4.2 O poder computacional do modelo de Ising
4.2.2 A representação do grupo de Clifford pelo modelo de Ising
A importância do grupo de Clifford para a computação quântica vem: do seu papel na teoria de correção de erros, como as transformações que preservam os estados estabiliza- dores [3]; do seu papel nos protocolos de teletransporte, e do teorema de Gottesman-Knill [3, 42], que prova que o modelo que usa apenas portas do grupo de Clifford é classica- mente simulável, ou seja, pode ser simulado eficientemente por um computador clássico. Portanto, precisamos ter mais do que portas de Clifford para fazer computação quântica universal, que não é simulável de forma eficiente por um computador clássico. Vamos mostrar que o modelo, da forma que é definido, gera menos portas do que as contidas no grupo de Clifford para n qbits. Esse resultado foi obtido por [21] utilizando o formalismo de anyons de Ising por CF T s. Nesse trabalho, é feita uma análise da representação gerada pelo modelo de anyons de Ising do grupo de trançamento B2n+2, observando a estrutura das representações do subgrupo de monodromia M2n+2, que ele prova ser isomorfo ao grupo de Pauli e a partir disso mostra que para n > 2 o número de portas geradas pela representação não contém todas as portas de Clifford. A expressão é a seguinte, a ordem do grupo de Clifford projetivo (unitários a menos de uma fase) é 2n2+2nQn
i=1(4
j− 1), en-
quanto que se usarmos a formula para a ordem da representação do grupo de trançamento nos espaços Vσ2n+2 1 , dada por image(B2n+2) = image(M2n+2) image(S2n+2) , (4.41)
e assumirmos que image(M2n+2) = Pn, obtemos a ordem 22n+2(2n + 2)!, que é menor
que a ordem do grupo de Clifford projetivo para n > 2. Ele associa esse fenômeno à incapacidade dos geradores da representação de implementar a porta SW AP , dada por
|ψ2i |ψ20i
|ψ1i |ψ10i , (4.42)
porém vamos demonstrar que, com a nossa escolha de geradores, essa incapacidade pode ser interpretada de outra forma.
Vamos estudar as portas implementáveis para os casos de 1 e 2 qbits, onde sabemos que para o espaço V1σ4, podemos implementar todos os geradores de Clifford de um qbit. A porta de fase é trivial, ela é dada exatamente por S = ρ4(σ1). Já a porta de Hadamard
pode ser decomposta em
H = e−iπ2(σz)e−i π 2(σx)e−i
π
2(σz), (4.43)
a menos de uma fase. Portanto, podemos escrever H = ρ4(σ1σ2σ1).
Para o espaço Vσ6
4.2. O poder computacional do modelo de Ising 47 S ⊗ ˆ1 = ρ6(σ1), H ⊗ ˆ1 = ρ6(σ1σ2σ1), ˆ 1 ⊗ H = ρ6(σ5σ4σ5), ˆ 1 ⊗ S = ρ6(σ5), (4.44)
e também podemos gerar a porta CN OT1→2 em um sentido a partir da porta CZ, gerada
por
CZ = (S ⊗ ˆ1)3K12(ˆ1 ⊗ S)3 = ρ6(σ13σ3σ53), (4.45)
daí basta fazer
CN OT = (ˆ1 ⊗ H)(CZ)(ˆ1 ⊗ H) = ρ6(σ5σ4σ5σ13σ3σ45σ4σ5), (4.46)
A porta CN OT2→1 (com qbits alvo e controle invertidos) pode ser obtida fazendo
a seguinte transformação |ψ2i |ψ20i |ψ1i H |ψ10i H H H = |ψ2i |ψ20i |ψ1i |ψ10i (4.47)
e portanto podemos implementá-la em V1σ6, assim como a porta SW AP . No caso de Vσ8
1 , não existe um trançamento que gera uma rotação de
π
2 em torno
do eixo Z na esfera de Bloch para o segundo qbit. Isso implica que não é possível gerar uma transformação S pura no segundo qbit do sistema. Entretando, se analisarmos alguns elementos do grupo de monodromia, veremos que isso não nos impede de implementar os geradores do grupo de Pauli no segundo qbit. Tomando as representações, ρ8(σ32) = Z ⊗ Z ⊗ ˆ1 e ρ8(σ21) = Z ⊗ ˆ1 ⊗ ˆ1 obtemos o operador de Pauli Z puro no segundo qbit fazendo
ρ8(σ12σ32) = ˆ1 ⊗ Z ⊗ ˆ1. (4.48) Podemos obter o centro do grupo de Pauli (o conjunto de matrizes {±ˆ1; ±iˆ1}) a partir da representação das matrizes de Pauli para o primeiro qbit. Basta tomar os produtos
ρ8(σ12) = Z ⊗ ˆ1 ⊗ ˆ1, ρ8(σ22) = −iX ⊗ ˆ1 ⊗ ˆ1, ρ8(σ1−1σ22σ1) = iY ⊗ ˆ1 ⊗ ˆ1,
(4.49)
e tomar todas as potências de ρ8(σ2 2σ
−1
1 σ22σ31) = iˆ18×8. Com isso, podemos usar que
ρ8(σ2
4) = ˆ1 ⊗ (−iX) ⊗ ˆ1, para construir as matrizes de Pauli puras no segundo qbit.
ρ8(σ1−1σ22σ13σ42) = ˆ1 ⊗ X ⊗ ˆ1, ρ8(σ42σ12) = ˆ1 ⊗ Y ⊗ ˆ1, ρ8(σ12σ32) = ˆ1 ⊗ Z ⊗ ˆ1.
48 Capítulo 4. Computação com Anyons de Ising
Não vamos mostrar como isso pode ser feito para n qbits, porém seguindo o método pro- posto em [21] podemos concluir que é possível regrar todo o grupo de Pauli, e demonstrar o isomorfismo entre ele e o grupo de monodromia. Basta notar que existe uma forma canônica para os geradores de M2n+2 que podem ser construídos conjugando a partir do quadrado dos geradores pelas portas implementáveis, como os geradores são portas de Clifford, começando matrizes de Pauli, vamos sempre permanecer com matrizes de Pauli. Para n qbits, temos que essa situação se repete com todos os qbits exceto os da extremidade. Por exemplo, tomemos o espaço de fissão do vácuo em 8 anyons σ. Vamos dividi-los em 3 conjuntos de 4 anyons, como no diagrama abaixo
σ1σ2 σ3σ4σ5σ6 σ7σ8
i1
i2
i3
, (4.51)
para cada um desses conjuntos associamos de maneira heurística um dos três qbits. Se fizermos isso, veremos um padrão com relação à ação dos geradores de trançamentos. Os geradores associados aos pares σ1σ2, σ2σ3, σ4σ5, σ6σ7 e σ7σ8, atuam somente nos qbits
correspondentes aos conjuntos de quatro anyons ao qual pertencem. Enquanto que os pares σ3σ4 e σ5σ6, divididos por dois conjuntos de 4 anyons, geram as matrizes K12, e K23
que atuam em dois qbits que são vizinhos imediatos. Note que o conjunto σ3σ4σ5σ6 só
possui um par livre, não compartilhado com outro quarteto. Os pares das extremidades geram rotações em torno do eixo Z, mas os outros pares livres só geram rotações no eixo X. Isso implica que os trançamentos sobre o qubit associado não geram a porta de Hadamard. Esse diagrama é facilmente extentido para mais de 3 qbits, basta ir inserindo mais anyons e numerando-os na mesma ordem, para cada par novo adicionado forme um novo qubit e um novo conjunto de 4 anyons, aí basta fazer a mesma análise. Toda essa análise nos leva a concluir que o modelo de computação topológica com anyons de Ising não simula mais circuitos que o modelo que use apenas portas de Clifford, e como este é classicamente simulável, o modelo de Ising também o é, como esperávamos demonstrar.
Podemos nos perguntar, que tipos de unitário são possíveis de implementar utili- zando uma codificação produto, isto é, uma codificação da forma Vσ4
1 ⊗ ... ⊗ Vσ
4
1 , onde
cada espaço de fissão representa um qbit. Vamos analizar o caso de dois qbits primeiro, seja o espaço de codificação dado pelo produto V1σ4⊗ Vσ4
1 . Podemos interpretar os estados
dessa codificação como processos onde formamos os primeiro quatro anyons σ a partir do vácuo, escolhemos uma das quatro partículas para sofrer uma fissão trivial, resulta- dando nela mesma e em uma partícula que representa o vácuo, e por fim, criarmos o outro conjunto de quatro anyons a partir da fissão dessa partícula que representa o vácuo. Ou seja, a codificação na verdade pode ser escrita como um subspaço vetorial de Vσ8
1 , que
4.2. O poder computacional do modelo de Ising 49
Vσ8
1 . Sendo assim, para determinar as portas possíveis, basta restringir a ação da portas
implementáveis pela codificação que utiliza o espaço Vσ8
1 ao estado |i1, 1, i3i. Se fizermos
isso, obteremos que as portas que atuam apenas individualmente em cada qbit da codifi- cação produto permacem as mesma. Porém as portas R12 e R23 são "convertidas"para as
portas S1 (onde 1 é o primeiro qubit), e S3. A porta que atua apenas no qbit 2 realiza a
transformação |i1, 1, i3i 7→ 1 √ 2|i1, 1, i3i + i √ 2|i1, φ, i3i . (4.52) Como o estado não pertence à codificação produto, esse trançamento não define uma porta implementável. Para remediarmos essa situação devemos utilizar medidas projetivas para definir uma trasformação. Se aplicarmos a transformação e fizermos uma medida de carga no qbit do meio temos dois resultados possíveis:
1. obtemos o estado |i1, 1, i3i, com probabilidade 12, ou,
2. obtemos o estado |i1, φ, i3i, com probabilidade 12.
Se obtivermos o primeiro resultado, obtemos a transformação |i1, 1, i3i 7→ |i1, 1, i3i que
é equivalente à identidade. Caso contrário, aplicamos à mesma transformação ao estado |i1, φ, i3i obtendo |i1, φ, i3i 7→ i √ 2|i1, 1, i3i + 1 √ 2|i1, φ, i3i , (4.53) e por fim fazemos uma nova medida de carga. Repetimos o processo até obtermos um estado válido da codificação produto, como a probabilidade associada à não conseguirmos obter o resultado desejado na primeira tentativa é 12, a probabilidade de conseguirmos obter o estado correto depois de n tentativas é
prob(n) = 1 − (1 2)
n, (4.54)
e portanto, eventualmente obtemos o resultado |i1, 1, i3i 7→ |i1, 1, i3i, que é equivalente
à identidade. Então vamos definir como a porta associada ao trançamento σ4 a identi-
dade. Logo, as portas implementáveis para a codificação produto são {ρ4(σ1) ⊗ ˆ1, ρ4(σ2) ⊗
ˆ
1, ˆ14×4, ˆ1 ⊗ ρ4(σ1), ˆ1 ⊗ ρ4(σ2)}, o que é ainda menos portas que na codificação usando
o espaço Vσ6
1 . Isso nos dá uma noção muito importante sobre o poder computacional
do modelo Ising, pois vemos que quanto menos anyons usamos para codificar os qbits, mais portas não triviais somos capazes de fazer. E com esse resultado nós encerramos a discussão sobre o poder computacional do modelo.
51
5 Conclusão
Vimos o que é e como surge o fenômeno da estatística fracionária em sistemas bidimensionais, suas consequências físicas e origens topológicas. Vimos que as operações de troca de partículas sobre esses sistemas geram elementos do grupo de trançamento, cuja estrutura lembra o grupo de permutações, mas possuindo diferenças fundamentais.
Vimos que essa propriedade é robusta com relação à perturbações por interações locais, e que por isso é uma boa candidata para servir de grau computacional para mo- delos de computação quântica robustos a erros. Vimos também que esses graus possuem uma descrição muito particular, que reduz a complexidade associada às teorias quânticas de campos (uso da integral de caminho), para propriedades algébricas e topológicas de superfícies em três dimensões, representadas por grafos direcionados.
A partir dessa descrição para os modelos de Ising e Fibonacci introduzimos um modelo computacional que é intrinsicamente robusto a erros, mas que é dependente da álgebra associada aos tipos de estatística de cada modelo. Utilizando a álgebra de car- gas para o modelo de Ising, mostramos que as representações do grupo de trançamento sobre os estados de muitos anyons geram um conjunto incompleto de portas de Clifford, mais especificamente, são incapazes de gerar a porta de fase em qualquer qubit, o que é necessário para implementar todas as portas do grupo de Clifford.
Logo, o modelo anyonico de Ising gera subgrupos do grupo de Clifford na codifi- cação que utiliza os espaços Vσ2n+2
1 . Logo, o conjunto de portas implementáveis é menor
53
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