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Nature Communications volume 13, Numéro d'article : 4454 (2022) Citer cet article

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Comparé à d'autres types de qubits, le photon est unique en son genre en raison de ses avantages inégalés dans l'échange d'informations quantiques à longue distance. Par conséquent, le photon est un candidat naturel pour construire un ordinateur quantique optique modulaire à grande échelle fonctionnant à température ambiante. Cependant, les portes logiques quantiques à deux photons basse fidélité et leur nature probabiliste entraînent une surcharge de ressources importante pour le calcul quantique tolérant aux pannes. Alors que le problème probabiliste peut, en principe, être résolu en utilisant le multiplexage et la correction d'erreurs, la fidélité de la porte logique quantique optique linéaire est limitée par les imperfections des photons uniques. Nous rapportons ici la démonstration d'une porte logique quantique optique linéaire avec une fidélité de table de vérité de 99,84(3) % et une fidélité de porte d'enchevêtrement de 99,69(4) % post-sélectionnée lors de la détection de photons. Les hautes fidélités de grille obtenues sont rendues possibles par notre source à photon unique Rydberg quasi optimale. Nos travaux ouvrent la voie à des applications quantiques photoniques évolutives basées sur des qubits à photon unique quasi optimaux et des portes photon-photon.

L'opération d'intrication est l'un des éléments fondamentaux du calcul quantique universel1,2. Une porte logique quantique probabiliste annoncée à deux photons est suffisante pour réaliser un calcul quantique optique linéaire évolutif en utilisant le schéma de Knill-Laflamme-Milburn (KLM)3, mais avec une surcharge de ressources substantielle. Le modèle d'état de cluster4,5,6, qui est basé sur la mesure locale et se base sur un grand état de cluster intriqué, peut réduire considérablement la surcharge de ressources7,8,9. Étant donné que la mise en œuvre d'une opération déterministe d'intrication à deux photons est toujours difficile en optique linéaire, un grand état d'amas intriqué peut être généré en fusionnant une collection de petits amas7, par exemple des amas à trois photons, de manière balistique8,10,11,12 . La consommation de ressources du calcul de l'état des clusters est alors dominée par la préparation de ces petits clusters13, qui dépend de l'efficacité et de la qualité des sources de photons uniques, et de la capacité à générer un enchevêtrement avec une porte logique quantique, c'est-à-dire le photon-photon fidélité de la porte enchevêtrée.

Après la proposition initiale de KLM3, une porte destructrice optique contrôlée NON (CNOT) (sans l'opération de porte d'intrication) a été démontrée expérimentalement en 2002, avec une fidélité de table de vérité de 83 %14. Qiang et al. ont utilisé un schéma optique linéaire différent15 avec quatre paires de photons intriqués en entrée et ont obtenu une porte avec une fidélité de table de vérité de 98,85 % et une probabilité de succès intrinsèque de 1/64. La première opération d'intrication utilisant une porte optique linéaire a été réalisée en 2003, avec une probabilité de succès intrinsèque de 1/9 et une fidélité de porte d'intrication de 87%16. Les erreurs liées à l'optique, telles que l'inadéquation du mode photon et l'imperfection de polarisation, sont réduites au fil des ans, et la fidélité de la grille d'enchevêtrement a été progressivement améliorée à environ 94 %17,18,19. Maintenant que de nombreuses sources d'erreurs techniques ont été traitées, l'obstacle majeur pour supprimer davantage l'infidélité de la porte d'intrication réside dans la qualité des sources à photon unique20. Par exemple, pour obtenir une porte logique quantique à optique linéaire avec une infidélité inférieure à 1 %, les exigences minimales sur une source à photon unique sont g(2)(0) < 7 × 10−3 et l'indiscernabilité supérieure à 99 %. À ce jour, ces exigences exigeantes n'ont pas été simultanément satisfaites par les sources à photon unique de pointe.

Récemment, des progrès significatifs ont été réalisés dans les sources de photons uniques à base d'atomes froids de Rydberg21,22,23,24. Les interactions fortes entre les atomes de Rydberg conduisent au blocage de l'excitation25 et donc à la préparation efficace d'une excitation atomique unique, qui peut être convertie en photon unique de haute qualité à la demande26 par transfert d'état quantique matière-lumière.

Ici, nous démontrons une porte logique quantique photon-photon en exécutant le protocole de porte KLM CNOT avec des photons uniques générés à partir d'atomes de Rydberg. Notre source à photon unique Rydberg présente une pureté et une indiscernabilité presque optimales et se traduit par une fidélité de table de vérité élevée de 99,84(3) % et une fidélité de grille d'intrication de 99,69 (4) %.

Comme illustré sur la figure 1a, un ensemble d'atomes froids de 87Rb est préparé dans un piège dipolaire optique et peut être couplé à partir de l'état fondamental \(|{{{{{{{{\rm{g}}}}}} }}}} \rangle\) à un état de Rydberg élevé \(|{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}} \rangle\) en utilisant un photon à deux transition avec un champ laser de 780 nm \({{{\Omega }}}_{780}^{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}}}\) et un champ laser de 479 nm \({{{\Omega }}}_{479}^{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}}\) via un état intermédiaire \(|{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}} \rangle\). Les tailles de l'excitation de Rydberg et des faisceaux de piège dipolaire sont choisies de telle sorte que toute la région d'excitation se trouve dans le rayon de blocage de Rydberg. En conséquence, plusieurs excitations de Rydberg sont supprimées et l'ensemble atomique entier impliquant N atomes peut être promu à partir de l'état fondamental \(|{{{{{{{{\rm{G}}}}}}}}} \rangle=\mathop{\prod }\nolimits_{i=1}^{N}|{{{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}}_{i} \rangle\) à l'état d'excitation collectif unique \(\vert {{{{{{{{\rm{R}}}}}}}}}} \rangle=\mathop{\sum }\nolimits_{i =1}^{N}|{{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}}_{1} \rangle \ldots|{{{{{{{{ {{\rm{r}}}}}}}}}}_{i} \rangle \ldots|{{{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} }_{N} \rangle /\sqrt{N}\) par une impulsion π. Pour générer des photons uniques à la demande, un champ de lecture \({{{\Omega }}}_{479}^{{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}}} \) résonnant avec le \(|{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{{{\rm{r} }}}}}}}}} \rangle\) transition est appliquée. Aidé par la coopérativité atome-lumière améliorée, le champ de lecture convertit efficacement l'excitation de Rydberg en un seul photon avec un mode spatial bien défini.

a Un ensemble d'atomes froids de 87Rb avec une profondeur optique de ~5 est confiné dans un piège dipolaire de 1012 nm. Les faisceaux d'excitation à contre-propagation de 780 et 479 nm sont combinés sur un miroir dichroïque (DM) et étroitement focalisés sur l'ensemble, avec des tailles de 6 et 30 μm, respectivement. Les atomes sont initialisés dans l'état fondamental \(|{{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle\) et excités dans un état Rydberg élevé \(|{ {{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}} \rangle\) avec un désaccord à photon unique de Δ/2π = −200 MHz. Après l'excitation, une lumière de lecture à 479 nm résonnant avec \(|{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{ {{\rm{e}}}}}}}}} \rangle\) transition convertit l'état d'excitation collectif unique \(|{{{{{{{{\rm{R}}}}}}} }}} \rangle\) en un seul photon qui est couplé dans une fibre monomode. L'insert montre les niveaux atomiques impliqués dans les processus d'excitation et de lecture : état fondamental \(\vert {{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle=\vert 5{ {{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}}_{1/2},F=2,{m}_{{{{{{{{{{\ rm{F}}}}}}}}}}}=2 \rangle\), état intermédiaire \(\vert {{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle=\vert 5{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}}_{3/2},F=3,{m}_{{{{ {{{{{{\rm{F}}}}}}}}}}=3 \rangle\), et l'état de Rydberg \(|{{{{{{{{\rm{r}}} }}}}}}} \rangle=\vert 90{{{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}}_{1/2},J=1/2 ,{m}_{{{{{{{{{\rm{J}}}}}}}}}}}=1/2 \rangle\). b Deux photons uniques sont générés séquentiellement avec un intervalle de 5 μs, et leurs paquets d'ondes temporelles sont bien superposés à l'interféromètre à l'aide d'un modulateur électro-optique à commutation de polarisation (EOM) et d'une fibre à retard de 1 km. Avant l'interférence à deux photons au premier PPBS, deux plaques demi-onde (HWP) sont utilisées pour préparer l'état d'entrée des qubits de contrôle et cible. Deux autres PPBS et HWP sont utilisés après l'interférence pour terminer l'opération de la porte CNOT. L'état de sortie est mesuré par une configuration de détection sensible à la polarisation composée de HWP, de séparateurs de faisceau de polarisation (PBS) et de SPCM (c0,1 et t0,1).

Pour mettre en œuvre la porte CNOT27,28,29,30, deux photons uniques sont générés consécutivement à partir des atomes de Rydberg et utilisés comme qubits photoniques de contrôle et cible dans un interféromètre photon-photon en espace libre. Comme le montre la figure 1b, les corrélations non classiques entre les qubits de contrôle et cible peuvent être établies via l'interférence quantique à deux photons au niveau d'un séparateur de faisceau à polarisation partielle (PPBS), qui a une réflectivité de 1/3 pour les photons polarisés horizontalement et est totalement réfléchissant pour les photons polarisés verticalement. Lorsque le qubit de contrôle est dans l'état polarisé verticalement, codé comme \({|0 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}}\), deux photons n'interfèrent pas donc le qubit cible reste inchangé. En revanche, avec le qubit de contrôle dans l'état polarisé horizontalement, codé comme \({|1 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}}\ ), la composante polarisée horizontalement du qubit cible acquiert un déphasage π en raison de l'interférence quantique à deux photons déséquilibrée, tandis que la composante polarisée verticalement n'est pas affectée. En codant les états polarisés en diagonale et anti-diagonale comme \({|0 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}}}\) et \( {|1 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}}}}\), le qubit cible est inversé lorsque le qubit de contrôle est dans \({| 1 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}}}\). Par conséquent, la relation entrée-sortie implémentée est

qui définit une opération de porte CNOT.

La fidélité de la porte logique quantique photon-photon repose de manière critique sur la pureté et l'indiscernabilité de la source à photon unique de Rydberg. La pureté de notre source de photons uniques Rydberg est caractérisée par une expérience Hanbury Brown – Twiss, dans laquelle les photons sont couplés dans un séparateur de faisceau à fibre 50:50 suivi de deux modules de comptage de photons uniques (SPCM). La figure 2a montre la fonction de corrélation d'intensité de second ordre mesurée g(2)(τ) en fonction du retard τ. À la suite du blocage de l'excitation de Rydberg, une forte suppression des événements à deux photons à retard nul est observée. Afin d'atteindre un faible g (2) (0), des efforts sont déployés pour supprimer les événements de détection de fond au niveau de comptage d'obscurité SPCM (voir la note supplémentaire 1). La valeur mesurée pour la fonction de corrélation d'intensité de second ordre à un retard nul est g(2)(0) = 7,5(6) × 10−4, ce qui indique une excellente pureté de photon unique.

une fonction de corrélation d'intensité de second ordre g(2)(τ) en fonction du retard τ. La durée de chaque cycle expérimental est de 2,5 µs. L'encart montre g(2)(0) à zéro retard. Une fenêtre de détection de 200 ns est appliquée. b Les coïncidences normalisées dans l'expérience HOM en fonction du décalage temporel à deux photons Δt. La courbe pleine est un ajustement de Gauss. Les barres d'erreur représentent l'écart type 1σ des événements de comptage photoélectrique.

L'évolutivité des protocoles photoniques quantiques basés sur les interférences dépend fortement de l'indiscernabilité des photons uniques, car les photons distinguables détériorent gravement la fidélité de fonctionnement. Pour étudier l'indiscernabilité, la visibilité des interférences à deux photons est mesurée par une expérience Hong-Ou-Mandel (HOM). La figure 2b affiche le taux de coïncidence à deux photons mesuré en fonction du décalage temporel Δt entre deux photons. Les deux photons utilisés dans l'expérience HOM sont générés séquentiellement à partir des atomes de Rydberg. Le premier photon est retardé de 5 μs à l'aide d'un EOM et d'une fibre de 1 km, tandis que le deuxième photon est généré 5 μs + Δt après le premier (voir note complémentaire 2). En raison de l'interférence quantique entre deux photons uniques, nous observons une suppression non classique des coïncidences à décalage temporel nul avec une visibilité élevée de V = 99,43(9)%. Outre l'indiscernabilité des photons, V est également affecté par les événements de détection de fond et l'impureté à photon unique caractérisée par un g(2)(0) non nul. En analysant ces contributions, nous extrayons une indiscernabilité de 99,55(9)%.

Nous constatons que la réduction de l'indiscernabilité de l'unité est principalement causée par l'interférence imparfaite des composants de photons dans les fronts montants et descendants du profil temporel à photon unique (voir la note supplémentaire 2). Pour améliorer encore l'indiscernabilité, la fenêtre de détection de photon unique est réduite de 200 à 80 ns, qui contient 62 % des photons autour du centre. La fenêtre de détection plus petite conduit à une meilleure indiscernabilité de 99,94(8)% et est utilisée pour l'expérience de la porte CNOT. La fenêtre de détection de 80 ns se traduit également par un meilleur rapport signal sur fond et un g(2)(0) inférieur de 4,5(8) × 10−4.

Ayant des photons uniques avec une pureté et une indiscernabilité presque optimales à portée de main, nous procédons à la mise en œuvre et à la caractérisation de la porte photonique CNOT en entrant différentes combinaisons de qubits de contrôle-cible dans la porte et en mesurant les états de sortie correspondants. Les tables de vérité de la porte CNOT sont illustrées aux Fig. 3a, b, où les probabilités post-sélectionnées pour différentes combinaisons d'entrée-sortie sont affichées sur une échelle logarithmique. Les fidélités mesurées de la table de vérité de la porte CNOT dans la base de calcul ZZ et la base complémentaire XX sont \({F}_{{{{{{{{{\rm{CNOT}}}}}}}}}} }^{{{{{{{{{\rm{ZZ}}}}}}}}}}=99.84(3)\%\) et \({F}_{{{{{{{ {{{\rm{CNOT}}}}}}}}}}^{{{{{{{{{\rm{XX}}}}}}}}}}}=99.81(3)\ %\), qui est défini comme la probabilité de détecter les états de sortie souhaités moyennés sur les états d'entrée.

a, b Tables de vérité de la porte CNOT dans la base de calcul ZZ (a) et la base complémentaire XX (b). La relation entrée-sortie idéale dans la base ZZ est \(\vert 00 \rangle \to|00 \rangle\), \(\vert 01 \rangle \to|01 \rangle\), \(\vert 10 \rangle \to|11 \rangle\) et \(\vert 11 \rangle \to|10 \rangle\). De même, la relation entrée-sortie idéale dans la base XX est \(\vert {+} {+} \rangle \to|{+} {+} \rangle\), \(\vert+- \rangle \to|- - \rangle\), \(\vert -+\rangle \to|-+\rangle\) et \(\vert -- \rangle \to \vert+- \rangle\), avec les définitions de \({\ vert \pm \rangle }_{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}}}=({\vert 0 \rangle }_{{{{{{{{ {{\rm{C}}}}}}}}}}\pm {\vert 1 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}} }})/\sqrt{2}\) pour le qubit de contrôle et \({|\pm \rangle }_{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}}}} =({|0 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}}}}\pm {|1 \rangle }_{{{{{{{ {{{\rm{T}}}}}}}}})/\sqrt{2}\) pour le qubit cible. Les probabilités mesurées sont présentées sur une échelle logarithmique. c, d Parties réelles (c) et imaginaires (d) de la matrice de densité reconstruite ρ pour l'état intriqué créé.

La caractéristique la plus remarquable d'une porte logique quantique à deux photons est sa capacité à établir un enchevêtrement entre deux photons initialement non corrélés. Avec un état produit de \((|0 \rangle -|1 \rangle )|1 \rangle /\sqrt{2}\) en entrée, la porte CNOT génère idéalement un état de Bell intriqué au maximum \(|{{{\ Psi }}}^{-} \rangle=(|01 \rangle -|10 \rangle )/\sqrt{2}\). Pour caractériser la fidélité de la porte d'intrication, une tomographie à l'état quantique est effectuée sur l'état de sortie et la matrice de densité reconstruite ρ est représentée sur les figures 3c, d. La fidélité d'état mesurée, c'est-à-dire la fidélité de porte d'intrication, est \({F}_{{{{\Psi }}}^{-}}=\left\langle {{{\Psi }}}^{-} \right|\rho|{{{\Psi }}}^{-} \rangle=99.69(4)\%\), ce qui est en bon accord avec notre analyse (voir la note complémentaire 4), et démontre la préparation de paires de photons intriqués haute fidélité. À notre connaissance, la porte logique quantique photon-photon démontrée ici a la fidélité de table de vérité et la fidélité de porte d'intrication les plus élevées signalées jusqu'à présent.

Pour vérifier davantage l'intrication, nous démontrons la violation de l'inégalité de Bell avec l'état de sortie en évaluant la fonction de corrélation E(θc, θt) donnée par

où θc (θt) est l'angle de polarisation pour la mesure de l'état de sortie de commande (cible), et Cij est le taux de coïncidence entre les SPCM ci=0,1 et tj=0,1 sur la Fig. 1b. La fonction de corrélation E(θc, θt) avec des visibilités de franges élevées est observée sur la Fig. 4. Les valeurs de E(θc, θt) aux réglages d'angle de polarisation pour l'inégalité de Bell sont présentées dans le tableau 1, à partir duquel le paramètre de Bell S = E( π/8, 0) + E(π/8, π/4) + E( − π/8, 0) − E( − π/8, π/4) est déterminé. La valeur mesurée S = 2,823(12) s'approche de la valeur idéale de \(|S \vert=2\sqrt{2}\), et viole l'inégalité Clauser–Horne–Shimony–Holt ∣S∣ ≤ 2 de plus de 60 écarts-types, confirmant ainsi clairement l'intrication entre les photons de sortie et la nature quantique de notre porte.

Fonction de corrélation mesurée E(θc, θt) en fonction de θc avec θt = 0 (losanges) et θt = π/4 (cercles). Les courbes pleines sont des ajustements sinusoïdaux avec une visibilité de 0,99(1). Les barres d'erreur représentent l'écart type 1σ des événements de comptage photoélectrique.

Pour comprendre quantitativement les performances de notre porte logique quantique, nous étudions en profondeur les sources d'erreur possibles dans l'expérience et identifions trois contributions majeures à l'infidélité de la porte CNOT. Les événements de détection de fond, qui proviennent principalement des comptages sombres des SPCM, se produisent de manière aléatoire et conduisent à une infidélité de 0,088 (4) % pour la base ZZ. De plus, les composantes multiphotoniques résiduelles de la source à photon unique induisent des coïncidences inattendues dans les bases \(|10 \rangle\) et \(|11 \rangle\), et conduisent à une infidélité de 0,067(19)% pour ZZ base. De plus, l'indiscernabilité imparfaite des photons réduit la visibilité des interférences quantiques et provoque des erreurs lors du retournement d'état contrôlé du qubit cible, conduisant à une infidélité de 0,06 (8) % pour la base ZZ. L'infidélité pour la base XX apportée par les mécanismes mentionnés ci-dessus est comparable. Nous soulignons que les mécanismes d'erreur mentionnés ci-dessus ne sont pas intrinsèques à notre expérience et peuvent être atténués à l'avenir (voir la note complémentaire 3).

Les performances de la porte avec une fenêtre de détection de photon unique de 200 ns sont également étudiées, et la fidélité de la table de vérité pour la base XX (ZZ) est de 99,40(3)% (99,53(3)%). La contribution dominante de l'infidélité provient de l'indiscernabilité finie de 99,55 (9) %, qui est très probablement causée par les gazouillis de phase dans les fronts montants et descendants du profil temporel à photon unique. En principe, cet effet peut être caractérisé en utilisant une méthode homodyne pour extraire le profil de phase à photon unique et peut être compensé en contrôlant de manière optimale la phase et l'amplitude du champ de lecture \({{{\Omega }}}_{479} ^{{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}}\).

Le protocole de porte optique linéaire probabiliste utilisé ici a une efficacité intrinsèque de 1/9, et la probabilité d'avoir un seul photon à l'entrée cible (contrôle) est d'environ 7,1 % (3,5 %) avec une fenêtre de détection de 200 ns. Compte tenu de l'efficacité du protocole de porte, des efficacités à photon unique, des pertes optiques et de l'efficacité de détection SPCM, la probabilité de détection de coïncidence typique est d'environ 7,6 × 10−5. La fenêtre de détection de 80 ns la réduit encore à 3,3 × 10−5. Avec un taux de répétition de 50 kHz, notre expérience présente un taux de réussite élevé jusqu'à 100 par minute, même avec la petite fenêtre de détection de 80 ns. Cela démontre que le fonctionnement optique quantique basé sur la source à photon unique de Rydberg est compétitif en termes de taux de réussite de porte par rapport à d'autres sources à photon unique, tout en présentant d'autres avantages en termes de pureté de photon unique, d'indiscernabilité et de fidélité de porte logique quantique. La probabilité de détection de coïncidence et le taux de répétition peuvent encore être améliorés grâce à de futurs efforts techniques (voir la note complémentaire 3).

Nous soulignons que la haute fidélité obtenue n'est pas limitée au schéma de porte probabiliste utilisé ici. Par exemple, des protocoles déterministes de porte photon-photon ont été démontrés en utilisant des interactions matière-lumière31,32, et une source majeure d'infidélité dans ces expériences provient des composants multi-photons nuisibles dans les qubits photoniques, qui peuvent être contournés avec notre quasi- photons uniques optimaux.

En résumé, nous démontrons expérimentalement une porte logique quantique photon-photon avec une fidélité de table de vérité post-sélectionnée de 99,84(3)% et une fidélité de porte d'enchevêtrement de 99,69(4)% basée sur des photons uniques presque optimaux générés par des atomes de Rydberg. Combinée aux techniques de multiplexage et à la correction d'erreur quantique, la démonstration de la porte haute fidélité permet de réduire la surcharge des ressources quantiques et constitue ainsi une étape importante vers la construction d'un ordinateur quantique à optique linéaire à grande échelle.

Nos résultats ouvrent de nouvelles perspectives pour des applications très exigeantes telles que le traitement photonique de l'information quantique et les architectures quantiques distribuées matière-lumière33 (voir la note complémentaire 5 pour des discussions détaillées sur les applications potentielles). Par exemple, des photons uniques haute fidélité et des portes à deux photons permettent la préparation d'états de cluster photonique, qui sont les éléments clés des répéteurs quantiques tout optiques34,35 qui contournent l'exigence de mémoires quantiques à longue durée de vie. En augmentant la taille des états du cluster et en étendant leurs dimensions à plus de deux, l'informatique quantique photonique tolérante aux pannes peut être mise en œuvre6. De plus, des photons uniques de haute qualité provenant d'atomes de Rydberg peuvent être injectés dans des puces photoniques intégrées36, réalisant des circuits quantiques photoniques avec une excellente interférence quantique multiphotonique. Enfin, des photons uniques de haute qualité et des paires de photons intriqués permettent des interconnexions presque parfaites entre des modules quantiques distants37,38 qui utilisent des qubits atomiques comme processeurs quantiques locaux, créant des architectures quantiques à grande échelle39 avec de faibles taux d'erreur globaux.

Pour préparer l'échantillon atomique, des atomes de 87Rb sont chargés à partir de la vapeur de fond dans un piège magnéto-optique (MOT) pendant 330 ms. Ensuite, la densité atomique est augmentée pendant les 50 ms suivantes en comprimant le MOT avec un gradient de champ magnétique de 50 G cm−1. Le refroidissement par gradient de polarisation abaisse encore la température atomique à environ 10 μK et les atomes sont chargés dans un piège dipolaire optique de longueur d'onde de 1012 nm. Le piège dipolaire est formé en focalisant un champ laser polarisé linéairement, avec une taille transversale de 10 μm et une taille verticale de 50 μm, respectivement. Dans les 50 ms suivantes, les atomes non piégés quittent la région expérimentale par chute libre, et un champ magnétique de polarisation de 8 G est appliqué pour définir l'axe de quantification perpendiculaire à la direction de propagation du piège dipolaire à 1012 nm. Pour initialiser les atomes dans l'état fondamental \(\vert {{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle=\vert 5{{{{{{{{{ {\rm{S}}}}}}}}}}_{1/2},F=2,{m}_{{{{{{{{{{\rm{F}}}}} }}}}}}=2 \rangle\), un champ de pompage optique polarisé σ+ est utilisé pour piloter le \(|5{{{{{{{{{\rm{S}}}}}} }}}}}_{1/2},F=2 \rangle \leftrightarrow|5{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}}_{1/ 2},F=2 \rangle\) transition, et une lumière de repompage résonnant avec \(|5{{{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}_{1 /2},F=1 \rangle \leftrightarrow|5{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}}_{3/2},F=2 \rangle \) épuise les atomes du niveau hyperfin \(|5{{{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}}_{1/2},F=1 \rangle \). Les atomes sont efficacement préparés dans l'état fondamental \(\vert {{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle\) en 230 μs et l'échantillon atomique a une optique profondeur de ~5 pour le champ laser résonant avec \(\vert {{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{{ {\rm{e}}}}}}}}} \rangle\).

Pour générer des photons uniques, le protocole expérimental de 2,5 μs est répété 50 000 fois après chaque préparation d'échantillon atomique. Dans chaque cycle expérimental, une excitation de Rydberg à deux photons est effectuée à l'aide d'un champ laser à 780 nm polarisé σ+ et d'un champ laser à 479 nm polarisé σ− à travers l'état intermédiaire \(\vert {{{{{{{{ {\rm{e}}}}}}}}} \rangle=\vert 5{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}}_{3/ 2},F=3,{m}_{{{{{{{{{\rm{F}}}}}}}}}}=3 \rangle\) avec un désaccord de Δ/2π = −200MHz. Les lasers d'excitation à 780 et 479 nm couplent hors résonance \(\vert {{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{ {{\rm{e}}}}}}}}} \rangle\) et \(\vert {{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}} \rangle=\vert 90{{{{{{{{{{\rm{S}}}} }}}}}}}_{1/2},J=1/2,{m}_{{{{{{{{{\rm{J}}}}}}}}}}}= 1/2 \rangle\) transitions, respectivement. Idéalement, les états de Rydberg avec un nombre quantique principal n plus élevé présentent des interactions plus fortes et une meilleure suppression des excitations multiples. Cependant, les effets néfastes tels que les contaminants Rydberg à longue durée de vie, les changements de niveau induits par les champs électriques ambiants et le déphasage dépendant de la densité s'aggravent également avec un n plus élevé. Pour équilibrer les avantages et les inconvénients, l'état de Rydberg avec n = 90 est utilisé ici pour la génération de photons uniques de haute qualité. Le champ laser à 780 nm est généré à partir d'un laser à diode à cavité externe et le champ laser à 479 nm est produit par un générateur de deuxième harmonique alimenté par une lumière laser à 959 nm amplifiée en puissance. Les lasers 780 et 959 nm sont verrouillés en fréquence sur une cavité à très faible expansion avec une finesse de 20 000 et les largeurs de raie des deux lasers sont inférieures à 10 kHz. Les fréquences de Rabi des champs d'excitation à 780 et 479 nm sont \({{{\Omega }}}_{780}^{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}} }}/2\pi \,\approx\, 6.4{{{{{{{{\rm{MHz}}}}}}}}}}\) et \({{{\Omega }}}_ {479}^{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}}/2\pi \,\approx\, 4.2{{{{{{{{{\ rm{MHz}}}}}}}}}}\), respectivement. Une impulsion π collective de 350 ns de long avec des lasers d'excitation à 780 et 479 nm promeut les atomes de l'état fondamental \(|{{{{{{{{{\rm{G}}}}}}}}} \ range\) dans l'état d'excitation unique collectif \(|{{{{{{{{\rm{R}}}}}}}}} \rangle\). Après une période de stockage de 300 ns, un champ laser de lecture de 479 nm (\({{{\Omega }}}_{479}^{{{{{{{{\rm{r}}}}} }}}}}}\)) résonnant avec le \(|{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{ {{\rm{e}}}}}}}}} \rangle\) transition est activée et convertit l'état \(|{{{{{{{{{\rm{R}}}}} }}}}} \rangle\) dans un champ à photon unique. En raison de l'émission collective, les photons uniques générés ont le même mode spatial que le laser d'excitation à 780 nm et peuvent être facilement couplés dans une fibre monomode. Un modulateur acousto-optique de déclenchement est utilisé avant la fibre pour protéger les SPCM de la forte impulsion laser d'excitation de 780 nm.

Les données à l'appui des tracés de cet article sont disponibles via Zenodo à https://doi.org/10.5281/zenodo.6552691. De plus amples informations sont disponibles auprès de l'auteur correspondant sur demande raisonnable.

Le code utilisé dans cette étude est disponible auprès des auteurs correspondants sur demande raisonnable.

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Les auteurs remercient Chao-Yang Lu, Timothy Ralph, Kang Tan, Yiqiu Ma et Yijia Zhou pour leurs précieuses discussions. Ce travail a été soutenu par le National Key Research and Development Program of China sous Grants No. 2021YFA1402003, la National Natural Science Foundation of China (Grant No. U21A6006, No. 12004127, No. 12005067, and No. 12104173), et le Fundamental Fonds de recherche pour les universités centrales, HUST (Grant No. 5003012068).

Ces auteurs ont contribué à parts égales : 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, Chine

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

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SS et LL ont conçu l'idée. SS, BX, YL et JW ont construit la configuration expérimentale. SS, BX, G.-SY, D.-SX et KZ ont réalisé l'expérience et l'analyse des données. KZ et DS ont effectué le calcul théorique et l'estimation de l'erreur. LL a supervisé l'expérience. Le manuscrit a été écrit grâce aux contributions de tous les auteurs.

Correspondance avec Daiqin Su ou Lin Li.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

Nature Communications remercie le(s) relecteur(s) anonyme(s) pour leur contribution à la relecture par les pairs de ce travail. Les rapports des pairs examinateurs sont disponibles.

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Réimpressions et autorisations

Shi, S., Xu, B., Zhang, K. et al. Porte logique quantique photonique haute fidélité basée sur une source de photon unique Rydberg quasi optimale. Nat Commun 13, 4454 (2022). https://doi.org/10.1038/s41467-022-32083-9

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Reçu : 25 mars 2022

Accepté : 13 juillet 2022

Publié: 01 août 2022

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

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