Parte de uma série de artigos sobre
Mecânica quântica
${\displaystyle i\hbar {\frac {d}{dt}}|\Psi \rangle ={\hat {H}}|\Psi \rangle }$ Equação de Schrödinger
Introdução Glossário História
Contexto Mecânica clássica Teoria quântica antiga Notação bra e ket Hamiltoniano Interferência
Fundamentos Complementaridade Decoerência Emaranhamento Estado Função de onda Colapso Incerteza Medição Não localidade Nível de energia Número quântico Simetria Sobreposição Tunelamento
Experimentos Apagador quântico Escolha adiada Davisson e Germer Desigualdade de Bell Desigualdade de CHSH Desigualdade de Leggett Desigualdade de Leggett e Garg Dupla fenda Escolha adiada de Wheeler Elitzur e Vaidman Franck e Hertz Gato de Schrödinger Mach e Zehnder Popper Stern e Gerlach
Formulações Visão geral Espaço de fase Heisenberg Interação Matriz Schrödinger Soma sobre históricos (integral de caminho)
Equações Dirac Klein e Gordon Pauli Rydberg Schrödinger
Interpretações Bayesiana Colapso objetivo Conjunta Copenhagen de Broglie e Bohm Histórias consistentes Lógica quântica Muitos mundos Relacional Transacional Variáveis ocultas Locais Superdeterminismo Von Neumann e Wigner
Tópicos avançados Aprendizado de máquina quântico Caos quântico Ciência da informação quântica Computação quântica Matriz de densidade Mecânica estatística quântica Mecânica quântica relativística Paradoxo de EPR Teoria da dispersão Teoria de campos quântica
Cientistas Aharonov Bell Bethe Blackett Bloch Bohm Bohr Born Bose de Broglie Compton Dirac Davisson Debye Ehrenfest Einstein Everett Fock Fermi Feynman Glauber Gutzwiller Heisenberg Hilbert Jordan Kramers Lamb Landau Laue Moseley Millikan Onnes Pauli Planck Rabi Raman Rydberg Schrödinger Simmons Sommerfeld von Neumann Weyl Wien Wigner Zeeman Zeilinger
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O estado W é um estado quântico emaranhado de três qubits^[1] que tem a seguinte forma:

${\displaystyle |W\rangle ={\frac {1}{\sqrt {3}}}(|001\rangle +|010\rangle +|100\rangle )}$.

É notável por representar um tipo específico de envolvimento multipartido e por ocorrer em várias aplicações na teoria da informação quântica.^[2] As partículas preparadas nesse estado reproduzem as propriedades do teorema de Bell, que afirma que nenhuma teoria clássica de variáveis ocultas locais pode produzir as previsões da mecânica quântica. Foi relatado pela primeira vez por W. Dür, G. Vidal e J. I. Cirac.^[3]

A noção de estado W foi generalizada para ${\displaystyle n}$ qubits^[3] e depois se refere à superposição quântica com coeficientes de expansão iguais de todos os possíveis estados puros, nos quais exatamente um dos qubits está em um estado excitado ${\displaystyle |1\rangle }$,enquanto todos os outros estão no estado fundamental ${\displaystyle |0\rangle }$:

${\displaystyle |W\rangle ={\frac {1}{\sqrt {n}}}(|100...0\rangle +|010...0\rangle +...+|00...01\rangle ).}$

Tanto a robustez contra a perda de partículas quanto a desigualdade de LOCC com o estado (generalizado) de GHZ também se aplicam ao estado W de ${\displaystyle n}$-qubit.^[4]

Nos sistemas em que um único qubit é armazenado em um conjunto de muitos sistemas de dois níveis, o "1" lógico é frequentemente representado pelo estado W, enquanto o "0" lógico é representado pelo estado ${\displaystyle |00...0\rangle }$.Aqui, a robustez do estado W contra a perda de partículas é uma propriedade muito benéfica, garantindo boas propriedades de armazenamento dessas memórias quânticas baseadas em conjuntos.^[5]

Referências

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