轻敲玻璃杯，叮的一声，余声渐渐消失。振动的能量传给空气，也在材料内部耗散。经典声学能把这件事讲得很好：杯子有哪些共振频率，声音为什么衰减，换一种形状又会怎样。

如果把某个振动模式的激发能量逐渐降下来，直到一份能量的得失都能分辨，情况会怎样？能不能控制这小小的一份，把信息暂存进去，再交给另一个振子？量子声学研究的，正是机械运动在这个能量尺度上的行为。实验中的“声音”常常每秒振动数十亿次，人耳无从听见，却可以由量子电路精确操控。^[2,8]

2026年10月，新华社报道了量子声学的进展，即俞大鹏院士团队在《Science》发表论文：在两个声学谐振器中制备最多涉及六个振动模式的真多体纠缠，并将两模、四模纠缠态从一个谐振器转移到另一个。^[1] 这项工作有意思的地方，在于它把声学里熟悉的驻波和共振，变成了能够共同承载量子信息的对象。

先把三个容易混淆的词分开：振子、模式、声子。

振子是发生机械振动的物理系统。模式是它的一种特定振动方式：哪些地方动得大，哪些地方几乎不动，各处以怎样的相位关系运动。一个器件可以有许多模式，正如同一只杯子也不只有一个共振频率。声子则是某个模式的能量量子。在近似谐振的条件下，这个模式的相邻能级之间，相差一份“普朗克常数乘以频率”的能量。^[2,8]

一枚声子并不对应一个原子。晶体里许多原子按同一种空间图样集体运动，才构成一个声学模式；给这个模式增加一枚声子，增加的是整个模式的一份激发。所谓“六模纠缠”，数的是参与纠缠的模式，也不能直接换算成六枚声子。

这份能量实在太小。拿5 GHz的振动来算，一个声子的能量除以玻尔兹曼常数，约对应0.24 K。这个数量级说明了实验为什么偏爱高频机械模式和低温环境：要让热激发足够少，模式的有效温度需明显低于这个尺度，才容易主要停留在基态，再有控制地加入一个激发。^[2,8]

即使处在基态，机械模式仍有零点涨落。冷却压低的是随机热激发；在此基础上，研究者还要用专门的量子操作准备所需的声子态。降温和控制，一步也省不了。

2010年，O’Connell等人已经完成了关键的一步。他们把约6 GHz的机械模式冷却到接近基态，用一个超导量子比特向其中送入单个量子激发，并观察这个激发在电路与机械模式之间来回交换。^[2] 这给出了逐份准备、逐份检查机械量子激发的实验路径。

为什么要请超导量子比特帮忙？普通谐振子的能级几乎等间距，用驱动场很难只挑中相邻两级。超导量子比特提供了可选择操控的能级和成熟的读出手段。压电材料又能把电场与弹性形变联系起来，于是电路中的一个激发，可以交到机械振动里。这种耦合让电路负责精细操作，振动模式承担另一部分存储任务。^[8]

图1就是这种合作的实物。两个超导量子比特分别连接声学谐振器，中间有可调耦合器。右侧的明暗条纹记录了激发在电路和振动之间的相干交换。读这种图，不必先认全符号；抓住一个动作就够了：能量正在按可控的节奏来回交接。^[1]

图1　量子电路怎样接上声学谐振器。A为器件显微图，两个圆形区域对应声学谐振器，QA、QB为超导量子比特，Coupler为两者之间的耦合器；原图比例尺为300 μm。B、C显示共振附近的能级避交叉，D、E中的振荡条纹显示激发的相干交换。Science 394, 321–325 (2026)，Fig.1A–E， DOI 10.1126/science.aeh4273。

两个摆一起摆动，可能只是受到了同一个驱动；两只音箱发出相干声波，也可以完全由经典理论描述。纠缠要求更严格：各部分的联合量子态，不能用彼此独立的局域态及其经典随机组合来解释。要下这个判断，必须测量。

2018年，两项实验从不同方向推进了机械纠缠。Riedinger等人通过电信波段的光场，让相距20厘米、位于不同芯片上的两个机械振子建立纠缠；Ockeloen-Korppi等人则让两个微机械振子与同一微波腔相互作用，稳定其运动的纠缠。^[3,4] 光和微波承担了不同的连接任务，共同的问题是怎样把脆弱的量子关联留在机械运动中。

声子数也能往上加。Chou等人2025年的实验，在两个独立基底的声表面波谐振器之间，制备了两个声子都在这一边与都在另一边的相干叠加，也就是两声子的N00N态。^[6] 两个声子，两个模式。这和六个模式共享一个声子的状态，是不同的量子资源。

多体纠缠还有一层容易漏掉的要求。假设六个模式实际上只是两两结成三对，虽然每一对都有纠缠，整个系统却还没有形成六方共同的真纠缠。更一般地，还要排除由不同分组方式的双可分态随机混合而成的解释。“真”字所强调的，就是全部参与方都被纳入了同一个不可如此拆解的量子态。

上述的论文实验利用了高阶体声波谐振器的多模特性。一个谐振器就能容纳许多频率不同的驻波模式；通过调节超导量子比特的频率，可以依次选中其中的模式。这样便能复用同一个控制接口，逐个操作多个机械自由度。^[1,9]

具体操作从电路开始：先让两个量子比特共享一个激发，再分别与各自谐振器中的模式交换。交换持续多久，决定激发振幅怎样分配；依次调谐，便能把更多模式纳入同一个状态。控制脉冲既要分配好各模式出现激发的概率，也要维持它们之间的相位关系。^[1]

他们制备的四模和六模目标态属于W态：总激发只有一枚声子，但“这一枚声子在哪个模式里”的几种可能性保持着确定的量子相干关系。^[1]

这和把声子随机放进六个模式中的某一个，差在哪里？如果只测声子数，两种情况可以给出一样的统计结果：每次只找到一枚，各个模式出现的概率也一样。区别藏在那些可能性之间的相位关系里。随机分配没有这种相干关系；W态保留着它，因而能在适当的联合测量中显出不同的结果。单看“在哪儿找到”，还不够。

论文题目中的“确定性”，指的是按预设控制过程制备和转移量子态，无须依赖低概率成功事件的事后筛选。实际操作仍有损耗与误差。两模、四模、六模制备态的保真度分别约为0.91、0.79和0.57。^[1] 这个量衡量实际状态与目标状态有多接近，取值为1时两者理想一致，并非实验成功的百分比。

研究者还把两模、四模纠缠态从一个谐振器转到另一个，转移后的保真度分别约为0.79和0.60。^[1] 转移经过两个超导量子比特及其连接电路，目前连接的是芯片内的机械节点。多模式声学存储因而有了与另一处机械系统交换量子信息的实验实例。

“做出了六模态”还只是实验的一半。另一半，是证明它确实具有所说的量子关联。

研究者反复制备量子态，改变测量设置，收集声子数、相位及联合相关的统计信息，再重建联合量子态。这叫量子态层析。超导量子比特在这里还充当可重复使用的探针，轮流读取不同声学模式的信息；有限的测量硬件便能服务于更多模式。^[1]

接下来，要检验这些结果能否用前面所说的分组与随机混合来解释。论文从重建状态计算了真多体纠缠量，又采用一种独立的数学判据交叉认证。两种分析支持同一结论：制备出的状态确实具有涉及所有模式的纠缠。^[1]

图2　两模 四模 六模状态的纠缠检验。纵轴是数值评估的真多体纠缠量GME concurrence，三个结果均非零。论文另用PPT混合态方法完成独立认证，与图中的数值评估相互支持。后者检验状态是否处于一个包含所有双可分态的集合之外。Science 394, 321–325 (2026)，Fig.3E， DOI 10.1126/science.aeh4273。

保真度和纠缠认证各自回答不同的问题：前者看离目标态有多近，后者检验量子关联的性质。确认有纠缠之后，还要继续提高状态质量。模式增多后，操作步骤增加，有限的相干时间会逐步侵蚀结果；在新论文里，这已经表现为保真度随模式数增加而下降。^[1]

谈到“宏观量子”，有两个尺度值得放在一起看：参与运动的质量，以及两种叠加运动的位移差。质量可以相当大，位移差却仍然极小。

Bild等人2023年在《Science》报道过机械猫态：一个有效质量约16.2微克的振动模式，被制备成两种相反相位运动的量子叠加。^[5] 大量原子的集体运动进入了同一个受控模式，参与的质量远远超过单个原子。但这个质量是按模式形状定义的有效质量，也不是把整块芯片当成刚体搬动。

图3　晶体振动的机械猫态。上方体声波谐振器通过压电层与下方超导量子比特耦合。左侧小图示意两种相反相位的晶格运动，它们在实验中被制备成相干叠加。位移为示意而放大，图中两个位置不能当作真实空间分离尺度。Science 380, 274–278 (2023)，Fig.1a , DOI 10.1126/science.adf7553。

按该论文采用的均方根位移约定，两支叠加成分的空间分离量级只有10⁻¹⁸米。^[5] 参加运动的质量可以相当大，两种运动的实际位移差仍然极小。要判断实验对宏观量子行为的检验走了多远，就得同时考察质量、位移差和相干保持时间。

声学谐振器的一个吸引力，是能在较小的器件里提供丰富的振动模式。有些模式还能把激发保留很久。对于量子处理器来说，这意味着机械自由度有机会承担缓存和存储任务，让擅长快速操作的电路与擅长保存状态的模式各司其职。^[7,8]

但“振得久”与“记得住量子信息”之间，还差一个相位。能量缓慢减少的同时，环境扰动可以让振动频率轻微漂移，使不同实验重复中的相位逐渐散开。量子叠加依赖这些相位关系，所以考察存储器时，必须同时看能量衰减时间T₁和相干时间T₂。

在另一种硅纳米机械平台上，Bozkurt等人2025年报道，约5 GHz模式的本征能量寿命达到约25毫秒；借助动力学解耦，其相干时间延长到约1毫秒。^[7] 前一个数字告诉我们激发衰减得多慢，后一个才把相位信息的保持也纳入了考察。

图4　机械激发能保存多久。图中给出机械能量随时间衰减的实验曲线，反映能量寿命T₁。多组曲线为便于比较在时间轴上错开，横轴最右端的数值不是存储寿命。由测量并扣除附加损耗得到的本征寿命约25毫秒；正文提到的约1毫秒相干时间来自另一项相干测量。Nature Physics 21, 1469–1474 (2025)，Fig.4，DOI 10.1038/s41567-025-02975-w。

要把这样的存储能力与多模纠缠接起来，仍要处理材料损耗、热激发和控制误差。模式更多，频谱也更拥挤；操作一个模式时，还得尽量少打扰邻居。测量同样有代价：两个探针虽然能复用，完整量子态层析的测量量仍会随模式数迅速增长。^[1,8]

量子声学很讲究实验功夫。一处材料界面的损耗，一次调谐脉冲的偏差，都可能在连续操作中积累。把更多模式接进来之后，原有的纠缠能保留多少？等待一段时间再读出，相位关系还剩多少？一枚声子可以在许多模式间共享，能让它经得起多少次操作，才是接下来的硬功夫。

[1] Tan, D., Xie, G., Zhang, L., et al. (2026). Deterministic generation and distribution of genuine multipartite entanglement in macroscopic acoustic resonators. Science, 394(6821), 321–325.

https://doi.org/10.1126/science.aeh4273

[2] O’Connell, A. D., Hofheinz, M., Ansmann, M., et al. (2010). Quantum ground state and single-phonon control of a mechanical resonator. Nature, 464, 697–703.

https://doi.org/10.1038/nature08967

[3] Riedinger, R., Wallucks, A., Marinković, I., et al. (2018). Remote quantum entanglement between two micromechanical oscillators. Nature, 556, 473–477.

https://doi.org/10.1038/s41586-018-0036-z

[4] Ockeloen-Korppi, C. F., Damskägg, E., Pirkkalainen, J.-M., et al. (2018). Stabilized entanglement of massive mechanical oscillators. Nature, 556, 478–482.

https://doi.org/10.1038/s41586-018-0038-x

[5] Bild, M., Fadel, M., Yang, Y., et al. (2023). Schrödinger cat states of a 16-microgram mechanical oscillator. Science, 380, 274–278.

https://doi.org/10.1126/science.adf7553

[6] Chou, M.-H., Qiao, H., Yan, H., et al. (2025). Deterministic multi-phonon entanglement between two mechanical resonators on separate substrates. Nature Communications, 16, 1450.

https://doi.org/10.1038/s41467-025-56454-0

[7] Bozkurt, A. B., Golami, O., Yu, Y., Tian, H., & Mirhosseini, M. (2025). A mechanical quantum memory for microwave photons. Nature Physics, 21, 1469–1474.

https://doi.org/10.1038/s41567-025-02975-w

[8] Chu, Y., & Gröblacher, S. (2020). A perspective on hybrid quantum opto- and electromechanical systems. Applied Physics Letters, 117, 150503.

https://doi.org/10.1063/5.0021088

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