量子光-物质相互作用实验进展综述#

摘要#

本文基于21篇实验论文，按时间脉络和物理主题两条线索，综述了1996—2023年间量子光-物质相互作用领域的实验发展。从囚禁离子的量子态制备出发，经过超导量子电路的兴起，到Rabi/Dicke模型的量子模拟、几何相位与拓扑性质的实验验证，最终抵达深强耦合这一光-物质耦合的终极regime。全文按「平台建立→态工程→几何与拓扑→多体模拟→极限耦合」的发展脉络组织，同时在每个主题内保持时间顺序。

一、起点：囚禁离子的量子态工程（1996）#

量子光-物质相互作用实验的早期里程碑来自NIST的囚禁离子组。在超导量子电路尚未成熟之前，囚禁离子是唯一能够对单个量子系统的运动自由度进行完全操控的平台。

1.1 非经典运动态的制备#

Meekhof等（1996） 首次在实验上实现了多种非经典运动态的确定性制备与检测，包括热态、Fock态、相干态和压缩态。实验对象为Paul阱中囚禁的单个 $^9\text{Be}^+$ 离子。关键物理机制是利用激光驱动的Jaynes-Cummings型相互作用——离子在非均匀电磁场中的运动将内部态与运动态耦合起来，使原子的内部态演化能够反映运动态的数态分布特征。通过施加双色（bichromatic）激光场实现JCM型哈密顿量，观察内部态的坍缩与复兴（collapse and revival）现象来表征运动态。Fock态的产生通过边带冷却后的选择性激发实现；相干态通过位移基态获得；压缩态则利用非线性的JCM动力学从Fock态出发制备。实验参数处于红边带区域（Lamb-Dicke regime），使得耦合可以精确描述为JCM模型。该工作首次在宏观谐振子系统中实现了完整的非经典态工具箱，验证了囚禁离子作为量子模拟器和量子比特平台的潜力，也为后续的量子逻辑门和量子计算实验铺平了道路。

1.2 密度矩阵与Wigner函数的重构#

Leibfried等（1996） 在同一系列实验中，进一步实现了运动态密度矩阵和Wigner函数的实验重构。实验在Paul阱中囚禁单个 $^9\text{Be}^+$ 离子，通过激光冷却至运动基态，制备多种非经典输入态。核心方法基于位移算符技术：对离子施加可控的相干位移操作（通过共振激光脉冲实现），然后利用边带Rabi振荡提取位移后的运动态布居数分布。通过系统改变位移参数的幅度和相位，从测量的位移布居数中反演出完整的密度矩阵和Wigner函数。最显著的成果是首次在位置-动量空间中实验观测到Wigner函数的负值区域——这是非经典量子态的标志性特征，证明了该系统能够制备和表征具有真正量子特性的运动态。这一工作将光学外差层析成像的思想推广到了单个囚禁离子的力学自由度，为后续量子态工程和量子信息处理奠定了实验基础。

意义：这两篇1996年的工作奠定了离子运动态量子工程的技术基础。此后所有囚禁离子量子模拟实验——包括2017年以后的Rabi/Dicke模型模拟——都建立在这套态制备与态层析技术之上。

二、超导量子电路的崛起（2007—2009）#

2.1 第一个固态Berry相位#

Leek等（2007，Yale） 首次在固态系统——transmon超导qubit——中观测到Berry相位。实验在超导传输线谐振腔中耦合一个超导人工原子，通过调节磁通偏置使qubit绝热地沿Bloch球面上的闭合路径演化。Berry相 $\gamma_C = 2\pi(1 - \cos\theta)$ 等于演化路径所包围的立体角。实验采用Ramsey干涉方案：首先制备qubit基态与激发态的等权叠加态，然后让偏置磁场绝热地沿顺时针或逆时针方向遍历闭合回路。为直接观测纯几何贡献，采用自旋回波（spin echo）脉冲序列消除动力学相位，使得顺时针与逆时针路径的相位差恰好为 $2\gamma_C$。通过全量子态层析提取Berry相，测量结果与理论预测高度吻合。这一成果证明了固态量子系统中的几何相位可观测且可操控，这是实现拓扑保护量子计算（geometric quantum computation）的关键前提——几何量子门天然地对某些类型的噪声具有鲁棒性。

2.2 超导谐振器中的任意量子态合成#

Hofheinz等（2009，UCSB/Google） 在超导传输线谐振器中实现了任意量子态的确定性制备。实验平台为共面波导谐振腔耦合超导约瑟夫森相位量子比特。核心思想是将量子比特作为非线性中介，在经典信号与谐振腔的量子态之间建立可控的相干接口。态制备采用逐步算法：通过一系列精心设计的交换脉冲（swap pulses）和量子比特微波驱动，逐级将光子注入谐振腔。每一步包含三个操作——将量子比特与谐振腔共振进行态交换、对量子比特进行微波旋转、调整相位关系——从真空态开始逐层构建目标态。该方案是确定性的（非概率性的），可制备Fock态、压缩态、以及不同光子数的叠加态等。态表征采用Wigner层析术：通过位移谐振腔态后测量量子比特的跃迁概率，映射出完整的Wigner准概率分布，等价于获取谐振腔的完整密度矩阵。实验制备了从单光子到多达15个光子的各种量子态，Wigner函数展现了清晰的负值区域和干涉条纹。这一工作首次实现了微波频段谐振腔中任意量子态的完全可控制备与验证。

平台特征：超导量子电路的优势在于可扩展性强、操控速度快（ns量级）、与微波电子学天然兼容。但工作温度极低（~20 mK），且单个qubit的相干时间远短于囚禁离子。

三、光腔BEC与Dicke超辐射相变（2010—2015）#

3.1 Dicke量子相变的首次实现#

Baumann等（2010，ETH） 首次在实验中实现了Dicke量子相变——一种由物质-光集体耦合驱动的量子相变，并观测到自发组织形成的超固体相。实验将超冷 $^{87}\text{Rb}$ 玻色-爱因斯坦凝聚体（BEC）置于超高精细度光学腔内，从腔轴横向施加泵浦光。当泵浦强度超过临界值时，BEC发生自发组织：原子从零动量态集体散射到由腔场和泵浦场构成的光晶格子晶格上，同时腔内光子数从零跃变到宏观占据。这一过程精确对应Dicke模型的超辐射相变——两个动量态构成"两能级系统"，腔模作为量子化光场，双光子过程（涉及泵浦场和腔模）提供无穷程相互作用。实验精确绘制了相变边界图（临界泵浦强度与失谐量的关系），与Dicke哈密顿量（含反旋项）的理论预测定量一致。相变过程中空间对称性自发破缺，组织相同时具有密度波序和离对角长程序，因此可视为超固体态。这是开放量子系统中Dicke相变的首次实现，将腔QED中的基础物理与超冷原子多体物理联系起来。

3.2 超强耦合的首次实现#

Niemczyk等（2010，Walther Meissner研究所） 在超导电路QED中首次实验实现超强耦合（USC）regime，归一化耦合强度 $g/\omega_r$ 高达12%。实验平台由超导传输线谐振腔和电感耦合的磁通量子比特（flux qubit）构成。在该区域中，原子-腔耦合率g达到腔跃迁频率的显著比例，使得通常用于描述光-物质相互作用的Jaynes-Cummings模型失效。实验证据直接来自传输谱测量：在谐振腔频率附近观测到的反交叉谱线间距明显偏离Jaynes-Cummings模型的预测——具体表现为高阶跃迁的出现和反交叉间距的非线性增强。这些特征只能用包含反旋项的量子Rabi模型来解释。该工作突破了JCM近似的适用边界，开启了片上量子光学中探索超强光-物质相互作用的新领域。

3.3 腔辅助Raman跃迁的Dicke模型#

Baden等（2014，新加坡） 通过腔辅助拉曼跃迁（cavity-assisted Raman transitions）在超冷原子系统中实现了开放版本的Dicke模型。实验在高精细度光学腔内囚禁超冷原子，通过两束拉曼激光耦合原子的两个超精细基态。当仅有一束拉曼光耦合时，系统描述为Tavis-Cummings模型，实验观测到腔色散频移处的简正模分裂。当两束拉曼光同时存在时，动力学行为由Dicke模型描述，实验测量到超过临界耦合强度后超辐射散射进入腔的起始。相比Baumann基于腔内原子自组织的方案，本方法通过独立控制拉曼耦合强度，能够更直接地探测超辐射转变的阈值特性。

Zhang等（2018，同一组） 进一步完善了这一方案。核心方案是通过腔辅助拉曼跃迁实现原子二能级与腔场模式之间的可调耦合。关键优势在于：耦合强度和原子频率是独立可调的参数，使得系统可以灵活地探索不同的物理区域——包括正常相、超辐射相以及量子临界点附近的行为，为研究Dicke模型的非平衡动力学提供了更灵活的工具。

3.4 开放Dicke模型的动力学相变#

Klinder等（2015，Hamburg） 在开放Dicke模型中实验观测了动力学相变。实验使用超窄带宽的光学腔（线宽与单光子反冲频率量级相当），使得腔场耗散与原子相干演化的时间尺度相当，从而能够动态访问非绝热区域——这是此前Baumann等人的实验无法做到的。实验采用淬火（quench）方案：将泵浦晶格深度从零快速扫过相边界。对于负失谐，Hepp-Lieb-Dicke相变展现出显著的动力学滞回——腔内光子数在增扫时突然跳变，在回扫时则平滑归零。滞回环面积对淬火速度呈幂律依赖关系，与Kibble-Zurek机制一致。对于正失谐，观测到物质波超辐射不稳定性——原子被逐次超辐射脉冲级联激发到高动量态叠加。该工作首次在开放Dicke模型中实现了非平衡动力学相变的实验观测，揭示了耗散对相变动力学的深刻影响。

小结：光腔BEC平台的独特优势是天然的多体效应和长程相互作用。从Baumann的平衡态相变到Klinder的动力学相变，再到Baden/Zhang的参数可调方案，这一平台逐步建立了对Dicke模型的完整实验表征。

四、几何相位的深化（2007—2017）#

在Leek（2007）首次固态Berry相位观测之后，实验逐步深入到几何相位的退相干机制和新物理效应。

4.1 几何退相干#

Berger等（2015，ETH） 利用超导量子比特实验测量了几何退相干（geometric dephasing）效应。实验平台为三维微波腔中的transmon量子比特。几何退相干的物理起源在于：当量子比特在外部驱动下沿Bloch球面进行几何操作时，量子比特与驱动场之间的纠缠会导致几何相位的涨落。实验通过Ramsey干涉方案测量几何相位，利用不同的脉冲序列区分几何相位和动力学相位。通过调节驱动脉冲的几何路径（改变面积而非速度），验证了几何退相干与路径几何性质的直接关联。关键结果表明，几何退相干的大小可通过优化几何操作路径来控制。这是首次在超导量子比特平台上直接测量几何退相干效应，对量子计算中的几何量子纠错和容错量子门设计具有直接指导意义。

4.2 真空诱导的几何相位#

Gasparinetti等（2016，ETH） 在超导transmon量子比特与三维微波腔的耦合系统中，实验测量了真空诱导的Berry几何相位。transmon量子比特的基态 $|g\rangle$ 和第二激发态 $|f\rangle$ 构成二能级系统，腔的第二模式作为量子化场。实验通过微波控制场诱导 $|f,n\rangle$ 与 $|g,n+1\rangle$ 之间的耦合。实验方案分为三步：第一个脉冲将原子-场耦合，制备叠加态本征态；第二个脉冲旋转耦合相位，使本征态在参数空间中沿闭合路径演化；第三个脉冲解耦并测量获得的相位。在共振条件下，对0到4个光子的Fock态分别测量了几何相位，结果为 $\langle\gamma\rangle = (3.1 \pm 0.2) \approx \pi$，与理论预测一致，且基本不依赖于腔中光子数。核心新颖性在于：首次在实验中观测到真空诱导的Berry相位——即使腔处于真空态（无光子），原子-场系统的耦合参数变化也能产生几何相位。这与传统的Berry相位本质不同，因为它源于量子场的真空涨落。

4.3 连续变量几何相位与量子计算#

Song等（2017，浙江大学） 在超导电路QED系统中，首次实现了连续变量（谐振腔模式）的几何相位观测，并将其操控用于实现量子计算门操作。实验平台为五比特超导Xmon量子比特芯片，其中两个超导量子比特通过色散耦合连接到一个共用的超导谐振腔。通过对谐振腔施加微波驱动脉冲，使谐振腔的量子态在相空间中沿闭合路径演化，从而积累几何相位。该几何相位具有对参数噪声的鲁棒性，这是其用于量子门操作的核心优势。基于此原理，实验实现了两比特CZ门，通过量子过程层析测得门保真度为 $0.936 \pm 0.013$。更进一步，该几何方法能够一步实现n比特受控相位门（CCZ gate），无需通过两比特门分解。实验成功演示了三比特几何CCZ门。该工作将连续变量几何相位从基础物理研究推进到实用量子计算领域。

脉络：从2007年Leek的"能不能观测到"，到2015年Berger的"退相干有什么几何效应"，到2016年Gasparinetti的"真空能产生什么"，再到2017年Song的"怎么用于计算"——几何相位研究经历了从验证到理解到应用的完整弧线。

五、拓扑性质的量子电路实现（2014）#

5.1 互作用系统中的拓扑相变#

Roushan等（2014，UCSB/Google） 利用超导量子比特电路，在实验中首次直接观测了拓扑相变。核心思想来自Gritsev等人提出的通过动力学响应直接测量Berry曲率的方法——将参数空间中的Berry曲率类比为等效磁场，量子系统在弯曲参数空间中的运动产生的偏转对应等效洛伦兹力。实验首先在单个量子比特上实现了Berry曲率和陈数的测量，陈数的量子化精度达到±0.05。随后扩展到两个相互作用的量子比特，构建了模拟Haldane模型哈密顿量的参数空间。在参数球面上，简并点充当Berry曲率的磁单极子，陈数计数被参数流形包围的单极子数目。通过调节偏置场参数，使简并点从流形内部移至外部，实验清晰地观测到拓扑相变（陈数从C=1跃变至C=0）。该工作验证了一种通用的、不依赖干涉的Berry曲率直接测量方法，同时首次在超导量子电路中实现了多体相互作用下的拓扑相变观测。

5.2 Chern数的直接测量#

Schroer等（2014，NIST/JILA） 利用超导transmon量子比特构建人工自旋-1/2系统，测量了二能级系统哈密顿量参数空间中闭合流形的拓扑不变量——陈数 $C_1$。哈密顿量形式为 $H = \Delta\sigma_z + \Omega(\sigma_x\cos\phi + \sigma_y\sin\phi)$，通过调节失谐量、驱动幅度和相位，可在参数空间中构造任意椭球流形。实验采用准绝热演化方案，通过量子态层析提取Berry曲率引起的偏转，进而积分得到陈数。关键结果：当流形包围能级简并点时测量到 $C_1 = 1$，当调整流形使简并点位于流形外部时 $C_1 = 0$，量子化精度优于2%。本工作首次展示了从非绝热动力学响应中提取拓扑不变量的实验可行性。

意义：这两篇2014年的工作展示了量子模拟在拓扑物理中的独特优势——能够直接测量在凝聚态实验中只能间接推断的拓扑不变量。

六、量子态扩散与量子轨迹（2013—2016）#

6.1 单量子轨迹的实时跟踪#

Murch等（2013，Berkeley） 首次在超导量子比特系统中实验观测到单个量子轨迹——量子系统在连续弱测量下的纯态时间演化。实验使用超导lumped-element谐振腔耦合transmon型量子比特。核心突破在于使用近量子极限参量放大器实时监测谐振腔场的微弱信号，实现对qubit的连续弱测量。通过选择性地测量腔场的相位或幅度分量，可以将量子轨迹限制在Bloch球的赤道面或经线上。每次实验重复中，qubit从初始纯态出发，随时间在Bloch球表面做扩散式运动。利用贝叶斯估计方法，根据实时测量结果条件性地更新qubit的密度矩阵。实验在离散时间点对轨迹进行量子态层析验证，确认所追踪的状态与真实量子态一致。这一成果将量子测量理论中的"量子轨迹"概念从理论预言变为可观测的实验现实，证明了通过环境监测可以实时抑制退相干。

6.2 外差检测荧光的量子态扩散#

Campagne-Ibarcq等（2016，巴黎ENS） 通过外差检测超导量子比特的荧光信号，实验观测了量子态扩散现象。关键技术是使用约瑟夫森参量转换器（JPC）作为近量子极限放大器，将测量效率提升至足以观测测量反作用的水平。通过外差检测量子比特自发辐射到腔中的荧光场，实时重建量子轨迹。每条量子轨迹对应一条独立的随机演化路径，不同轨迹之间可以产生经典态的叠加——这正是量子态扩散的核心特征。实验通过独立的量子态层析验证了重建的量子轨迹的正确性，还测量了量子轨迹的统计分布，包括对数似然比的分布。该工作首次在实验中直接观测到量子态扩散过程，为基于反馈控制稳定任意量子态开辟了道路。

脉络：量子轨迹研究将"退相干"从一个不可避免的噪声源重新理解为"可通过测量操控的资源"——这为量子反馈控制和量子纠错奠定了概念基础。

七、Rabi模型：从超强耦合到深强耦合（2010—2023）#

这是21篇论文中最长的一条发展线，跨越13年，覆盖超导和囚禁离子两大平台。

7.1 模拟量子模拟进入USC#

Braumüller等（2017，Karlsruhe） 利用超导电路QED平台，首次实现了量子Rabi模型在超强耦合区域的模拟量子模拟。通过精心设计的电路参数，实现了相对耦合比 $g/\omega \approx 0.6$ 的超强耦合。在该耦合强度下，旋转波近似失效，Jaynes-Cummings模型不再适用。实验的核心观测结果是：初始量子比特态展现出快速且周期性的量子态塌缩与复兴现象——这是量子Rabi模型在USC区域最具标志性的动力学特征。该工作展示了超导电路作为模拟量子模拟平台的能力，能够在实验室可控地探索自然界中难以实现的光-物质耦合区域。

7.2 突破深强耦合极限#

Yoshihara等（2017，NTT/NICT） 通过超导fluxonium量子比特与LC振荡器的电感耦合，首次在固态电路中实现了超越超强耦合的深强耦合（DSC）区域。实验实现了耦合比 $g/\omega_0$ 从0.72到1.34的可调范围，同时满足 $g/\Delta \gg 1$。通过微波传输谱测量，观测到了该新区域特征性的非常规跃迁谱——这些谱线位置和强度与传统Jaynes-Cummings模型或USC区域的预测显著不同，反映了基态和激发态的高度纠缠特性。该工作回应了关于在真实物理系统中是否能够根本性地实现DSC区域的长期争论。此外，哈密顿量中自然出现的 $A^2$ 项对能谱的影响也得到了观测和分析。

7.3 囚禁离子中的Rabi模型量子模拟#

Lv等（2018，清华大学） 利用单个囚禁离子系统，实现了量子Rabi模型在所有相关耦合区域的模拟量子模拟。通过调节蓝边带的失谐量，实验系统地探索了三个典型耦合区域：Jaynes-Cummings区域（$g/\omega_m = 0.04$）、USC区域（$g/\omega_m = 0.6$）和DSC区域（$g/\omega_m = 1.2$）。在JC区域，清晰观测到了拉比振荡伴随完全塌缩和复兴；在USC区域，塌缩-复兴不再完全，平均声子数超过1，标志着RWA的破缺；在DSC区域，观测到了声子数波包的往返弹跳行为。最重大的突破是：首次在量子平台上实现了DSC区域QRM基态的绝热制备——通过从JC区域的简单基态出发，缓慢调节参数绝热演化到DSC区域，成功制备了高度纠缠的基态。

7.4 囚禁离子中的Rabi模型量子相变#

Cai等（2021，清华大学） 利用单个囚禁离子，首次在实验上观测了量子Rabi模型中的量子相变。核心物理是：当耦合强度与原子频率之比超过某个临界值时，系统从正常相（基态中声子数为零）跃迁到声子超辐射相（基态中自发产生大量声子）。实验通过慢淬火动力学方法来探测相变：缓慢调节控制参数，测量自旋上态布居数和平均声子数作为序参量。当控制参数穿过量子临界点时，两个序参量均从接近零跳变到较大值。增加频率比参数时，平均声子数的变化变得更加尖锐，类似于接近热力学极限。这是首次在单量子比特系统中观测到QRM的量子相变，突破了传统认为需要多体系统才能实现相变的观念。

7.5 深强耦合regime的极限推进#

Koch等（2023） 利用冷原子在光势中的周期性变体量子Rabi模型，实现了迄今最深的深强耦合区域——耦合强度达到场模频率的6.5倍（$g/\omega = 6.5$），远超此前任何实验平台。核心方案巧妙地将量子Rabi模型编码为冷原子在光晶格和谐振偶极阱中的周期性动力学。实验的关键观测包括：在亚周期时间尺度上观测到玻色场模式激发数的快速增长——在短于谐振周期的时间内，激发数即超过70个量子，直接证实了DSC区域的真空激发特性；在耦合项本征基中测量时，小量子比特频率劈裂下观测到动力学冻结，大劈裂下观测到复兴。该工作将量子Rabi模型的实验探索推进到了前所未有的深度强耦合区域。

脉络总结：

• 2010年：超导电路首次进入USC（$g/\omega \sim 0.12$）
• 2017年：模拟方案达到 $g/\omega \sim 0.6$；物理耦合突破DSC（$g/\omega \sim 1$）
• 2018年：囚禁离子模拟Rabi模型，覆盖完整参数空间；首次制备DSC基态
• 2021年：囚禁离子观测Rabi模型量子相变
• 2023年：$g/\omega = 6.5$，迄今最深耦合

八、平台对比与发展脉络总览#

8.1 三大平台对比#

8.2 时间线总览#

1996  囚禁离子：非经典态制备 + Wigner层析（NIST）
       │
2007  超导电路：首个固态Berry相位（ETH/Yale）
2009  超导电路：任意量子态合成（UCSB）
       │
2010  光腔BEC：Dicke超辐射相变（ETH）
2010  超导电路：首次进入USC regime（Walther Meissner）
       │
2013  超导电路：单量子轨迹实时跟踪（Berkeley）
2014  光腔BEC：腔辅助Raman的Dicke模型（新加坡）
2014  超导电路：拓扑相变 + Chern数测量（UCSB, NIST）
       │
2015  超导电路：几何退相干（ETH）
2015  光腔BEC：开放Dicke动力学相变（Hamburg）
       │
2016  超导电路：真空诱导几何相位（ETH）
2016  超导电路：外差检测量子态扩散（巴黎）
       │
2017  超导电路：模拟量子模拟USC（Karlsruhe）
2017  超导电路：突破DSC limit（NTT）
2017  超导电路：连续变量几何相位门（浙大）
       │
2018  囚禁离子：Rabi模型量子模拟（清华）
2018  囚禁离子：Dicke模型Raman方案（新加坡）
       │
2021  囚禁离子：Rabi模型量子相变（清华）
2023  囚禁离子：$g/\omega = 6.5$ 深强耦合（Würzburg）

九、结论#

这21篇论文记录了量子光-物质相互作用实验从1996年到2023年的发展轨迹。几个贯穿始终的主题：

1. 耦合强度的持续突破：从RWA regime到USC再到DSC，实验不断挑战光-物质耦合的极限。每一步突破都催生了超越Jaynes-Cummings物理的新现象。

2. 从单体到多体：早期工作聚焦单个离子或单个qubit的态制备，后期转向Dicke模型等多体系统的集体行为。光腔BEC平台天然提供长程相互作用，成为多体量子模拟的理想场所。

3. 几何与拓扑的实验化：Berry相位、Chern数等抽象数学概念在人工量子系统中的直接测量，展示了量子模拟作为"量子计算器"的独特能力。

4. 测量即操控：从被动观测退相干到主动跟踪量子轨迹、从积累几何相位到利用几何相位做量子门——测量从"获取信息"的工具变成了"操控量子系统"的手段。

5. 平台互补与融合：囚禁离子提供长相干时间和高保真度，超导电路提供可扩展性和快操控，光腔BEC提供多体效应——三者各有不可替代的优势，未来的发展可能需要跨平台的协同。

参考文献#

• [1] Meekhof et al., Phys. Rev. Lett. 76, 1796 (1996)
• [2] Leibfried et al., Phys. Rev. Lett. 77, 4281 (1996)
• [3] Leek et al., Science 318, 1889 (2007)
• [4] Hofheinz et al., Nature 459, 546 (2009)
• [5] Baumann et al., Nature 464, 1301 (2010)
• [6] Niemczyk et al., Nat. Phys. 6, 772 (2010)
• [7] Murch et al., Nature 502, 211 (2013)
• [8] Baden et al., Phys. Rev. Lett. 113, 020408 (2014)
• [9] Roushan et al., Nature 515, 241 (2014)
• [10] Schroer et al., Phys. Rev. Lett. 113, 050402 (2014)
• [11] Berger et al., Nat. Commun. 6, 8757 (2015)
• [12] Klinder et al., Proc. Natl. Acad. Sci. 112, 3290 (2015)
• [13] Campagne-Ibarcq et al., Nature 530, 468 (2016)
• [14] Gasparinetti et al., Sci. Adv. 2, e1501732 (2016)
• [15] Braumüller et al., Nat. Commun. 8, 779 (2017)
• [16] Song et al., Nat. Commun. 8, 1074 (2017)
• [17] Yoshihara et al., Nat. Phys. 13, 44 (2017)
• [18] Lv et al., Phys. Rev. Lett. 120, 030502 (2018)
• [19] Zhang et al., Phys. Rev. A 97, 043853 (2018)
• [20] Cai et al., Nat. Commun. 12, 1 (2021)
• [21] Koch et al., Nat. Commun. 14, 934 (2023)