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Nature Communications volume 13、記事番号: 4454 (2022) この記事を引用

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他の種類の量子ビットと比較して、光子は長距離の量子情報交換において比類のない利点があるため、他に類を見ないものです。 したがって、フォトンは、室温で動作する大規模なモジュール式光量子コンピュータを構築するための自然な候補です。 ただし、忠実度の低い 2 光子量子論理ゲートとその確率的な性質により、フォールト トレラントな量子計算ではリソースのオーバーヘッドが大きくなります。 確率論的な問題は原理的には多重化とエラー訂正を使用することで解決できますが、線形光量子論理ゲートの忠実度は単一光子の不完全さによって制限されます。 今回我々は、真理値表忠実度99.84(3)%、光子の検出時に事後選択されたエンタングルゲート忠実度99.69(4)%の線形光量子論理ゲートの実証を報告する。 達成された高いゲート忠実度は、最適に近いリュードベリ単一光子源によって可能になりました。 私たちの研究は、ほぼ最適な単一光子量子ビットと光子-光子ゲートに基づいたスケーラブルな光子量子アプリケーションへの道を切り開きます。

もつれ操作は、ユニバーサル量子計算の基本的な構成要素の 1 つです 1,2。 確率論的で予告された 2 光子量子論理ゲートは、かなりのリソース オーバーヘッドがあるにもかかわらず、Knill-Laflamme-Milburn (KLM) スキーム 3 を使用してスケーラブルな線形光量子コンピューティングを実現するのに十分です。 クラスター状態モデル 4、5、6 は、ローカル測定に基づいており、大規模なもつれたクラスター状態をフィードフォワードすることで、リソースのオーバーヘッドを大幅に削減できます 7、8、9。 線形光学では決定論的な 2 光子もつれ操作の実装が依然として困難であることを考慮すると、大きなもつれクラスター状態は、弾道的な方法で小さなクラスター 7、たとえば 3 光子クラスターの集合を融合することによって生成できます 8,10,11,12 。 クラスター状態計算のリソース消費は、これらの小さなクラスターの準備によって支配されます13。これは、単一光子源の効率と品質、および量子論理ゲート、つまり光子 - 光子とのもつれを生成する能力に依存します。もつれゲートの忠実度。

KLM3 の最初の提案の後、破壊的光制御 NOT (CNOT) ゲート (もつれゲート動作なし) が 83% の真理値表忠実度で 2002 年に実験的に実証されました14。 チャンら。 は、入力として 4 対のもつれ光子を使用する別の線形光学スキーム 15 を採用し、98.85% の真理値表忠実度と 1/64 の固有成功確率を備えたゲートを達成しました。 線形光ゲートを使用した最初のもつれ操作は 2003 年に実現され、固有の成功確率は 1/9、もつれゲートの忠実度は 87% でした16。 光子モードの不一致や偏光不完全などの光学関連のエラーは年月の経過とともに減少し、エンタングルゲートの忠実度は徐々に 94% まで改善されました 17、18、19。 エラーの多くの技術的原因が解決された現在、エンタングルゲート不正行為をさらに抑制するための主な障害は、単一光子源の品質にあります20。 たとえば、不忠実度が 1% 未満の線形光量子論理ゲートを実現するには、単一光子源の最小要件は、g(2)(0) < 7 × 10−3 および 99% 以上の識別不能性です。 現在まで、これらの厳しい要件は、最先端の単一光子源によって同時に達成されていません。

最近、冷たいリュードベリ原子に基づく単一光子源において大きな進歩が見られました 21、22、23、24。 リュードベリ原子間の強い相互作用は励起の遮断 25 をもたらし、その結果、単一原子励起の効率的な準備が可能になります。この励起は、物質-光量子状態転移を通じてオンデマンドで高品質の単一光子に変換できます 26。

ここでは、リュードベリ原子から生成された単一光子を使用して KLM CNOT ゲート プロトコルを実行することにより、光子 - 光子量子論理ゲートを実証します。 当社のリュードベリ単一光子源は、最適に近い純度および識別不能性を特徴としており、99.84(3)% という高い真理値表忠実度および 99.69(4)% というエンタングルゲート忠実度を実現します。

図1aに示すように、冷たい87Rb原子の​​集合体は光双極子トラップで準備され、基底状態から結合できます\(|{{{{{{{{\rm{g}}}}}} }}}} \rangle\) から高層リュードベリ状態 \(|{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}} \rangle\) へ 2 光子を使用780 nm のレーザー場による遷移 \({{{\Omega }}}_{780}^{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}\)および 479 nm のレーザー場 \({{{\Omega }}}_{479}^{{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}}\)中間状態 \(|{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle\)。 リュードベリ励起ビームと双極子トラップ ビームのウェストは、励起領域全体がリュードベリ ブロッケード半径内に収まるように選択されます。 その結果、複数のリュードベリ励起が抑制され、N 個の原子が関与する原子集団全体が基底状態から昇格することができます \(|{{{{{{{{\rm{G}}}}}}}} \rangle=\mathop{\prod }\nolimits_{i=1}^{N}|{{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}}_{i} \rangle\) を単一の集団励起状態 \(\vert {{{{{{{{\rm{R}}}}}}}}}} \rangle=\mathop{\sum }\nolimits_{i =1}^{N}|{{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}}_{1} \rangle \ldots|{{{{{{{{ {{\rm{r}}}}}}}}}}_{i} \rangle \ldots|{{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}} }_{N} \rangle /\sqrt{N}\) を π パルスで発生させます。 オンデマンドで単一光子を生成するには、読み出しフィールド \({{{\Omega }}}_{479}^{{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}} \) \(|{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{{\rm{r} }}}}}}}}} \rangle\) トランジションが適用されます。 原子と光の協同性の強化により、読み出し場はリュードベリ励起を明確な空間モードを持つ単一光子に効率的に変換します。

a 光学的深さ約 5 の冷たい 87Rb 原子の集合体が、1012 nm の双極子トラップに閉じ込められています。 逆伝播する 780 nm と 479 nm の励起ビームはダイクロイック ミラー (DM) 上で結合され、ウエストがそれぞれ 6 μm と 30 μm のアンサンブル上にしっかりと集束されます。 原子は基底状態 \(|{{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}} \rangle\) で初期化され、高位のリュードベリ状態 \(|{ {{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}} \rangle\) Δ/2π = −200 MHz の単一光子離調を伴う。 励起後、479 nm の読み出し光が \(|{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{ {{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle\) 遷移は単一の集団励起状態 \(|{{{{{{{{{\rm{R}}}}}}} を変換します}}} \rangle\) を単一の光子に変換し、シングルモード ファイバーに結合します。 挿入部分は、励起と読み出しのプロセスに関与する原子レベルを示しています: 基底状態 \(\vert {{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}} \rangle=\vert 5{ {{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}_{1/2}、F=2、{m}_{{{{{{{{{{\ rm{F}}}}}}}}}}=2 \rangle\)、中間状態 \(\vert {{{{{{{{\rm{e}}}}}}}} \rangle=\vert 5{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}_{3/2},F=3,{m}_{{{{ {{{{{{\rm{F}}}}}}}}}=3 \rangle\)、リュードベリは \(|{{{{{{{{\rm{r}}} }}}}}}} \rangle=\vert 90{{{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}_{1/2},J=1/2 ,{m}_{{{{{{{{{{\rm{J}}}}}}}}}}}=1/2 \rangle\)。 b 2 つの単一光子が 5 μs の間隔で連続して生成され、それらの時間波パケットは、偏光スイッチング電気光学変調器 (EOM) と 1 km の遅延ファイバーを使用する干渉計で十分にオーバーラップされます。 最初の PPBS での 2 光子干渉の前に、2 つの半波長板 (HWP) を使用して、制御量子ビットとターゲット量子ビットの入力状態を準備します。 干渉後にさらに 2 つの PPBS と HWP が使用され、CNOT ゲート操作が完了します。 出力状態は、HWP、偏光ビーム スプリッター (PBS)、および SPCM (c0,1 および t0,1) で構成される偏光に敏感な検出セットアップによって測定されます。

CNOT ゲート 27、28、29、30 を実装するには、2 つの単一光子がリュードベリ原子から連続的に生成され、自由空間光子-光子干渉計の制御およびターゲット光量子ビットとして使用されます。 図1bに示すように、コントロール量子ビットとターゲット量子ビットの間の非古典的相関は、水平偏光子に対して1/3の反射率を持ち、垂直偏光子に対しては全反射します。 制御量子ビットが垂直偏光状態にある場合、 \({|0 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}}\) としてエンコードされます。 2 つの光子は干渉しないため、ターゲット量子ビットは変化しません。 対照的に、水平偏光状態の制御量子ビットでは \({|1 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}\ としてエンコードされます)、ターゲット量子ビットの水平偏光成分は、不均衡な 2 光子量子干渉の結果として π 位相シフトを取得しますが、垂直偏光成分は影響を受けません。 対角偏光状態と反対角偏光状態を \({|0 \rangle }_{{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}}}\) および \( {|1 \rangle }_{{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}}}\)、制御量子ビットが \({| 1 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}}\)。 したがって、実装された入出力関係は次のようになります。

これは CNOT ゲート操作を定義します。

光子 - 光子量子論理ゲートの忠実度は、リュードベリ単一光子源の純度と区別不能性に大きく依存します。 当社のリュードベリ単一光子源の純度は、光子が 50:50 ファイバー ビーム スプリッターに結合され、その後 2 つの単一光子計数モジュール (SPCM) に接続されるハンベリー ブラウン ツイスの実験によって特徴付けられます。 図 2a は、測定された 2 次強度相関関数 g(2)(τ) を遅延 τ の関数として示しています。 リュードベリ励起遮断の結果、遅延ゼロでの 2 光子イベントの強力な抑制が観察されます。 低い g(2)(0) を達成するために、バックグラウンド検出イベントを SPCM ダークカウント レベルまで抑制することに努力が費やされます (補足注 1 を参照)。 遅延ゼロでの 2 次強度相関関数の測定値は g(2)(0) = 7.5(6) × 10−4 であり、優れた単一光子純度を示しています。

遅延 τ の関数としての 2 次強度相関関数 g(2)(τ)。 各実験サイクルの継続時間は 2.5 μs です。 挿入では、遅延ゼロでの g(2)(0) が示されています。 200 ns の検出ウィンドウが適用されます。 b 2光子の時間的不一致Δtの関数としてのHOM実験における正規化された一致。 実線の曲線はガウス フィットです。 エラーバーは、光電計数イベントからの 1σ 標準偏差を表します。

干渉ベースの量子フォトニックプロトコルのスケーラビリティは、単一光子の区別不能性に大きく依存します。これは、識別可能な光子が動作の忠実度を大幅に低下させるためです。 識別不能性を調査するために、Hong-Ou-Mandel (HOM) 実験によって 2 光子干渉可視度が測定されます。 図 2b は、測定された 2 光子の一致率を 2 つの光子間の時間的不一致 Δt の関数として示しています。 HOM 実験で使用される 2 つの光子は、リュードベリ原子から順番に生成されます。 最初の光子は EOM と 1 km ファイバーを使用して 5 μs 遅延されますが、2 番目の光子は最初の光子から 5 μs + Δt 後に生成されます (補足注 2 を参照)。 2 つの単一光子間の量子干渉により、V = 99.43(9)% という高い可視性で、時間的不一致がゼロでの同時発生の非古典的抑制が観察されます。 光子の識別不能性に加えて、V はバックグラウンド検出イベントや非ゼロ g(2)(0) によって特徴付けられる単一光子不純物にも影響されます。 これらの寄与を分析することにより、99.55(9)% の識別不能性が抽出されます。

単一光子との区別不能性の低下は、主に、単一光子の時間プロファイルの立ち上がりエッジと立ち下がりエッジにおける光子成分からの不完全な干渉によって引き起こされることがわかりました（補足注2を参照）。 識別不能性をさらに改善するために、単一光子の検出ウィンドウが 200 ns から 80 ns に短縮され、中心付近の光子の 62% が含まれます。 検出ウィンドウが小さいほど、99.94(8)% という優れた識別不能性が得られ、CNOT ゲート実験に使用されます。 また、80 ns の検出ウィンドウにより、信号対バックグラウンド比が向上し、g(2)(0) が 4.5(8) × 10−4 と低くなります。

最適に近い純度と区別不能性を備えた単一光子を手元に用意した後、さまざまな制御ターゲット量子ビットの組み合わせをゲートに入力し、対応する出力状態を測定することで、フォトニック CNOT ゲートの実装と特性評価に進みます。 CNOT ゲートの真理値表を図 3a、b に示します。ここでは、さまざまな入出力の組み合わせに対する選択後の確率が対数スケールで表示されています。 計算上の ZZ 基底と相補 XX 基底で測定された CNOT ゲートの真理値表忠実度は \({F}_{{{{{{{{{\rm{CNOT}}}}}}}}} }^{{{{{{{{{\rm{ZZ}}}}}}}}}}=99.84(3)\%\) および \({F}_{{{{{{{ {{{\rm{CNOT}}}}}}}}}}^{{{{{{{{\rm{XX}}}}}}}}}}=99.81(3)\ %\)。これは、入力状態を平均した、目的の出力状態を検出する確率として定義されます。

a、b 計算上の ZZ 基底 (a) および相補 XX 基底 (b) における CNOT ゲートの真理値表。 ZZ 基底における理想的な入出力関係は \(\vert 00 \rangle \to|00 \rangle\)、\(\vert 01 \rangle \to|01 \rangle\)、\(\vert 10 \rangle \to|11 \rangle\) と \(\vert 11 \rangle \to|10 \rangle\) です。 同様に、XX 基底における理想的な入出力関係は \(\vert {+} {+} \rangle \to|{+} {+} \rangle\), \(\vert+- \rangle \to|- - \rangle\)、\(\vert -+\rangle \to|-+\rangle\) および \(\vert -- \rangle \to \vert+- \rangle\)、\({\ の定義付き) vert \pm \rangle }_{{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}}=({\vert 0 \rangle }_{{{{{{{{ {{\rm{C}}}}}}}}}}\pm {\vert 1 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}} }})/\sqrt{2}\) 制御量子ビットと \({|\pm \rangle }_{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}} =({|0 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}}}\pm {|1 \rangle }_{{{{{{{ターゲット量子ビットの {{{\rm{T}}}}}}}}}})/\sqrt{2}\)。 測定された確率は対数スケールで表示されます。 c、d 作成されたもつれ状態の再構成された密度行列 ρ の実数部 (c) と虚数部 (d)。

2 光子量子論理ゲートの最も注目すべき特徴は、最初は相関のなかった 2 つの光子間のもつれを確立できることです。 \((|0 \rangle -|1 \rangle )|1 \rangle /\sqrt{2}\) の積状態を入力として、CNOT ゲートは理想的には最大限にもつれたベル状態 \(|{{{\サイ }}}^{-} \rangle=(|01 \rangle -|10 \rangle )/\sqrt{2}\)。 もつれゲートの忠実度を特徴付けるために、出力状態に対して量子状態トモグラフィーが実行され、再構成された密度行列ρが図3c、dに示されています。 測定された状態の忠実度、つまりエンタングル ゲートの忠実度は \({F}_{{{{\Psi }}}^{-}}=\left\langle {{{\Psi }}}^{-} \right|\rho|{{{\Psi }}}^{-} \rangle=99.69(4)\%\)、これは私たちの分析とよく一致しており（補足注4を参照）、次の準備を示しています。高忠実度のもつれた光子ペア。 私たちの知る限り、ここで実証された光子 - 光子量子論理ゲートは、これまでに報告されている中で最も高い真理値表忠実度およびもつれゲート忠実度を持っています。

もつれをさらに検証するために、次の式で与えられる相関関数 E(θc, θt) を評価することにより、出力状態によるベルの不等式の違反を実証します。

ここで、θc（θt）は制御（ターゲット）出力状態を測定するための偏光角、Cijは図1bのSPCM ci=0,1とtj=0,1の間の一致率です。 フリンジの可視性が高い相関関数 E(θc, θt) が図 4 に見られます。ベルの不等式の偏光角設定における E(θc, θt) の値を表 1 に示します。ここから、ベル パラメータ S = E( π/8, 0) + E(π/8, π/4) + E( − π/8, 0) − E( − π/8, π/4) が求められます。 測定値 S = 2.823(12) は、\(|S \vert=2\sqrt{2}\) の理想値に近づき、クラウザー・ホーン・シモニー・ホルトの不等式 ∣S∣ ≤ 2 に 60 以上違反しています。これにより、出力光子とゲートの量子的性質の間のもつれが明確に確認されました。

θt = 0 (ひし形) および θt = π/4 (丸) での θc の関数として測定された相関関数 E(θc, θt)。 実線の曲線は、可視性 0.99(1) の正弦波近似です。 エラーバーは、光電計数イベントからの 1σ 標準偏差を表します。

量子論理ゲートのパフォーマンスを定量的に理解するために、実験で考えられる誤差の原因を徹底的に調査し、CNOT ゲートの不正性に対する 3 つの主要な寄与を特定しました。 バックグラウンド検出イベントは主に SPCM のダーク カウントに由来し、ランダムに発生し、ZZ ベースで 0.088(4)% の不忠実度をもたらします。 さらに、単一光子源からの残留多光子成分は \(|10 \rangle\) および \(|11 \rangle\) 基底で予期せぬ一致を引き起こし、ZZ の 0.067(19)% の不忠実度をもたらします。基礎。 さらに、不完全な光子の区別不可能性により、量子干渉の可視性が低下し、ターゲット量子ビットの制御された状態反転中にエラーが発生し、ZZ 基底の 0.06(8)% の不忠実度につながります。 上記のメカニズムによる XX ベースの不貞行為は同等です。 上記のエラーメカニズムは私たちの実験に固有のものではなく、将来的に軽減できることを強調します（補足ノート3を参照）。

200 ns の単一光子検出ウィンドウでのゲート性能も調査されており、XX (ZZ) 基底の真理値表の忠実度は 99.40(3)% (99.53(3)%) です。 不忠実度の主な寄与は、99.55(9)% という有限の区別不能性によるもので、これはおそらく、単一光子の時間プロファイルの立ち上がりエッジと立ち下がりエッジにおける位相チャープによって引き起こされると考えられます。 原理的には、この効果はホモダイン法を使用して単一光子の位相プロファイルを抽出することで特徴付けることができ、読み出し磁場の位相と振幅を最適に制御することで補償できます \({{{\Omega }}}_{479} ^{{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}}\)。

ここで使用される確率的線形光ゲート プロトコルの固有効率は 1/9 で、ターゲット (制御) 入力に単一光子が存在する確率は 200 ns の検出ウィンドウで約 7.1% (3.5%) です。 ゲートプロトコル効率、単一光子効率、光損失、および SPCM 検出効率を考慮すると、一般的な同時検出確率は約 7.6 × 10−5 です。 80 ns の検出ウィンドウでは、さらに 3.3 × 10−5 に減少します。 繰り返し速度が 50 kHz であるため、この実験では、80 ns の小さな検出ウィンドウでも、1 分あたり最大 100 回という高い成功率を実現しています。 これは、リュードベリ単一光子源に基づく量子光学動作が、ゲート成功率において他の単一光子源に匹敵すると同時に、単一光子の純度、識別不能性、量子論理ゲート忠実度においてさらなる利点を備えていることを示しています。 一致検出確率と繰り返し率は、今後の技術的努力によりさらに向上する可能性があります（補足3を参照）。

達成される高い忠実度は、ここで使用される確率的ゲート スキームに限定されないことを強調します。 たとえば、決定論的な光子 - 光子ゲート プロトコルは、物質と光の相互作用を使用して実証されています 31,32。これらの実験における不誠実さの主な原因は、フォトニック量子ビット内の有害な多光子成分に由来します。最適な単一光子。

要約すると、リュードベリ原子によって生成された最適に近い単一光子に基づいて、選択後の真理値表忠実度 99.84(3)% ともつれゲート忠実度 99.69(4)% を備えた光子 - 光子量子論理ゲートを実験的に実証します。 多重化技術や量子誤り訂正と組み合わせることで、高忠実度ゲートの実証により量子リソースのオーバーヘッドを削減できるため、大規模な線形光量子コンピュータの構築に向けた重要なステップとなります。

私たちの結果は、光量子情報処理や分散物質-光量子アーキテクチャなどの非常に要求の厳しいアプリケーションに新たな展望をもたらします33（潜在的なアプリケーションに関する詳細な議論については補足注5を参照）。 たとえば、高忠実度の単一光子ゲートと二光子ゲートにより、長寿命量子メモリの要件を回避する全光量子中継器 34,35 の重要な要素であるフォトニッククラスター状態の準備が可能になります。 クラスター状態のサイズを増やし、その次元を 2 つ以上に拡張することにより、フォールトトレラントなフォトニック量子コンピューティングを実装できます6。 さらに、リュードベリ原子からの高品質の単一光子を集積フォトニックチップ36に注入することができ、優れた多光子量子干渉を備えた光量子回路を実現することができる。 最後に、高品質の単一光子ともつれた光子のペアにより、原子量子ビットをローカル量子プロセッサとして採用する離れた量子モジュール間のほぼ完璧な相互接続が可能になり、全体的なエラー率が低い大規模量子アーキテクチャ 39 を構築できます。

原子サンプルを準備するには、87Rb 原子をバックグラウンド蒸気から磁気光学トラップ (MOT) に 330 ミリ秒かけてロードします。 次に、50 G cm-1 の磁場勾配で MOT を圧縮することにより、次の 50 ミリ秒の間に原子密度が増加します。 偏光勾配冷却により原子温度はさらに約 10 μK まで下がり、原子は波長 1012 nm の光双極子トラップにロードされます。 ダイポールトラップは、それぞれ横方向ウエストが 10 μm、垂直ウエストが 50 μm の直線偏光レーザー場を集束させることによって形成されます。 次の 50 ms で、トラップされていない原子は自由落下によって実験領域から出ていき、8 G のバイアス磁場を印加して、1012 nm ダイポール トラップの伝播方向に垂直な量子化軸を定義します。 原子を基底状態に初期化するには \(\vert {{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle=\vert 5{{{{{{{{ {\rm{S}}}}}}}}}}_{1/2}、F=2、{m}_{{{{{{{{{{\rm{F}}}}} }}}}}}=2 \rangle\)、σ+ 偏光ポンピング場が \(|5{{{{{{{{{\rm{S}}}}} を駆動するために使用されます) }}}}}_{1/2},F=2 \rangle \leftrightarrow|5{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}_{1/ 2},F=2 \rangle\) 遷移、および \(|5{{{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}_{1 と共鳴するリポンプ光/2},F=1 \rangle \leftrightarrow|5{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}_{3/2},F=2 \rangle \) は超微細準位 \(|5{{{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}_{1/2},F=1 \rangle から原子を枯渇させます\)。 原子は 230 μs 以内に基底状態 \(\vert {{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}} \rangle\) で効率的に準備され、原子サンプルは光学的性質を持ちます。 \(\vert {{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{{ {\rm{e}}}}}}}}}} \rangle\) 遷移。

単一光子を生成するには、原子サンプルを準備するたびに 2.5 μs の実験プロトコルが 50,000 回繰り返されます。 各実験サイクルでは、中間状態 \(\vert {{{{{{{{ {\rm{e}}}}}}}}} \rangle=\vert 5{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}_{3/ 2},F=3,{m}_{{{{{{{{{{\rm{F}}}}}}}}}}}=3 \rangle\) Δ/2π の離調 = −200MHz。 780 nm と 479 nm の励起レーザーは \(\vert {{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{ {{\rm{e}}}}}}}}} \rangle\) と \(\vert {{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}} \rangle=\vert 90{{{{{{{{{\rm{S}}}} }}}}}}}_{1/2},J=1/2,{m}_{{{{{{{{{\rm{J}}}}}}}}}=それぞれ 1/2 \rangle\) トランジション。 理想的には、主量子数 n が大きいリュードベリ状態は、より強い相互作用とより優れた多重励起抑制を特徴とします。 ただし、長寿命のリュードベリ汚染物質、周囲電場によって引き起こされるレベルシフト、密度依存の位相ずれなどの有害な影響も、n が高くなると悪化します。 長所と短所のバランスを取るために、ここでは高品質の単一光子の生成に n = 90 のリュードベリ状態が採用されています。 780 nm のレーザー場は外部共振器ダイオード レーザーから生成され、479 nm のレーザー場は電力増幅された 959 nm レーザー光をシードとする第 2 高調波発生器によって生成されます。 780 nm および 959 nm レーザーは、フィネス 20,000 の超低膨張キャビティに周波数ロックされており、両方のレーザーの線幅は 10 kHz 未満です。 780 nm および 479 nm の励起場のラビ周波数は \({{{\Omega }}}_{780}^{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}} です}}/2\pi \,\おおよそ\, 6.4{{{{{{{{\rm{MHz}}}}}}}}}\) および \({{{\Omega }}}_ {479}^{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}}/2\pi \,\おおよそ\, 4.2{{{{{{{{{\ rm{MHz}}}}}}}}}\) をそれぞれ。 780 nm および 479 nm の励起レーザーによる 350 ns の集合的な π パルスは、原子を基底状態から促進します \(|{{{{{{{{\rm{G}}}}}}}}} \ rangle\) を集団単一励起状態 \(|{{{{{{{{{\rm{R}}}}}}}}}} \rangle\) に変換します。 300 ns の保存期間の後、479 nm の読み出しレーザー場 (\({{{\Omega }}}_{479}^{{{{{{{{{\rm{r}}}}} }}}}}}\)) \(|{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{ {{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle\) 遷移がオンになり、状態 \(|{{{{{{{{{\rm{R}}}}} }}}}} \rangle\) を単一光子フィールドに変換します。 集団放出の結果、生成された単一光子は 780 nm 励起レーザーと同じ空間モードを持ち、シングルモード ファイバーに簡単に結合できます。 強力な 780 nm 励起レーザー パルスから SPCM を保護するために、ファイバーの前にゲート音響光学変調器が使用されます。

この論文内のプロットを裏付けるデータは、Zenodo (https://doi.org/10.5281/zenodo.6552691) から入手できます。 さらなる情報は、合理的な要求に応じて責任著者から入手できます。

この研究で使用されているコードは、合理的な要求に応じて対応する著者から入手できます。

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著者らは、貴重な議論をしていただいた Chao-Yang Lu、Timothy Ralph、Kang Tan、Yiqiu Ma、および Yijia Zhou に感謝します。 この研究は、補助金番号 2021YFA1402003 に基づく中国国家重点研究開発プログラム、中国国立自然科学財団 (補助金番号 U21A6006、第 12004127 号、第 12005067 号、および第 12104173 号)、および基礎研究開発プログラムによって支援されました。中央大学研究費、HUST (助成金番号 5003012068)。

Shuai Shi、Biao Xu、Kuan Zhang、Gen-Sheng Ye の著者も同様に貢献しました。

MOE 基本物理量測定重点実験室、湖北重力および量子物理学重点実験室、PGMF、華中科学技術大学物理学部量子科学技術研究所、武漢、430074、中国

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

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SSとLLがこのアイデアを思いつきました。 SS、BX、YL、および JW は実験セットアップを構築しました。 SS、BX、G.-SY、D.-SX、KZ が実験とデータ分析を実行しました。 KZ と DS は理論的な計算と誤差推定を達成しました。 LL が実験を監督しました。 この原稿はすべての著者からの寄稿によって書かれました。

Daiqin Su または Lin Li への対応。

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

Nature Communications は、この研究の査読に貢献してくれた匿名の査読者に感謝します。 査読者レポートが利用可能です。

発行者注記 Springer Nature は、発行された地図および所属機関の管轄権の主張に関して中立を保っています。

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転載と許可

Shi、S.、Xu、B.、Zhang、K. 他。 ほぼ最適なリュードベリ単一光子源に基づく高忠実度フォトニック量子論理ゲート。 Nat Commun 13、4454 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41467-022-32083-9

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受信日: 2022 年 3 月 25 日

受理日: 2022 年 7 月 13 日

公開日: 2022 年 8 月 1 日

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

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