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Nature Communications volumen 13, Número de artículo: 4454 (2022) Citar este artículo

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En comparación con otros tipos de qubits, el fotón es único debido a sus ventajas incomparables en el intercambio de información cuántica a larga distancia. Por lo tanto, el fotón es un candidato natural para construir una computadora cuántica óptica modular a gran escala que opere a temperatura ambiente. Sin embargo, las puertas lógicas cuánticas de dos fotones de baja fidelidad y su naturaleza probabilística dan como resultado una gran sobrecarga de recursos para el cálculo cuántico tolerante a fallas. Si bien el problema probabilístico puede, en principio, resolverse empleando multiplexación y corrección de errores, la fidelidad de la puerta lógica cuántica óptica lineal está limitada por las imperfecciones de los fotones individuales. Aquí, informamos la demostración de una puerta lógica cuántica óptica lineal con una fidelidad de la tabla de verdad del 99,84 (3) % y una fidelidad de la puerta entrelazada del 99,69 (4) % postseleccionada tras la detección de fotones. Las altas fidelidades de puerta logradas son posibles gracias a nuestra fuente de fotón único Rydberg casi óptima. Nuestro trabajo allana el camino para aplicaciones cuánticas fotónicas escalables basadas en qubits de un solo fotón y puertas de fotón-fotón casi óptimas.

La operación de enredado es uno de los componentes básicos de la computación cuántica universal1,2. Una puerta lógica cuántica de dos fotones anunciada y probabilística es suficiente para lograr una computación cuántica óptica lineal escalable mediante el uso del esquema Knill-Laflamme-Milburn (KLM), aunque con una sobrecarga de recursos sustancial. El modelo de estado de clúster4,5,6, que se basa en la medición local y se alimenta de un estado de clúster entrelazado grande, puede reducir significativamente la sobrecarga de recursos7,8,9. Dado que la implementación de una operación de entrelazamiento determinista de dos fotones sigue siendo un desafío en la óptica lineal, se puede generar un gran estado de cúmulo entrelazado al fusionar una colección de pequeños cúmulos7, por ejemplo, cúmulos de tres fotones, de forma balística8,10,11,12 . El consumo de recursos del cómputo del estado del cúmulo está entonces dominado por la preparación de esos pequeños cúmulos13, que depende de la eficiencia y la calidad de las fuentes de un solo fotón, y la capacidad de generar entrelazamiento con la puerta lógica cuántica, es decir, el fotón-fotón puerta de enredo fidelidad.

Después de la propuesta inicial de KLM3, en 2002 se demostró experimentalmente una puerta NO controlada ópticamente (CNOT) destructiva (sin la operación de puerta entrelazada), con una fidelidad de la tabla de verdad del 83%14. Qiang et al. empleó un esquema óptico lineal diferente15 con cuatro pares de fotones entrelazados como entrada y logró una puerta con una fidelidad de la tabla de verdad del 98,85 % y una probabilidad de éxito intrínseca de 1/64. La primera operación de entrelazado utilizando una puerta lineal-óptica se realizó en 2003, con una probabilidad de éxito intrínseca de 1/9 y una fidelidad de puerta entrelazada del 87%16. Los errores relacionados con la óptica, como la falta de coincidencia del modo fotónico y la imperfección de la polarización, se reducen a lo largo de los años, y la fidelidad de la puerta entrelazada se ha mejorado gradualmente hasta ~94 %17,18,19. Ahora que se han abordado muchas fuentes técnicas de error, el principal obstáculo para suprimir aún más la infidelidad de la puerta entrelazada radica en la calidad de las fuentes de fotones individuales20. Por ejemplo, para lograr una puerta lógica cuántica de óptica lineal con una infidelidad inferior al 1 %, los requisitos mínimos en una fuente de un solo fotón son g(2)(0) < 7 × 10−3 y la indistinguibilidad superior al 99 %. Hasta la fecha, estos exigentes requisitos no se han logrado simultáneamente con las fuentes de fotón único de última generación.

Recientemente, se han logrado avances significativos en fuentes de fotones individuales basadas en átomos fríos de Rydberg21,22,23,24. Las fuertes interacciones entre los átomos de Rydberg conducen al bloqueo de la excitación25 y, por lo tanto, a la preparación eficiente de la excitación atómica única, que se puede convertir en fotón único de alta calidad bajo demanda26 a través de la transferencia de estado cuántico de materia-luz.

Aquí, demostramos una puerta lógica cuántica fotón-fotón al realizar el protocolo de puerta KLM CNOT con fotones individuales generados a partir de átomos de Rydberg. Nuestra fuente de fotón único Rydberg presenta una pureza e indistinguibilidad casi óptimas y da como resultado una alta fidelidad de la tabla de verdad del 99,84(3) % y una fidelidad de puerta entrelazada del 99,69(4) %.

Como se ilustra en la Fig. 1a, se prepara un conjunto de átomos fríos de 87Rb en una trampa de dipolo óptico y se puede acoplar desde el estado fundamental \(|{{{{{{{{{\rm{g}}}}}} }}}} \rangle\) a un estado alto de Rydberg \(|{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}} \rangle\) usando un sensor de dos fotones transición con un campo láser de 780 nm \({{{\Omega }}}_{780}^{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}}}\) y un campo láser de 479 nm \({{{\Omega }}}_{479}^{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}}}\) vía un estado intermedio \(|{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle\). Las cinturas de la excitación de Rydberg y los haces trampa del dipolo se eligen de modo que toda la región de excitación esté dentro del radio de bloqueo de Rydberg. Como resultado, se suprimen múltiples excitaciones de Rydberg y todo el conjunto atómico que involucra átomos de N puede promoverse desde el estado fundamental \(|{{{{{{{{\rm{G}}}}}}}}}} \rangle=\mahop{\prod }\nolimits_{i=1}^{N}|{{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}}}_{i} \rangle\) al estado de excitación colectivo único \(\vert {{{{{{{{\rm{R}}}}}}}}}} \rangle=\mathop{\sum }\nolimits_{i =1}^{N}|{{{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}}_{1} \rangle \ldots|{{{{{{{{ {{\rm{r}}}}}}}}}}}_{i} \rangle \ldots|{{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} }_{N} \rangle /\sqrt{N}\) por un pulso π. Para generar fotones individuales bajo demanda, un campo de lectura \({{{\Omega }}}_{479}^{{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}}} \) resonante con \(|{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{{{\rm{r} }}}}}}}}} \rangle\) se aplica la transición. Con la ayuda de la cooperatividad mejorada de la luz del átomo, el campo de lectura convierte de manera eficiente la excitación de Rydberg en un solo fotón con un modo espacial bien definido.

a Un conjunto de átomos fríos de 87Rb con una profundidad óptica de ~5 está confinado en una trampa de dipolo de 1012 nm. Los haces de excitación de 780 y 479 nm de contrapropagación se combinan en un espejo dicroico (DM) y se enfocan firmemente en el conjunto, con cinturas de 6 y 30 μm, respectivamente. Los átomos se inicializan en el estado fundamental \(|{{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle\) y se excitan a un estado alto de Rydberg \(|{ {{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}} \rangle\) con una desafinación de un solo fotón de Δ/2π = −200 MHz. Después de la excitación, una luz de lectura de 479 nm resonante con \(|{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{ {{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle\) la transición convierte el estado de excitación colectivo único \(|{{{{{{{{{\rm{R}}}}}}} }}} \rangle\) en un solo fotón que se acopla en una fibra monomodo. El inserto muestra los niveles atómicos involucrados en los procesos de excitación y lectura: estado fundamental \(\vert {{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle=\vert 5{ {{{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}}_{1/2},F=2,{m}_{{{{{{{{{{\ rm{F}}}}}}}}}}}=2 \rangle\), estado intermedio \(\vert {{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle=\vert 5{{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}_{3/2},F=3,{m}_{{{{ {{{{{{\rm{F}}}}}}}}}}}=3 \rangle\), y el estado de Rydberg \(|{{{{{{{{{\rm{r}}} }}}}}}} \rangle=\vert 90{{{{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}}_{1/2},J=1/2 ,{m}_{{{{{{{{{{\rm{J}}}}}}}}}}}=1/2 \rangle\). b Se generan secuencialmente dos fotones individuales con un intervalo de 5 μs, y sus paquetes de ondas temporales se superponen bien en el interferómetro utilizando un modulador electroóptico (EOM) de conmutación de polarización y una fibra de retardo de 1 km. Antes de la interferencia de dos fotones en el primer PPBS, se emplean dos placas de media onda (HWP) para preparar el estado de entrada de los qubits de control y objetivo. Se utilizan dos PPBS y HWP más después de la interferencia para completar la operación de la puerta CNOT. El estado de salida se mide mediante una configuración de detección sensible a la polarización que consta de HWP, divisores de haz de polarización (PBS) y SPCM (c0,1 y t0,1).

Para implementar la puerta CNOT27,28,29,30, se generan consecutivamente dos fotones individuales a partir de los átomos de Rydberg y se utilizan como qubits fotónicos de control y objetivo en un interferómetro fotón-fotón de espacio libre. Como se muestra en la Fig. 1b, las correlaciones no clásicas entre los qubits de control y objetivo se pueden establecer a través de la interferencia cuántica de dos fotones en un divisor de haz de polarización parcial (PPBS), que tiene una reflectividad de 1/3 para fotones polarizados horizontalmente y es totalmente reflectante para fotones polarizados verticalmente. Cuando el qubit de control está en el estado de polarización vertical, codificado como \({|0 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}}}\), dos fotones no interfieren, por lo que el qubit objetivo permanece sin cambios. En contraste, con el qubit de control en el estado polarizado horizontalmente, codificado como \({|1 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}}}\ ), el componente polarizado horizontalmente del qubit objetivo adquiere un cambio de fase π como resultado de la interferencia cuántica desequilibrada de dos fotones, mientras que el componente polarizado verticalmente no se ve afectado. Al codificar los estados polarizados diagonal y antidiagonalmente como \({|0 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}}}}\) y \( {|1 \rangle }_{{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}}}}\), el qubit de destino se voltea cuando el qubit de control está en \({| 1 \rangle }_{{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}}}\). Por lo tanto, la relación entrada-salida implementada es

que define una operación de puerta CNOT.

La fidelidad de la puerta lógica cuántica fotón-fotón se basa críticamente en la pureza y la indistinguibilidad de la fuente de un solo fotón de Rydberg. La pureza de nuestra fuente de fotón único Rydberg se caracteriza por un experimento de Hanbury Brown-Twiss, en el que los fotones se acoplan en un divisor de haz de fibra 50:50 seguido de dos módulos de conteo de fotones únicos (SPCM). La Figura 2a muestra la función de correlación de intensidad de segundo orden g(2)(τ) medida como una función del retraso τ. Como resultado del bloqueo de excitación de Rydberg, se observa una fuerte supresión de los eventos de dos fotones con un retraso cero. Para lograr un g(2)(0) bajo, se dedican esfuerzos a suprimir los eventos de detección de fondo al nivel de conteo oscuro de SPCM (consulte la Nota complementaria 1). El valor medido para la función de correlación de intensidad de segundo orden con retraso cero es g(2)(0) = 7,5(6) × 10−4, lo que indica una excelente pureza de un solo fotón.

una función de correlación de intensidad de segundo orden g(2)(τ) en función del retardo τ. La duración de cada ciclo experimental es de 2,5 μs. El inserto muestra g(2)(0) con retraso cero. Se aplica una ventana de detección de 200 ns. b Las coincidencias normalizadas en el experimento HOM en función del desajuste temporal de dos fotones Δt. La curva sólida es un ajuste gaussiano. Las barras de error representan la desviación estándar de 1σ de los eventos de conteo fotoeléctrico.

La escalabilidad de los protocolos fotónicos cuánticos basados en interferencia depende en gran medida de la indistinguibilidad de los fotones individuales, ya que los fotones distinguibles deterioran gravemente la fidelidad de la operación. Para investigar la indistinguibilidad, la visibilidad de la interferencia de dos fotones se mide mediante un experimento de Hong-Ou-Mandel (HOM). La Figura 2b muestra la tasa de coincidencia de dos fotones medida como una función de la falta de coincidencia temporal Δt entre dos fotones. Los dos fotones utilizados en el experimento HOM se generan secuencialmente a partir de los átomos de Rydberg. El primer fotón se retrasa 5 μs utilizando un EOM y una fibra de 1 km, mientras que el segundo fotón se genera 5 μs + Δt después del primero (consulte la Nota complementaria 2). Debido a la interferencia cuántica entre dos fotones individuales, observamos una supresión no clásica de coincidencias en cero desajuste temporal con una alta visibilidad de V = 99,43 (9)%. Además de la indistinguibilidad de los fotones, V también se ve afectado por los eventos de detección de fondo y la impureza de un solo fotón caracterizada por un g(2)(0) distinto de cero. Al analizar estas contribuciones, extraemos una indistinguibilidad del 99,55(9)%.

Encontramos que la reducción de la indistinguibilidad de la unidad se debe principalmente a la interferencia imperfecta de los componentes de fotones en los bordes ascendente y descendente del perfil temporal de un solo fotón (consulte la Nota complementaria 2). Para mejorar aún más la indistinguibilidad, la ventana de detección de un solo fotón se reduce de 200 a 80 ns, que contiene el 62 % de los fotones alrededor del centro. La ventana de detección más pequeña conduce a una mejor indistinguibilidad del 99,94(8)% y se utiliza para el experimento de puerta CNOT. La ventana de detección de 80 ns también da como resultado una mejor relación señal-fondo y una g(2)(0) más baja de 4,5(8) × 10−4.

Teniendo a mano fotones individuales con una pureza e indistinguibilidad casi óptimas, procedemos a la implementación y caracterización de la puerta CNOT fotónica ingresando diferentes combinaciones de qubits de control-objetivo en la puerta y midiendo los estados de salida correspondientes. Las tablas de verdad de la puerta CNOT se muestran en la Fig. 3a, b, donde las probabilidades seleccionadas posteriormente para diferentes combinaciones de entrada y salida se muestran en una escala logarítmica. Las fidelidades de la tabla de verdad medidas de la puerta CNOT en la base computacional ZZ y la base XX complementaria son \({F}_{{{{{{{{{{\rm{CNOT}}}}}}}}}} }^{{{{{{{{{\rm{ZZ}}}}}}}}}}}=99,84(3)\%\) y \({F}_{{{{{{{ {{{\rm{CNOT}}}}}}}}}}}^{{{{{{{{\rm{XX}}}}}}}}}}}=99,81(3)\ %\), que se define como la probabilidad de detectar los estados de salida deseados promediados sobre los estados de entrada.

a, b Tablas de verdad de la puerta CNOT en la base computacional ZZ (a) y la base complementaria XX (b). La relación entrada-salida ideal en la base ZZ es \(\vert 00 \rangle \to|00 \rangle\), \(\vert 01 \rangle \to|01 \rangle\), \(\vert 10 \rangle\ \to|11 \rangle\) y \(\vert 11 \rangle \to|10 \rangle\). De manera similar, la relación entrada-salida ideal en la base XX es \(\vert {+} {+} \rangle \to|{+} {+} \rangle\), \(\vert+- \rangle \to|- - \rangle\), \(\vert -+\rangle \to|-+\rangle\) y \(\vert -- \rangle \to \vert+- \rangle\), con las definiciones de \({\ vert \pm \rangle }_{{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}}}}=({\vert 0 \rangle }_{{{{{{{{ {{\rm{C}}}}}}}}}}}\pm {\vert 1 \rangle }_{{{{{{{{{\rm{C}}}}}}}}} }})/\sqrt{2}\) para control qubit y \({|\pm \rangle }_{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}}}} =({|0 \rangle }_{{{{{{{{{{\rm{T}}}}}}}}}}}\pm {|1 \rangle }_{{{{{{{ {{{\rm{T}}}}}}}}}}})/\sqrt{2}\) para el qubit de destino. Las probabilidades medidas se muestran en una escala logarítmica. c, d Partes reales (c) e imaginarias (d) de la matriz de densidad ρ reconstruida para el estado entrelazado creado.

La característica más notable de una puerta lógica cuántica de dos fotones es su capacidad para establecer entrelazamientos entre dos fotones inicialmente no correlacionados. Con un estado de producto de \((|0 \rangle -|1 \rangle )|1 \rangle /\sqrt{2}\) como entrada, la compuerta CNOT idealmente genera un estado Bell máximamente entrelazado \(|{{{\ Psi }}}^{-} \rangle=(|01 \rangle -|10 \rangle )/\sqrt{2}\). Para caracterizar la fidelidad de la puerta entrelazada, se realiza una tomografía de estado cuántico en el estado de salida y la matriz de densidad reconstruida ρ se muestra en la Fig. 3c, d. La fidelidad de estado medida, es decir, la fidelidad de la puerta entrelazada, es \({F}_{{{{\Psi }}}^{-}}=\left\langle {{{\Psi }}}^{-} \right|\rho|{{{\Psi }}}^{-} \rangle=99.69(4)\%\), que está en buen acuerdo con nuestro análisis (ver la Nota complementaria 4), y demuestra la preparación de pares de fotones entrelazados de alta fidelidad. Hasta donde sabemos, la puerta lógica cuántica fotón-fotón demostrada aquí tiene la mayor fidelidad de tabla de verdad y fidelidad de puerta entrelazada reportada hasta ahora.

Para verificar aún más el entrelazamiento, demostramos la violación de la desigualdad de Bell con el estado de salida evaluando la función de correlación E(θc, θt) dada por

donde θc (θt) es el ángulo de polarización para la medición del estado de salida del control (objetivo), y Cij es la tasa de coincidencia entre los SPCM ci=0,1 y tj=0,1 en la Fig. 1b. La función de correlación E(θc, θt) con visibilidades de franjas altas se observa en la Fig. 4. Los valores de E(θc, θt) en la configuración del ángulo de polarización para la desigualdad de Bell se muestran en la Tabla 1, a partir de la cual el parámetro de Bell S = E( Se determina π/8, 0) + E(π/8, π/4) + E( − π/8, 0) − E( − π/8, π/4). El valor medido S = 2.823(12) se acerca al valor ideal de \(|S \vert=2\sqrt{2}\), y viola la desigualdad de Clauser-Horne-Shimony-Holt ∣S∣ ≤ 2 en más de 60 desviaciones estándar, lo que confirma claramente el entrelazamiento entre los fotones de salida y la naturaleza cuántica de nuestra puerta.

Función de correlación medida E(θc, θt) en función de θc con θt = 0 (rombos) y θt = π/4 (círculos). Las curvas sólidas son ajustes sinusoidales con una visibilidad de 0,99(1). Las barras de error representan la desviación estándar de 1σ de los eventos de conteo fotoeléctrico.

Para comprender cuantitativamente el rendimiento de nuestra puerta lógica cuántica, investigamos a fondo las posibles fuentes de error en el experimento e identificamos tres contribuciones principales a la infidelidad de la puerta CNOT. Los eventos de detección de fondo, que provienen principalmente de los conteos oscuros de SPCM, ocurren aleatoriamente y conducen a una infidelidad de 0.088 (4)% para la base ZZ. Además, los componentes multifotónicos residuales de la fuente de un solo fotón inducen coincidencias inesperadas en las bases \(|10 \rangle\) y \(|11 \rangle\), y conducen a una infidelidad del 0,067(19)% para ZZ base. Además, la imposibilidad de distinguir los fotones imperfectos reduce la visibilidad de la interferencia cuántica y provoca errores durante el cambio de estado controlado del qubit objetivo, lo que lleva a una infidelidad del 0,06 (8) % para la base ZZ. La infidelidad por base XX aportada por los mecanismos antes mencionados es comparable. Hacemos hincapié en que los mecanismos de error mencionados anteriormente no son intrínsecos a nuestro experimento y pueden mitigarse en el futuro (consulte la Nota complementaria 3).

También se estudia el rendimiento de la puerta con una ventana de detección de fotón único de 200 ns, y la fidelidad de la tabla de verdad para la base XX (ZZ) es 99,40(3)% (99,53(3)%). La contribución dominante de la infidelidad proviene de la indistinguibilidad finita del 99,55 (9) %, que muy probablemente se debe a los chirridos de fase en los bordes ascendente y descendente del perfil temporal de un solo fotón. En principio, este efecto se puede caracterizar mediante el uso de un método homodino para extraer el perfil de fase de un solo fotón y se puede compensar controlando de manera óptima la fase y la amplitud del campo de lectura \({{{\Omega }}}_{479} ^{{{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}}}\).

El protocolo de puerta óptica lineal probabilística empleado aquí tiene una eficiencia intrínseca de 1/9, y la probabilidad de tener un solo fotón en la entrada de destino (control) es de aproximadamente 7,1 % (3,5 %) con una ventana de detección de 200 ns. Teniendo en cuenta la eficiencia del protocolo de puerta, las eficiencias de un solo fotón, las pérdidas ópticas y la eficiencia de detección de SPCM, la probabilidad típica de detección de coincidencias es de aproximadamente 7,6 × 10−5. La ventana de detección de 80 ns la reduce aún más a 3,3 × 10−5. Con una tasa de repetición de 50 kHz, nuestro experimento presenta una alta tasa de éxito de hasta 100 por minuto incluso con la pequeña ventana de detección de 80 ns. Esto demuestra que la operación óptica cuántica basada en la fuente de un solo fotón de Rydberg es competitiva en la tasa de éxito de la puerta con respecto a otras fuentes de un solo fotón, al tiempo que presenta ventajas adicionales en la pureza de un solo fotón, la indistinguibilidad y la fidelidad de la puerta lógica cuántica. La probabilidad de detección de coincidencias y la tasa de repetición se pueden mejorar aún más con futuros esfuerzos técnicos (consulte la Nota complementaria 3).

Hacemos hincapié en que la alta fidelidad lograda no se limita al esquema de puerta probabilística utilizado aquí. Por ejemplo, se han demostrado protocolos deterministas de puerta fotón-fotón utilizando interacciones materia-luz31,32, y una fuente importante de infidelidad en estos experimentos proviene de los componentes multifotónicos perjudiciales en los qubits fotónicos, que se pueden eludir con nuestro fotones individuales óptimos.

En resumen, demostramos experimentalmente una puerta lógica cuántica fotón-fotón con una fidelidad de tabla de verdad postseleccionada de 99,84 (3) % y una fidelidad de puerta entrelazada de 99,69 (4) % basada en fotones únicos casi óptimos generados por átomos de Rydberg. Cuando se combina con técnicas de multiplexación y corrección de errores cuánticos, la demostración de la puerta de alta fidelidad permite la reducción de la sobrecarga de recursos cuánticos y, por lo tanto, constituye un paso importante hacia la construcción de una computadora cuántica óptica lineal a gran escala.

Nuestros resultados abren nuevas perspectivas para aplicaciones muy exigentes, como el procesamiento de información cuántica fotónica y las arquitecturas cuánticas distribuidas de materia y luz33 (consulte la Nota complementaria 5 para obtener información detallada sobre las posibles aplicaciones). Por ejemplo, los fotones individuales de alta fidelidad y las puertas de dos fotones permiten la preparación de estados de grupos fotónicos, que son los elementos clave de los repetidores cuánticos totalmente ópticos34,35 que evitan el requisito de memorias cuánticas de larga duración. Al aumentar el tamaño de los estados del clúster y extender sus dimensiones a más de dos, se puede implementar la computación cuántica fotónica tolerante a fallas6. Además, los fotones individuales de alta calidad de los átomos de Rydberg se pueden inyectar en chips fotónicos integrados36, creando circuitos cuánticos fotónicos con una excelente interferencia cuántica multifotónica. Por último, los fotones individuales de alta calidad y los pares de fotones entrelazados permiten interconexiones casi perfectas entre módulos cuánticos distantes37,38 que emplean cúbits atómicos como procesadores cuánticos locales, construyendo arquitecturas cuánticas a gran escala39 con tasas de error generales bajas.

Para preparar la muestra atómica, se cargan átomos de 87Rb del vapor de fondo en una trampa magnetoóptica (MOT) durante 330 ms. Luego, la densidad atómica aumenta durante los siguientes 50 ms comprimiendo el MOT con un gradiente de campo magnético de 50 G cm−1. El enfriamiento por gradiente de polarización reduce aún más la temperatura atómica a aproximadamente 10 μK y los átomos se cargan en una trampa de dipolo óptico de longitud de onda de 1012 nm. La trampa dipolo se forma enfocando un campo láser polarizado linealmente, con una cintura transversal de 10 μm y una cintura vertical de 50 μm, respectivamente. En los siguientes 50 ms, los átomos no atrapados abandonan la región experimental en caída libre y se aplica un campo magnético de polarización de 8 G para definir el eje de cuantificación perpendicular a la dirección de propagación de la trampa dipolar de 1012 nm. Para inicializar los átomos en el estado fundamental \(\vert {{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle=\vert 5{{{{{{{{{ {\rm{S}}}}}}}}}}_{1/2},F=2,{m}_{{{{{{{{{\rm{F}}}}} }}}}}}=2 \rangle\), se usa un campo de bombeo óptico polarizado σ+ para impulsar el \(|5{{{{{{{{{{\rm{S}}}}}} }}}}}_{1/2},F=2 \rangle \leftrightarrow|5{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}}_{1/ 2},F=2 \rangle\) transición, y una luz de rebombeo resonante con \(|5{{{{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}}_{1 /2},F=1 \rangle \leftrightarrow|5{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}_{3/2},F=2 \rangle \) agota los átomos del nivel hiperfino \(|5{{{{{{{{{\rm{S}}}}}}}}}}}_{1/2},F=1 \rangle \). Los átomos se preparan eficientemente en el estado fundamental \(\vert {{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle\) dentro de los 230 μs y la muestra atómica tiene una óptica profundidad de ~5 para el campo láser resonante con \(\vert {{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{{ {\rm{e}}}}}}}}}} \rangle\) transición.

Para generar fotones individuales, el protocolo experimental de 2,5 μs de duración se repite 50 000 veces después de cada preparación de muestra atómica. En cada ciclo experimental, la excitación Rydberg de dos fotones se realiza utilizando un campo láser de 780 nm polarizado σ+ y un campo láser de 479 nm polarizado σ− a través del estado intermedio \(\vert {{{{{{{{ {\rm{e}}}}}}}}}} \rangle=\vert 5{{{{{{{{{\rm{P}}}}}}}}}}_{3/ 2},F=3,{m}_{{{{{{{{{\rm{F}}}}}}}}}}}=3 \rangle\) con una desafinación de Δ/2π = −200 MHz. Los láseres de excitación de 780 y 479 nm se acoplan sin resonancia \(\vert {{{{{{{{\rm{g}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{ {{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle\) y \(\vert {{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}} \rangle=\vert 90{{{{{{{{{{\rm{S}}}} }}}}}}}_{1/2},J=1/2,{m}_{{{{{{{{{\rm{J}}}}}}}}}}}= 1/2 \rangle\) transiciones, respectivamente. Idealmente, los estados de Rydberg con un número cuántico principal más alto n presentan interacciones más fuertes y una mejor supresión de excitación múltiple. Sin embargo, los efectos perjudiciales como los contaminantes Rydberg de larga duración, los cambios de nivel inducidos por campos eléctricos ambientales y el desfase dependiente de la densidad también empeoran con un n más alto. Para equilibrar los pros y los contras, aquí se emplea el estado de Rydberg con n = 90 para la generación de fotones individuales de alta calidad. El campo láser de 780 nm se genera a partir de un láser de diodo de cavidad externa y el campo láser de 479 nm es producido por un generador de segundo armónico que es sembrado por luz láser de 959 nm con amplificación de potencia. Los láseres de 780 y 959 nm tienen una frecuencia bloqueada en una cavidad de expansión ultrabaja con una delicadeza de 20 000 y los anchos de línea de ambos láseres están por debajo de los 10 kHz. Las frecuencias Rabi de los campos de excitación de 780 y 479 nm son \({{{\Omega }}}_{780}^{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}} }}/2\pi \,\approx\, 6.4{{{{{{{{{\rm{MHz}}}}}}}}}}\) y \({{{\Omega }}}_ {479}^{{{{{{{{{\rm{e}}}}}}}}}}}/2\pi \,\approx\, 4.2{{{{{{{{{\ rm{MHz}}}}}}}}}}\), respectivamente. Un pulso π colectivo de 350 ns de largo con láseres de excitación de 780 y 479 nm promueve los átomos desde el estado fundamental \(|{{{{{{{{\rm{G}}}}}}}}}} \ rangle\) en el estado colectivo de excitación única \(|{{{{{{{{\rm{R}}}}}}}}}} \rangle\). Después de un período de almacenamiento de 300 ns, un campo láser de lectura de 479 nm (\({{{\Omega }}}_{479}^{{{{{{{{{\rm{r}}}}} }}}}}}\)) resonante con \(|{{{{{{{{{\rm{r}}}}}}}}}} \rangle \leftrightarrow|{{{{{{{ {{\rm{e}}}}}}}}}} \rangle\) se activa la transición y convierte el estado \(|{{{{{{{{\rm{R}}}}} }}}}} \rangle\) en un campo de un solo fotón. Como resultado de la emisión colectiva, los fotones individuales generados tienen el mismo modo espacial que el láser de excitación de 780 nm y pueden acoplarse convenientemente en una fibra monomodo. Se utiliza un modulador acústico-óptico de activación antes de la fibra para proteger los SPCM del fuerte pulso láser de excitación de 780 nm.

Los datos que respaldan los gráficos de este documento están disponibles a través de Zenodo en https://doi.org/10.5281/zenodo.6552691. Más información está disponible del autor correspondiente a petición razonable.

El código utilizado en este estudio está disponible a través de los autores correspondientes previa solicitud razonable.

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Los autores agradecen a Chao-Yang Lu, Timothy Ralph, Kang Tan, Yiqiu Ma y Yijia Zhou por sus valiosos debates. Este trabajo fue apoyado por el Programa Nacional de Investigación y Desarrollo Clave de China bajo las Subvenciones No. 2021YFA1402003, la Fundación Nacional de Ciencias Naturales de China (Subvención No. U21A6006, No. 12004127, No. 12005067 y No. 12104173), y el Fundamental Fondos de Investigación para las Universidades Centrales, HUST (Concesión N° 5003012068).

Estos autores contribuyeron por igual: Shuai Shi, Biao Xu, Kuan Zhang, Gen-Sheng Ye.

Laboratorio clave del MOE de medición de cantidades físicas fundamentales, Laboratorio clave de gravitación y física cuántica de Hubei, PGMF, Instituto de ciencia e ingeniería cuánticas, Facultad de física, Universidad de ciencia y tecnología de Huazhong, Wuhan, 430074, China

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

También puede buscar este autor en PubMed Google Scholar

SS y LL concibieron la idea. SS, BX, YL y JW construyeron la configuración experimental. SS, BX, G.-SY, D.-SX y KZ realizaron el experimento y el análisis de datos. KZ y DS realizaron cálculos teóricos y estimaciones de errores. LL supervisó el experimento. El manuscrito fue escrito a través de las contribuciones de todos los autores.

Correspondencia con Daiqin Su o Lin Li.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Nature Communications agradece a los revisores anónimos por su contribución a la revisión por pares de este trabajo. Los informes de los revisores están disponibles.

Nota del editor Springer Nature se mantiene neutral con respecto a los reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

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Reimpresiones y permisos

Shi, S., Xu, B., Zhang, K. et al. Puerta lógica cuántica fotónica de alta fidelidad basada en una fuente de fotón único Rydberg casi óptima. Nat Comun 13, 4454 (2022). https://doi.org/10.1038/s41467-022-32083-9

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Recibido: 25 de marzo de 2022

Aceptado: 13 julio 2022

Publicado: 01 agosto 2022

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

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