抽象

光子量子比特在實際應用中通過光網絡傳輸時應該是片上可控和抗噪的。 此外,量子比特源應該是可編程的並且具有高亮度,以便對量子算法有用並賦予對損失的彈性。 然而,廣泛的編碼方案最多只結合了這些屬性中的兩個。 在這裡,我們通過演示可編程矽納米光子芯片來克服這一障礙,該芯片可生成頻率倉糾纏光子,這是一種與光學鏈路上的遠程傳輸兼容的編碼方案。 可以使用現有的電信組件來操縱發射的量子態,包括可以集成到矽光子學中的有源設備。 作為演示,我們展示了我們的芯片可以被編程為生成兩個量子位系統的四個計算基礎狀態和四個最大糾纏貝爾狀態。 我們的設備結合了片上狀態可重構性和密集集成的所有關鍵特性,同時確保高亮度、保真度和純度。

 

 

簡介

光子是量子信息的優秀載體。 它們在室溫下具有較長的相干時間,是在自由空間或通過光纖網絡遠距離傳播量子信息的必然選擇。 量子態初始化對於光子量子比特來說是一項特別重要的任務,因為在發射後調整糾纏非常重要。 初始化策略取決於用於編碼量子信息的自由度,而光信道上的量子通信最常見的選擇是時間倉編碼1. 在這裡,雙量子位級由位於兩個時間窗之一的光子組成,通常相隔幾納秒。 時間倉編碼對光纖中的熱噪聲引起的相位波動具有極強的彈性,即使在數百公里之外,量子比特也能保持其相干性2,3. 然而,在新興的納米光子平台中,控制產生時間-bin-糾纏光子的狀態是具有挑戰性和不切實際的。 對於量子位狀態的片上操作,雙軌編碼(其中一個量子位的兩個狀態對應於在兩個光波導之一中傳播的光子)是一種更好的策略4,5 因此是集成平台中量子計算和量子模擬的常見選擇。 然而,這種方法不容易與使用光纖或自由空間信道的長距離傳輸鏈路兼容。

 

最近,頻率倉編碼被提出,並通過實驗證明,作為一種有吸引力的策略,可以結合時間倉和雙軌編碼的最佳特性6,7,8,9,10,11. 在這種方法中,量子信息由處於不同頻帶疊加中的光子編碼。 頻率倉可以使用相位調製器進行操作,並且可以抵抗長距離傳播中的相位噪聲。 開創性的研究調查了集成諧振器中頻率倉糾纏光子的產生和操縱。 他們考慮了糾纏光子對的量子態層析成像12, 量子位編碼13和多光子糾纏態14. 由於最近在氮化矽和氮氧化矽平台上開發了高 Q 集成諧振器,實驗結果都是可以實現的。

 

儘管取得了所有這些進展,但必須克服一些障礙才能充分利用光子集成的優勢。 在今天的頻率倉編碼中,光子對的產生是通過單環諧振器中的自發四波混合發生的,使用電光調製器和/或脈衝整形器在芯片外獲得所需的狀態。 而且由於商用調製器的帶寬有限,分離光子的頻率跨度不能超過幾十千兆赫茲,這就限制了諧振器的最大自由光譜範圍。 最後,因為自發四波混頻效率與無諧振器光譜範圍​​呈二次方關係15,在生成率和可訪問頻率倉的數量之間也存在顯著的權衡。

 

在這項工作中,我們表明可以通過利用納米光子平台中光操縱的靈活性和矽光子學中可能的密集光學集成來克服這些限制。 我們的方法基於通過直接片上控制相干泵浦的多個環形諧振器中產生的雙光子振幅的干涉來構建所需狀態。 因此,可以通過選擇每個源的相對相位,以可編程的方式“逐個”構建狀態。 此外,由於頻率倉間距不再與環半徑相關,因此可以使用非常精細的諧振器,達到兆赫茲的產生率。 這兩項突破,即高發射率與自由光譜範圍的高值相結合,以及使用片上組件的輸出狀態控制,只有使用多個環才有可能:如果在方位角上編碼的頻率倉,它們將不可行單個諧振器的模式。

 

我們證明,使用完全相同的設備,可以生成 |00|00⟩ 和 |11|11⟩ 狀態,或者在具有不同頻率倉間距的另一種配置中, |01|01⟩ 和 |10|10⟩ 狀態。 只需驅動片上移相器並適當設置泵配置即可。 這意味著計算基礎的所有四個完全可分離狀態和所有四個最大糾纏貝爾狀態(ddddΦ±=(|00±|11)/2–√|Φ±⟩=(|00⟩±|11⟩)/2 和 ddddΨ±=(|01±|10)/2–√|Ψ±⟩=(|01⟩±|10⟩)/2) 是可以訪問的。 我們的高生成率使我們能夠對所有這些狀態進行量子態層析成像,保真度高達 97.5%,純度接近 100%。

 

 

成績

器件特性和工作原理

該裝置在圖 XNUMX 中示意性地表示。 1一種。 該結構通過利用矽波導的基本橫向電 (TE) 模式進行操作,具有 600 × 220 nm2 橫截面,埋在二氧化矽中。 全通配置中的兩個矽環形諧振器(環 A 和環 B)充當光子對的來源。 它們的半徑約為 30 μm,以確保高生成率,並且它們不相稱,因此兩個自由光譜範圍不同:FSRA = 377.2 GHz 和 FSRB = 373.4 GHz,分別。 這兩個環臨界耦合到總線波導,它們的共振線可以使用電阻加熱器獨立調諧。 該設備還包含一個可調諧馬赫-曾德爾干涉儀 (MZI),其輸出連接到兩個可調分插濾波器的輸入端,這些濾波器允許控制環 A 和環 B 被泵入的場強和相對相位自發四波混頻實驗16.

圖 1:設備佈局和透射光譜。
圖1

 

a 該設備的示意圖,其中馬赫曾德爾干涉儀 (MZI) 用於通過兩個分插濾波器 (F) 將光泵浦功率路由到兩個生成環(環 A 和環 B)。 兩個環的泵相對相位由熱電移相器控制。 b - d 通過總線波導對樣品進行線性表徵,設備在配置 Φ 下運行。 惰輪周圍傳輸光譜的細節(面板 bm = −5), 泵 (面板 cm = 0),和信號(面板 dm = +5) 波段顯示屬於兩個環形諧振器的共振,分別由標籤 A 和 B 標識。 在此配置中,環 B 與 |0s,我 |0⟩s, 我 信號和空閒信號的頻率倉,而環 A 與 |1s,我 |1⟩s, 我 信號和惰輪的共振。 e - g 與面板相同 b - d,分別,但在配置 Ψ 中設置了設備。 這裡,A環對應於 |0s|0⟩s 信號共振和 |1i|1⟩i 惰輪共振,B環對應於 |1s|1⟩s 信號共振和 |0i|0⟩i 閒人的共鳴。

 

通過總線波導的線性傳輸測量如圖 XNUMX 所示。 1b-g。 在第一個配置中(圖 1b-d),我們稍後將其稱為“Φ”,環 A 和環 B 的兩個共振在光譜上對齊,以便稍後用於泵浦,因此在圖 194 THz(1545 nm)處僅觀察到一個傳輸下降. 1C。 由於環 A 和環 B 的自由光譜範圍不同,其他共振不對齊,觀察到雙谷,間距為 Δ(m) = m(FSRA − FSRB),與 m 是關於泵共振的方位角順序。 在圖 1b 和 d,我們繪製對應於 m = - 5 和 m = +5,分別命名為“idler”和“signal”。 對於信號帶和閒散帶,環 A 和環 B 的共振間隔為 Δ = 19 GHz。 稍後,這兩個頻率將用於編碼量子位的兩個狀態,信號和空閒頻率對代表兩個量子位。 為此,在圖 1b和d,我們命名 |0s,我 |0⟩s, 我 靠近泵的兩個頻率倉,和 |1s,我 |1⟩s, 我 兩個離泵更遠的容器,與之前關於頻率容器糾纏的工作一致6. 我們的設備還可以在不同的配置下運行,我們將其稱為“Ψ”。 這裡環 A 和環 B 是熱調諧的,因此對應於狀態的共振 |0i|0⟩i 和 |1s|1⟩s 屬於環B和那些對應 |0s|0⟩s 和 |1i|1⟩i 屬於A環(見圖。 1例如)。 從圖中的所有面板可以看出。 1b–g,兩個生成環的共振具有品質因數 Q ≈ 150, 000(半峰全寬 Γ ≈ 1.3 GHz),這保證了良好分離的頻率倉和高生成率。

 

該設備的基本操作原理如下: (i) 通過控制熱調諧器將環 A 和環 B 設置為適當的配置(例如,Φ); (ii) 泵浦功率在兩個環之間相干分佈,並通過 MZI 或直接通過總線波導設置所需的相對相位和振幅; (iii) 光子對被收集在總線波導中,所需的狀態是由每個環分別產生的雙光子狀態的相干疊加產生的。

自發四波混合

通過將設備設置為配置 Ψ 來評估兩個環通過自發四波混合 (SFWM) 產生的光子效率,這便於通過總線波導單獨泵送每個環。 兩個諧振器用外部可調諧激光器泵浦,芯片輸出在信號(194.7-197.2 THz)、泵浦(192.2-194.7 THz)和空閒(189.7-192.2 THz)波段中使用電信級粗波分離波分複用器(見補充圖。 1). 然後使用具有 8 GHz 阻帶的可調諧光纖布拉格光柵對生成的信號和閒散光子進行窄帶濾波,並將其路由到一對超導單光子探測器。 從總線波導到檢測器的總插入損耗對於信號和空閒通道分別為 6 和 7 dB。 實驗結果總結在圖 XNUMX 中。 2. 兩個環表現出相似的發電效率 η=R/P2wg��=��/��wg2與 ηA = 57.6 ± 2.1 赫茲/μW2 對於環 A 和 ηB = 62.4 ± 1.7 赫茲/μW2 B環15. 內部對生成率 R 兩個環形諧振器的頻率都可以超過 2 MHz(圖 XNUMX)。 2一種)。 超過 10 的高巧合意外比 (CAR)2 獲得了任何輸入功率值,這是確保生成狀態的高純度的必要條件(圖XNUMX)。 2b)所示。

圖 2:自發四波混合。
圖2

使用設備的兩個環通過自發四波混頻生成對。 兩組共振被移動,使得所有共振被分離(配置 Ψ)。 可調諧激光器與環 A 或環 B 共振調諧,並檢測相關信號和閒散光子。 相似的符合率(a) 被觀察到,證明這兩個環具有相似的發電效率。 插圖顯示了光子到達時間延遲的示例直方圖。 控制板 b 顯示了計算出的 CAR,由於產生高階光子態,它表現出輸入功率較高值的典型減少。

 

我們現在轉向生成的光子對的光譜特性和糾纏的演示。 我們將我們的設備設置為在 Φ 配置下運行,稍後將用於生成最大糾纏態

|Φ(θ)=|00+eiθ|112–√,|Φ(��)⟩=|00⟩+����|11⟩2,
(1)

哪裡 |00=|0s|0i|00⟩=|0⟩s|0⟩i|11=|1s|1i|11⟩=|1⟩s|1⟩i, 和階段 θ 可以通過乾涉儀後的熱電移相器進行調整(見補充說明 1)θ = 0並且 θ = π 對應於著名的貝爾狀態 ddddΦ+|Φ+⟩ 和 ddddΦ - |Φ−⟩, 分別。 相應的信號和空閒頻帶的 SFWM 頻譜如圖 XNUMX 所示。 3a 和 b(上圖); 該設備經過電氣調諧以設置 θ = 0,使用泵功率,使用 MZI 在環 A 和 B 之間平分。 這裡我們重點關注方位階數 m = ±5,生成的頻率倉在邊緣信號和空閒頻譜中可區分。

圖 3:調製對自發四波混合光譜的影響。
圖3

惰輪的歸一化自發四波混合光譜和 b 在不存在(上圖)和存在(下圖)調製的情況下解復用後的信號通道。 bin 對順序 m 關於泵浦共振被標記,而在分插濾波器環中產生的自發四波混頻被標記為 F。請注意,儘管每個共振的外耦合效率不同且光譜儀的分辨率有限,但它仍然是可以觀察生成的箱子強度的預期對稱性,以及箱子間距如何隨著方位角順序增加 m. 下圖顯示雙邊帶抑制載波調製對信號和閒頻頻譜的影響,其中僅保留一階邊帶。 此處顯示的光譜與方程式描述的狀態的生成有關。 (1), 我們選擇的地方 θ = π (貝爾狀態 ddddΦ - |Φ−⟩). 對於這項工作中討論的任何設備配置,都可以獲得類似的光譜。

雙光子乾涉

為了證明糾纏,對多路分解信號和閒散光子進行了路由(參見補充圖 XNUMX)。 1) 到兩個強度電光調製器 (EOM),相干驅動 FM = 9.5 GHz,對應於所選方位角階數的一半頻率倉間隔 m = ±5。 調製器在最小傳輸點(即偏置電壓 Vπ) 實現雙邊帶抑制載波幅度調製。 選擇調製 RF 信號的幅度以最大化從載波到一階邊帶的傳輸功率,調製效率約為 -4.8 dB,對應於調製指數 β ≈ 1.7。 這些損耗可以通過在芯片上集成調製器來減少。 此外,我們的方法允許使用可能遠低於調製器截止頻率的頻率倉間距。 這將允許使用複雜的波長移動調製技術17,18 以避免產生雙邊帶和隨之而來的 3 dB 附加損耗。

 

得到的光譜顯示在圖 XNUMX 的下面板中。 3a 和 b,其中可以識別三個峰。 事實上,給定選定的調製頻率,中央頻率是由下變頻和上變頻的原始倉的重疊產生的。 從量子光學的角度來看,這種操作實現了原始頻率倉的量子乾涉12 以類似於 Franson 干涉儀中的時間倉可以完成的方式19,20. 在這裡,量子乾涉的可實現可見性取決於分別編碼信號和閒散光子的兩個頻率倉的模式光譜的正確疊加,如圖 XNUMX 所示。 4a.

圖 4:混頻和雙光子乾涉。
圖4

a 調製對生成的閒頻(紅色)和信號(藍色)頻率倉的影響示意圖。 頻率混合在三個頻率分量的疊加中產生每個信號和閒置狀態的圖:最外面的讓人想起與 |0s,我 |0⟩s,我 or |1s,我 |1⟩s, 我,而“中央”bin 導致兩者疊加。 每個頻移倉也獲得一個相位± φ小號,我 由於調製。 生成的 bin 的疊加由調製頻率調節,重疊在理想情況下最大化 FM = Δ/2 當生成的箱子達到完美的不可區分性時。 b 雙光子相關 G(2)1,2��1,2(2) 作為失諧函數的混頻倉 FM - Δ/2。 實驗點(黑點)是通過計算不同調製頻率下的混頻箱之間的巧合,同時保持調製相位固定和歸一化而獲得的。 假設泊松統計估計誤差條(淺灰色)。 藍色曲線表示根據方程式的最佳擬合曲線。 (2), 表現出良好的一致性 (c) 與理論預測。

 

對於巧合計數,使用窄帶布拉格光纖光柵對調製信號和閒散光子進行過濾,以僅選擇相應調製器輸出端的中心線,並將其路由至單光子檢測器。 本實驗的結果如圖 XNUMX 所示。 4b 和 c 作為調製頻率的函數。 相關性的快速振盪是由於光子在從設備傳播到 EOM 期間獲得的不同相位。 如果共振共享相同 Q 因子和耦合效率,重合率與互相關函數成正比(見補充說明 3):

G(2)s,i(fm)=1+Γ2(fm - Δ/2)2+Γ2(4π(fm - Δ/2)δT+2φs - 2φi - θ),�s,i(2)(�m)=1+Γ2(�m−Δ/2)2+Γ2cos⁡(4�(�m−Δ/2)��+2φs−2φi−�),
(2)

 

哪裡 δT = ti  -  ts 是 EOM 處的空閒和信號到達時間之間的差異,並且 φ小號(我) 是信號(惰輪)調製器驅動相位。 數字 4b 顯示實驗結果與方程式描述的曲線之間的良好一致性。 (2)為 φs  -  φi = θ/ 2和 δT = 8.5 ns,這對應於我們設置中閒頻和信號 EOM 之間約 2 m 的路徑差異。 從模型的最小二乘擬合獲得的曲線可見性是 V = 98.7 ± 1.2%。 雙光子相關性達到最大值 G(2)s,我 (調頻)2��s, i(2)(��m)≈2 什麼時候 FM = Δ/2,如其他關於頻點糾纏的作品所示12. 由於光源的高亮度,即使調製器增加了損耗,檢測器上的重合計數仍遠高於噪聲水平,CAR 水平 > 50 且檢測到的重合率 > 2 kHz,因此意味著干涉圖案具有高能見度。

有了這些結果,我們設定 FM = Δ/2 和變化 φs 進行類似貝爾的實驗。 補充說明中報告了相應的量子乾涉曲線 2.

 

 

量子態層析成像

最後,我們展示了我們的設備可以直接在芯片上生成具有可控輸出狀態的頻率倉光子對。 對於每個探索的配置,我們進行了量子態斷層掃描21. 首先,我們將設備保持在配置 Φ,其中環 A 和環 B 在狀態下生成光子對 |0s,我 |0⟩s,我 和 |1s,我 |1⟩s, 我, 分別。 因此,計算基礎的兩種狀態 |00=|0s|0i|00⟩=|0⟩s|0⟩i 和 |11=|1s|1i|11⟩=|1⟩s|1⟩i 可以通過選擇性地僅泵浦適當的諧振器來產生,如圖 XNUMX 所示。 5a和b。 這些狀態是通過量子態斷層掃描表徵的12,21,22,詳見方法部分。 在這兩種情況下,狀態都得到準確再現,保真度和純度超過 90%。

圖 5:量子態層析成像 {|00,|11}{|00⟩,|11⟩} 基礎(Φ配置)。
圖5

從左到右的列分別指代狀態: |00|00⟩|11|11⟩ddddΦ+|Φ+⟩和 ddddΦ - |Φ−⟩a - d 每個生成狀態的設備泵送方案。 泵浦激光器覆蓋的路徑以紅色突出顯示。 通過作用於可調諧 MZI 來選擇性地解決生成環 A 和 B,同時通過熱移相器改變泵的相對相位。 e - h 真實的和 g - l 通過最大似然法估計的每個生成狀態的重建密度矩陣的虛部。 FP和 EF 分別表示每個重建狀態形成的保真度、純度和糾纏度。

 

在第二個實驗中,操作 MZI 以分配泵浦功率,以便在環 A 和環 B 中產生光子對的概率相等。 如果泵浦功率足夠低,發射雙光子對的概率可以忽略不計,則生成的頻率倉處於狀態 |Φ(θ)|Φ(�)⟩ 由等式描述。 (1), 其中相位因子 θ 由 MZI 之後的移相器控制。 通過設置 θ = 0 或 π, 我們能夠生成兩個 Bell 狀態 ddddΦ+|Φ+⟩ 和 ddddΦ - |Φ−⟩,分別(見圖 5c 和 d). 密度矩陣的實部和虛部如圖 XNUMX 所示。 5g、h、k 和 l。 正如預期的那樣,我們在密度矩陣的實部發現了非零非對角線項,這表明存在糾纏。 在這些情況下,該設備也能夠輸出純度和保真度超過 90% 的所需狀態。 編隊糾纏,量化生成對糾纏的品質因數23, 是從測量的密度矩陣中提取的,兩個貝爾狀態的值 > 80%,與兩個可分離狀態的值 < 20% 形成對比 |00|00⟩ 和 |11|11⟩.

 

我們的設備也可以在 Ψ 配置下運行,環諧振排列如圖 XNUMX 所示。 1例如。 在這種情況下,還可以生成兩個剩餘的計算基礎狀態 |01|01⟩|10|10⟩ 和剩下的兩個貝爾州 ddddΨ+|ψ+⟩ 和 ddddΨ - |ψ−⟩. 請注意,在此配置中,兩個環形諧振器的泵浦諧振未對齊(圖 XNUMX)。 1F)。

 

當生成兩個可分離狀態時,Ring A(生成 |01|01⟩)或環B(生成 |10|10⟩)通過簡單地將泵調諧到相應的共振而通過總線波導泵送(見圖 XNUMX)。 6a 和 b)。 為了產生兩個貝爾態,泵浦脈衝頻譜(調諧到兩個共振的中間)使用外部 EOM 進行整形,該外部 EOM 的工作頻率對應於兩個泵浦共振之間差異的一半(FM,p = Δp/2 = 19 GHz)(見圖 6c 和 d 以及方法部分)。 通過定制調製來調整泵浦比和兩個環之間的相位以獲得為狀態生成單光子對的等概率振幅 |01|01⟩ 和 |10|10⟩ 分別,同時仍然保持雙對生成的概率可以忽略不計。 疊加的相對相位可以通過調整 EOM 驅動相位來控制,以選擇 ddddΨ+|ψ+⟩ or ddddΨ - |ψ−⟩.

圖 6:量子態層析成像 {|01,|10}{|01⟩,|10⟩} 基礎(ψ配置)。
圖6

從左到右的列分別指代狀態: |01|01⟩|10|10⟩ddddΨ+|ψ+⟩和 ddddΨ - |ψ−⟩a - d 設備泵送方案。 總線波導用作泵的輸入,而生成環的共振通過泵的光譜整形(調製)解決,在耦合到芯片之前執行。 通過調整輸入調製器驅動器的相位來調整環 A 和 B 之間的相對發電相位。 e - l 為每個生成的狀態重建密度矩陣(參見圖 XNUMX 的標題)。 5 了解詳細信息)。

 

與前一種情況一樣,通過量子態斷層掃描表徵了四種生成的狀態。 然而,我們強調這裡信號的兩個不同的 bin 間距值(Δs = 19 GHz)和惰輪(Δi = 3Δs = 57 GHz) 量子比特被使用。 雖然這不構成糾纏的產生問題,因為兩個量子比特的希爾伯特空間是由兩個具有不同 Δ 值的量子比特的希爾伯特空間的張量積構建的s 和Δi,它讓我們有機會首次展示不均勻間距的頻率倉斷層掃描。 這是通過操作信號和惰輪 EOM 來完成的(參見補充圖 XNUMX)。 1) 在不同的頻率等於相應共振頻率間隔的一半。

 

實驗結果如圖 XNUMX 所示。 6e-l。 所有四種狀態的保真度都接近或超過 90%,純度在 85% 到 100% 之間。 可分離態的糾纏度低於 5% |01|01⟩ 和 |10|10⟩,而貝爾州則超過 80% ddddΨ+|ψ+⟩ 和 ddddΨ - |ψ−⟩, 正如預期的那樣。 重建的密度矩陣顯示與圖 XNUMX 中報告的那些相關的噪聲增加。 5 因為我們的惰輪調製器的調製效率在如此高的頻率下顯著降低,導致額外的損失並降低檢測器的計數率(參見方法部分)。

 

 

可擴展到高維狀態

我們的方法可以通過縮放相干激發環的數量推廣到頻率倉 qudits。 我們通過使用不同的設備託管來提供此功能的原理證明 d = 4 個環和分插濾波器。 標記為 A、B、C 和 D 的四個源具有半徑 Rj = R0 + jδR (與 j = 0, …, d − 1), 其中 R0 = 30 微米和 δR = 0.1 μm,這導致泵浦在 9 FSR 時的 bin 間距約為 7 GHz。 器件在總線波導輸出端的光譜響應,如圖 XNUMX 所示。 7a,顯示與信號和閒散光子相關的四個等距區間(標記為 0、1、2、3),以及環在泵浦頻率下的重疊共振。 與量子比特的情況一樣,我們使用 MZI 樹將泵分為四個路徑,每個路徑都饋送一個不同的分插環濾波器,用於控制光子對源處的場強。 我們專注於生成四個計算基礎狀態和由相鄰頻率倉對形成的二維貝爾狀態的能力。 首先,分插濾波器一次調諧一個共振。 這將選擇生成的計算基礎狀態。 我們通過執行一個來表徵這些狀態 Z-基礎相關測量,即通過將信號和閒散光子投射到 Z-根據 {|ls|mi},l(m)=0,1,2,3{|��⟩s|��⟩i},��(��)=0,1,2,3,以測量四個頻率倉之間的均勻性和串擾。 從相關矩陣來看,如圖 XNUMX 所示。 7b–e,可以測量巧合計數的比率 全部 在頻率相關的基礎上 |ls|li|��⟩s|��⟩i 在不相關的基礎上 ∑l僅由,大約是兩個數量級。 我們可以通過在輸入處作用於 MZI 樹來補償不同基態的輕微不同振幅。 其次,與相鄰頻率倉對 0-1、1-2 和 2-3 相關聯的分插濾波器一次調諧一個諧振,從而產生貝爾狀態 ddddΦ+0,1|Φ+⟩0,1ddddΦ+1,2|Φ+⟩1,2 和 ddddΦ+2,3|Φ+⟩2,3, 存在 ddddΦ+l,m=(|ll+|mm)/2–√|Φ+⟩�,��=(|��⟩+|��⟩)/2. 通過將相應的頻率倉與電光調製器混合來評估量子乾涉的可見性。 與量子位實驗不同,這裡我們選擇一個與 bin 之間的光譜分離相匹配的調製頻率。 我們使用相位調製器配置為創建幅度等於基帶幅度的一階邊帶,並在信號/閒頻信號箱 0、1、2 和 3 中記錄巧合。由此產生的貝爾曲線如圖 XNUMX 所示。 7f、有知名度 V0,1 = 0.831(5), V1,2 = 0.884(6),和 V2,3 = 0.81(1),表示在所有情況下 bin 對之間都存在糾纏。 值得注意的是,在二維情況下,圖 XNUMX 中的三個貝爾曲線之間的相對相位。 7f 可以使用片上移相器進行調整,以實現最大糾纏的高維貝爾態。

圖 7:高維狀態(量子位).
圖7

a 用於生成高維狀態的設備的歸一化傳輸光譜。 設備佈局類似於圖 XNUMX 中所示的佈局。 1a,但涉及四個生成環(標記為 A、B、C、D)。 從左到右的面板分別顯示了惰輪、泵浦和與所涉及的對應四個環相關的信號共振。 b - e 相關矩陣顯示每對諧振器在分別泵浦環 A、B、C、D 時的重合計數。 f 對生成狀態執行的鐘型量子乾涉測量 ddddΦ+0,1|Φ+⟩0,1 (橙色點), ddddΦ+1,2|Φ+⟩1,2 (綠點),和 ddddΦ+2,3|Φ+⟩2,3 (藍點)。

討論區

我們證明了豐富多樣的可分離和最大糾纏態,包括任何線性疊加 {|00,|11}{|00⟩,|11⟩} or {|01,|10}{|01⟩,|10⟩},可以在單個可編程納米光子器件中使用頻率倉編碼生成,該器件採用與多項目晶圓運行兼容的現有矽光子技術製造。 這保證了這些設備可以廣泛用於從量子通信到量子計算的應用中。

 

我們的方法構成了頻率倉設備集成的創新範例,遠遠超出了批量策略的小型化。 事實上,與以前的實現不同,狀態都是在設備內部生成的,而不依賴於對單個初始狀態的片外操作。 通過在一種配置 (Φ) 中對熱光致動器進行電氣控制,並通過在另一種配置 (Ψ) 中定制泵浦光譜特性,可以很容易地在芯片上實現對生成狀態的可控性。 在該設備的未來版本中,使用兩個以上的環來定義狀態將允許兩個配置具有相同的量子位頻率間隔。 因此,該設備將能夠產生具有相同物理特性的所有四種貝爾狀態,正如最近使用外部周期性極化鈮酸鋰晶體所證明的那樣24; 它還將用於探索兩個量子位的更多希爾伯特空間。

 

由於在我們的方法中,頻率倉間距僅受諧振器線寬的限制,因此與以前的實施相比,對電光調製器的要求大大放寬了。 事實上,正如這項工作所證明的那樣,頻率倉分離與現有的矽集成調製器兼容25. 因此,可以預見我們設備的未來發展將涉及集成在芯片上的調製器。 這將進一步提高其對實際應用的適用性,例如一般的量子密鑰分發和量子通信。 此外,為兩個量子位獨立選擇 bin 間距 Δ 的能力,如圖 XNUMX 所示。 1b–g,展示了在選擇可用於源工程的頻率倉編碼基礎方面的額外靈活性。

 

這裡展示的方法是可擴展的,因為可以通過利用矽密集集成來設計和實現具有兩個以上生成環的設備,從而開啟了使用頻率量子位而不是簡單量子位的可能性。 正如幾個理論提議所證明的那樣,這種能力對於量子通信、傳感和計算算法中的多種應用至關重要26. 此外,我們的方法可以擴展以利用全光頻率轉換的最新進展27,28 擴大頻率倉的操作帶寬,從而允許人們極大地增加可訪問的希爾伯特空間的維度。

 

最後,我們的方法使我們能夠克服頻率區間間距和以前工作的特徵生成率之間的權衡。 這有助於對生成狀態的屬性進行全面評估,這可以僅使用電信級光纖組件來執行——唯一的例外是單光子檢測——整體低損耗 (<4 dB) 確保全光纖技術。 在我們的測量中實現的準確度和精度是頻率倉編碼的最先進技術,即使考慮到使用大容量源獲得的結果也是如此。 遠遠超過迄今為止關於頻點編碼的任何其他報導。 所有這些結果將引領使用頻率倉量子比特作為光子量子比特的實用選擇,能夠結合易於操作和長距離傳輸的穩健性。

方法

樣品製作

該器件在 CEA-Leti(格勒諾布爾)製造,採用 200 mm 絕緣體上矽 (SOI) 襯底,在 220 μm 厚的 SiO 上具有 2 nm 厚的晶體矽頂部器件層2 掩埋氧化物。 矽光子器件和電路的圖案化工藝結合了具有 120 nm 分辨率的深紫外 (DUV) 光刻、電感耦合等離子體蝕刻(與 LTM-Laboratoire des Technologies de la Microélectronique 合作實現)和 O2 等離子體抗剝離。 進行氫退火以大大降低蝕刻引起的波導側壁粗糙度29. 在高密度等離子體、低溫氧化物 (HDP-LTO) 封裝之後——產生 1125 nm 厚的 SiO2 層 - 沉積 110 nm 的氮化鈦 (TiN) 並對其進行圖案化以創建熱移相器,同時鋁銅層 (AlCu) 用於電焊盤定義。 最後,結合兩個不同步驟的深蝕刻——C4F8/O2/CO150/Ar 等離子體貫穿二氧化矽上覆層和掩埋氧化物的整個厚度,然後進行博世深反應離子蝕刻 (DRIE) 步驟以去除 725 μm 厚的 Si 襯底中的 XNUMX μm——以分離子-骰子,從而確保芯片到光纖邊緣耦合的高質量光學級側面。

 

線性光譜

實驗裝置在補充圖 XNUMX 中示意性表示。 1. 樣品的線性表徵如圖 XNUMX 所示。 1 通過掃描可調諧激光器(Santec TSL-710)的波長來實現,其偏振由光纖偏振控制器(PC)控制。 光在總線波導的輸入端耦合到樣品,並使用一對透鏡光纖(標稱模場直徑:3 μm)在輸出端收集,插入損耗低於 3 dB/面。 輸出信號由放大的 InGaAs 光電二極管檢測,並由示波器實時記錄。 通過使用由多通道電源驅動的電探針對每個環形諧振器的移相器尋址來調整諧振配置。

 

非線性表徵

通過功率縮放實驗評估每個諧振器的 SFWM 效率(圖 XNUMX)。 2). 通過改變耦合到每個微環的泵功率同時通過作用於熱電移相器保持共振到位來測量產生的閒散光子和信號光子的通量。 可調諧激光源光譜由帶通 (BP) 濾波器過濾,以減少來自裝置發射部分的信號和閒頻頻率的雜散光子數量,主要與激光二極管的放大自發輻射和拉曼熒光有關纖維。 收集到的信號和閒散光子首先使用粗波分複用器 (CWDM) 分離,標稱通道分離為 2.5 THz (20 nm),測量的通道間串擾 < -80 dB。 然後通過一對可調諧光纖布拉格光柵 (FBG) 對感興趣的頻率點進行窄帶濾波(3 dB 帶寬:8 GHz):除了以高精度選擇頻率點之外,此過程還抑制了落在頻率範圍之外的任何寄生寬帶光子輸入帶通濾波器的帶寬且未被 CWDM 消除。 使用循環器將產生的信號和閒散光子路由到兩個超導單光子探測器 (SSPD),在其中執行時間相關單光子計數 (TCSPC),精度約為 35 ps,主要由探測器的抖動決定. 一個巧合窗口 τc = 380 ps 是通過選擇直方圖峰值的平均半峰寬 (FWHM) 來選擇的。 意外計數是根據背景水平估算的; 請注意,該值並未從計算的巧合次數中減去,而是僅用於根據以下公式估算巧合與意外比率:

CAR=totalcountsincoinc.window - accidentalcountsincoinc.windowaccidentalcountsincoincidencewindow.CAR=totalcountsincoinc.window-accidentalcountsincoinc.windowaccidentalcountsincoincidencewindow。
(3)

量子態層析成像

生成的量子態的雙光子乾涉測量和層析成像是通過在信號和閒散解復用器輸出處包括一對強度 EOM (iXblue MX-LN) 來執行的,由多通道射頻發生器 (AnaPico APMS20G) 相干驅動。 通過調整 FBG 的中心阻帶波長來選擇感興趣的邊帶。 每個量子態的形貌涉及 16 個單獨的測量,每個測量在 15 秒的採集時間內執行。 對於每次測量,每個 FBG 都被調諧到從信號(空閒)bin 的調製中獲得的三個邊帶頻率之一,並且 EOM 的相對相位被適當調整。 密度矩陣的估計是通過最大似然技術進行的21,22. 對於狀態的生成 {|01,|10}{|01⟩,|10⟩} 基礎(ψ 配置),我們在設置的輸入端添加了一個相位 EOM,由用於層析成像的相同 RF 源相干驅動,我們在總線波導處進入芯片。 然後,兩代環被一階邊帶泵浦,而它們的相對相位由調製相位固定。

 

qudits 的測量

對於 Z-基礎相關測量,一整套不同的投影儀(針對每個光子)用於每個基礎狀態。 投影儀 |ls|mi|��⟩s|��⟩i 通過將信號(空閒)FBG 設置為僅反映頻率倉來實現 l(m). 對於那些攜帶可忽略計數的組合(對應於頻率不相關的 bin),兩個 FBG 的中心頻率不能通過簡單地最大化重合率或每個 bin 中的單頻通量來確定。 為了避免這種情況,我們在泵的反向傳播方向上耦合了二次激光束,並記錄了來自樣品的背反射光。 後者的光譜由 FBG 傳輸後進行監測,同時揭示 FBG 阻帶的光譜位置和環的四個共振頻率。 以這種方式,阻帶可以高精度地與所需的頻率倉重疊。

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