腔介导远程耦合

腔模的空间尺度远大于量子点间直接交换作用范围。只要多个比特都耦合到同一模式，它们即使不相邻，也能通过虚或真实光子互相作用，由此把近邻耦合扩展到芯片乃至模块尺度。

物理图像

在电路量子电动力学中，微波谐振腔的中心导体可同时伸出多根电极，每根电极与一个双量子点或量子点阵列电容耦合。一个腔模覆盖整个芯片，相距百微米乃至毫米的电荷比特、单自旋量子比特、共振交换量子比特或翻转模式比特可以共享这一模式作为”量子总线”（quantum bus）。本站把这一总线的角色称为”在远距离节点间高效传递量子信息”。

腔介导耦合（cavity-mediated coupling）与近邻耦合的差别有两点：

• 作用范围：直接交换作用（交换相互作用）和隧穿耦合随距离指数衰减，只在百纳米量级有效；腔模覆盖整个芯片长度，对所有挂在同一总线上的比特提供等价的耦合；
• 媒介与可控性：交换作用由栅压或磁场直接控制，腔介导耦合则由比特–腔失谐 ${\Delta }_k={\omega }_{a,k}-{\omega }_r$、耦合强度 $g_k$ 与腔耗散 $\kappa$ 共同决定，色散极限下还可以有目的地打开或关闭。

腔的总线功能既包含相干交换——即激发从一个比特经腔到达另一个比特，又包含”集体”行为——多个比特共同调制腔响应，使腔作为它们整体的多比特探针。本词条按耦合机制（共振区 vs 色散区）与比特数（两比特 vs 多比特）两条线索展开。

理论模型

两比特 + 单模：Tavis–Cummings 哈密顿量

当 $K$ 个二能级比特共享一个单腔模，且满足旋转波近似（RWA）条件 $g_k\ll {\omega }_{a,k},{\omega }_r$、$|{\omega }_{a,k}-{\omega }_r|\ll |{\omega }_{a,k}+{\omega }_r|$ 时，Jaynes–Cummings 哈密顿量的自然推广是 Tavis–Cummings 哈密顿量（TC 模型， 式 5.1）：

$${\hat{H}}_{\mathrm{TC}}/\hslash ={\omega }_r{a}^{†}a+\frac{1}{2}\sum _{k=1}^K{\omega }_{a,k}{\sigma }_{z,k}+\sum _{k=1}^K{g}_k\left(a^{†}{\sigma }_{-,k}+a{\sigma }_{+,k}\right)$$

其中 $a$、$a^{†}$ 为腔光子湮灭、产生算符，${\sigma }_{z,k}$、${\sigma }_{\pm ,k}$ 为第 $k$ 个比特的泡利与升降算符。模型的关键特性：

1. 总激发数守恒：RWA 后 $\hat{N}=a^{†}a+{\sum }_k{\sigma }_{+,k}{\sigma }_{-,k}$ 与 ${\hat{H}}_{\mathrm{TC}}$ 对易，希尔伯特空间按激发数分解为相互独立的小子空间；
2. 集体耦合增强：当所有比特调至与腔共振 ${\omega }_{a,k}={\omega }_r$ 时，低激发子空间的本征态为集体模式 $|0{⟩}_C$（“暗态”）与 $|\pm {⟩}_C$。以两比特为例（ 式 3.2–3.3； 式 5.2–5.3）

$$|0{⟩}_C=\frac{1}{g_C}(g_{c,1}|ge0⟩-g_{c,2}|eg0⟩),|\pm {⟩}_C=\frac{1}{\sqrt{2}{g}_C}(g_{c,2}|ge0⟩+g_{c,1}|eg0⟩\mp g_C|gg1⟩)$$

其中 $g_C=\sqrt{g_{c,1}^2+g_{c,2}^2}$ 称为集体增强耦合速率（collectively enhanced coupling rate）。暗态 $|0{⟩}_C$ 不含光子成分、与腔的偶极矩阵元为零，无法从基态 $|gg0⟩$ 经单光子过程达到；而 $|\pm {⟩}_C$ 之间的能级间距即增强真空 Rabi 劈裂，大小为 $2\hslash g_C$。这一增强反映了多个比特共同与光子耦合时，比单比特真空 Rabi 劈裂 $2g_k$ 更大的能级分裂。

色散极限：虚光子交换的有效相互作用

实用方案中比特常远离共振，以减小 $\kappa$ 引起的退相干与不必要的光子泄漏。设所有比特失谐 ${\Delta }_k={\omega }_{a,k}-{\omega }_r$ 都远大于 $g_k$ 且 $\kappa ,{\gamma }_k$，以 $g_k/{\Delta }_k$ 为小量对 TC 哈密顿量做二阶 Schrieffer–Wolff 变换，腔模可绝热消去，得到比特间的有效相互作用（见 JC 模型词条”色散极限”一节）

$$H_{\mathrm{eff}}/\hslash =\sum _k\frac{{\omega }_{a,k}}{2}{\sigma }_{z,k}+\sum _k\frac{g_k^2}{{\Delta }_k}{\sigma }_{+,k}{\sigma }_{-,k}+\sum _{k<l}(\frac{g_k{g}_l}{{\bar{\Delta }}_{kl}}a{a}^{†}{\sigma }_{-,k}{\sigma }_{+,l}+h.c.)$$

其中 ${\bar{\Delta }}_{kl}$ 是与配置相关的平均失谐（典型情形下各比特近似相等时 ${\bar{\Delta }}_{kl}\approx \Delta$）。两比特最简形式给出与多个后续论文（；）都使用的标度律

$$J_{\mathrm{eff}}\sim \frac{g_1{g}_2}{\Delta }$$

它就是站名”腔介导远程耦合”的核心物理：有效交换率随两个比特各自单光子耦合强度 $g_{1,2}$ 增大而增大，随比特–腔失谐 $\Delta$ 增大而减小。$J_{\mathrm{eff}}$ 同时伴随每比特频率的色散频移 ${\chi }_k=g_k^2/\Delta$，相当于对每个比特施加一个状态依赖的 ac Stark 偏移（详见 JC 模型词条）。

对真实的两比特系统，若它们的失谐不相等，$J_{\mathrm{eff}}$ 仍可写为（参见 jaynes-cummings-model 一节）

$$J_{\mathrm{eff}}\approx \frac{g_1{g}_2}{2}\left(\frac{1}{{\Delta }_1}+\frac{1}{{\Delta }_2}\right)$$

不同失谐下的有效耦合强度不同，这一不对称为多比特同时调谐带来实际工程问题。

多比特与集体响应：$K$ 比特集体微波响应

把比特数 $K$ 推到两个以上，共振腔不再只有”两比特交换”这一种可观测量；比特系综对腔的整体响应成为新的诊断。 把 $K$ 个比特同时耦合到同一腔模时腔的反射式散射矩阵推广为

$$S_{11}=-1+\frac{{\kappa }_e}{i({\omega }_r-{\omega }_p)+\sum _k{g}_k{\chi }_k+\frac{\kappa }{2}}$$

其中 ${\chi }_k=g_k/[i({\omega }_{a,k}-{\omega }_p)+{\gamma }_k]$ 是第 $k$ 个比特的极化率。集体微波响应即 ${\sum }_k{g}_k{\chi }_k$ 项：比特系综的影响按线性叠加进入分母。当 ${\sum }_k{g}_k{\chi }_k\ll \kappa /2$ 时腔响应可线性展开，相位响应也满足 ${\varphi }_{\max }\approx {\sum }_k{\varphi }_k$，这就是线性区；当 ${\sum }_k{g}_k{\chi }_k$ 增大并越过 $\kappa /2$，比特不再彼此独立地扰动腔，集体相位响应进入非线性区，每个比特感受到的有效耦合被其它比特的存在所改写。这一从线性到非线性的过渡可用于定量提取系综的整体协同性 $C_{\mathrm{total}}={\sum }_k{C}_k={\sum }_{k}2g_k^2/(\kappa {\gamma }_k)$，见 强耦合词条。

共振交换比特与腔的耦合

把共振交换比特（RX 比特）编码进三量子点（$|0{⟩}_{\mathrm{RX}}$、$|1{⟩}_{\mathrm{RX}}$ 是 Hubbard 哈密顿量最低的两个本征态）后，腔场以三量子点电荷总数算符

$${\hat{H}}_I=\hslash g_{c0}({\hat{n}}_3+\nu {\hat{n}}_2-{\hat{n}}_1)(a^{†}+a)$$

作用在系统上（ 式 6.28）。固定总电子数为 3，可重新整理为 ${\hat{H}}_I=2\hslash g_{c0}({\hat{n}}_3+\alpha {\hat{n}}_2)(a^{†}+a)$，其中 $\alpha =(\nu +1)/2$。在 RWA 下变换到 RX 本征基，得到

$${\hat{H}}_{I,\mathrm{RX}}=\hslash g_{\mathrm{RX}}(a^{†}{\hat{\sigma }}_{-}+a{\hat{\sigma }}_{+})$$

耦合强度 $g_{\mathrm{RX}}$ 与电荷–腔全局耦合 $g_{c0}$ 的关系是（ 式 6.31–6.33）

$$g_{\mathrm{RX}}=g_{c0}\left[c_{2,\mathrm{RX}}^{|1⟩}\right(c_{2,\mathrm{RX}}^{|0⟩}{)}^{\ast }-\alpha \left(c_{3,\mathrm{RX}}^{|1⟩}\right(c_{3,\mathrm{RX}}^{|0⟩}{)}^{\ast }+c_{2,\mathrm{RX}}^{|1⟩}\left(c_{2,\mathrm{RX}}^{|0⟩}{)}^{\ast }\right)]$$

其中展开系数 $c_{k,\mathrm{RX}}^{|0⟩},c_{k,\mathrm{RX}}^{|1⟩}$ 表示 RX 比特态中第 $k$ 个量子点电荷态 $(2,0,1)$、$(1,0,2)$ 的权重。RX 比特靠近电荷反交叉区（$\Delta +U\gg \epsilon$），与电荷态耦合强，因此电偶极矩大、对腔的耦合 $g_{\mathrm{RX}}$ 也显著大于纯自旋比特的 $g_s$，是构建”可电学调频 + 与腔强耦合”比特的有力候选。两种极限下的简化：

• $\epsilon =0$，$t_l=t_r=t$：$g_{\mathrm{RX}}=\sqrt{3}{t}^2/\sqrt{(2t^2+{\Delta }^2-\Delta \sqrt{4t^2+{\Delta }^2})(6t^2+{\Delta }^2-\Delta \sqrt{12t^2+{\Delta }^2})}\cdot g_{c0}$
• $\Delta =0$，$t_l=t_r=t$：$g_{\mathrm{RX}}=t^2/(t^2+{\epsilon }^2/2)\cdot \sqrt{1-{\alpha }^2{\epsilon }^2/(t^2+{\epsilon }^2/2)}\cdot g_{c0}$。

这两式定量地把”频率电学可调”与”与腔强耦合”两条特性同时给出。

增强耦合与等效耦合的区分

注意区分增强真空 Rabi 劈裂对应的耦合 $g_{\mathrm{eff}}=\sqrt{g_1^2+g_2^2}$（共振区）和色散极限有效交换 $J_{\mathrm{eff}}\sim g_1{g}_2/\Delta$（色散区）：

• 前者出现在能级直接可分辨的强耦合实验中，由本征态叠加直接读出；
• 后者描述的是绝热消去腔模后的比特间相互作用强度，控制两比特门的演化速度。

在 的两比特电荷比特实验中，两个比特都满足强耦合条件 $g_k>{\gamma }_k,\kappa /2$，单比特耦合分别为 $(g_1,{\gamma }_1)/2\pi =(81,65)\mathrm{MHz}$、$(g_2,{\gamma }_2)/2\pi =(80,55)\mathrm{MHz}$；把两个比特都调至 ${\omega }_{a,k}={\omega }_r$，观测到的增强真空 Rabi 劈裂为 $2g_{\mathrm{eff}}/2\pi =2\times 112\mathrm{MHz}$，与 $g_{\mathrm{eff}}^{\prime }=\sqrt{g_1^2+g_2^2}/2\pi \approx 113\mathrm{MHz}$ 高度一致（ pp. 67–69）。这表明两比特确实是以腔内光子为媒介实现了远程相干耦合——而不是经由电极之间的杂散电容或直接库仑相互作用。

参数与量级

下表汇总本站论文中报道的腔介导耦合实验参数与提取结果：

参数	实验 1	实验 2	实验 3
比特类型	双量子点电荷比特 ×2	双量子点电荷比特 ×2	翻转模式自旋比特 ×2
腔型	双端口 CPW 透射腔	双端口 CPW 透射腔	NbTiN 高阻抗反射腔
腔频 ${\omega }_r/2\pi$	6.53 GHz	6.0 GHz	$\sim 5$ GHz
腔耗散 $\kappa /2\pi$	$\sim 30$ MHz（${\kappa }_i/2\pi =30$ MHz 量级）	—	${\kappa }^{\ast }/2\pi =7.5$ MHz（RDQD） / 6.8 MHz（LDQD）
单比特耦合 $g/2\pi$	$g_1=81$, $g_2=80$ MHz	$g_{c,1},g_{c,2}\sim 119$ MHz（Wallraff 参数）	$2g_s/2\pi =43.5$ MHz（RDQD）/ 27.6 MHz（LDQD）
单比特退相干 $\gamma /2\pi$	65 / 55 MHz	—	4.6 / 2.2 MHz
集体/增强耦合 $g_{\mathrm{eff}}/2\pi$	$2g_{\mathrm{eff}}/2\pi =2\times 112$ MHz	$2g_C/2\pi \approx 177$ MHz	强耦合进入
数据来源	pp. 67–69	p. 64	pp. 61–63

多比特扩展	${\omega }_r/2\pi$	$Z_r$	比特数	单比特 $g_k/2\pi$	协同性 $C_{\mathrm{total}}$	来源
NbTiN 高阻抗腔 + 5 个 DQD	6.48 GHz	$\sim 2\mathrm{k\Omega }$	5 个电荷比特	$g_k/2\pi$ 拟合值 55、$-$18、$-$28、$-$55 MHz	$>17.6$（线性区极限）	pp. 78–88
SQUID 阵列反射腔 + 2 个 DQD	6.0 GHz	$\sim 1\mathrm{k\Omega }$	2 个电荷比特	$g_k/2\pi \sim 119$ MHz	—	p. 64
Si/SiGe 三量子点 + 高阻抗腔	4.993 / 7.332 GHz	2.5–3.5 kΩ	1 RX 比特、2 个不同位置翻转模式比特	$2g_s/2\pi$ 最大 43.5 MHz	$g_s>{\kappa }^{\ast },{\gamma }_s$	pp. 56–63, 89–102

上表还揭示两个工程经验：

1. 增强耦合 $g_{\mathrm{eff}}$ 的可分辨性依赖集体增强，而不是单个 $g_k$ 的大小。当两个比特都满足强耦合条件时，$g_{\mathrm{eff}}=\sqrt{g_1^2+g_2^2}$ 直接反映在劈裂宽度上；
2. 协同性 $C_{\mathrm{total}}={\sum }_k{C}_k$ 是衡量系综是否能进入非线性集体响应的关键参数。 用 5 个电荷比特同时挂在 NbTiN 高阻抗腔上得到 $C_{\mathrm{total}}>17.6$，集体相位响应进入非线性区（${\varphi }_{\mathrm{lin}}\sim 45°$ 处开始明显），这就是利用集体耦合”探测–表征”多比特系统的能力。

实验特征与测量

增强真空 Rabi 劈裂

把两个比特都调至 ${\omega }_{a,k}={\omega }_r$，然后扫描探测频率 ${\omega }_p$（与失谐量 ${\delta }_k$）记录 $|S_{11}({\omega }_p)|$，在两个比特与光子都共振的频率上原本的 $2g_k$ 单比特劈裂扩大为 $2g_{\mathrm{eff}}=2\sqrt{g_1^2+g_2^2}$，并在中心处出现一个因暗态 $|0{⟩}_C$ 不可达而消失的中线（ 式 3.2–3.3； 图 5.6）。这是远程相干耦合最直接的指纹。

两比特关联谱

固定 ${\omega }_p={\omega }_r$ 而把两个比特的失谐量 ${\delta }_1,{\delta }_2$ 同时作为扫描轴，腔响应 $|S_{11}({\delta }_1,{\delta }_2)|$ 在 $({\delta }_1,{\delta }_2)$ 平面上呈现十字、井、双峰、嵌套等多种几何（ 图 5.9，pp. 70–71）。其散射矩阵为

$$S_{11}({\delta }_1,{\delta }_2)=-1+\frac{{\kappa }_e}{g_1{\chi }_1+g_2{\chi }_2+\kappa /2}$$

四个典型模式由 $(2t_1,2t_2)$ 与 ${\omega }_r$ 的相对大小决定：

1. $(2t_1,2t_2)>{\omega }_r$：两比特都高于腔频，腔响应为单峰十字图案，色散响应近似线性叠加；
2. $2t_2={\omega }_r$ 而 $2t_1>{\omega }_r$：比特 2 共振、比特 1 在大失谐端，图案由单峰变为沿 ${\delta }_2=0$ 对称的双峰，比特 1 的远端影响由 $g_1^2{\chi }_1$ 修饰演化；
3. $(2t_1,2t_2)$ 接近但都高于 ${\omega }_r$：出现嵌套型曲线，比特之间的相互作用清晰可见；
4. 两比特都低于 ${\omega }_r$：类似情形，耦合强度提取更为准确。

这种二维扫描是判断”两比特是否经腔而非杂散电容相互作用”的有效工具：杂散电容的串扰可通过 强耦合词条描述的辅助测量来排除， p. 65 报告当采用远离耦合电极的栅极对进行失谐量控制时，杂散电容耦合 $\lesssim 10^{-6}$ 量级，可以忽略。

集体微波响应的线性–非线性过渡

多个比特同时挂在同一腔上时（ 第 6 章），集体响应 ${\sum }_k{g}_k{\chi }_k$ 的增大使分母中的腔光子寿命相对变短，相位响应进入非线性。这一过渡在数据上以”最大相位响应 ${\varphi }_{\max }$ vs 累加线性估计 ${\varphi }_{\mathrm{lin}}$“曲线的明显偏离呈现，对应 ${\sum }_k{g}_k{\chi }_k\sim \kappa /2$ 的位置（ 图 6.7）。这一现象本身即可作为集体高协同性 $C_{\mathrm{total}}$ 的实验指纹，而无需逐比特地把它们都调到共振。

比特与腔无直接电极连接：扩展到任意位置

在 Si/SiGe 三量子点中实现了一个特别的扩展：在三量子点的两端（RDQD、LDQD）分别编码翻转模式自旋比特，LDQD 的所有电极都不与谐振腔直接相连——RDQD 的电极把 RDQD 中的比特与腔耦合，LDQD 中的比特则通过与 RDQD 之间的电荷耦合（量子点间隧穿）以及 RDQD–腔的耦合链路，最终通过腔响应被读出（ pp. 56–63）。LDQD 的强耦合参数为 $2g_{sL}/2\pi =27.6\mathrm{MHz}$，${\gamma }_{sL}/2\pi =2.2\mathrm{MHz}$，${\kappa }^{\ast }/2\pi =6.8\mathrm{MHz}$——仍然满足 $g_{sL}>{\kappa }^{\ast },{\gamma }_{sL}$。这一结果直接证明谐振腔可耦合”更远距离的量子比特”，对大规模扩展有重要意义。

色散读出与量子非破坏测量

色散极限下比特与腔的耦合被”凝固”为状态依赖的腔频移 ${\chi }_k=g_k^2/{\Delta }_k$（详见 色散读出）。这一频移的集体贡献在多比特情形下变为 ${\chi }_{\mathrm{tot}}={\sum }_k{\chi }_k$，即可作为多比特状态的腔介导读出手段——只要 ${\chi }_{\mathrm{tot}}>\kappa$，不同比特态组合在腔谱上可以分辨。

失谐不一致时的标度律

实际器件中两个比特往往不可能都恰好调在与腔相同频率。设 ${\Delta }_1\ne {\Delta }_2$，有效交换为

$$J_{\mathrm{eff}}\approx \frac{g_1{g}_2}{2}\left(\frac{1}{{\Delta }_1}+\frac{1}{{\Delta }_2}\right)$$

即有效耦合随两个失谐的调和均值倒数缩放——$\Delta$ 较大的比特（远离腔）对 $J_{\mathrm{eff}}$ 的贡献会被 $\Delta$ 较小的一侧主导。这一点在 的 RX 比特设计中得到利用：通过 $\epsilon$、$\Delta$ 两个失谐参量在电学上独立调节 RX 比特的频率与电偶极权重，从而在保持 $g_{\mathrm{RX}}$ 不变的前提下改变比特–腔失谐。

扩展能力与代价

腔总线带来的不只是”远程耦合”——它同时引入若干新的工程问题：

1. 集体衰减与频率拥挤：腔的耗散 $\kappa$ 直接耦合到所有挂在它上面的比特，任何一个比特的纯态操作都会把腔频移动 ${\chi }_k$；两个比特靠近时它们的色散响应区会重叠，造成频率拥挤。 p. 82 报告 5 比特同时接近共振时工作点会持续漂移，因此被迫放弃把 5 个比特同时调到共振，改用多比特关联谱作诊断；
2. 残余 ZZ 耦合与状态相关频移：除主项 $J_{\mathrm{eff}}$ 之外，色散极限还会引入 ${\sigma }_z^1{\sigma }_z^2$ 形式的耦合（即所谓 ZZ 耦合），表现为两比特各自频率被对方状态微小修正。这一效应在比特数增多时迅速扩大，可能超过量子门保真度容差；
3. 校准与控制复杂度：多比特共享同一总线，每个比特的失谐独立可调但色散响应相互纠缠，$C_{\mathrm{total}}>1$ 后腔响应的拟合需要把多个比特的耦合强度与失谐同时作为参数。这是 强耦合词条所描述的”高协同性”体系的代价；
4. “连得上”≠“并行运行”：比特数增多并不自动意味着可并行操控比特频率。要实现可独立寻址的并行门，要么为每个比特配置独立的微磁体或局部磁场，要么为每个比特配置独立的局部总线（如 SQUID 阵列腔可在不同频率区域提供多模总线，见 SQUID 阵列谐振腔）。

反过来，腔总线带来的额外收益同样显著：

• 远距离相干耦合：跨越芯片乃至模块，绕开近邻交换作用百纳米量级的距离限制；
• 多比特集体诊断：通过 $|S_{11}({\delta }_1,\dots ,{\delta }_K)|$ 一次性读出多个比特的耦合强度与失谐，而不必逐个比特单独表征；
• 频分复用：利用腔的高阶模式或多模腔（SQUID 阵列腔、NbTiN 多模腔）为不同比特分配独立通道，SQUID 阵列谐振腔词条有详细描述；
• 电学可调比特的支持：共振交换量子比特通过栅极调节 $\epsilon$、$\Delta$ 改变比特频率但保持 $g_{\mathrm{RX}}$ 较大，可由同一总线接口；
• 跨体系互联：基于腔的总线还可把半导体量子比特与超导CNOT门结构（如 transmon）连成混合系统—— p. 90 提到 RX 比特与 transmon 经同一腔的长程耦合已被演示。

与其他概念的关系

• 电路量子电动力学是腔介导耦合所在的基本框架；最小二能级模型见 Jaynes–Cummings 模型；多比特推广即 Tavis–Cummings 哈密顿量（见本文）。共振极限的标志是 真空 Rabi 劈裂 与 强耦合判据；色散极限支撑 色散读出 与 QND 测量。
• 微波谐振腔提供总线载体；常规阻抗 $50\Omega$ CPW 腔适合弱耦合探测，提升耦合则依赖 高阻抗谐振腔（NbTiN、TiN、SQUID 阵列），后者正是 与 实现 $C_{\mathrm{total}}>17.6$ 与 $g_0/2\pi \sim 175\mathrm{MHz}$ 的关键。SQUID 阵列谐振腔则提供可调频与多模支持。
• 比特侧的通道由 电荷–光子耦合（强偶极、快速退相干）与 自旋–光子耦合（微磁体梯度、自旋轨道、翻转模式）决定；翻转模式比特 与 共振交换量子比特 都是为兼顾”电学可调 + 与腔强耦合”而提出的编码。
• 近邻作用的对照：交换相互作用、隧穿耦合与 CNOT 门通过直接相互作用实现，工作距离百纳米；腔介导耦合通过共享模式跨越芯片尺度。当阵列规模超过几个比特时，两者通常混合使用：节点内用近邻，节点间用腔总线。
• 性能瓶颈：电荷噪声仍是色散频移 ${\chi }_k=g_k^2/{\Delta }_k$ 与有效交换 $J_{\mathrm{eff}}$ 稳定性的主要限制；不同平台（GaAs/AlGaAs、Si/SiGe、Si-MOS、锗棚顶纳米线）在退相干和电荷噪声量级上各有差异。