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Nature Communications Band 13, Artikelnummer: 4454 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Im Vergleich zu anderen Arten von Qubits ist Photon aufgrund seiner beispiellosen Vorteile beim Quanteninformationsaustausch über große Entfernungen einzigartig. Daher ist Photon ein natürlicher Kandidat für den Bau eines großen, modularen optischen Quantencomputers, der bei Raumtemperatur arbeitet. Allerdings führen Zwei-Photonen-Quantenlogikgatter mit niedriger Wiedergabetreue und ihre probabilistische Natur zu einem großen Ressourcenaufwand für fehlertolerante Quantenberechnungen. Während das Wahrscheinlichkeitsproblem im Prinzip durch den Einsatz von Multiplexing und Fehlerkorrektur gelöst werden kann, wird die Genauigkeit linear-optischer Quantenlogikgatter durch die Unvollkommenheiten einzelner Photonen begrenzt. Hier berichten wir über die Demonstration eines linear-optischen Quantenlogikgatters mit einer Wahrheitstabellentreue von 99,84(3) % und einer Verschränkungsgattertreue von 99,69(4) %, die nach der Detektion von Photonen nachselektiert wurde. Die erreichten hohen Gate-Genauigkeiten werden durch unsere nahezu optimale Rydberg-Einzelphotonenquelle ermöglicht. Unsere Arbeit ebnet den Weg für skalierbare photonische Quantenanwendungen basierend auf nahezu optimalen Einzelphotonen-Qubits und Photon-Photonen-Gattern.

Die Verschränkungsoperation ist einer der grundlegenden Bausteine für die universelle Quantenberechnung1,2. Ein probabilistisches, angekündigtes Zwei-Photonen-Quantenlogikgatter reicht aus, um skalierbares linear-optisches Quantencomputing mithilfe des Knill-Laflamme-Milburn-Schemas (KLM)3 zu erreichen, wenn auch mit einem erheblichen Ressourcenaufwand. Das Cluster-Zustandsmodell4,5,6, das auf der lokalen Messung basiert und einen großen verschränkten Clusterzustand weiterleitet, kann den Ressourcenaufwand erheblich reduzieren7,8,9. Angesichts der Tatsache, dass die Implementierung einer deterministischen Zwei-Photonen-Verschränkungsoperation in der linearen Optik immer noch eine Herausforderung darstellt, kann ein großer verschränkter Clusterzustand durch die ballistische Fusion einer Ansammlung kleiner Cluster7, z. B. Drei-Photonen-Cluster,8,10,11,12 erzeugt werden . Der Ressourcenverbrauch der Clusterzustandsberechnung wird dann von der Vorbereitung dieser kleinen Cluster13 dominiert, die von der Effizienz und Qualität der Einzelphotonenquellen und der Fähigkeit zur Erzeugung einer Verschränkung mit einem Quantenlogikgatter, dh dem Photon-Photon, abhängt verwirrende Tortreue.

Nach dem ursprünglichen Vorschlag von KLM3 wurde im Jahr 2002 ein destruktives optisch gesteuertes NOT-Gate (CNOT) (ohne die Operation des verschränkenden Gates) experimentell demonstriert, mit einer Wahrheitstabellentreue von 83 %14. Qiang et al. verwendeten ein anderes linear-optisches Schema15 mit vier Paaren verschränkter Photonen als Eingabe und erreichten ein Tor mit einer Wahrheitstabellentreue von 98,85 % und einer intrinsischen Erfolgswahrscheinlichkeit von 1/64. Der erste Verschränkungsvorgang mit einem linear-optischen Gatter wurde 2003 durchgeführt, mit einer intrinsischen Erfolgswahrscheinlichkeit von 1/9 und einer Verschränkungsgattertreue von 87 %16. Optische Fehler, wie z. B. Nichtübereinstimmung der Photonenmoden und Unvollkommenheit der Polarisation, werden im Laufe der Jahre reduziert, und die Genauigkeit des Verschränkungsgates wurde schrittweise auf ~94 % verbessert17,18,19. Nachdem nun viele technische Fehlerquellen behoben wurden, liegt das Haupthindernis für eine weitere Unterdrückung der Verschränkungsgate-Untreue in der Qualität der Einzelphotonenquellen20. Um beispielsweise ein linear-optisches Quantenlogikgatter mit einer Untreue unter 1 % zu erreichen, sind die Mindestanforderungen an eine Einzelphotonenquelle g(2)(0) < 7 × 10−3 und die Ununterscheidbarkeit höher als 99 %. Diese hohen Anforderungen werden von den modernen Einzelphotonenquellen bislang nicht gleichzeitig erfüllt.

In jüngster Zeit wurden erhebliche Fortschritte bei Einzelphotonenquellen gemacht, die auf kalten Rydberg-Atomen basieren21,22,23,24. Die starken Wechselwirkungen zwischen Rydberg-Atomen führen zu einer Anregungsblockade25 und damit zur effizienten Vorbereitung der Einzelatomanregung, die bei Bedarf durch Materie-Licht-Quantenzustandstransfer in hochwertige Einzelphotonen umgewandelt werden kann26.

Hier demonstrieren wir ein Photon-Photon-Quantenlogik-Gatter, indem wir das KLM-CNOT-Gate-Protokoll mit einzelnen Photonen durchführen, die aus Rydberg-Atomen erzeugt werden. Unsere Rydberg-Einzelphotonenquelle zeichnet sich durch nahezu optimale Reinheit und Ununterscheidbarkeit aus und führt zu einer hohen Wahrheitstabellentreue von 99,84(3) % und einer Verschränkungsgatetreue von 99,69(4) %.

Wie in Abb. 1a dargestellt, wird ein Ensemble kalter 87Rb-Atome in einer optischen Dipolfalle präpariert und kann vom Grundzustand \(|{{{{{{{{{\rm{g}}}}}} gekoppelt werden. }}}} \rangle\) in einen hochliegenden Rydberg-Zustand \(|{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}} \rangle\) mithilfe eines Zweiphotonen Übergang mit einem 780-nm-Laserfeld \({{{\Omega }}}_{780}^{{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}}}\) und ein 479-nm-Laserfeld \({{{\Omega }}}_{479}^{{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}}}\) über ein Zwischenzustand \(|{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle\). Die Taillen der Rydberg-Anregung und der Dipolfallenstrahlen werden so gewählt, dass der gesamte Anregungsbereich innerhalb des Rydberg-Blockaderadius liegt. Dadurch werden mehrere Rydberg-Anregungen unterdrückt und das gesamte Atomensemble mit N-Atomen kann aus dem Grundzustand \(|{{{{{{{{{\rm{G}}}}}}}}}} befördert werden. \rangle=\mathop{\prod }\nolimits_{i=1}^{N}|{{{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}}}_{i} \rangle\) zum einzelnen kollektiven Anregungszustand \(\vert {{{{{{{{{\rm{R}}}}}}}}}} \rangle=\mathop{\sum }\nolimits_{i =1}^{N}|{{{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}}}_{1} \rangle \ldots|{{{{{{{{ {{\rm{r}}}}}}}}}}}_{i} \rangle \ldots|{{{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} }_{N} \rangle /\sqrt{N}\) durch einen π-Impuls. Um bei Bedarf einzelne Photonen zu erzeugen, wird ein Auslesefeld \({{{\Omega }}}_{479}^{{{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}}} \) resonant mit dem \(|{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{{{\rm{r} }}}}}}}}} \rangle\) Übergang wird angewendet. Mithilfe der verbesserten Atom-Licht-Kooperativität wandelt das Auslesefeld die Rydberg-Anregung effizient in ein einzelnes Photon mit einem wohldefinierten räumlichen Modus um.

a Ein Ensemble kalter 87Rb-Atome mit einer optischen Tiefe von ~5 ist in einer 1012-nm-Dipolfalle eingeschlossen. Die sich gegenläufig ausbreitenden 780- und 479-nm-Anregungsstrahlen werden auf einem dichroitischen Spiegel (DM) kombiniert und mit Taillen von 6 bzw. 30 μm eng auf das Ensemble fokussiert. Atome werden im Grundzustand \(|{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle\) initialisiert und in einen hochliegenden Rydberg-Zustand \(|{ {{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}} \rangle\) mit einer Einzelphotonenverstimmung von Δ/2π = −200 MHz. Nach der Anregung resonant ein 479-nm-Ausleselicht mit \(|{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{ {{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle\) Übergang wandelt den einzelnen kollektiven Anregungszustand \(|{{{{{{{{\rm{R}}}}}}} }}} \rangle\) in ein einzelnes Photon, das in eine Singlemode-Faser eingekoppelt wird. Die Einfügung zeigt die atomaren Ebenen, die an den Anregungs- und Ausleseprozessen beteiligt sind: Grundzustand \(\vert {{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle=\vert 5{ {{{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}}_{1/2},F=2,{m}_{{{{{{{{{{\ rm{F}}}}}}}}}}}=2 \rangle\), Zwischenzustand \(\vert {{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle=\vert 5{{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}}_{3/2},F=3,{m}_{{{{ {{{{{{\rm{F}}}}}}}}}}}=3 \rangle\) und Rydberg-Zustand \(|{{{{{{{{{\rm{r}}} }}}}}}} \rangle=\vert 90{{{{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}}_{1/2},J=1/2 ,{m}_{{{{{{{{{{\rm{J}}}}}}}}}}}=1/2 \rangle\). b Zwei einzelne Photonen werden nacheinander im Abstand von 5 μs erzeugt, und ihre zeitlichen Wellenpakete werden am Interferometer unter Verwendung eines polarisationsschaltenden elektrooptischen Modulators (EOM) und einer 1-km-Verzögerungsfaser gut überlappt. Vor der Zwei-Photonen-Interferenz am ersten PPBS werden zwei Halbwellenplatten (HWPs) verwendet, um den Eingangszustand der Kontroll- und Ziel-Qubits vorzubereiten. Zwei weitere PPBSs und HWPs werden nach der Interferenz verwendet, um den CNOT-Gate-Betrieb abzuschließen. Der Ausgangszustand wird durch einen polarisationsempfindlichen Detektionsaufbau gemessen, der aus HWPs, Polarisationsstrahlteilern (PBSs) und SPCMs (c0,1 und t0,1) besteht.

Zur Implementierung des CNOT-Gatters27,28,29,30 werden zwei einzelne Photonen nacheinander aus den Rydberg-Atomen erzeugt und als Kontroll- und Ziel-Photonen-Qubits in einem Freiraum-Photon-Photon-Interferometer verwendet. Wie in Abb. 1b gezeigt, können die nichtklassischen Korrelationen zwischen den Kontroll- und Ziel-Qubits über die Zwei-Photonen-Quanteninterferenz an einem Teilpolarisationsstrahlteiler (PPBS) hergestellt werden, der ein Reflexionsvermögen von 1/3 für horizontal polarisierte Photonen aufweist und ist total reflektierend für vertikal polarisierte Photonen. Wenn sich das Kontroll-Qubit im vertikal polarisierten Zustand befindet, codiert als \({|0 \rangle }_{{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}}}\), Da zwei Photonen nicht interferieren, bleibt das Ziel-Qubit unverändert. Im Gegensatz dazu befindet sich das Kontroll-Qubit im horizontal polarisierten Zustand, kodiert als \({|1 \rangle }_{{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}}}\ ) erfährt die horizontal polarisierte Komponente des Ziel-Qubits aufgrund der unausgeglichenen Zwei-Photonen-Quanteninterferenz eine π-Phasenverschiebung, während die vertikal polarisierte Komponente davon unberührt bleibt. Durch Kodierung der diagonal und antidiagonal polarisierten Zustände als \({|0 \rangle }_{{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}}}}}\) und \( {|1 \rangle }_{{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}}}}\), das Ziel-Qubit wird umgedreht, wenn sich das Kontroll-Qubit in \({| befindet 1 \rangle }_{{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}}}\). Daher lautet die implementierte Eingabe-Ausgabe-Beziehung

was eine CNOT-Gate-Operation definiert.

Die Genauigkeit des Photon-Photon-Quantenlogikgatters hängt entscheidend von der Reinheit und Ununterscheidbarkeit der Rydberg-Einzelphotonenquelle ab. Die Reinheit unserer Rydberg-Einzelphotonenquelle wird durch ein Hanbury-Brown-Twiss-Experiment charakterisiert, bei dem die Photonen in einen 50:50-Faserstrahlteiler eingekoppelt werden, gefolgt von zwei Einzelphotonen-Zählmodulen (SPCMs). Abbildung 2a zeigt die gemessene Intensitätskorrelationsfunktion zweiter Ordnung g(2)(τ) als Funktion der Verzögerung τ. Als Ergebnis der Rydberg-Anregungsblockade wird eine starke Unterdrückung von Zwei-Photonen-Ereignissen bei einer Verzögerung von Null beobachtet. Um ein niedriges g(2)(0) zu erreichen, werden Anstrengungen unternommen, um die Hintergrunderkennungsereignisse auf das SPCM-Dunkelzählniveau zu unterdrücken (siehe Ergänzende Anmerkung 1). Der gemessene Wert für die Intensitätskorrelationsfunktion zweiter Ordnung bei einer Verzögerung von Null beträgt g(2)(0) = 7,5(6) × 10−4, was auf eine ausgezeichnete Einzelphotonenreinheit hinweist.

a Intensitätskorrelationsfunktion zweiter Ordnung g(2)(τ) als Funktion der Verzögerung τ. Die Dauer jedes Versuchszyklus beträgt 2,5 μs. Die Einfügung zeigt g(2)(0) bei einer Verzögerung von Null. Es wird ein Erkennungsfenster von 200 ns angewendet. b Die normalisierten Koinzidenzen im HOM-Experiment als Funktion der zeitlichen Zwei-Photonen-Fehlanpassung Δt. Die durchgezogene Kurve ist eine Gaußsche Anpassung. Die Fehlerbalken stellen die 1σ-Standardabweichung von photoelektrischen Zählereignissen dar.

Die Skalierbarkeit interferenzbasierter quantenphotonischer Protokolle hängt stark von der Ununterscheidbarkeit einzelner Photonen ab, da unterscheidbare Photonen die Betriebstreue erheblich verschlechtern. Um die Ununterscheidbarkeit zu untersuchen, wird die Sichtbarkeit von Zweiphotoneninterferenzen durch ein Hong-Ou-Mandel-Experiment (HOM) gemessen. Abbildung 2b zeigt die gemessene Zwei-Photonen-Koinzidenzrate als Funktion der zeitlichen Fehlanpassung Δt zwischen zwei Photonen. Die beiden im HOM-Experiment verwendeten Photonen werden nacheinander aus den Rydberg-Atomen erzeugt. Das erste Photon wird mit einem EOM und einer 1-km-Faser um 5 μs verzögert, während das zweite Photon 5 μs + Δt nach dem ersten erzeugt wird (siehe Ergänzende Anmerkung 2). Aufgrund der Quanteninterferenz zwischen zwei einzelnen Photonen beobachten wir eine nichtklassische Unterdrückung von Koinzidenzen bei null zeitlicher Fehlanpassung mit einer hohen Sichtbarkeit von V = 99,43(9)%. Neben der Ununterscheidbarkeit von Photonen wird V auch durch Hintergrunderkennungsereignisse und Einzelphotonenverunreinigungen beeinflusst, die durch g(2)(0) ungleich Null gekennzeichnet sind. Durch die Analyse dieser Beiträge ermitteln wir eine Ununterscheidbarkeit von 99,55(9) %.

Wir stellen fest, dass die Verringerung der Ununterscheidbarkeit von der Einheit hauptsächlich durch die unvollkommene Interferenz von Photonenkomponenten in den ansteigenden und abfallenden Kanten des Einzelphotonen-Zeitprofils verursacht wird (siehe Ergänzende Anmerkung 2). Um die Ununterscheidbarkeit weiter zu verbessern, wird das Einzelphotonendetektionsfenster von 200 auf 80 ns reduziert, das 62 % der Photonen um das Zentrum herum enthält. Das kleinere Detektionsfenster führt zu einer besseren Ununterscheidbarkeit von 99,94(8)% und wird für das CNOT-Gate-Experiment verwendet. Das 80-ns-Erkennungsfenster führt außerdem zu einem besseren Signal-Hintergrund-Verhältnis und einem niedrigeren g(2)(0) von 4,5(8) × 10−4.

Da wir über einzelne Photonen mit nahezu optimaler Reinheit und Ununterscheidbarkeit verfügen, fahren wir mit der Implementierung und Charakterisierung des photonischen CNOT-Gatters fort, indem wir verschiedene Kombinationen von Kontroll-Ziel-Qubits in das Gatter eingeben und die entsprechenden Ausgangszustände messen. Die Wahrheitstabellen des CNOT-Gatters sind in Abb. 3a, b dargestellt, wo die nachgewählten Wahrscheinlichkeiten für verschiedene Input-Output-Kombinationen auf einer logarithmischen Skala angezeigt werden. Die gemessenen Wahrheitstabellengenauigkeiten des CNOT-Gatters in der rechnerischen ZZ-Basis und der komplementären XX-Basis sind \({F}_{{{{{{{{{{\rm{CNOT}}}}}}}}}} }^{{{{{{{{{{\rm{ZZ}}}}}}}}}}}=99,84(3)\%\) und \({F}_{{{{{{{ {{{\rm{CNOT}}}}}}}}}}}^{{{{{{{{{\rm{XX}}}}}}}}}}}=99,81(3)\ %\), die als die über die Eingabezustände gemittelte Wahrscheinlichkeit der Erkennung der gewünschten Ausgabezustände definiert ist.

a, b Wahrheitstabellen des CNOT-Gatters in der rechnerischen ZZ-Basis (a) und der komplementären XX-Basis (b). Die ideale Input-Output-Beziehung in der ZZ-Basis ist \(\vert 00 \rangle \to|00 \rangle\), \(\vert 01 \rangle \to|01 \rangle\), \(\vert 10 \rangle \to|11 \rangle\) und \(\vert 11 \rangle \to|10 \rangle\). Ebenso ist die ideale Input-Output-Beziehung auf der XX-Basis \(\vert {+} {+} \rangle \to|{+} {+} \rangle\), \(\vert+- \rangle \to|- - \rangle\), \(\vert -+\rangle \to|-+\rangle\) und \(\vert -- \rangle \to \vert+- \rangle\), mit den Definitionen von \({\ vert \pm \rangle }_{{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}}}=({\vert 0 \rangle }_{{{{{{{{ {{\rm{C}}}}}}}}}}}\pm {\vert 1 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}} }})/\sqrt{2}\) für Kontroll-Qubit und \({|\pm \rangle }_{{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}}}} =({|0 \rangle }_{{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}}}}\pm {|1 \rangle }_{{{{{{{ {{{\rm{T}}}}}}}}}}})/\sqrt{2}\) für das Ziel-Qubit. Die gemessenen Wahrscheinlichkeiten werden im logarithmischen Maßstab dargestellt. c, d Realer (c) und imaginärer (d) Teil der rekonstruierten Dichtematrix ρ für den erzeugten verschränkten Zustand.

Das bemerkenswerteste Merkmal eines Zwei-Photonen-Quantenlogikgatters ist seine Fähigkeit, eine Verschränkung zwischen zwei zunächst unkorrelierten Photonen herzustellen. Mit einem Produktzustand von \((|0 \rangle -|1 \rangle )|1 \rangle /\sqrt{2}\) als Eingabe erzeugt das CNOT-Gatter im Idealfall einen maximal verschränkten Bell-Zustand \(|{{{\ Psi }}}^{-} \rangle=(|01 \rangle -|10 \rangle )/\sqrt{2}\). Um die Verschränkungsgattertreue zu charakterisieren, wird eine Quantenzustandstomographie am Ausgangszustand durchgeführt und die rekonstruierte Dichtematrix ρ ist in Abb. 3c, d dargestellt. Die gemessene Zustandstreue, also die Verschränkungstortreue, ist \({F}_{{{{\Psi }}}^{-}}=\left\langle {{{\Psi }}}^{-} \right|\rho|{{{\Psi }}}^{-} \rangle=99.69(4)\%\), was gut mit unserer Analyse übereinstimmt (siehe Ergänzende Anmerkung 4) und die Herstellung von demonstriert hochgenaue verschränkte Photonenpaare. Nach unserem besten Wissen weist das hier gezeigte Photon-Photon-Quantenlogikgatter die höchste Wahrheitstabellentreue und Verschränkungsgattertreue auf, über die bisher berichtet wurde.

Um die Verschränkung weiter zu überprüfen, demonstrieren wir die Verletzung der Bellschen Ungleichung mit dem Ausgabezustand, indem wir die Korrelationsfunktion E(θc, θt) auswerten, die durch gegeben ist

wobei θc (θt) der Polarisationswinkel für die Messung des Steuer-(Ziel-)Ausgangszustands ist und Cij die Koinzidenzrate zwischen SPCMs ci=0,1 und tj=0,1 in Abb. 1b ist. Die Korrelationsfunktion E(θc, θt) mit hoher Streifensichtbarkeit ist in Abb. 4 dargestellt. Die Werte von E(θc, θt) bei Polarisationswinkeleinstellungen für die Bell-Ungleichung sind in Tabelle 1 dargestellt, aus der der Bell-Parameter S = E( π/8, 0) + E(π/8, π/4) + E( − π/8, 0) − E( − π/8, π/4) wird bestimmt. Der gemessene Wert S = 2,823(12) nähert sich dem Idealwert von \(|S \vert=2\sqrt{2}\) und verletzt die Clauser-Horne-Shimony-Holt-Ungleichung ∣S∣ ≤ 2 um mehr als 60 Standardabweichungen, was eindeutig die Verschränkung zwischen den Ausgangsphotonen und der Quantennatur unseres Tores bestätigt.

Gemessene Korrelationsfunktion E(θc, θt) als Funktion von θc mit θt = 0 (Rauten) und θt = π/4 (Kreise). Durchgezogene Kurven sind sinusförmige Anpassungen mit einer Sichtbarkeit von 0,99(1). Die Fehlerbalken stellen die 1σ-Standardabweichung von photoelektrischen Zählereignissen dar.

Um die Leistung unseres Quantenlogikgatters quantitativ zu verstehen, untersuchen wir mögliche Fehlerquellen im Experiment gründlich und identifizieren drei Hauptbeiträge zur Untreue des CNOT-Gatters. Hintergrunderkennungsereignisse, die hauptsächlich aus der Dunkelzählung von SPCMs stammen, treten zufällig auf und führen zu einer Ungenauigkeit von 0,088(4) % für die ZZ-Basis. Darüber hinaus induzieren die verbleibenden Mehrphotonenkomponenten der Einzelphotonenquelle unerwartete Koinzidenzen in den Basen \(|10 \rangle\) und \(|11 \rangle\) und führen zu einer Untreue von 0,067(19) % für ZZ Basis. Darüber hinaus verringert die unvollständige Ununterscheidbarkeit von Photonen die Sichtbarkeit von Quanteninterferenzen und verursacht Fehler beim kontrollierten Zustandswechsel des Ziel-Qubits, was zu einer Untreue von 0,06(8) % für die ZZ-Basis führt. Die durch die oben genannten Mechanismen verursachte Untreue für XX-Basis ist vergleichbar. Wir betonen, dass die oben genannten Fehlermechanismen nicht in unserem Experiment enthalten sind und in Zukunft gemildert werden können (siehe Ergänzende Anmerkung 3).

Die Gate-Leistung mit einem Einzelphotonen-Detektionsfenster von 200 ns wird ebenfalls untersucht, und die Wahrheitstabellentreue für die XX (ZZ)-Basis beträgt 99,40(3) % (99,53(3) %). Der dominierende Beitrag der Untreue ergibt sich aus der endlichen Ununterscheidbarkeit von 99,55(9)%, die höchstwahrscheinlich durch die Phasenchirps in den ansteigenden und abfallenden Flanken des zeitlichen Einzelphotonenprofils verursacht wird. Im Prinzip kann dieser Effekt durch die Verwendung einer homodynen Methode zur Extraktion des Einzelphotonen-Phasenprofils charakterisiert und durch optimale Steuerung der Phase und Amplitude des Auslesefelds \({{{\Omega }}}_{479} ^{{{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}}}}\).

Das hier verwendete probabilistische linear-optische Gate-Protokoll hat eine intrinsische Effizienz von 1/9, und die Wahrscheinlichkeit, dass ein einzelnes Photon am Zieleingang (Kontrolleingang) vorhanden ist, beträgt etwa 7,1 % (3,5 %) bei einem Detektionsfenster von 200 ns. Unter Berücksichtigung der Gate-Protokoll-Effizienz, der Einzelphotonen-Effizienz, der optischen Verluste und der SPCM-Detektionseffizienz beträgt die typische Koinzidenzerkennungswahrscheinlichkeit etwa 7,6 × 10−5. Das 80-ns-Erkennungsfenster reduziert es weiter auf 3,3 × 10−5. Mit einer Wiederholungsrate von 50 kHz weist unser Experiment selbst bei dem kleinen Erkennungsfenster von 80 ns eine hohe Erfolgsrate von bis zu 100 pro Minute auf. Dies zeigt, dass der quantenoptische Betrieb auf Basis der Rydberg-Einzelphotonenquelle hinsichtlich der Gate-Erfolgsrate mit anderen Einzelphotonenquellen konkurrenzfähig ist und gleichzeitig weitere Vorteile in Bezug auf Einzelphotonenreinheit, Ununterscheidbarkeit und Quantenlogik-Gattertreue bietet. Die Koinzidenzerkennungswahrscheinlichkeit und Wiederholungsrate können durch zukünftige technische Anstrengungen weiter verbessert werden (siehe Ergänzende Anmerkung 3).

Wir betonen, dass die erreichte hohe Wiedergabetreue nicht auf das hier verwendete probabilistische Gate-Schema beschränkt ist. Beispielsweise wurden deterministische Photon-Photon-Gate-Protokolle unter Verwendung von Materie-Licht-Wechselwirkungen demonstriert31,32, und eine Hauptursache für Untreue in diesen Experimenten sind die schädlichen Multiphotonenkomponenten in den photonischen Qubits, die mit unseren nahegelegenen Qubits umgangen werden können. optimale Einzelphotonen.

Zusammenfassend demonstrieren wir experimentell ein Photon-Photon-Quantenlogikgatter mit einer Treue nach der Wahrheitstabelle von 99,84(3) % und einer Verschränkungsgattertreue von 99,69(4) % basierend auf nahezu optimalen Einzelphotonen, die von Rydberg-Atomen erzeugt werden. In Kombination mit Multiplexing-Techniken und Quantenfehlerkorrektur ermöglicht die Demonstration eines High-Fidelity-Gates die Reduzierung des Quantenressourcen-Overheads und stellt somit einen wichtigen Schritt zum Aufbau eines großen linear-optischen Quantencomputers dar.

Unsere Ergebnisse eröffnen neue Perspektiven für äußerst anspruchsvolle Anwendungen wie die photonische Quanteninformationsverarbeitung und verteilte Materie-Licht-Quantenarchitekturen33 (ausführliche Diskussionen zu möglichen Anwendungen finden Sie in der Ergänzenden Anmerkung 5). Beispielsweise ermöglichen hochpräzise Einzelphotonen und Zwei-Photonen-Gates die Herstellung photonischer Clusterzustände, die die Schlüsselelemente der rein optischen Quantenrepeater34,35 sind, die das Erfordernis langlebiger Quantenspeicher umgehen. Durch die Vergrößerung der Clusterzustände und die Erweiterung ihrer Dimensionen auf mehr als zwei kann fehlertolerantes photonisches Quantencomputing implementiert werden6. Darüber hinaus können hochwertige Einzelphotonen aus Rydberg-Atomen in integrierte photonische Chips36 injiziert werden, wodurch photonische Quantenschaltkreise mit hervorragender Multiphotonen-Quanteninterferenz realisiert werden. Schließlich ermöglichen hochwertige Einzelphotonen und verschränkte Photonenpaare nahezu perfekte Verbindungen zwischen entfernten Quantenmodulen37,38, die atomare Qubits als lokale Quantenprozessoren nutzen und so groß angelegte Quantenarchitekturen39 mit niedrigen Gesamtfehlerraten aufbauen.

Zur Vorbereitung der Atomprobe werden 87Rb-Atome aus dem Hintergrunddampf für 330 ms in eine magnetooptische Falle (MOT) geladen. Anschließend wird die Atomdichte während der nächsten 50 ms durch Komprimierung des MOT mit einem Magnetfeldgradienten von 50 G cm−1 erhöht. Die Polarisationsgradientenkühlung senkt die Atomtemperatur weiter auf etwa 10 μK und die Atome werden in eine optische Dipolfalle mit einer Wellenlänge von 1012 nm geladen. Die Dipolfalle wird durch Fokussierung eines linear polarisierten Laserfelds mit einer transversalen Taille von 10 μm bzw. einer vertikalen Taille von 50 μm gebildet. In den nächsten 50 ms verlassen die nicht eingefangenen Atome den experimentellen Bereich durch freien Fall, und ein Vormagnetisierungsfeld von 8 G wird angelegt, um die Quantisierungsachse senkrecht zur Ausbreitungsrichtung der 1012-nm-Dipolfalle zu definieren. Um die Atome im Grundzustand zu initialisieren \(\vert {{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle=\vert 5{{{{{{{{{ {\rm{S}}}}}}}}}}}_{1/2},F=2,{m}_{{{{{{{{{\rm{F}}}}} }}}}}}=2 \rangle\) wird ein σ+-polarisiertes optisches Pumpfeld verwendet, um das \(|5{{{{{{{{{{\rm{S}}}}}} anzutreiben. }}}}}_{1/2},F=2 \rangle \leftrightarrow|5{{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}}_{1/ 2},F=2 \rangle\) Übergang und ein Repumperlicht in Resonanz mit \(|5{{{{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}}_{1 /2},F=1 \rangle \leftrightarrow|5{{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}}_{3/2},F=2 \rangle \) verarmt die Atome aus dem Hyperfeinniveau \(|5{{{{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}}}_{1/2},F=1 \rangle \). Die Atome werden im Grundzustand \(\vert {{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle\) innerhalb von 230 μs effizient präpariert und die Atomprobe verfügt über eine optische Tiefe von ~5 für das Laserfeld, das mit \(\vert {{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{{ {\rm{e}}}}}}}}}} \rangle\) Übergang.

Um einzelne Photonen zu erzeugen, wird das 2,5 μs lange Versuchsprotokoll nach jeder atomaren Probenvorbereitung 50.000 Mal wiederholt. In jedem experimentellen Zyklus wird eine Zwei-Photonen-Rydberg-Anregung mit einem σ+-polarisierten 780-nm-Laserfeld und einem σ−-polarisierten 479-nm-Laserfeld durch den Zwischenzustand \(\vert {{{{{{{{ {\rm{e}}}}}}}}}} \rangle=\vert 5{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}}_{3/ 2},F=3,{m}_{{{{{{{{{{\rm{F}}}}}}}}}}}=3 \rangle\) mit einer Verstimmung von Δ/2π = −200 MHz. Die 780- und 479-nm-Anregungslaser koppeln \(\vert {{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{ {{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle\) und \(\vert {{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}} \rangle=\vert 90{{{{{{{{{{\rm{S}}}} }}}}}}}_{1/2},J=1/2,{m}_{{{{{{{{{{\rm{J}}}}}}}}}}}= 1/2 \rangle\) Übergänge. Im Idealfall weisen Rydberg-Zustände mit einer höheren Hauptquantenzahl n stärkere Wechselwirkungen und eine bessere Unterdrückung von Mehrfachanregungen auf. Allerdings verschlimmern sich auch schädliche Effekte wie langlebige Rydberg-Kontaminanten, durch elektrische Umgebungsfelder verursachte Pegelverschiebungen und dichteabhängige Dephasierung mit höherem n. Um die Vor- und Nachteile auszugleichen, wird hier der Rydberg-Zustand mit n = 90 für die Erzeugung hochwertiger Einzelphotonen verwendet. Das 780-nm-Laserfeld wird von einem Diodenlaser mit externem Hohlraum erzeugt und das 479-nm-Laserfeld wird von einem Generator für die zweite Harmonische erzeugt, der mit leistungsverstärktem 959-nm-Laserlicht gespeist wird. Die 780- und 959-nm-Laser sind frequenzgekoppelt an einen Hohlraum mit extrem geringer Ausdehnung und einer Feinheit von 20.000. Die Linienbreiten beider Laser liegen unter 10 kHz. Die Rabi-Frequenzen der Anregungsfelder bei 780 und 479 nm sind \({{{\Omega }}}_{780}^{{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}} }}/2\pi \,\about\, 6,4{{{{{{{{\rm{MHz}}}}}}}}}}\) und \({{{\Omega }}}_ {479}^{{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}}/2\pi \,\ungefähr\, 4.2{{{{{{{{\ rm{MHz}}}}}}}}}}\). Ein 350 ns langer kollektiver π-Puls mit 780 und 479 nm Anregungslasern befördert die Atome aus dem Grundzustand \(|{{{{{{{{{\rm{G}}}}}}}}}} \ rangle\) in den kollektiven einzelnen Anregungszustand \(|{{{{{{{{\rm{R}}}}}}}}}} \rangle\). Nach einer Speicherzeit von 300 ns wurde ein 479-nm-Ausleselaserfeld (\({{{\Omega }}}_{479}^{{{{{{{{{{\rm{r}}}}} }}}}}}\)) in Resonanz mit dem \(|{{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{ {{\rm{e}}}}}}}}}} Der \rangle\)-Übergang ist aktiviert und konvertiert den Zustand \(|{{{{{{{{{\rm{R}}}}} }}}}} \rangle\) in ein Einzelphotonenfeld. Durch die kollektive Emission haben die erzeugten Einzelphotonen den gleichen räumlichen Modus wie der 780-nm-Anregungslaser und können bequem in eine Singlemode-Faser eingekoppelt werden. Vor der Faser wird ein akusto-optischer Gating-Modulator verwendet, um die SPCMs vor dem starken 780-nm-Anregungslaserimpuls zu schützen.

Daten, die die Darstellungen in diesem Dokument unterstützen, sind über Zenodo unter https://doi.org/10.5281/zenodo.6552691 verfügbar. Weitere Informationen sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.

Der in dieser Studie verwendete Code ist auf begründete Anfrage bei den entsprechenden Autoren erhältlich.

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Die Autoren danken Chao-Yang Lu, Timothy Ralph, Kang Tan, Yiqiu Ma und Yijia Zhou für wertvolle Diskussionen. Diese Arbeit wurde vom National Key Research and Development Program of China unter Grants No Forschungsfonds für die Zentraluniversitäten, HUST (Grant-Nr. 5003012068).

Diese Autoren trugen gleichermaßen bei: Shuai Shi, Biao Xu, Kuan Zhang, Gen-Sheng Ye.

MOE Key Laboratory of Fundamental Physical Quantities Measurement, Hubei Key Laboratory of Gravitation and Quantum Physics, PGMF, Institute for Quantum Science and Engineering, School of Physics, Huazhong University of Science and Technology, Wuhan, 430074, China

Shuai Shi, Biao Xu, Kuan Zhang, Gen-Sheng Ye, De-Sheng Xiang, Yubao Liu, Jingzhi Wang, Daiqin Su und Lin Li

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SS und LL hatten die Idee. SS, BX, YL und JW bauten den Versuchsaufbau. SS, BX, G.-SY, D.-SX und KZ führten das Experiment und die Datenanalyse durch. KZ und DS führten theoretische Berechnungen und Fehlerabschätzungen durch. LL überwachte das Experiment. Das Manuskript wurde durch Beiträge aller Autoren verfasst.

Korrespondenz mit Daiqin Su oder Lin Li.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Nature Communications dankt den anonymen Gutachtern für ihren Beitrag zum Peer-Review dieser Arbeit. Peer-Reviewer-Berichte sind verfügbar.

Anmerkung des Herausgebers Springer Nature bleibt hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten neutral.

Open Access Dieser Artikel ist unter einer Creative Commons Attribution 4.0 International License lizenziert, die die Nutzung, Weitergabe, Anpassung, Verbreitung und Reproduktion in jedem Medium oder Format erlaubt, sofern Sie den/die ursprünglichen Autor(en) und die Quelle angemessen angeben. Geben Sie einen Link zur Creative Commons-Lizenz an und geben Sie an, ob Änderungen vorgenommen wurden. Die Bilder oder anderes Material Dritter in diesem Artikel sind in der Creative Commons-Lizenz des Artikels enthalten, sofern in der Quellenangabe für das Material nichts anderes angegeben ist. Wenn Material nicht in der Creative-Commons-Lizenz des Artikels enthalten ist und Ihre beabsichtigte Nutzung nicht gesetzlich zulässig ist oder über die zulässige Nutzung hinausgeht, müssen Sie die Genehmigung direkt vom Urheberrechtsinhaber einholen. Um eine Kopie dieser Lizenz anzuzeigen, besuchen Sie http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Nachdrucke und Genehmigungen

Shi, S., Xu, B., Zhang, K. et al. Photonisches Quantenlogikgatter mit hoher Wiedergabetreue basierend auf einer nahezu optimalen Rydberg-Einzelphotonenquelle. Nat Commun 13, 4454 (2022). https://doi.org/10.1038/s41467-022-32083-9

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Eingegangen: 25. März 2022

Angenommen: 13. Juli 2022

Veröffentlicht: 01. August 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41467-022-32083-9

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Naturphotonik (2023)

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