁束転送器１０
１のオンオフ制御を、磁束転送器１０１を加熱すること
で制御する場合について説明する。図５は、本発明の他
の形態における量子コンピュータの一部構成を示す平面
図である。ここでは、磁束転送器１０１のオンオフ制御
を、熱ヒータ（加熱手段）５０２により行うようにし
た。他の部分は、図１の量子コンピュータと同様であ
る。
１のオンオフ制御を、磁束転送器１０１を加熱すること
で制御する場合について説明する。図５は、本発明の他
の形態における量子コンピュータの一部構成を示す平面
図である。ここでは、磁束転送器１０１のオンオフ制御
を、熱ヒータ（加熱手段）５０２により行うようにし
た。他の部分は、図１の量子コンピュータと同様であ
る。
【００５０】熱ヒータ５０２に通電せずに非加熱状態と
した状態では、磁束転送器１０１はすべて超伝導状態と
なり、超伝導電流が流れうる状態となる。これに対し、
熱ヒータ５０２に通電して過熱状態として磁束転送器１
０１の一部を超伝導転移温度以上に加温し超伝導状態を
壊せば、超伝導電流が流れない状態となる。このよう
に、熱ヒータ５０２の非加熱／加熱切り換え動作によ
り、磁束転送器１０１のオンオフ制御が可能となり、磁
束量子ビット１０４ａ，１０４ｂ間の相互作用を簡便に
制御することが可能となる。
した状態では、磁束転送器１０１はすべて超伝導状態と
なり、超伝導電流が流れうる状態となる。これに対し、
熱ヒータ５０２に通電して過熱状態として磁束転送器１
０１の一部を超伝導転移温度以上に加温し超伝導状態を
壊せば、超伝導電流が流れない状態となる。このよう
に、熱ヒータ５０２の非加熱／加熱切り換え動作によ
り、磁束転送器１０１のオンオフ制御が可能となり、磁
束量子ビット１０４ａ，１０４ｂ間の相互作用を簡便に
制御することが可能となる。
【００５１】＜実施の形態３＞つぎに、磁束転送器１０
１のオンオフ制御を、機械的な動作により行う機械スイ
ッチにより作り出す場合について説明する。図６は、本
発明の他の形態における量子コンピュータの一部構成を
示す平面図である。ここでは、磁束転送器１０１のオン
オフ制御を、超伝導体から構成された機械スイッチ６０
２により行うようにした。他の部分は、図１の量子コン
ピュータと同様である。機械スイッチ６０２は、例え
ば、ピエゾ素子などにより動作させればよい。
１のオンオフ制御を、機械的な動作により行う機械スイ
ッチにより作り出す場合について説明する。図６は、本
発明の他の形態における量子コンピュータの一部構成を
示す平面図である。ここでは、磁束転送器１０１のオン
オフ制御を、超伝導体から構成された機械スイッチ６０
２により行うようにした。他の部分は、図１の量子コン
ピュータと同様である。機械スイッチ６０２は、例え
ば、ピエゾ素子などにより動作させればよい。
【００５２】機械スイッチ６０２がＯＮで、磁束転送器
１０１の回路が閉じている時には、機械スイッチ６０２
が超伝導体であるため、超伝導電流が流れうる状態を作
り出せる。機械スイッチ６０２をＯＦＦにし、磁束転送
器１０１の回路を切断すると、超伝導電流が流れない状
態を作り出せる。このように、機械スイッチ６０２の動
作により、磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂ間の相互
作用を簡便に制御することが可能である。
１０１の回路が閉じている時には、機械スイッチ６０２
が超伝導体であるため、超伝導電流が流れうる状態を作
り出せる。機械スイッチ６０２をＯＦＦにし、磁束転送
器１０１の回路を切断すると、超伝導電流が流れない状
態を作り出せる。このように、機械スイッチ６０２の動
作により、磁束量子ビット１０４ａ，１０４ｂ間の相互
作用を簡便に制御することが可能である。
【００５３】量子コンピュータにおける演算は、先に述
べたように量子ビットから構成された系の時間発展であ
る。通常の量子コンピュータでは、量子ビット間の相互
作用は切ることができず、この相互作用も各々の量子ビ
ットとともに常に時間発展をする。従って、量子ビット
間での演算が、好むと好まざるとによらず常に行われて
しまう。このため、通常の相互作用を切れない量子ビッ
トの系では、相互作用を打ち消すための別の操作を必要
とする。
べたように量子ビットから構成された系の時間発展であ
る。通常の量子コンピュータでは、量子ビット間の相互
作用は切ることができず、この相互作用も各々の量子ビ
ットとともに常に時間発展をする。従って、量子ビット
間での演算が、好むと好まざるとによらず常に行われて
しまう。このため、通常の相互作用を切れない量子ビッ
トの系では、相互作用を打ち消すための別の操作を必要
とする。
【００５４】これに対し、上述した実施の形態における
量子コンピュータでは、オンオフ制御を可能とした磁束
転送器１０１を利用し、磁束量子ビット１０４ａと磁束
量子ビット１０４ｂ間の相互作用を随意の時間で切れる
ようにした。このため、相互作用を打ち消すための他の
操作は必要なく、磁束転送器１０１をオンオフする各々
の切り換え手段の簡便な動作を行うのみでよい。このた
め、本実施の形態によれば、量子コンピュータの演算に
おいて、より簡便で柔軟な演算が可能となる。
量子コンピュータでは、オンオフ制御を可能とした磁束
転送器１０１を利用し、磁束量子ビット１０４ａと磁束
量子ビット１０４ｂ間の相互作用を随意の時間で切れる
ようにした。このため、相互作用を打ち消すための他の
操作は必要なく、磁束転送器１０１をオンオフする各々
の切り換え手段の簡便な動作を行うのみでよい。このた
め、本実施の形態によれば、量子コンピュータの演算に
おいて、より簡便で柔軟な演算が可能となる。
【００５５】
【発明の効果】以上説明したように、本発明では、切り
換え手段による磁束転送器のオンオフにより、超伝導電
流が流れることにより相互作用を持つ２つの磁束量子ビ
ット間の相互作用を制御するようにした。この結果、本
発明によれば、量子コンピュータの演算における量子ビ
ット間の相互作用を、任意に制御できるようになるとい
う優れた効果が得られる。
換え手段による磁束転送器のオンオフにより、超伝導電
流が流れることにより相互作用を持つ２つの磁束量子ビ
ット間の相互作用を制御するようにした。この結果、本
発明によれば、量子コンピュータの演算における量子ビ
ット間の相互作用を、任意に制御できるようになるとい
う優れた効果が得られる。
【図面の簡単な説明】
【図１】 本発明の実施の形態における量子コンピュー
タの一部構成の例を示す平面図である。
タの一部構成の例を示す平面図である。
【図２】 磁束量子ビットと磁束転送器との等価的な回
路を示す構成図である。
路を示す構成図である。
【図３】 ＪＯＦＥＴ１０２（図１）の構成例を概略的
に示す斜視図である。
に示す斜視図である。
【図４】 ＪＯＦＥＴ１０２のゲート電圧特性を示す特
性図である。
性図である。
【図５】 本発明の他の形態における量子コンピュータ
の一部構成を示す平面図である。
の一部構成を示す平面図である。
【図６】 本発明の他の形態における量子コンピュータ
の一部構成を示す平面図である。
の一部構成を示す平面図である。
１０１…磁束転送器(フラックストランスフォーマー)、
１０２…ジョセフソン接合電界効果トランジスタ（ＪＯ
ＦＥＴ：切り換え手段）、１０３…ゲート配線、１０４
ａ，１０４ｂ…磁束量子ビット、１０５…ＳＱＵＩＤ(S
uperconductingQuantum Interference Device）、１０
６ａ，１０６ｂ…制御ライン。
１０２…ジョセフソン接合電界効果トランジスタ（ＪＯ
ＦＥＴ：切り換え手段）、１０３…ゲート配線、１０４
ａ，１０４ｂ…磁束量子ビット、１０５…ＳＱＵＩＤ(S
uperconductingQuantum Interference Device）、１０
６ａ，１０６ｂ…制御ライン。
─────────────────────────────────────────────────────
フロントページの続き
(72)発明者 中ノ 勇人
東京都千代田区大手町二丁目３番１号 日
本電信電話株式会社内
(72)発明者 赤崎 達志
東京都千代田区大手町二丁目３番１号 日
本電信電話株式会社内
(72)発明者 ▲高▼柳 英明
東京都千代田区大手町二丁目３番１号 日
本電信電話株式会社内
Ｆターム(参考） 4M113 AB01 AB11 AC08 AC45 AD04
AD21 CA11 CA13
5B016 AA04 GA04
Claims (8)
- 【請求項１】 ２つの磁束量子ビットと、この２つの磁
束量子ビット間に相互作用を作用させる磁束転送器とを
備えた量子コンピュータにおいて、 前記磁束転送器に流れる超伝導電流をオンオフする切り
換え手段を備えたことを特徴とする量子コンピュータ。 - 【請求項２】 請求項１記載の量子コンピュータにおい
て、 前記切り換え手段は、ジョセフソン接合電界効果トラン
ジスタであることを特徴とする量子コンピュータ。 - 【請求項３】 請求項１記載の量子コンピュータにおい
て、 前記切り換え手段は、前記磁束転送器の一部を加熱する
加熱手段であることを特徴とする量子コンピュータ。 - 【請求項４】 請求項１記載の量子コンピュータにおい
て、 前記切り換え手段は、前記磁束転送器の一部に設けられ
た超伝導体から構成された機械スイッチであることを特
徴とする量子コンピュータ。 - 【請求項５】 ２つの磁束量子ビットと、この２つの磁
束量子ビット間に相互作用を作用させる磁束転送器とを
備えた量子コンピュータにおいて、 前記磁束転送器に流れる超伝導電流をオンオフすること
により前記量子コンピュータの演算を制御することを特
徴とする量子コンピュータの制御方法。 - 【請求項６】 請求項５記載の量子コンピュータの制御
方法において、 前記磁束転送器に流れる超伝導電流のオンオフは、ジョ
セフソン接合電界効果トランジスタにより行うことを特
徴とする量子コンピュータの制御方法。 - 【請求項７】 請求項５記載の量子コンピュータの制御
方法において、 前記磁束転送器に流れる超伝導電流のオンオフは、前記
磁束転送器の一部を加熱することにより行うことを特徴
とする量子コンピュータの制御方法。 - 【請求項８】 請求項５記載の量子コンピュータの制御
方法において、 前記磁束転送器に流れる超伝導電流のオンオフは、前記
磁束転送器の一部に設けた機械スイッチにより行うこと
を特徴とする量子コンピュータの制御方法。
Priority Applications (1)
| Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
|---|---|---|---|
| JP2001254051A JP3601787B2 (ja) | 2001-08-24 | 2001-08-24 | 量子コンピュータおよびこの制御方法 |
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| JP2001254051A JP3601787B2 (ja) | 2001-08-24 | 2001-08-24 | 量子コンピュータおよびこの制御方法 |
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| Publication Number | Publication Date |
|---|---|
| JP2003067181A true JP2003067181A (ja) | 2003-03-07 |
| JP3601787B2 JP3601787B2 (ja) | 2004-12-15 |
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| Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
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| JP2001254051A Expired - Fee Related JP3601787B2 (ja) | 2001-08-24 | 2001-08-24 | 量子コンピュータおよびこの制御方法 |
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-
2001
- 2001-08-24 JP JP2001254051A patent/JP3601787B2/ja not_active Expired - Fee Related
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