已经表明找到一种满足要求的量子计算方法是一个困难的事情。 将核自旋引入量子计算方法，因为其寿命比执行自旋逻辑操作所需要 的时间至少大6个数量级。
发明概述
本发明是一种量子计算机，包括：
一个半导体衬底，施主原子引入该半导体衬底以产生一个在施主原 子的核具有电子波函数的原子核自旋电子系统阵列。其中施主电子(被 微弱束缚到施主原子的电子)仅占有非衰退的最低自旋能级。
衬底上面为绝缘层。
导电A—栅位于相应施主原子上面的绝缘层以控制施主电子和核 施主原子的核自旋之间的超精细交互作用的强度，从而控制施主原子 的核自旋的共振频率。
导电J—栅位于A—栅之间的绝缘层以接通和断开相临施主原子之 间的电子居间耦合。
其中，施主原子的核自旋是量子状态或“qubit”，其中通过有选 择地将电压加到A—和J—栅并且有选择地将交替磁场加到衬底来存储 并处理二进制信息。
可能需要一个冷却装置以保持衬底被冷却到一个足够低的温度， 以及可能还需要一个具有足够强度的恒定磁场源以中止施主电子的 束缚状态的双重自旋衰退。可能需要冷却和磁场的组合以保证电子仅 占有非衰退的最低自旋能级。
该设备还可以加入一个足够强度的交替磁场源以反转与该场共振 的施主原子的核自旋，并且还可以提供一个装置以便有选择地将交替 磁场应用到衬底。
另外，该设备还包括有选择地将电压加到A—栅和J—栅的装置。

本发明的优点在于利用了电子对外部施加的电场敏感的事实。结 果是，在出现一个交替磁场的情况下，电子自旋和原子核自旋之问的 超精细交互作用，以及一个电子和两个原子核的核自旋之间的交互作 用(即，居间或间接核自旋耦合的电子)可通过加到半导体设备上的 栅的电压进行电控制．本发明使用这些效应以便从外部处理用于量子 计算的半导体内的施主原子的核自旋动力．
在这样的设备中，计算期间所处理的量子状态(或qubit)的寿 命必须超过计算的持续时间，否则将破坏量子算法所依据的计算机内 的相干状态。如果核自旋位于半导体本体的带正电荷的施主上，则出 现电子一耦合核自旋计算和单个核自旋检测所需的条件。接着将电子 波函数集中在施主核(用于s—轨道和主要由其组成的能带)，从而产 生较大的超精细交互作用能量。然而，对于浅层级的施主，电子波函 数扩展数十或数百以便远离施主核，从而允许电子居间核自旋耦合 以出现不可比较的距离．
量子计算机最重要的要求是隔离qubit与其可以交互并使qubits “不相干”的任何自由度．如果qubit为半导体上的施主自旋，则本 体内的核自旋是一个较大的储存器，施主自旋可与其交互作用．因 此，本体应该仅包含具有自旋I=0的核。这种要求消除了所有III—V 半导体作为本体候选者，这是因为其组成部件不拥有稳定的I=0各向 同性晶体．组IV半导体主要由I=0各向同性晶体组成并被提纯以便 仅包含I=0各向同性晶体。由于Si材料的改进状态技术以及在Si的 毫微制造中当前所投入的巨大努力，Si是半导体本体的一种有吸引力 的选择。
在Si内只有I=1／2浅层(组V)施主是。31P。四十年前Feher在 第一次电子核双共振实验中深入研究过Si：31P系统。在足够低的温度 T=1．5K的。31P集中，Feher观察到电子释放时间是数千秒而31P核释放 时间超过10个小时．在millikehin温度限定声子31P释放时问可能 是1018秒的数量级，从而使该系统是量子计算的理想设备。
可以通过在绝缘层表面上的铺设的金属条形成A—和J—栅，栅所穿 越的绝缘层可用于定位施主原子附近的该栅电场。
在操作中量子计算机的温度可低于100mlllikelvin(mK)并且一 般处于50mK的区域。量子计算机的处理是非耗散的，因此在计算期 间可以较容易地保持低温。耗散出现在计算机外部，来自栅加偏压和 交替磁场引起的涡流，以及在计算开始和结束时的核自旋的极化和检 测期间。这些交互作用将确定计算机的最低操作温度。
可能要求恒定的磁场为2 Tesla的数量级。从超导体产生这样的 大功率磁场。
所要求的极限温度和磁场对量子计算在实验室外部的适用性和可 携带性带来了某些限制。然而，例如，通过使用因特网，对与实验室 相距较远的的计算机的高级别存取，可以克服由于其遥远所带来的不 方便。将该设备用作一个个人计算机的网络服务器也是可行的，在该 情况下该服务器可以具有一个本机冷却装置而个人计算机却可以工 作在室温。
计算机的初始状态必须被准确设定并且准确测量计算结果。可以 提供电子设备以设定原始状态并从量子计算机读出数据。这些设备极 化并测量核自旋。例如，电子设备可以根据单个核自旋的状态调制单 个电子的运动，或电子流。一般在阵列的边缘提供这些电子设备。
用于极化并测量核自旋的电子设备可以包括：
一个半导体衬底，将至少一个施主原子引入该半导体衬底以产生一 个在施主原子的核具有较大电子波函数的施主核自旋电子系统。
一个绝缘层位于衬底上面。
导电A—栅位于施主原子上面的绝缘层以控制施主处的被束缚电 子状态的能量。
导电E—栅位于A—栅的任何一侧上的绝缘层以便将电子吸收到施 主附近。
其中在使用时，栅被加偏压，因此，如果允许迁移，一个或多个 电子可对施主状态产生影响。
在进一步方面，本发明是一种初始化量子计算机的方法，包括下 面步骤：
栅被加偏压，因此，如果施主的核自旋处于第一状态，则不允许 迁移，但是如果核自旋处于第二状态，则允许迁移，并且一个或多于 一个的电子可以对施主状态产生影响以便将核自旋改变为第一状 态；和
继续处理直到所有的施主都处于第一状态为止。

在进一步的方面，本发明是一种在量子计算机内测量核自旋的方 法，包括下面步骤：
栅被加偏压，因此，如果施主的核自旋处于第一状态，则不允许 迁移，但是如果核自旋处于第二状态，则允许迁移，并且一个或多于 一个的电子可以对施主状态产生影响以便将核自旋改变为第一状 态；和
检测一个或多于一个的电子的运动以确定相应施主的状态。
附图的简要描述
现在将结合附图描述本发明的一个实例，其中：
图1示出在Si本体内包含31P施主和电子，并通过势垒与表面上 的金属栅分开的1维阵列中的两个单元。A—栅控制核自旋qubit的共 振频率，而J—栅控制相临核自旋之间的电子居间耦合。栅穿越的突出 部分定位施主附近的栅电场。
图2示出一个被应用于A—栅的电场如何使电子波函数远离施主原 子并朝向势垒，从而减少超精细交互作用和核的共振频率。施主核自 旋电子系统用作一个电压控制的震荡器。
图3示出一个被应用于J—栅的电场如何改变施主之间的静电位垒 V以加强或减少交换耦合，交换耦合与电子波函数重叠成比例。当划 分V=0用于Si时见换频率(=4J／h)。
图4示出当接通J耦合时对电子和核自旋能量的影响。在图4(a) 交换交互作用相对于三重态能量降低了电子单重态能量。当J＜μβB／2 时一直操作计算机，因此电子状态被自旋极化。在图4(b)，由于核 之间：当J=μβB／2时｜10—01＞—｜10+01＞分裂发散(第二级扰动理论)的 电子居间交互作用可以看到核级分裂。
图5(a)，(b)和(c)示出一个由J，△A和BAC内的绝热变化 释放的可控制的NOT操作。
图6示出一个用于极化和检测核自旋的处于阵列边缘的配置。图 6(a)是该配置的图示。当加正偏压时，E—栅将电子从电阻接触拉入 到边缘qubit施主附近。图6(b)是被微弱束缚到2DEG的31P施主 的截面图；如果允许迁移，则电子可穿过施主状态。图6(c)示出“自 旋二极管”配置，其中位于施主的相对侧的Fermi级的电子自旋状态 具有相反极性。从一侧到另一侧的共振隧道效应将反转施主上的核自 旋，因此核自旋通过一个电流被极化。图6(d)示出“单个电子自旋 真空管”配置，其中电子不能穿过施主，除非其可以将其自旋传送到 核，如果电子和核自旋初始指向同一方向，则导致自旋阻塞。然而， 一个穿过施主的电子必须反转核自旋两次，因此保存初始核自旋极 化。
实现发明的最好模式
首先参考图1(不按比例)，具有两个单元(cell)2和3的1— 维阵列1包括一个Si衬底4，31P的两个施主原子5和6被引入到表 面7下面200。在每个单元存在一个31P的原予并且原子间距离小于 200。将导电A—栅8设置在Si衬底4上面的SiO2。绝缘层9上，每个 A一栅直接位于相应的31P原子上面。导电J—栅10位于每个单元2和3 之间的绝缘层9。栅所穿越的台阶定位施主原子5和6的附近的栅磁 场。
施主原子5和6的核自旋是其中存储并处理二进制信息的量子状 态或“qubit”。A—栅8控制核自旋qubit的共振频率，而J—栅10 控制相临核自旋之间的电子居间耦合。
在操作中，将该设备冷却到T=50mK。此外，将应用恒定磁场B=2T 以阻止二重自旋衰退。组合作用是电子仅占有非衰退最低自旋能级。 在计算中电子必须保留在零平均信息接地状态。 Si：31P内的自旋交互幅度 自旋之间的交互大小不但确定在qubit进行基本操作所需的时问 而且确定阵列内的施主之间所必须的操作。可用于I=1／2施主核并具 有B0z的Si内的核自旋电子系统的哈密顿是： $H_{\mathrm{en}}{=}_{\mathrm{\mu B}}B{\sigma }_z^e-g_n{\mu }_{n}B{\sigma }_z^n+A{\sigma }^{\theta }{\sigma }^n------\left(1\right)$ 其中σ是Panli自旋矩阵(具有特征值±1)，μn是核磁子，gn是核 g—系数(对于31P=1．13)，以及A=8／3πμBgn ${\mu }_n^3\psi {\left(0\right)}^{3^2}$ 是接触超 精细交互作用能量，具有在核评价的电子波函数的 概率密 度。如果电子处于其接地状态，则核级的频率分离到第二级： ${\mathrm{hv}}_A=2g_n{\mu }_{n}B+2A+\frac{2A^2}{\mu B^B}---\left(2\right)$ 在Si：31P，2A／h=58Mhz，并且对于B<3．5T等式(2)中的第二项超 过第一项。
在A—栅加到电子一施主系统的电场将电子波函数重叠从核移动并 减少超精细交互作用。对于施主200深度图2示出Si内的浅层施主 stark移动大小。施主核自旋电子系统接近A—栅函数，作为一个电压 控制的震荡器：核自旋的处理频率可由外部控制，并且自旋可以有选 择地与外部应用的交替磁场，BAC=10-3T进行共振，从而允许在核自旋 上执行任意旋转．
除单个核自旋之外，量子原理计算需要，两个qubit“控制转动” 操作，如果并且如果仅是被控制的qubit朝向一个规定方向，则该操 作将目标qubit的自旋转过一个规定的角度，并使被控制的qubit的 朝向未变。执行这样的两个自旋操作需要两个施主—电子自旋系统之 间的耦舍，当施主相互充分接近时从电子自旋交换交互作用产生该耦 合。两个耦合的施主核—电子系统的哈密顿是： H=H(B)+A1σ1n·σ1e+A2σ2n·σ2e+Jσ1c·σ2e            (3) 其中H(B)是自旋的磁场交互作用项。A1和A2是核一电子系统的超精细 交互作用能量。4J，交换能量，基于电子波函数的重叠。对于较好分 离的施主： $4J\left(r\right)\equiv 1.6\frac{e^2}{{\mathrm{ea}}_B}{\left(\frac{r}{a_B}\right)}^{\frac{3}{2}}\exp \left(\frac{-2r}{a_B}\right)---\left(4\right)$ 其中r是施主之间的距离，E是半导体的介电常数，以及aB是半导体 的Bohr半径。具有适当的值Si的该函数在图3示出。最初从H原子 得到的等式(4)通过其谷值衰退各向异性带结构在Si内被复杂化。 来自每个谷值干扰的交换耦合项，导致J(r)的震动行为。在该实例忽 略由Si带结构所带来的复杂化。在图3确定J(r)中，已经使用Si的横向质量(≡0．2me)，并且aβ=30。正如下面所看到的，当4J≈μβB 时将发生核之间的较大耦合，并且该条件确定100-200的施主的必 要分离。因为J与电子波函数重叠成比例，通过位于施主之间的J— 栅所产生的静电势J将变化。
对于两个电子系统交换交互作用降低电子相对于三重态的单重态 (︱↑↓—↓↑︱)能量。然而，在一个磁场，如果μβB>2J则电子接地状态 将被极化；看图4a。在极化接地状态，使用扰动理论可将核状态的能 量计算到A内的第二级。单重态核︱10—01︱相对于︱10+01︱能量降低为： ${\mathrm{hv}}_J={2A}^2(\frac{1}{{\mu }_{B}B-2J}-\frac{1}{{\mu }_{B}B})---\left(5\right)$ 其他两个三重态状态高于或低于这些状态hvA，hvA在等式2给出；看 图4(b)。对于Si：31P系统，在B=2Tesla以及4J／h=30Ghz，等式5 产生Vj=75kHz。该频率大致为在计算机上执行的二进制操作的速率上 限。通过BAC的大小可以确定单个自旋操作的速度并且当BAC=1O-5Tesla 时大致为75kHz。
得到等式5用于A1=A2。当A1≠A2时核自旋单重态和三重态不再是 特征态，并且当︱A1—A2︱>>hvj时中央级的特征态将接近︱10>和︱01>，两 级系统的特征也是这样；看图5a。
与A—栅的控制以及BAC的应用组合的J—栅的控制足以影响两个相 邻自旋之间的可控制的转动操作。
可以使用一个绝热程序执行可控制的NOT操作(目标自旋的有条 件转动180°)，其中栅偏压被缓慢偏移：参照图5b＆c。在t=t0，两个 自旋系统被解耦(J=0)并且A1=A2，因此︱10>和︱01>为衰退的。在t1， 将一个压差加到阻止该衰退的A—栅(标记为△A)。该对称阻止台阶 使控制qubit与目标qubit区别。在t2，接通自旋系统之问的交换耦 合，并且在t3，移开△A偏压。该步骤序列绝热地将︱01>重叠到︱10— 01>并且将︱10>重叠到︱10+01>。在t4，使用BAC与︱10+01>—︱11>能隙 共振。尽管到达扰动理论的最低级，BAC还与｜00—︱10—01＞能隙共振， 由于单重态状态不与其他状态通过BAC耦合则该第二迁移的矩阵组件 为零。
当BAC从︱11变为︱10+01＞时，其处于接通直到t5为止。接着以与 操作开始所执行的相反步骤顺序将｜10—01＞和｜10+01＞变回到｜10>和 ｜01>。其共振能量在开始通过△A的作用增加的qubit保持不变，而 如果并且只有当其他的qubit为｜1时才反转其能量降低的状态。可控 制的NOT操作已被执行。任何可控制的转动可通过适当地设定BAC的 持续时间和频率实现。
很有可能比上面所述的绝热方法更为有效地执行计算步骤。特别 是，当对于一个周期=vj—1／2中△A=0时，通过接通J—栅可以进行 EXCHANGE操作(其中相邻qubits被简单相互交换，在量子计算机内 移动qubit的唯一方式)。此外，BAC可连续接通，并且在可控制的 NOT操作期间通过改变耦合自旋的A1+A2=∑A，qubit可与其共振。该 方法使得可以在计算机内同时在qubits上执行一元和二进制操作， 该操作具有通过相应A—栅和J—栅整体确定的每个qubit上的操作特 征。
通过栅引入的自旋不相干
在上面列出的量子计算机结构中，A—栅和J—栅的偏压允许进行 qubit的客户控制及其相互交互。然而，如果栅偏压偏离其要求的值， 则栅的出现将导致自旋的不相干。最大不相干源可能出现在A—栅上的 电压涨落。在t=0的相位两个自旋的变化频率基于其相应的A—栅上的 电势。电势的不同涨落产生不同的变化频率。在后面的某个时间点t=t φ自旋将异相180°。可以通过确定两个自旋系统的｜10+01＞(同相自 旋)和｜10—01＞(异相180°自旋)之间的迁移速率来估计tφ。耦合这 些状态的哈密顿是： $H_{\phi }=\frac{1}{4}\mathrm{h\Delta }({\sigma }_2^{1n}-{\sigma }_2^{2n})---\left(6\right)$ 其中△是自旋的涨落不同变化频率。涨落哈密顿的标准处理预示： t-1φ=Π2S△(VST)T其中S△是频率涨落的谱密度，而VST是|10—01＞和 ｜10+01＞之间的频率差值。在特定的偏置电压，A—栅具有频率调谐参 数α=d△／dV。这样： $t_{\phi }^{-1}={\pi }^2{\alpha }^2\left(V\right)\mathrm{SV}\left({\nu }_{\mathrm{st}}\right),---\left(7\right)$ 这里Sv是栅偏压电势涨落的谱密度。
与50Ω电阻器的室温Johnson噪声相比，适用于电子设备的较好 室温Sv是10—18V2／Hz的数量级，从图2估计的α为10—100MHz／Volt， 产生tφ=10—1000sec。通过施主阵列单元的大小确定α并且在不减少 单元之间的交换交互的情况下α不容易减少(增加到tφ)。因为α是 栅偏压的函数，所以可通过使施加到A—栅的电压最小化增加tφ。
尽管等式7对白噪声有效，由于自旋异相，低频材料相关涨落(1／f 噪声)有可能将占主要地位。因此，不容易得到用于计算机的tφ的严 格估计值。上面提及的低频涨落的特定源出现在半导体本体的核自 旋。该核异相源可通过在半导体和阻挡层仅使用I=0各向同性晶体来 消除。计算机内的电荷涨落(例如，来自陷阱和表面状态的涨落占用) 有可能特别重要，并且最小化它们将给计算机结构带来很高要求。
尽管不容易估计材料相关涨落，计算机的低温操作和量子计算机 的无耗散特征含义是，原理涨落保持很小：使用低温电子设备向栅加 偏压将产生tφ≈106sec。这样，电控制的核自旋量子计算机将具有在 tφ期间执行至少105到可能1010次逻辑操作的理论能力，tφ为对大量 qubit执行复杂计算的决定要求。
自旋初始化和测试
使用A—栅和J—栅，以及BAC执行量子计算机的所有可逆操作。 Qubits必须被适当地初始化和测试。
为在所述计算机完成这些任务，位于阵列边缘的qubit被微弱地 束缚到两维电子栅(2DEG)，两维电子栅通过E—栅上的一个正电势 (增强模式下的场效应晶体管)被限制到阻挡层—Si界面；看图6a。 通过施主上一个穿过边界状态的电子探测核自旋qubit；看图6b。当 B≠0时电子能级不连续并且由2μBB分开电子自旋级。当Landau级 填充系数v＜1时，电子自旋在低温被完全极化。然而，当v＞1时，电 子必须占有较高电子自旋级并且沿与v＜1时的相反方向极化Fermi级 (EF)的状态(为简单起见，忽略Si内电子的谷值衰退。此外，可以 减少电子自旋极化的大量“skyrmion”效应在Si内很小并且也可以 忽略)。
v＜1区域和v＞1区域之间的接合是“自旋二极管”，这么称呼是 因为这些设备内的电子自旋分裂和半导体p—n结二极管内的带隙之间 的相似性；看图6c。通过向两个E—栅施加在每个2DEG产生不同场强 的不同的偏压来创建自旋二极管。电子和核自旋反转能量之间的较大 能量差常常阻止自旋传送，但是自旋二极管结内的电场使得电子的相 同能量的｜↑＞和｜↓＞状态重叠，从而允许共振电子—核自旋交换。这 样结内的核可以被通过结内的电流快速极化。以这种方式在施主阵列 边缘创建的｜0＞qubit状态可以通过EXCHANGE操作传送到阵列。通过 有选择地一元NOT操作可以将｜0＞’s转换为｜1＞’s以完成初始化程序。
执行逻辑操作所必须的栅偏压内的从单元到单元的涨落是不可避 免的施主位置和栅大小的变化结果。然而，每个单元的参数可使用计 算机的测试功能分别确定，因为这里所述的测试技术不要求J和A耦 合的准确情况。使用绝热快速通过技术可以确定基本核自旋与所施加 的Bac共振处的A—栅的电压；当Bac=0时，测试核自旋并且A—栅在所 了解的非共振的电压处被加偏压。接着将Bac切换到接通，并且A—栅 偏压通过一个规定的电压间隔。接着将Bac切换到断开，并且再次测 量核自旋。如果，并且只有当共振发生在规定的A—栅的电压范围内则 自旋将被倒转。在愈加小的电压范围内测试自旋反转将导致确定共振 电压。一旦相邻A—栅已被校准，则J—栅以相似方式通过使J—栅偏压 通过两个耦合单元的共振被校准。
取代使用EXCHANGE操作，在很多单元可以并行执行校准程序， 并且校准电压可以存储在位于与量子计算机相邻的Si芯片上的电容 器以便将其初始化。校准不是将计算机扩大为较大尺寸的主要障碍， 并且这样外部控制电路必须仅控制栅偏压的时序，而不是其幅值。
可以仅通过颠倒加载过程执行核自旋状态的读出。由于通过核交 换自旋电子仅穿过一个自旋二极管结(即，通过将｜1＞转换为｜0＞)， 如果核自旋为︱0>将导致“自旋封锁”。如果核状态是︱1>，单个电子 可通过结，同时将核从︱1>反转为︱0>。
因为︱1>状态被转换为通过结的单个电子，该检测技术需要极为敏 感的单个电子检测电路．最好是使用电导调制技术检测该核自旋。如 果在没有去极化的情况下较多数目的电子与核自旋交互作用，很多分 开效应的测试可以由自旋组成。
一种可能性是图6d所示的“单个电子自旋真空管”配置．E—栅被 加偏压，因此只有︱↓>电子出现在输出单元的两侧．输出单元的A— 栅被加偏压，因此Ep位于施主上的两个电子边界状态能量(D状态)。 在B=2Tesla的Si：31P，该状态为单重态，而第二电子结合能量是 1．7meV，大约比自旋级分裂大7倍．在单个电子自旋真空管，只有当 核和电子自旋被相反极化时，一个电子可以通过相互的电子一核自旋 反转导通或断开D状态。电流通过施主需要两个连续的自旋反转，这 是因为电子穿进和穿出D状态，因而，通过施主的电流保留核自旋极 化。根据施主上的核自旋的方向接通或断开通过单个电子自旋真空管 的电流。
通过单个电子自旋真空管的电子传输速率可以大概地与超精细交 互作用频率：Si：31P内的60MHz，或I=10pA．在实际设备中，将不可避 免地出现不反转核自旋的穿过通道的电子的背景电流。在不伴有电子自 旋反转的情况下偶极自旋交互作用(一般比接触超精细交互作用微弱得 多)可以反转一个单个核自旋，并将限制在其被去极化之前探测核自旋 的电子数目。优化的设备将最大化可探测背景的核的电子数目的比率。 使用具有非零核自旋的施主状态的单个电子电容器探针可以测试典型 的单个电子自旋真空管设备。
构成计算机
用于构成这样的计算机的材料必须几乎完全无自旋(I=0各向同性 晶体)和电荷杂质以便防止计算机内出现的非定向涨落。必须将施主引 入到表面下面数百个处的有序阵列的材料。最后，具有横向维数和间 隔<100的栅必须成型在表面，寄存到其下面的施主。在半导体发展和 毫微结构的快速发展领域每个栅都是当前研究的关注点。该研究直接涉 及在硅内进行核自旋量子计算机的问题。

适用于量子计算机的适当半导体材料的一个最好指示是在其内观 察到整体和部分的量子Hall(霍尔)效应。实际上，上面列出的自旋检 测技术要求电子被完全自旋极化，一个导致在对应于自旋隙的整数的 Hall效应分层的条件。高移动性GaAs／AlxGa1-xAs异质结构可以很好地 满足此条件，其中已经描述核自旋检测电子设备。然而，在这些材料中 缺乏I=0各向同性晶体意味着从这里得到量子计算机几乎是不可能的。 Si／SixGe1-x。异质结构的最新发展导致全部由组IV元素组成并具有可与 GaAs异质结构相比的品质的材料。在这些材料中观察到部分Hall效应 并且能很好解决自旋分裂。异质结构还可以形成在高品质的Si／SixGe1-x异质结构上。
尽管Si／SiO2。界面的品质以及这里限定的电子系统不如外延界面的 品质，在低温也能很好解决自旋分裂．在Si／SixGe1-x。(3．3V对～0．2V) 的SiO2。上的较大阻挡高度是具有100或更小的大小的异质结构的一个 主要优点。导致电子从施主状态移开的通过阻挡层材料的电子泄露是量 子计算机内不相干的源，这些未在前面提及．随后在计算期问电子必须 穿过阻挡层。此外，J—栅改变较大动态范围上的交换交互作用的能力将 提高设备内的阻挡层高度。开发用于电子设备应用的技术将导致不但具 有Si／SixGe1-x的较高界面品质而且具有SiO2的较大隧道阻挡层的结 构．由于电荷涨落和无序，如果使用SiO2构成量子计算机则必须减少 或消除SiO2内的整体和界面状态。
构成上述量子计算机的主要的明显的障碍是将施主阵列加入到阻 挡层下面的Si层。当前的半导体异质结构是叠层设置的。6—掺杂技术 将产生位于材料层上的施主，其中施主随机分布在平面内。所希望的量 子计算机要求施主应当放置在每个阵列单元，使其极其不容易通过使用 光刻和离子技术或者通过聚焦沉积来创建阵列．当前开发的使用极高真 空扫描隧道贯穿显微术将单个原子放置在表面的方法有可能成为用于 定位施主阵列的候选方法。已经使用该方法将Ga原子放置在Si表面。 一个急待解决的问题是提高施主布局之后的表面上的Si层品质。 因为阵列中的施主必须小于200深度以便交换被认为是重要的电 子自旋之间的耦合，栅维数必须小于100。另外，该栅必须准确注册 到其下面的施主。扫描探针光刻技术具有在暴露表面上的栅布线之前检 测该表面下面的施主位置的潜力。例如，可以使用一个扫描近场光显微 镜来检测不暴露光阻材料的波长范围内的P施主的光致发光特性。在P 检测和探针的适当定位之后，暴露具有不同光波长的保护层。栅的“定 制—布线”对于补偿施主阵列配置的不规则性或缺陷是必要的。
基于Si的量子计算机的最吸引人的方面很可能是其所面临的很多 技术问题与常规电子设备的下一代所面临的问题类似；因此，已投入很 大力量来解决这些问题。这就给较为困难的将来某天使用常规的Si电 子设备技术来实现较大的qubit单元的2D阵列带来希望。定标本文所 述的计算机的一个特定问题是qubit单元之间的原子级上的不可避免的 差别，其含义是在量子计算期间将适当的偏压施加到栅将随单元变化。 因此，将计算机定标到较多数目的qubit将需要相同数目的到外部电子 设备的连接以便定标栅加偏压。通过一次仅对少量qubit执行逻辑操作 并且使用与量子计算机相临的常规FET多路复用电路分别寻址每个栅有 可能执行非平凡的量子计算(即，在解决素数因式分解问题时量子计算 机所必须的103—104qubit超过常规计算机的能力)。通过前述的并行执 行很多量子逻辑操作的功能，该方法大大简化计算机的设计和操作。
本领域技术人员应该认识到，在不脱离前面所述的本发明的精神和 范围的情况下，可以对具体实施例所示的本发明做出很多变化和／或修 改。因此，本发明所有方面被认为是示意性的，不具有限定性。