实验装置我们在之前的工作中对我们的实验装置进行了详细描述35，60，61。简而言之，我们在由声光偏转器（AODs）生成的可编程一维光学镊子阵列（813纳米）中捕获单个88Sr原子。原子处于5s2 1S0态，并在窄线红色跃迁5s2 1S0 ↔ 5s5p 3P1（689纳米）上冷却至近处于运动基态。在重新排列为无缺陷阵列且具有所需原子数后，所有原子通过直接π脉冲（698纳米）和非相干光泵浦的组合被驱动到5s5p 3P0钟态。由于可用镊子（激光功率）的总数的限制，我们针对系统大小L = 26，27，35进行了最多两轮暗态增强加载，以确保高选择性态准备保真度62。在我们的量子模拟器中，亚稳钟态5s5p 3P0被定义为基态|0⟩，与Rydberg态5s61{s}^{3}{S}_{1}≡|1⟩通过单光子跃迁（317纳米）耦合。在方程（1）下的哈密顿演化后，施加自电离束（408纳米）以促使Rydberg态中的原子被推出35。最后，其余原子被光学泵浦出钟态，并通过5s2 1S0 ↔ 5s5p 1P1（461纳米）跃迁成像63。对于两种Ising CFT配置（图4中的配置（1）和（2）；数据见图1-3和4b），数据是在Rydberg Rabi频率Ω = 2π × 6.0 MHz下采集的（除了图1d中显示Ω = 2π × 7.5 MHz的数据）以及对于Ising跃迁，当格距为a = 3.3 μm时的次近邻相互作用V2 = 2π × 3.06(1) MHz。对于TCI点（配置（3）），数据是在Ω = 2π × 5.5 MHz和V2 = 2π × 8.96(15) MHz下采集，格距为a = 2.8 μm。我们还在Ising情况下实验测量了最近邻相互作用V1 = 2π × 164.6(9) MHz，格距为a = 3.3 μm。配置（1），（2）和（3）的临界频移分别为Δc = 2π × 10.2 MHz，−0.9 MHz和−8.3 MHz。在实验数据分析中，我们基于四个方面应用了后选择协议。首先，我们在重新排列成功的基础上进行后选择，保留包含正确系统大小的无缺陷阵列的实验拍摄。其次，我们基于擦除检测进行后选择。在实验序列中，我们执行了两次擦除检测：第一次是在初始状态准备后，第二次是在Rydberg脉冲60之后。如果在擦除图像中检测到原子，这表明泄漏到5s2 1S0态，这超出了量子比特子空间。这些拍摄在后选择过程中被丢弃。第三，我们丢弃可能发生双Rydberg激发的测量运行。由于我们在Rydberg阻塞状态下工作（V1≫V2，Ω，Δ），两个最近邻原子同时被激发到Rydberg态的可能性很小。我们丢弃在Rydberg脉冲后连续位置上未检测到原子的所有拍摄。请注意，我们不区分由于读出方案导致的Rydberg占据和原子损失，因此此步骤也过滤掉了5s2 1S0以外的损失拍摄。最后，我们基于成功交付Rydberg脉冲进行后选择。脉冲通过光电二极管监测，并在实验中记录在示波器上；大约0.6%的拍摄未显示可检测的Rydberg脉冲，因为任意波形发生器板未能输出编程的射频波形，因此被丢弃61。对于主要文本中显示的数据，20−70%的实验运行被后进行选择以进行分析。对于绝热扫频，我们通过AODs调制全局Rydberg激光束的Rabi频率和频移。在操作磁场B=70G下，系统中的Rydberg相互作用是排斥的（Vi j>0）。在这种情况下，全局频移被塑造为从一个大的负值开始，并以切线函数在时间中演变到临界点，这确保在接近临界点时，频移扫频速率更慢。从所有原子处于状态|0⟩开始，我们以这种方式在临界点准备基态。为了在同一系统中实现有效的吸引相互作用（对于|i−j|≥2，Vi j<0），我们可以翻转哈密顿量中所有项的符号，这意味着在斜坡中相对于临界点反转频移的符号（Δ−Δc）。由于最近邻相互作用V1远大于哈密顿量中的任何其他能量，哈密顿量的特征能量聚集在相隔约V1的区间中。然后我们准备全本征哈密顿量的阻塞违反自由区间内的最高能量态，这是阻塞强加哈密顿量的基态。