连续运行3000量子比特相干系统

中性原子系统近年来已成为量子技术的重要平台，推动了量子模拟、量子计算、原子钟和计量以及量子网络等领域的发展。然而，这些系统面临的一项突出挑战是原子损失，其源于纠缠操作、状态读出以及有限的阱寿命中的误差。原子损失导致系统必须采用脉冲操作，这限制了这些量子系统的性能，包括量子计算的电路深度、原子钟的精度以及量子网络协议中纠缠的生成速率。例如，在量子计算中，要扩展到大型实用算法，需要将信息编码到逻辑量子比特中，并通过重复的量子纠错循环进行保护。尽管这些循环可以将错误率抑制到远低于单个物理量子比特的错误率，但实用的量子电路可能需要数十亿次操作，最终会导致原子量子比特的丢失，需要进行更换。类似地，原子钟应用将受益于相干连续运行，以提高占空比并减少死区时间，从而通过减轻迪克噪声（目前最先进的光钟的主要限制之一）来提高稳定性和精度。应对这些挑战需要一种可靠的方案，用于快速、连续地重新加载原子量子比特，该方案不仅要超过由退相干和丢失引起的错误率，而且还要与同时进行相干量子比特存储和操控相一致。最近的实验已经实现了连续的原子钟和光钟，以及连续玻色-爱因斯坦凝聚。尽管以往的研究主要集中于控制原子系综，但最近这些技术已被扩展到探索对单个原子进行连续控制。如果能在保持相干性的条件下实现高重载速率，这些开创性的实验将展现大规模原子系统完全连续运行的激动人心的可能性。本文介绍了一种光镊阵列架构，该架构能够实现大规模的相干连续运行，重载速率高达每秒30,000个量子比特，比现有技术水平高出近两个数量级。我们的架构基于两条串联的光晶格传送带，它们将激光冷却的Rb原子云输送到显微镜物镜的视野中。从这个原子库中，原子在“黑暗”状态下（即不使用激光冷却）被加载到光镊中，然后反复提取到“制备区”，在那里它们被激光冷却、成像、重新排列并初始化到它们的量子比特状态。初始化后，原子量子比特被传输到“存储区”，并在其中迭代地组装成一个大型阵列。其中，动态解耦用于维持量子比特的相干性。存储区中的量子比特通过避免与磁光阱（MOT）直接视线接触，从而在空间上免受散射冷却光的影响；并通过将冷却跃迁的光移至共振之外（“屏蔽”）来在光谱上受到保护。我们展示了原位原子补充，并维持了超过3000个存储阵列原子超过2小时，远远超过约60秒的阱寿命。此外，原则上，我们可以无限期地维持存储区中自旋极化量子比特（Z基）或处于等叠加态的量子比特（X基）。

从晶格储库高速重新加载

我们的双晶格架构旨在实现不间断的高速量子比特重新加载，从而能够重复使用原子储库并定期更换（图 1a）。实验首先将约 400 万个 87Rb 原子从磁光阱 (MOT) 加载到光晶格传送带上。然后，原子云通过差分抽气管输送到独立的科学腔室，在那里被转移到第二个晶格传送带，并被送入显微镜视场，作为原子储库（扩展数据图 1 和图 2）。利用这种两阶段流程，每 150 ms就有一个新的包含 250 万个 120 μK 冷原子的储库到达科学区域。从晶格储库中，原子被反复加载到由一对交叉声光偏转器（AOD；扩展数据图 3）生成的 120 × 12 位点的动态光镊阵列中。为了加载原子，我们打开与晶格储库重叠的 AOD 光镊，并将捕获的原子立即传输到位于其上方 220 μm 的制备区。此过程耗时不到 2.5 ms，重要的是，它允许从单个储库进行多次提取循环。提取后，AOD 光镊中的原子被转移到由空间光调制器（SLM）生成的静态光镊阵列中。

图 1：用于连续操作的原子阵列架构。

a，一团激光冷却的原子云通过两条以一定角度交叉的光晶格传送带，从独立的磁光阱（MOT）区域传输超过0.5m，进入科学区域。在科学区域，光晶格作为原子库，二维光镊阵列从中反复提取原子进入“制备区”。在制备区，原子被激光冷却，重新排列成无缺陷阵列，并初始化其量子比特态，然后转移到大规模存储光镊阵列（“存储区”）。我们的双晶格方案避免了光镊阵列与磁光阱位置之间的直接视线接触，并实现了原子库的完全同步制备和补充。插图：⁸⁷Rb的相关原子能级，其中F表示超精细能级，m_F表示磁亚能级。在量子比特制备过程中，通过光移激发态（“屏蔽”）来保护存储量子比特免受 5S_1/2 → 5P_3/2 跃迁的近共振光子散射的影响。单量子比特门通过驱动时钟态的光学拉曼跃迁来实现。b，从单个晶格储库中重复 N 次光镊提取所获得的原子累积数量（参见左上示意图），其中我们观察到，由于储库耗尽，在大约 70 次重复提取后，光镊填充率下降（另见扩展数据图 4）。作为参考，灰线表示 50% 的阵列填充率。插图：从储库中前 30 次提取的光镊填充率直方图。值得注意的是，在光镊加载过程中未应用激光冷却。 c，通过镊子从反复替换的晶格储库中提取原子和量子比特的累积数量。灰色标记表示光辅助碰撞后原子通量约为每秒 30 万个原子，其中短暂中断源于储库替换的第二个传输阶段，该阶段没有储库存在。每次提取后执行量子比特制备序列，我们实现了连续的量子比特通量：重排后为每秒 1.5 万个量子比特（R；橙色），不重排后为每秒 3 万个量子比特（绿色）。误差线表示 10 次重复实验的平均值的标准误差。

图 1b 展示了从单个晶格储液池中重复进行原子镊取的结果。在此，我们进行了多次原子取取循环，仅在最后一次取取循环后对单个原子进行成像和计数，并通过将所有 N 个循环的原子计数相加来得出累积原子数。我们发现，初始阶段，阵列填充率 >50% 与从 MOT40 进行传统原子镊取取的结果相当，但随着储液池的耗尽而逐渐下降（另见扩展数据图 4）。我们双晶格设计的关键在于能够在制备新的储液池并将其输送到科学腔室的同时，从一个储液池中提取原子。通过在储液池耗尽时进行更换，这种方法克服了单个储液池的容量限制。在图 1c 中，我们通过重复地将原子提取到制备区来演示这一点，现在每 60 个原子镊取取循环更换一次储液池。因此，我们实现了每秒约30万个原子进入光镊的通量，这对应于可从储层原子中提取的最大速率。值得注意的是，与传统的光镊加载方法不同，提取过程中无需激光冷却。我们认为能够在“暗”条件下加载光镊，是储层原子随机重叠以及类似于凹坑陷阱的原子碰撞共同作用的结果。以往的实验在从储层加载新原子时依赖于耗散激光冷却或光镊-晶格强度斜坡，而我们这种无散射的方法有助于保持附近存储量子比特的相干性，并且避免晶格强度下降，从而可以重复使用储层。为了制备原子量子比特，我们在每次从储层提取原子后执行初始化程序（见扩展数据图5）。该流程的每一步都依赖于两束反向传播的激光束，这两束激光束位于制备区域内，并与外部施加的静态磁场同轴对准。首先，通过对红失谐的 F = 2 → F′ = 3 跃迁进行有限场偏振梯度冷却，施加一个显式的宇称投影脉冲，以防止出现多重占据的光镊。这里，F 表示原子基态的超精细能级，F′ 表示 5P_3/2激发态的超精细能级。在 AOD 到 SLM 的切换过程中，我们继续通过偏振梯度冷却进行激光冷却，然后施加一个共振推出脉冲，以消除面外陷阱中的原子。随后进行高对比度、本质上无背景的成像（方法）。之后，我们利用电磁感应透明技术，在与 F = 2 → F′ = 2 跃迁蓝失谐的光进行进一步激光冷却的同时，将原子排列成无缺陷的阵列。最后，将原子初始化到量子比特状态。图 1c 显示了重复提取原子并执行上述量子比特制备序列的结果。每隔几个量子镊子提取周期，晶格储库就会并行更换一次。因此，如果不进行原子重排，我们可以实现每秒超过 30,000 个量子比特的量子比特通量。进行原子分选后，量子比特制备时间大约翻倍，我们可以获得高达每秒 15,000 个量子比特的通量，这些量子比特被重排成 600 个量子比特的无缺陷批次。在所有情况下，量子比特制备时间都超过了储库更换的第二阶段传输所需的时间；因此，始终存在可用于量子镊子提取的储库，量子比特通量不会中断。

大型原子阵列的组装与维护

在完成制备序列后，重排后的阵列被输送到存储区。存储区由3240个（90 × 36）SLM生成的光镊组成，平均阱深为270 μK。存储光镊阵列采用交替排列的等间距柱状结构，用于在柱间进行无损原子传输，并与制备区和晶格储层保持足够的距离，以限制区域间的串扰（图2a）。

图2：大规模原子阵列的迭代组装和连续维护。

a，原子荧光图像勾勒出区域结构，该结构包含一个晶格储库、一个1440位点的制备区和一个3240位点的存储区。（平均）各区域的图像分别曝光，并以不同的权重组合以达到可视化的目的。比例尺：100 μm。b，3240位点存储阵列中3217个原子的单次荧光图像（填充率99.3%）。c，大规模原子阵列的迭代构建和持续维护。初始组装在0.5秒内完成，通过6次加载迭代（插图）。之后，每隔80毫秒，从存储阵列中弹出六个片段（“子阵列”）之一，并用一组新的原子重新填充（另见扩展数据图6和补充视频1）。这里我们展示了循环子阵列补充和对包含 3000 多个原子的阵列进行持续维护，运行时间超过 2 小时，远远超过了镊子约 60 秒的寿命限制（灰色）。在最后一个数据点 t = 2.3 小时，超过 5000 万个单独成像和重排的原子已在存储阵列中循环。误差线代表 10 次重复实验的平均值的标准误差。

我们分六次迭代组装存储阵列，每次将原子转移到散布于整个存储阵列中的六个子阵列之一（扩展数据图6）。每个子阵列的制备和加载，包括将原子输送到存储区，大约需要80毫秒（主要受限于重排时间和图像数据传输）。整个存储阵列的组装大约需要 500 ms，在 300 次试验中平均加载了 3193 个原子（填充率为 98.5%）。

图 2b 显示了加载到阵列中的 3217 个原子的单次荧光图像。在图 2c 中，我们展示了在存储阵列中保持 3000 多个原子超过 2 小时的连续运行能力。初始存储阵列组装完成后，我们依次从制备区取出并重新填充存储时间最长的子阵列，同时用制备区中同时制备的一组新鲜原子填充（补充视频 1）。在原子制备和后续补充的同时，我们每隔一个镊子提取周期更换一次晶格储库，而不会影响存储区阵列。利用这些技术，我们以远快于原子镊子限制寿命的时间尺度补充原子，因此理论上可以实现无限期运行。

连续运行期间的相干性

在保持现有量子比特相干性的同时重新加载量子比特的能力对于深度电路量子计算和高带宽计量应用至关重要。为了应对这一挑战，我们在图 3a 中首先研究了同时运行的磁光阱 (MOT) 对存储量子比特相干性的影响。我们观察到，在存在远距离 MOT 的情况下应用动态解耦时，相干时间 T₂ = 1.15(3) s，与没有 MOT 的参考测量值 (T₂ = 1.34(4) s) 相比，变化很小。在图 3b 中，我们通过探测有无 MOT 情况下的存储量子比特退极化时间 T_{1 得到了类似的结果。因此，通过阻止 MOT 和量子比特之间的直接视线，我们提出的倾斜双晶格传输方案成功地将散射强度较高的原子气体初始捕获与并行量子操作解耦。}

图 3：并行量子位准备的基准测试。

a，对存储量子比特施加N次重复的XY16动态解耦序列（π脉冲间隔2τ ≈ 1.6 ms）时，不同条件下的相干性对比，其中参考测量结果为T₂ = 1.34(4) s（灰色）。在动态解耦的同时运行远端磁光阱（MOT），我们观察到与参考值相比，对相干性的影响很小（绿色），但当在制备区进行额外成像时，影响显著（蓝色）。通过施加量子比特屏蔽，我们几乎完全恢复了相干性（橙色，T₂ = 1.09(3) s）。b，类似的比较，探测初始化为|1>0>|0>|1>|0>的量子比特的去极化。

除了磁光阱（MOT）之外，现有量子比特的相干性还会受到电路中量子比特制备过程中散射光和磁场变化的影响。为了减轻这种影响，我们的光束架构在恒定的有限磁场下运行，并且局域于制备区域。然而，我们在图3a中初步观察到，存储量子比特的相干性在制备区域成像过程中会受到光束串扰的强烈影响。为了抑制这种影响，我们通过光移位存储区域量子比特的激发态来保护量子比特免受近共振散射的影响，如图3c所示（另见扩展数据图7），并发现相干时间几乎可以完全恢复（T₂ = 1.09(3) s）。此外，我们在相同条件下探测了存储量子比特的退极化，如图3b所示，并得出了类似的结论。然而，尽管进行了屏蔽，我们仍观察到与参考测量相比，T₁衰减有所增加，这主要归因于晶格储层光的非共振散射（扩展数据图8）。这种增加对我们的T₂测量没有明显影响，但可以通过例如增加储层与存储阵列的距离、减小晶格储层腰部或增大晶格失谐等方式进一步缓解。

图 4：连续运行，同时保持存储量子位一致性。

a，时间序列可视化展示了我们的重载协议（另见扩展数据图 9 和补充视频 1）。在初始存储阵列组装完成后，每隔 80 ms，将存储时间最长的子阵列弹出，并用预先加载的一组量子比特从制备区重新填充，同时在整个过程中保持存储区屏蔽。对于 c 和 d，存储量子比特被置于等叠加态，并在每个重载周期中执行 XY16-64 解耦序列。b，通过顺序补充存储区量子比特，我们原则上可以无限期地保持存储阵列的高极化度（红色）。作为参考，我们提供了未补充量子比特的 T1 测量结果（灰色）。c，与 b 类似，现在在每次补充子阵列期间额外应用 X_π/2 − (XY16-64) − X_−π/2 动态解耦序列。我们通过读取处于 |0>|1> 状态的量子比特，在补充周期的不同时间探测每个子阵列的相干性。

基于这些结果，我们现在通过在保持相干性的同时反复替换存储区量子比特来评估简单量子电路中的原子损失补充。在图4b中，我们首先展示了对大型自旋极化存储量子比特阵列的高速重载和持续维护。与图2c类似，我们现在在制备区反复制备新初始化的量子比特子阵列，然后如图4a所示（另见扩展数据图9）弹出并重新填充存储区中最旧的子阵列。通过顺序补充量子比特，我们理论上可以无限期地维持存储阵列的高度极化；在这里，我们展示了在 2 分钟内维持超过 3000 个量子比特的极化状态。最后，如图 4c、d 所示，我们展示了在相干叠加态下重新加载和维持大量原子量子比特阵列的能力（另见扩展数据图 10）。在如图 4b 所示屏蔽和补充量子比特的同时，我们还将存储量子比特旋转到特定状态。

讨论与展望

我们的实验展示了一种原子阵列架构，该架构能够在保持重排后的大规模量子比特阵列相干性的同时，实现高达每秒30,000个初始化量子比特的连续运行。该成果可从多个方向扩展。首先，通过优化读出以及使用基于现场可编程门阵列（FPGA）和/或人工智能（AI）优化的重排协议，可以显著缩短量子比特的制备时间。其次，通过充分利用系统的光学视场，可以构建更大的制备区阵列。我们估计，这些技术改进将使量子比特的重排速率提高五倍以上，因为该速率与量子比特的制备时间和制备区尺寸成正比。此外，尽管目前的实验已实现了超过2小时的连续运行，但若要实现更长时间的运行，则需要主动稳定空间光调制器（SLM）和声光偏转器（AOD）光镊的重叠区域或采用自动化光束对准程序。最后，可以立即部署更高功率的捕获激光器和高效衍射光学器件（例如超表面）来扩展存储和制备区域的尺寸，从而支持数万个原子量子比特的连续运行。

我们的研究成果为基于原子阵列平台的一系列科学应用开辟了新的机遇。特别是，我们的方法与包含里德堡介导纠缠门、局部光学拉曼控制和动态可重构量子比特阵列的量子计算分区架构直接兼容。因此，这种架构为利用纠错技术实现深度容错量子电路提供了一种很有前景的方法。在另一台独立装置中进行的补充实验中，我们展示了这种容错量子处理器的核心组件，包括一种用于电路中损耗分辨量子比特读出和重用的方法，以及涉及逻辑量子比特隐形传态、阈下重复纠错和通用容错处理的深度电路协议。原子损失在这些实验中起着重要作用，最终的电路深度直接受限于原子库的耗尽。

综上所述，我们的实验为实现大规模纠错量子处理器铺平了道路。例如，考虑到当前的纠缠门保真度（约99.5%）和原子损失率，在每个门层持续时间为1毫秒的情况下，我们估计每秒重排15,000个量子比特足以补充一个拥有约10,000个物理量子比特的量子处理器中丢失的原子。此外，如果纠缠门保真度能够切实提高到约99.9%，重载通量能够提高到每秒80,000个量子比特，则可以实现数百个表面码逻辑量子比特的运行，逻辑故障率可低至10-8。此外，这种架构与高速率量子低密度奇偶校验码的天然兼容性，有望进一步提升量子处理器的性能。

除了量子计算应用之外，连续运行的原子阵列系统还可以克服量子计量学中的一些局限性，实现高带宽和纠缠增强的高精度量子传感。此外，连续的原子量子比特流对于在量子网络应用中实现远程纠缠的快速生成至关重要。最后，我们提出的高速率重载方案及其实现的脉冲到连续运行的转变，可用于提升包括量子模拟、传感和精密测量在内的多种冷原子实验的性能。

方法

真空系统

扩展数据图 1a 显示了我们真空系统的简化示意图。该系统由一个磁光阱 (MOT) 腔室和一个科学腔室组成，两者之间由定制设计的差分抽气管隔开，该抽气管的后孔径为 1.5 mm，前孔径为 4.3 mm。DPT 维持两个腔室之间的压力差，并阻挡大部分 MOT 光。DPT 和 MOT 腔室均倾斜约 4°，以防止冷却光直接散射到科学腔室中的原子阵列上，此时视线从阵列上方约 1 cm 处经过。MOT 腔室主要由一个玻璃腔体和两个铷原子分配臂组成（扩展数据图 1 中未显示）。科学腔室采用双面防反射涂层玻璃腔体，并应用了光学接触技术。在两个腔室中，压力均低于离子泵的可测量阈值。为清晰起见，图中省略了几个组件，包括真空电极（本工作未使用）和真空观察窗，该观察窗提供对真空镜的光学访问。

物镜和成像系统

实验装置采用高数值孔径（高NA）光学系统，可在直径超过1.5 mm的视场范围内实现高效成像和单个原子的紧密捕获（扩展数据图3a）。其核心是两个0.65 NA物镜。其中一个物镜用于投射光镊，另一个用于单原子成像。在780 nm至860 nm的波长范围内，这两个物镜在整个视场范围内均保持衍射极限性能。该物镜的光学透射率为 92%，我们估计总吸收率约为 1%（考虑到每个增透膜表面的有限反射），这降低了热透镜效应，并允许未来使用更高功率的捕获激光。

对于单原子成像，我们使用两台 4f 望远镜（一台高数值孔径物镜和三台中继透镜）将玻璃池内的原子平面映射到一台低噪声相机上。成像系统的放大倍率为 7.6 倍，因此单个原子的荧光被映射到大约 3 × 3 个相机像素上。该相机在 780 nm 成像波长下的量子效率约为 50%。物镜光路中使用的所有中继透镜（用于成像和光镊投影）均为定制设计，以适应大视场。

光镊生成

为了实现光镊投射，我们使用偏振分束器和二向色分束器来组合由三台高功率激光器驱动的三条独立光路：一台 15 W、828 nm 的光纤放大器系统，用于生成用于原子传输的动态光镊；以及两台 15 W、制备区和存储区均由852nm光纤放大器系统构成主干静态光镊阵列（见扩展数据图3a）。

828nm动态光镊光束路径专用于原子传输和分选，由两个垂直安装的声光偏转器（AOD，G&H AODF 4085）组成，中间由一个1:1的4f望远镜隔开。另一个4f系统将AOD孔径映射到物镜的傅里叶平面。AOD产生的光镊束腰约为800纳米，在原子平面上每个维度的行程为600微米。根据所需的传输模式，我们在实验的一个周期内动态切换不同的光镊配置。当从储液池提取原子到制备区时，我们使用1440个光镊，间距为4.5μm，平均深度为450μK。为了将分选后的原子输送到存储区或从存储区弹出原子，我们生成了一个由540个原子镊子组成的阵列，这些原子镊子间距为9 μm，平均深度为600 μK。我们通过实验发现，随着AOD原子镊子间距的减小，原子镊子的寿命会缩短，这可能是由于相邻原子镊子残余光势之间的拍频作用导致原子升温所致。

制备区和存储区的静态光镊阵列分别由两个独立的SLM在两条独立的光路中生成，然后通过偏振分束器进行合束。每条光路都包含一个4f中继透镜系统，用于将SLM光阑映射到物镜的傅里叶平面。SLM相位图的计算采用加权算法的改进版本，并使用图形处理器加速计算。我们对空间光调制器（SLM）进行数值“填充”，用零填充，使得二维SLM场阵列（使用WGS算法迭代优化）比SLM像素数大10×10倍，从而实现对光镊位置10倍更精细的控制。这对应于65 nm的光镊定位精度，比650 nm的自然衍射单元提高了一个数量级。

我们发现，由于非线性效应，大阵列跨度上存在显著的光镊间距畸变。为了系统地重叠数千个声光偏转器（AOD）和SLM光镊，我们运行了一个自动化程序，该程序在相机上同时成像AOD和SLM光镊，计算每个位置两组光镊之间的位移，并将结果逐个位置反馈给WGS算法的目标光镊位置。我们还应用泽尼克多项式来校正光学系统中的像差，校正后光镊陷阱深度增加了约10%。

SLM衍射效率随着与零级衍射距离的增加而降低。为了使我们的主干光镊阵列在制备区和存储区内均匀化，我们采用了以下两步法。首先，在使用WGS算法生成光镊阵列时，我们通过在目标阵列中引入“sinc”项来预补偿空间变化的衍射效率。这种粗略的均匀化通常会导致15%到20%的不均匀性。然后，我们运行一个基于原子的均匀化程序，该程序依赖于对光镊引起的光位移进行位点分辨测量，并将测量结果反馈到每个位点的WGS目标强度上。在制备区，我们通过探测F = 2 → F′ = 2跃迁来测量光镊的光位移；在存储区，我们通过两个量子比特态之间的拉姆齐干涉来推断微分光位移。经过几轮基于原子的反馈后，我们在制备区和存储区都获得了约5-6%的不均匀性（扩展数据图3b，c）。经过像差校正和均匀化处理后，制备区（存储区）的平均SLM陷阱深度为370 μK（270 μK），光镊腰约为800 nm。

MOT和晶格加载

实验首先制备原子库（扩展数据图1b）。我们首先在80 ms内将约107个原子加载到MOT中，并且第一个光晶格传送带（Lattice-1）始终与原子库重叠。MOT光与超精细跃迁F = 2 → F′ = 3存在23 MHz的红失谐，其中F指的是5S_1/2基态的超精细能级，F′指的是5P3/2激发态的超精细能级。通过调制冷却光的边带产生的重泵浦光共振驱动F = 1 → F′ = 2跃迁。我们以 13 G cm⁻¹ 的磁场梯度运行磁光阱 (MOT)，并使用 395 nm 的紫外发光二极管进行光诱导原子从玻璃池中解吸。在 MOT 阶段之后，MOT 光强度在 7 ms 内逐渐降低，并使其红移约 140 MHz，以将原子云压缩到晶格中。晶格加载过程之后是一段短暂的空闲时间，在此期间，冷却光关闭，磁场归零。随后，我们在低冷却光强度下进行 λ-灰糖 (LGM) 实验，载波频率位于 F = 2 → F′ = 2 跃迁蓝移 30 MHz 处，相干重泵浦边带与两个超精细基态之间的 F = 1 → F = 2 跃迁处于双光子共振状态。在 tLGM = 11 ms 之后，我们通过吸收成像测量，将温度约为 T ≈ 20 μK 的约 4 × 10⁶ 个原子加载到 Lattice-1 中。

双晶格光传输

我们使用两个倾斜的传送带式光学晶格将原子从磁光阱 (MOT) 传输到科学区域。这两个传输晶格均由单个钛蓝宝石激光器产生，其频率比 D1 线红失谐约 300 GHz，这被认为是现有激光功率的经验最优值（扩展数据图 2d,e）。在 MOT 位置，Lattice-1 的高斯光束腰约为 330 μm，最小光束腰约为 250 μm。尤其是在 DPT 位置，其光束直径约为DPT孔径的三分之一。两个传送带晶格在交接点处空间模式匹配，从该点开始，第二个传送带晶格（晶格2）的束腰在显微镜视场中减小至最小值150 μm。两个传送带晶格均通过各自入射光束的逆向反射形成，入射光束经两个声光调制器（AOM）偏转至相反的衍射级次，然后成像回晶格束腰（四程配置）。将AOM彼此垂直安装可确保光束呈圆形，并使逆向反射时与入射晶格光束实现最佳重叠。四程效率为(0.88)⁴ ≈ 60%，因此，对于典型的入射功率Pin ≈ 1 W，我们在整个传输距离上可使两个传送带晶格的晶格深度U_lat > 500 μK。

在加载晶格-1后，我们线性增加其中一个逆向声光调制器（AOM）的频率，从而在两束干涉激光之间引入频率失谐Δν(t)，并获得一个以速度v = λΔν(t)/2移动的传送带晶格，其中λ为晶格激光器的波长。原子云在t_L1 = 50 ms后到达切换点，并沿传送带移动约39 cm（扩展数据图2a）。在此，我们通过同时且反向线性增加两束晶格光的强度，在t_HO = 1 ms内将原子云从晶格-1转移到晶格-2，且在切换过程中不使用冷却光（扩展数据图2b）。最后，在t_L2 = 21 ms内，晶格-2将原子再传送约17 cm进入显微镜视场，并作为原子库。对于两种传送带晶格，我们发现当加速度 a_lat ≈ 4,000 m s⁻²（扩展数据图 2c）和速度为 8–10 m s⁻¹ 时，传输效率达到最优，该速度受限于声光调制器 (AOM) 的带宽。利用该方案，我们可以将温度约为 120 μK、包含约 2.5 × 10⁶ 个原子的原子库输送到我们的重新加载区，这相当于在初始温度的 6 倍下，双晶格传输效率约为 60%。观测到的大部分加热归因于晶格交接，而非长距离传输。

在周期性更换原子库时，我们在晶格交接后立即开始加载新的磁光阱 (MOT)，因此可以每约 150 ms 向科学区域输送一个新的原子库。值得注意的是，仅在晶格传输的第二阶段（t_L2 = 21 ms）内，没有原子库可用于加载光镊；然而，正如正文所述，这并不限制连续运行，因为量子比特制备过程通常超过 t_L2。

与单传输晶格设计相比，我们的双晶格结构具有以下几个优势。(1) 由于两个传输晶格与差分泵浦管孔径之间的角度，我们避免了直接视线，从而减少了磁光阱（MOT）对科学区域中已存在的量子比特的散射。(2) 第二传送带晶格的腰部在很大程度上与总传输距离无关，因此可以在物镜的视场范围内减小。这提高了用于光镊加载的存储密度，并限制了晶格诱导散射和偶极势对其他区域的影响。(3) 当晶格2仍在运行时，可以并行制备晶格1中的原子并将其传输到交接点。这使得可以快速顺序地更换存储，并将磁光阱和晶格加载序列与科学腔室的操作解耦。

从晶格存储中加载光镊

在这项工作中，我们从高密度晶格存储中加载光镊，而无需在加载过程中使用额外的激光冷却。这里我们简要讨论我们目前对潜在机制的理解，并概述从活跃存储中加载和提取光镊的效果。在我们的参数范围内，我们预期有两种机制会影响镊子的负载：随机负载和/或碰撞负载。这两种机制都严重依赖于储层中的原子密度 n(r, z)，而 n(r, z) 是每个晶格位点的原子数 N、原子温度 T 以及径向和轴向捕获频率 ωr 和 ωz 的函数。在一个晶格位点内，n(r, z) 由下式给出：

其中，为峰值密度，m为87Rb的质量，r为距储层中心的径向距离，z 为距晶格位置的轴向距离，k_B为玻尔兹曼常数。忽略原子温度和晶格与镊子之间相对陷阱深度的影响，我们现在简要讨论两种加载机制。

随机负载

当镊子开启时，与镊子体积随机重叠的储层原子数可以近似表示为 N_st ∝ V_twz⟨n(r = 0)⟩_lat，其中我们假设径向方向的密度达到峰值，⟨ ⟩_lat 表示对轴向晶格位点进行平均。这些近似是有效的，因为镊子远小于储层的径向尺寸，但会在轴向上捕获多个晶格位点。对于我们的储层参数，我们估计原子密度⟨n(r = 0)⟩_lat ≈ 5 × 10¹¹ cm⁻³，镊子体积Vtwz ≈ 10⁻¹⁷ m³，这导致大约有5个原子随机地与镊子体积重叠。

碰撞加载

一个原子在背景气体中运动时，其碰撞率为Γ(r, z) = n(r, z)vrelσ，其中vrel是两个原子之间的热相对速度，σ是散射截面。双体碰撞密度由给出，使得在镊子体积内，碰撞率与Γtwz ∝ Vtwz⟨γ ( r =0) ⟩lat 成正比，其中twz ∝  Vtwz⟨γ  ( r  =0) ⟩_lat，使用与上述相同的近似。对于我们的系统参数，我们估计⟨γ ( r =  0) ⟩_lat≈3  × 1019m  - 3s  - 1，因此，假设每次原子碰撞捕获1个原子，则每毫秒镊子-晶格重叠加载约0.3个原子。

尽管这些数量级估计表明随机加载占主导地位，但我们指出该模型做出了两个过于简化的假设。(1) 虽然空间重叠是必要的，但它并不是捕获的充分条件；此外，考虑动能约束会导致随机捕获的原子数量减少。 （2）由于镊子开启时势场的突然改变，附近的原子会加速向陷阱中心运动，镊子内的原子碰撞率也会增加；这导致通过碰撞加载的原子数量增加。基于这些原因，我们预期这两种机制都会有所贡献，因此有必要进行进一步研究。

在镊子提取次数较少的情况下（即饱和负载；另见图 1b），我们发现平均每次镊子提取会从储层中损失约 5 个原子，这与上述综合镊子负载估计值处于同一数量级。该数值是通过比较储层原子数与重复提取过程中镊子捕获的原子数（考虑了宇称投影）来测量的。需要注意的是，这只是一个上限值，并不一定意味着每次镊子提取都会捕获 5 个原子，因为我们预期这种侵入性较强的提取过程也会加速储层中的蒸发损失。捕获的原子会垂直于轴向晶格势场方向从活性储层中导出。如图 4b 所示（扩展数据），我们观察到，原子在储层中移动与在自由空间中移动时，其存活率与镊子速度无关。

有限场激光冷却和成像

我们重载架构的一个关键特性是能够在静态磁场下初始化新的量子比特，并执行电路中间的激光冷却和成像。避免磁场变化（例如偏振梯度冷却 (PGC) 通常所需的磁场零化），可以保护现有量子比特的相干性，并实现更快的量子比特制备周期。为此，所有量子比特制备和操控协议均设计为在 4.2 G 的固定磁场下运行，该磁场始终定义了量子比特的量子化轴。制备区域由一对沿磁场轴方向排列的、具有相反圆偏振（σ+ 和 σ−）的一维反向传播的 780 nm 光束照射。两束光束之间的失谐量为塞曼分裂的两倍，以补偿由于量子化场引起的超精细能级能量偏移。我们利用这种架构进行激光冷却、成像、奇偶性投影和量子比特态初始化，如图5a所示（扩展数据），其冷却和成像性能与零场配置相当。

为了从储层提取到制备区的原子上开始量子比特制备，需要一个显式的奇偶性投影脉冲，因为我们的加载机制通常会导致每个镊子加载多个原子。在制备区中SLM镊子加速之前，我们使用频率红移60 MHz（F = 2 → F′ = 3）的光进行PGC，以通过光辅助碰撞在AOD镊子中诱导成对原子损失。10ms后，我们将原子交给SLM阵列，观察到大约50%的原子占据率，且原子数量超过1个的位置不到1%。因此，这个奇偶性投影步骤设定了成像存活率的上限，并且对于获得分离良好的成像直方图至关重要。此外，我们观察到原子被SLM产生的弱面外势阱（塔尔博特效应）所束缚，在PGC过程中，我们通过对整个阵列施加短暂的共振推出脉冲来移除这些势阱。

然后，我们利用快速、无损成像来识别需要重排的原子。我们使用PGC参数进行10毫秒的成像，实现了99.99%的位点分辨判别保真度（扩展数据图5b），存活概率为99.5%。通过延长成像时间、更大的失谐量或更低的功率，始终可以获得更高的成像保真度和存活率。我们的一维反向传播光束配置还具有无背景成像信号的额外优势，由于光束不会直接散射到成像物镜中，因此无需傅里叶滤波。尤其是在成像过程中，我们观察到晶格库中的原子偶尔会泄漏到附近的制备区，然后被成像光或冷却光捕获到光镊中。我们通过在每次镊子提取循环后将晶格储库移离物镜视场约一厘米，并在下一个循环前将其移回原位来避免这种情况。如果不加以考虑，原子从晶格溢出和镊子中不正确的宇称投影都会导致成像存活率降低约5%，具体数值取决于储库密度和成像持续时间。

在20ms至40ms的重排过程中，我们利用电磁感应透明（EIT）进行激光冷却。我们使用相同的激光器和光束几何结构，但采用强“耦合”和弱“探测”配置，工作在比F = 2 → F′ = 2跃迁蓝失谐70MHz的双光子共振上，强度比为13:1。我们通过液滴-重捕获法探测原子温度，并提取出12μK的径向温度（扩展数据图5c）。互补的绝热阱温度下降测量对轴向温度更为敏感，尽管冷却光沿镊子轴向的动量投影有限，但仍能得到类似的结果。所有冷却光（PGC 和 EIT）都包含一个重泵浦频率，该频率对应于 F = 1 → F′ = 2 跃迁，由约 6.8 GHz 的电光调制器调制产生。

原子重排

在随机加载制备区 120 × 12 镊子阵列后，我们将原子重排成一个通常包含 540 个位点的无缺陷阵列，图 1c 中的量子比特通量演示除外，该演示中我们将其排列成 600 个位点。用于从晶格储层提取原子的同一二维声光二极管 (AOD) 对也用于执行重排，并由专用任意波形发生器控制。利用我们独特的大纵横比制备区几何结构，我们实现了高效的逐行排序（扩展数据图 6a）。在每一行中，一次平行移动即可利用可用原子填充所有空位，同时穿过行间间隙，避开骨架 SLM 陷阱。每行排序耗时 700 μs，EIT 冷却全程开启。

为优化实时处理，我们预先计算所有可能的移动片段，并将其表示为波形啁啾信号。在每次实验中，重排程序会根据该次拍摄的特定原子负载信息（由实时图像分析程序提供）选择性地合成预先计算的波形啁啾信号。我们利用 AWG 的 FIFO 模式来降低波形计算的延迟。由于每行排序都是独立的，因此一旦计算完成，我们就立即传输其波形，同时并行计算下一行的移动。这使得计算延迟降低了一个数量级以上。在最佳条件下，我们为重排分配约 20 ms 的时间，这考虑到了数据传输延迟、逐行排序时间以及用于应对程序运行时间波动的少量缓冲区。对于所有涉及存储区操作的序列，我们将相机感兴趣区域 (ROI) 扩大到包含存储区，这会使延迟（以及分配给重排的时间）增加约 10-20 ms。对于未来持续运行的实验（例如，纠错电路），如此大的ROI是不必要的，因为成像仅限于制备区，无需在存储区进行成像。

对于540位点的重排，我们实现了99.6%的平均目标阵列填充率（扩展数据图6b），主要受限于成像存活率。鉴于我们的真空寿命超过150秒，背景气体碰撞造成的损失对重排保真度的贡献小于0.1%。扩展数据图6a（底部）展示了重排至600位点后，无缺陷阵列的单次制备区荧光图像。当子阵列被输送到存储区（重新）加载时，目标阵列之外的原子会被自动丢弃。我们有意将原子重排到SLM主干阵列的每隔一列，从而创建稀疏的阵列几何结构，减少分选过程中原子的平均移动距离，进而提高重排的保真度和速度。

构建存储阵列

构建大规模原子阵列的关键考虑因素之一是权衡增大镊子间距以最小化镊子间串扰和减小镊子间距以提高空间光调制器 (SLM) 衍射效率之间的关系。因此，我们设计的 3240 位点存储区镊子阵列采用交替的水平间距：宽的 6 μm 通道用于在原子通过阵列传输过程中最大限度地减少声光调制器 (AOD) 与 SLM 镊子之间的串扰，而较小的 3 μm 间距则用于将阵列紧密排列在 SLM 零级衍射附近，从而显著提高衍射效率。整个阵列位于 SLM 零级衍射的一侧（两个象限），因为我们通过经验发现，在所有四个象限都设置大型镊子阵列会在镊子之间引入额外的伪光斑。

90 × 36 位点的存储阵列被划分为 6 个交错的子阵列，每个子阵列包含 45 × 12 个位点。子阵列的镊子间距均为 9 μm，并按顺序填充，整个存储阵列的组装需要 6 次迭代（图 2c 插图和扩展数据图 6d）。在每次迭代中，我们首先随机加载制备区阵列，然后将原子重新排列成一个 540 位点的目标阵列，其水平间距为 9 μm，垂直间距为 4.5 μm。之后，原子被 AOD 镊子拾取并传输到六个子阵列之一。在传输过程中，子阵列的垂直间距从 4.5 μm 扩展至与存储区 9 μm 的间距相匹配，而水平间距保持为 9 μm。在整个传输过程中保持相同的水平间距可以最大限度地减少扩展开销，从而加快传输速度。此外，稀疏子阵列结构在很大程度上避免了近距离原子间AOD加热。

我们观察到，当存在静态晶格势阱时，原子在镊子传输到存储区过程中的存活概率略低，而当晶格势阱本身同时运动时，这种现象可以得到改善。如前所述，为了避免在高对比度成像过程中发生晶格溢出，晶格势阱被移出物镜视野1cm，并在下一个镊子提取周期之前移回原位。因此，我们现在只需将原子移动到存储区的时间与晶格势阱移回物镜视野的时间同步，即可减轻上述影响。扩展数据图6c展示了300次重复试验后的存储区组装统计数据；平均而言，我们从3240个位点中加载了3193个原子，加载率为98.5%。

量子比特初始化

在对无缺陷阵列进行重新排列后，我们将原子初始化到其量子比特子空间中。该量子比特子空间由^87Rb基态流形中的两个超精细时钟态张成，我们将其定义为和。为了将原子制备到态，我们利用了之前讨论的一维局域光束配置。两个反向传播的制备区光束同时指向F  = 1 →  F ′ = 0和F  = 2 →  F ′ = 2跃迁。根据选择定则，态对指向F  =1→  F ′=0的σ ±圆偏振光场是暗态，而态通过 rangle) 。同时，态F =2的原子 通过指向F  =2→  F ′=2的跃迁 被退泵浦到F =1 （扩展数据图5d的占据时间为1/ e，约为5 μs 。这种快速态初始化技术的优势在于它仅需少量散射光子，从而最大限度地减少了散射引起的加热，同时避免了磁场旋转 。根据制备区的拉比对比度，我们推断态制备和测量的保真度为98.1(3)%，这可能受限于偏振杂质和激发态中其他超精细能级的非共振散射。通过引入拉曼辅助光泵浦方案，态制备的保真度有望得到提升。

量子比特操控与读出

我们通过光学拉曼跃迁驱动量子比特态，设置类似于之前的研究，但工作频率比 780 nm 跃迁蓝失谐 400 GHz。拉曼光束以拉比频率 Ω/2π ≈ 1 MHz 驱动量子比特。在此强度下，我们测量到 T1 型散射寿命为 10 ms，与从头算拉曼散射计算结果一致。由此，我们推断每个 π 脉冲的散射极限保真度为 0.99995。然而，我们注意到，这代表了我们单量子比特门保真度的上限；实际上，原子退相干、强度波动和相位噪声等其他误差源也可能产生影响。拉曼光束被塑造成均匀地寻址大存储区中的量子比特，这是通过使用固定的全息相位板（HOLO/OR ST-268）实现的，该相位板在阵列的范围内形成平顶光束轮廓。通过逐行测量拉比频率，我们推断出原子上的光束均匀性约为均方根偏差 1.04% 和峰峰值偏差 3.4%（扩展数据图 7a）。为了最大限度地减少拉曼光束与制备区原子之间的串扰，我们在光束整形望远镜的中间成像平面处对光束尾部进行刀口切割，从而去除制备区中的残余光。

为了选择性地读取量子比特|0>|1>|0>.

量子比特屏蔽

我们在整个实验过程中，尤其是在量子比特制备期间，通过探测 1529 nm 附近的 5P_3/2 → 4D_5/2 跃迁，保护存储区中的 5S_1/2 基态量子比特免受 5S_1/2 → 5P_3/2 跃迁近共振光子散射的影响。这导致激发态出现奥特勒-汤斯分裂 ±Δ_AT ≈ ±2π × 10 GHz，因此，来自附近成像/冷却光(失谐量为 Δ_cool)的散射被抑制了约±2π×10^-6 GHz。

屏蔽光由一台输出功率高达 10 W、波长为 1529.6 nm 的单频光纤激光器产生，该激光器通过声光调制器（AOM，G&H 3165-1）进行快速切换控制，并通过光纤耦合到实验台上。与拉曼光束类似，我们使用全息相位板（HOLO/OR ST-356）对屏蔽光束进行整形，以在存储区阵列的垂直方向上形成约 250 μm 的平顶光束轮廓，水平方向上形成约 50 μm 的高斯光束腰，并将 2.5 W 的功率投射到原子上。光束尾部在中间成像平面上呈刀刃状，以确保不会对制备区产生屏蔽串扰。刀刃状平顶光束轮廓如图7b所示（扩展数据）。

图3c展示了在光谱扫描中，通过步进1529 nm波长，同时对存储区原子进行成像和低功率屏蔽，从而实现屏蔽效果，并通过抑制全局成像信号来分辨4D5/2共振。为了进一步优化屏蔽性能，我们在对制备区量子比特进行局部成像的同时，最大化存储量子比特的T2时间，并将其作为屏蔽波长的函数。实际上，屏蔽光以自由运行模式运行，其频率比5P3/2 → 4D5/2跃迁红失谐约1 GHz，测得的频率稳定性为±10 MHz。

重新加载时保持连贯性

在图 3a 中，我们应用 N 次重复的 XY16 动态解耦脉冲序列（记为 XY16-N），脉冲间隔固定为 π 脉冲 2τ ≈ 1.6 ms。在动态解耦过程中，我们测量了不同条件下存储量子比特的相干性。首先，我们量化了在晶格储层关闭的情况下，以 30% 的占空比脉冲 MOT 对存储量子比特的影响。选择此占空比是为了模拟我们量子比特重载协议中典型的 MOT 加载周期。其次，此外，我们在整个探测过程中，在储层存在的情况下开启制备区成像光，以模拟同时进行局部量子比特制备的影响。我们观察到，在制备区存在原子和不存在原子的情况下开启局部成像光，结果并无差异，这表明量子比特制备过程中退相干的主要来源是光学器件和装置产生的散射光，而不是制备区原子散射的光子。最后，我们屏蔽存储区量子比特，同时将远端磁光阱加载并保持在饱和状态，并保持晶格储层存在，且在整个探测过程中开启制备区成像光。这模拟了存储阵列屏蔽最苛刻的应用场景。与图 3a（测量上述条件下的 T₂ 时间）互补，我们类似地探测了存储区量子比特在连续相干操作初始化时的去极化情况。|0>|1>

连续相干操作

本节详细介绍了用于实现量子比特重载并保持存储区量子比特相干性的实验序列，如图 4b-d 和扩展数据图 10a、b 所示。扩展数据图 9 给出了序列示意图。首先，我们将晶格储库传输到实验区，然后使用镊子反复从储库中提取原子到制备区。随后，将加载好的晶格储库并行传输到镊子实验区，每两次镊子提取后，储库本身就会被替换一次。原子进入制备区后，会按照扩展数据图 5a 所示的量子比特制备序列进行处理，然后再传输到存储区。完整的量子比特制备序列，包括移动到存储阵列，总共耗时约 80 ms，构成一个重新加载周期。在存储量子比特阵列完成初始组装后，我们继续在制备区制备新初始化的量子比特集合，并按照正文所述，从存储区的六个量子比特子阵列中弹出并重新填充一个。弹出子阵列时，量子比特被转移回重叠的 AOD 光镊中，并加速移出物镜视野。存储子阵列的弹出耗时约 5 ms，与用于原子重排的制备区成像同时进行。对于图 4b，我们在进行全局成像读出之前，将此量子比特重新加载序列循环执行可变时间。在整个实验过程中，存储区始终受到屏蔽光的保护。

对于图4c 和 4d，我们 在每个重载周期中，对所有存储区量子比特施加固定 π 脉冲间隔 2τ ≈ 1.1 ms 的动态解耦序列 (X π/2 − XY16-64 − X −π/2) 。因此 ，在，然后进行 XY16 解耦序列以减轻退相干。在新的量子比特从制备区移入存储阵列之前，我们施加一个 X −π/2脉冲，通过旋转回状态将剩余相干性映射到量子比特布居数，替换最旧的量子比特子阵列，然后在新的重载周期开始时，再次将所有量子比特旋转到 。这个过程重复进行若干次，每次迭代后，每个子阵列都会与一组新的量子比特进行交换。在扩展数据图10a中，我们对图4c进行了补充，方法是对整个存储阵列的读出概率进行平均，而不是单独分析每个子阵列。

除了在每次重新加载循环后将相干性映射回量子比特分布之外，我们还可以通过选择 (X π/2  − XY16-64 − X +π/2或量子比特分布。这使得在初始阵列组装后的动态解耦过程中，子阵列 1、3 和 5 中的量子比特处于叠加态 ⟩，而子阵列 2、4 和 6 中的量子比特处于相反的叠加态当映射回量子比特分布时，这将在存储阵列中和的棋盘格图案。与图4d类似，这在扩展数据图10b中显示，其中存储阵列以不同的量子比特基读出，并且每个子阵列都单独进行分析。

控制系统和时序

我们使用美国国家仪器公司 (NI) 的卡为实验的激光冷却和捕获阶段生成数字和模拟控制信号，包括磁光阱 (MOT) 加载、双晶格传输和量子比特制备序列。对于需要纳秒级精度波形生成的操作，我们使用任意波形发生器 (AWG)，其输出由 NI 卡触发。在我们的实验中，AWG 负责单量子比特门和动态解耦脉冲的时序控制，并为声光光镊中的原子分选和传输提供啁啾波形。

我们的控制系统设计为可实现几乎无限的连续运行时间。对于 NI 生成的控制信号，我们实时计算并传输波形样本，以规避内存限制。对于AWG控制的原子输运和动态解耦，我们采用预先计算的波形存储在板载存储器中，并循环任意次数。在此，动态解耦序列需要特别注意在循环遍历同一存储段时选择信号频率，以避免调制后的6.8 GHz微波信号出现相位跳变。我们控制软件的更多细节将在另一篇正在撰写的论文中进行讨论。

对于持续时间短到无法进行主动实时稳定控制的光脉冲，校准和维持其强度是连续运行实验中一项显著的技术挑战。对于我们的光学拉曼光谱，我们采用基于现场可编程门阵列（FPGA）的数字伺服系统，并结合数字采样保持电路来稳定脉冲强度，从而消除模拟保持衰减和积分饱和，并实现短至5 μs的校准脉冲。在每个XY16-64解耦循环之前插入一个校准脉冲，该脉冲由失谐20 MHz的6.8 GHz微波源产生，以确保量子比特态不被驱动。虽然校准脉冲会闪现到现有的存储量子比特上，但其持续时间比与拉曼光相关的约10 ms的T1型散射时间尺度短三个数量级。利用数字保持功能，我们主动地在原位稳定每个解耦循环，实现了脉冲强度无长期衰减以及脉冲间误差小于1%。

数据分析

对于图3a、3b和4b以及扩展数据图8a中的测量，我们在探测持续时间结束后读取量子比特状态，并将对比度定义为

对于图4c、d和扩展数据图10a、b中的测量结果，“读出概率”定义为：

扩展数据图和表格

扩展数据图 1：真空室和双晶格传输

a，真空室的简化视图。原子从磁光阱（MOT）冷却并加载到光晶格（晶格1）中，然后通过差分抽气管（DPT，橙色）输送到科学腔室。原子云随后被传递给第二个光晶格（晶格2），并由真空镜反射出腔室。虽然大部分MOT光被DPT阻挡，但两个腔室之间的倾斜设计避免了计算阵列和MOT位置之间的直接视线。b ，双晶格传输序列概述，包括MOT阶段、晶格1的加载和冷却以及晶格传输和交接。晶格交接后，我们在MOT腔室中重新启动晶格加载程序，同时将晶格2中的原子输送到科学区域，作为原子镊子提取的原子库。在 Lattice-2 速度图中，为了清晰起见，省略了在量子比特制备过程中为避免原子溢出而进行的短暂往复运动。灰色阴影区域表示前一个/下一个晶格加载周期。

扩展数据图2：双晶格传送带传输。

a，将原子云交接至晶格2之前，原子库中原子数（归一化）随晶格1移动距离的变化。b，原子库中原子数（归一化）随晶格交接时间的变化，晶格交接过程包括晶格1和晶格2强度的同步反向变化（参见插图示意图）。 c，储层中原子数（归一化）随传送带加速度的变化，此处以晶格 1 为例。d、e，传输前后（d 和 e）各传输晶格中的原子数（红色）和温度（蓝色），图中显示了不同磁光传输（MOT）加载时间下的结果，其中晶格相对于 D1 线（颜色较深）红失谐约 300 GHz。灰色虚线代表我们选择的 MOT 加载时间，该时间足以获得光镊加载所需的储层密度。浅色阴影曲线是针对红失谐程度更高的晶格（约 700 GHz）测量的，这些晶格引起的散射更低，温度更低，但原子数也更低。误差棒代表 10 次重复测量的平均值的标准误差。

扩展数据图 3 ：高数值孔径光束路径和光镊特性。

a，用于光镊生成和单原子成像的简化光束路径。在镊子生成物镜之前，制备区和存储区空间光调制器（SLM）（均为 852 nm）的光路在偏振分光镜上合束，然后与 828 nm 声光调制器（AOD）的光路在二向色分光镜上进一步合束。第二个物镜用于单原子成像。为简化起见，省略了中继光学系统。图改编自 Springer Nature Limited 的参考文献 54。b、c、图 4 为两阶段均质化后制备区 (b) 和存储区 (c) 光镊阵列的陷阱深度直方图。制备区（存储区）光镊的平均陷阱深度分别为 370 μK (270 μK)，标准偏差均为 5.4%。

扩展数据图 4：从晶格储库中提取原子。

a，通过光镊提取原子 N 次后，晶格储库的单次荧光图像。b，制备区中归一化光镊阵列负载率随光镊速度的变化曲线。我们发现，原子垂直穿过晶格势阱与在自由空间中移动相比，差异可以忽略不计，原子存活率略高可能是由于原子传输过程中叠加的晶格-光镊势阱所致。误差线表示 10 次重复实验的平均值的标准误差。

扩展数据图 5：量子比特制备序列的表征。

a，量子比特制备实验流程概述。原子从储层提取后，在约 2.5 ms 内被输送到制备区。在此，施加一个 10 ms 的奇偶性投影脉冲，以使每个 AOD 光镊陷阱中容纳一个或零个原子。然后，原子被传递给由 SLM 生成的主链光镊阵列，同时施加 PGC，包括 SLM-AOD 强度斜坡和一个短暂（30 μs）的共振 Talbot 平面推出脉冲。使用 10 ms 的荧光图像来识别用于重排的占据位点，随后进行 EIT 冷却，并将原子同时分选成无缺陷阵列。根据相机设置和所需的原子构型，重排耗时 20 ms 至 40 ms（主要受数据传输延迟的影响）。最后，原子被光泵浦到量子比特态。

扩展数据图 6：制备区原子重排和存储区阵列的迭代组装。

a，制备区原子阵列的单次荧光成像。重排前，原子随机加载（上图）。重排后，目标阵列以接近1的概率填充（下图）。本次实验中，600个位点的目标阵列无缺陷。由于AOD镊子仅拾取目标阵列并将其输送到存储区，因此无需显式地移除目标阵列外的原子。b，制备区重排直方图（500次试验），包含540个目标位点。平均填充率为99.6%，其中14%的试验无缺陷。为了便于可视化，原子数少于530个的试验（约占所有试验的1%）被归入530原子区间。c，存储区加载直方图（300次试验）。平均加载率为98.5%（3193个原子）。d，存储区迭代组装方案。在每次迭代中，540 个 AOD 镊子从制备区目标阵列（底部）拾取已分类的原子，这些量子比特被输送到存储区（顶部），依次填充六个子阵列（蓝色阴影部分）中的一个。AOD 光镊在存储阵列中穿过宽通道，以避免与静态 SLM 光镊陷阱发生串扰。示意图展示了第二个子阵列的填充过程，其中第一个子阵列已被填充。另见补充视频。

扩展数据图 7：拉曼光谱和屏蔽光束表征。

a，存储阵列每一行量子比特态之间的拉比振荡。拟合拉比频率的变化使我们能够提取出原子上的拉曼光束均匀性，均方根偏差约为 1.04%，峰峰值偏差约为 3.4%。b，刀刃状平顶 1529 nm 屏蔽光束的光束轮廓，其中标出了存储区的位置。右侧的图显示了光束中心放大的线轮廓，其中橙色（灰色）曲线对应于有（无）刀口的轮廓。显然，裁剪残余光束尾部对于避免光束串扰到制备区（黑色箭头标记的位置）至关重要。

扩展数据图 8：不同条件下的量子比特退极化。

a，在正文图 3b 中，我们研究了各种并行操作如何影响初始化为状态的量子比特的极化。

扩展数据图 9：保持量子比特相干性的同时进行连续操作的实验序列。

图4b、c、d和扩展数据图10a、b的结果所用序列概述如下。在存储区，动态解耦（图4b除外）和屏蔽持续应用于存储量子比特，同时丢弃最旧的量子比特子阵列，并用来自量子比特库的新鲜量子比特重新填充。首先，初始 X π/2脉冲将量子比特制备到相干叠加态。经过 XY16-64 解耦后，（剩余的）相干性被短暂地映射回布居数，通常映射为|0>，在引入下一个量子比特子阵列之前，使用 X −π/2脉冲。这样，量子比特在大约 90% 的实验总时长内处于相同的叠加态。在扩展数据图10b中，我们展示了映射回交替状态的示例。|0>和|1>通过使用最终的 X +π/2脉冲来改变粒子数分布。在整个实验过程中，MOT 腔室中的激光冷却、双晶格输运和量子比特制备在后台并行运行，以提供高速率的量子比特供应。对于图4b，存储区未施加任何解耦脉冲，我们仅探测量子比特的极化。

扩展数据图 10：连续运行下的相干性。

a，图4c 的（蓝色）或 （红色）状态的量子比特的读取概率进行阵列平均。绿线表示对比度，即在和状态下测量的量子比特数量之差。b ，与图4d类似，但在每个重新加载周期中应用了解耦序列 (X π/2  − XY16-64 − X +π/2 )。这导致存储阵列中量子比特状态交替出现（棋盘格图案）。蓝色（红色）曲线表示偶数（奇数）子阵列的读取概率，由颜色深浅指示。误差线表示 10 次重复实验的平均值的标准误差。|0>|1>|0>|1>

引用本文

Chiu, NC., Trapp, EC, Guo, J.等.相干3000量子比特系统的连续运行. Nature 646 , 1075–1080 (2025). https://doi.org/10.1038/s41586-025-09596-6