纳米光子量子存储器是面向量子计算、量子网络和量子传感应用的可扩展量子信息处理的关键组成部分。我们利用掺铒薄膜铌酸锂中的原子频率梳，将单光子级通信波段光脉冲存储超过 1 微秒，这一存储时间远超因传播损耗限制、即便在最优纳米光子器件中实际可达到的水平。我们通过展示相位相干性和亚单光子噪声，验证了这种存储的量子特性。我们还展示了该平台的灵活性：可存储多达 20 个时间模式，并实现了高达 2.2 GHz 的接收带宽。这些结果确立了掺铒薄膜铌酸锂作为通信波段片上量子存储器的实用平台，填补了光子量子计算与量子网络中长期缺失的关键环节。划重点--销售晶圆和加工#光子晶体腔电子束光刻刻蚀加工SOI晶圆：--220nm薄膜/ 3um厚膜-3umSIO2-675um
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一、引言
包括量子计算机[1–3]、量子网络[4, 5]和量子传感器[6]在内的量子信息系统有潜力彻底改变我们处理和共享信息的方式。许多此类系统依赖被编码为量子比特的光子，将量子信息从一个地方传送到另一个地方[7]，无论是仅跨越单个芯片[8]，还是通过光纤或卫星链路传遍全球[9, 10]。无法长时间存储光子是可扩展量子网络、模块化或分布式量子计算与传感面临的主要障碍。目前，传播损耗将光子的存储时间限制在自由空间[11]或光纤中的几十微秒，以及在纳米光子器件中的几纳秒[12]。要克服这些限制，需要量子存储器，它能以可逆的方式将光子转移到单个或多个相干发射体的状态，从而在稍后的时间实现读取[13, 14]。此类量子存储器的存储时间可以远超传播损耗对光子存储施加的限制。嵌入固态基质的稀土发射体已成为量子存储器的领先候选者，因为它们具有极长的光学和自旋相干时间，与集成光子平台兼容[15, 16]，并且就铒（Er）而言，其跃迁位于通信波段[17–19]。用于量子存储的原子频率梳（AFC）协议特别适合稀土发射体系综，并已在多种不同的体材料[20–23]和集成[15, 24]平台中得到演示。然而，在具有晶圆级集成潜力的纳米光子平台中，实现单光子级信号的高效量子存储仍是一个突出的挑战[25]。
与此同时，薄膜铌酸锂（TFLN）因其宽带隙和较大的χ⁽²⁾非线性，已成为量子纳米光子学的主要平台，非常适合产生、操控和转换光的量子态[26, 27]。此外，TFLN支持低损耗纳米光子器件的制造[13, 14]，并具有晶圆级加工的广阔潜力[28]。它也被证明可以容纳具有良好相干时间和光学特性的稀土发射体[16, 17, 19]。近期，窄带光谱滤波[29]、腔致窄化[19]、经典范畴的AFC存储[24]以及单发射体寻址[30]等进展，展现了该平台在量子光子应用中的潜力。
在此，我们在掺铒TFLN纳米光子波导中实现了AFC存储器，将通信波段光子存储了超过1微秒。我们观察到，在300 ns延迟下读取效率高达2.9%，对宽达2.2 GHz的脉冲进行宽带存储，以及可存储多达20个时间模式。通过测量存储的时间箱（time-bin）量子比特的读取保真度下界为92.8%，以及在所有研究的延迟下附加噪声等效值均小于0.2光子（每个读取光子引入的噪声[31]），我们验证了存储的量子特性。若通过传播实现等效延迟，将需要约150米长的波导，这不仅制造上不切实际，而且在最乐观的1 dB/m传播损耗假设下，传输效率也将被限制在10⁻¹⁵以下[32, 33]。在TFLN器件中使用AFC存储光子，可为片上光子对源的同步与复用[34]、光子量子信息处理中的反馈与前馈操作[35, 36]、通过光纤的纠缠分发[37]等开辟新的可能性。
二、量子存储器结果
实现AFC存储需要通过对铒系综进行光谱烧孔，在其吸收谱中周期性地移除布居，从而制备出梳状结构。梳齿在频率上的间距∆决定了入射光子的存储时间（或延迟时间）τ = ∆⁻¹ [14]。稀土系综特别适合这一方案，因为其窄光学均匀线宽、大光学非均匀线宽和长寿命自旋态的组合，使得只需发送一系列间隔为τ的脉冲即可实现高分辨率光谱烧孔，从而创建AFC结构。评估量子存储器实用性时需考虑多个指标，主要是存储时间、存储效率、接收带宽和附加噪声。AFC存储的吸引力在于它能在所有这些指标上达到具有竞争力甚至领先的水平。任何量子存储器演示中的一个挑战，是找到并实现能平衡这些指标的工作状态，因为不同指标之间存在诸多权衡。例如，掺杂浓度会影响均匀线宽、光谱孔寿命和光密度，三者共同决定存储时间、读取效率和噪声基底。我们选择高掺杂浓度（0.5%），因为它能提供高光密度，这是实现高效存储最直接的途径。更高的掺杂会增加相邻铒离子间的相互作用，我们通过采用下面描述的最佳样品条件来减轻这一影响。
图1. TFLN上的量子存储器。 (a) 用于量子存储的掺铒TFLN波导示意图。 (b) 插图中展示了一个包含众多重复功能波导的芯片级器件，凸显其可扩展性。 (c) 从300 ns至1.2 µs、以100 ns为间隔的十个不同存储时间（不同颜色）下，弱相干脉冲（¯n = 1）的AFC存储。零时刻（比例放大5倍）的未延迟泄漏光作为参考。插图：通过弱探测光透射测量的300 ns存储时间的原子频率梳，精细度F ≈ 2.5。
我们在制备于625 nm厚TFLN上的0.6 mm长脊形波导中制备AFC（详见图1a-b及补充材料第1节），波导的光学限制由下方SiO₂层和上方空气提供的较低折射率对比度实现。光从光纤经光栅耦合器传入波导，器件装载于基础温度30 mK的稀释制冷机中，并沿LN（铌酸锂）c轴施加1.5 T磁场（图S1）。该磁场通过冻结相邻自旋翻转并延长基态能级寿命，对于实现持久光谱孔至关重要[18]。这确保了低噪声基底，因为它允许我们在烧制梳状结构后，等待数个激发态寿命再发送待存储脉冲，从而避免了若光谱孔寿命短得多时会存在的自发辐射背景。为实现光与器件的高效耦合，我们开发了一种光纤粘接工艺，能可靠承受冷却至低温的过程（图S1）。我们在这些条件下测得铒系综的光学相干时间T₂ = 90 µs，对应的均匀线宽γₕ = 1/(πT₂) = 3.5 kHz（图S2）。
为制备AFC，我们发送一串半高全宽（FWHM）为8.7 ns的高斯脉冲（图S1），频率调谐至铒的1532 nm吸收峰附近。脉冲的时间间隔τ决定了AFC的存储时间，使我们能编程设定不同的延迟。我们通过在烧孔序列结束15 ms后，发送弱探测光并扫频通过梳状结构时测量其透射，验证了梳状结构的制备。对于编程的存储时间τ = 300 ns，我们观察到梳齿间距∆ = τ⁻¹ = 3.3 MHz的梳状结构，在50 MHz带宽内精细度为2.5（图1c插图）。梳状结构的精细度定义为F = ∆/γ（其中γ为单个梳齿宽度），它影响存储效率η，该效率应接近理论值[14, 20]：
OD为介质的光学深度，我们在此使用的波导中测得OD=1.3。
我们在以不同存储时间制备的AFC中存储弱相干脉冲（平均光子数¯n = 1）。我们使用与烧孔脉冲相同的时间宽度（因而相同带宽）的脉冲，并在梳状结构制备后等待15 ms，以避开铒2.85 ms寿命内光学衰减所产生的自发辐射噪声。第一个探测到的脉冲对应于未经吸收的透射部分，未被延迟，而回波则在设定的稍后时间发射。图1c展示了存储时间从300 ns至1.2 µs的回波。将回波计数相对于输入光子数进行校准，得到延迟300 ns时的效率η = 2.9%，1 µs时的效率η = 0.7%，且在所示所有存储时间下，噪声指数（定义为每个读取光子引入的噪声）均低于0.2个光子。我们指出，所报道的效率值对应于内存储效率，并未计入器件的输入-输出耦合损耗。较长延迟下效率的降低源于梳齿间距变小时梳状精细度的下降。300 ns处效率的增强可能源于梳状间距与铒的超超精细结构相称[18, 38]（图S2）。因此，通过改变磁场来改变超超精细间距，应能调谐在哪个存储时间上获得此效率提升。对于我们的OD=1.3和精细度=2.5，300 ns存储的实测效率正接近其理论极限5.1%。在波导构型中提高效率可通过同时增加OD和梳状精细度来实现，对于给定的精细度，最佳条件出现在OD = 2F时（式1）。通过使用更长的波导，OD可增加超过一个量级而不会显著增加传播损耗（<1 dB/cm）。提高精细度，尤其是在长得多的波导中，可能需要结合改善激光频率稳定化、优化烧孔序列，并找到一种不通过波导自身进行烧孔的方法（即通过从上方入射到芯片上的自由空间光场）。此外，利用同位素纯化的¹⁶⁷Er可利用其超精细能态实现更高效的烧孔序列。在同位素纯化的¹⁶⁷Er:YSO中，已演示了精细度为4 [39]，若能在Er:TFLN中实现，可在如前所述的最佳光学深度下获得20%或更高的效率。实现更高效率需要与阻抗匹配腔耦合，在掺铕材料中已演示了效率达80%的AFC存储[40]。
作为量子存储器运行，除了不在单光子水平增加噪声外，接口必须保持入射光子的相位。为评估存储过程的相干性，我们存储了编码于弱脉冲中的时间箱量子比特。早、晚脉冲相隔40 ns，通过在不同时间执行部分读取来分析量子比特[20, 41]。这通过制备存储时间分别为100 ns和140 ns的两个叠加原子频率梳来实现。产生的回波在相隔40 ns的三个不同时刻发射，从而能在中央时间箱中实现早、晚模式间的干涉。当我们改变早、晚脉冲之间的相对相位（ϕ）时，观察到高可见度的干涉条纹（见图2）。
图2. 相干存储。 中央时间箱中读取的光子数随存储的时间箱编码脉冲早、晚分量间相位的变化。误差棒代表泊松统计不确定性。可见度由拟合的正弦函数（红线）提取。插图展示了最大相长（橙色）和最大相消（蓝色）干涉时的输出脉冲。
由拟合的干涉条纹提取出可见度为92.8 ± 6.7%，证明了存储过程保持了相位。这设定了我们保真度的下界（F），远超过经典界限F > 2/3 [42]。可见度主要受限于两个AFC之间存储效率的差异以及烧孔过程残留的荧光噪声。
三、多模与宽带存储
AFC协议的一个重要优势是其固有的多模存储能力。为演示此性质，我们在以1 µs存储时间制备的AFC中存储了间隔40 ns的20个脉冲串。
图3. 多模与宽带存储。 (a) 1 µs内20个时间模式的存储。存储脉冲的FWHM = 8.7 ns，¯n = 1，与图1c中的脉冲相同。 (b) 200 ps输入脉冲（插图显示¯n = 1时的时域形状）在不同存储时间下的存储，带宽为2.2 GHz。零时刻的未延迟泄漏光作为参考。
图3a显示，对应的AFC回波在输出端清晰可分辨，平均读取效率为0.5%。可存储的最大时间模式数由存储时间与单个输入脉冲宽度的比值给出[14]，在此实现中为115个模式，尽管实际中我们受限于脉冲生成电子设备。
最后，我们还通过存储带宽为2.2 GHz的脉冲展示了宽带AFC。我们通过前述方案制备宽带AFC，但使用由自制脉冲发生器驱动强度调制器产生的半高全宽为200 ps的脉冲（见图3b插图）。我们存储了平均光子数¯n = 1的弱相干脉冲，在300 ns时效率约1.5%，附加等效噪声为0.1（见图3b）。宽带状态下较低的存储效率可能由烧孔峰值功率不足以及泄漏光增加导致梳状结构畸变共同造成。更高的激光功率和消光比更佳的调制器应能限制此效应，并使效率可与8.7 ns脉冲存储相当。原则上，基于最大存储时间（约600 ns）与脉冲宽度的比值，可在多模构型下存储近3000个脉冲。此外，此2.2 GHz带宽目前受限于脉冲发生器的速度和可用的光功率。提高二者或将实现更宽带工作，最终极限由160 GHz吸收带宽与塞曼分裂铒基态的特性共同决定[43]。
四、讨论
我们已在可扩展的纳米光子平台上演示了超过一微秒的光子量子存储。我们百分之几的效率比该尺度下片上延迟所能达到的水平高出多个数量级。固有的通信波段操作兼容长距离量子比特隐形传态，而薄膜铌酸锂平台的灵活性使得在单个芯片上构建多个互连器件成为可能，为基于中继的量子网络提供了一条可行的途径。此外，一个独特的机会是在同一TFLN平台内将纠缠光子源与AFC原位集成。这可能为纠缠生成带来显著优势[44]。
除了在量子网络中的作用外，片上光延迟对量子信息处理也有显著优势。高效的延迟单元可启用时间延迟反馈，从而降低生成大规模簇态的资源需求[35, 45]，也可促进确定性光子量子计算[36]。我们的工作朝着为光子量子比特实现超越几纳秒的低损耗片上延迟迈出了重要一步。
我们平台的一个关键优势是能通过增加波导长度来调控光学深度（OD），从而实现更高的存储效率。然而，仅此方法在根本上受限于54%的最大效率。一种替代策略是采用与已制备AFC阻抗匹配的高Q值谐振腔，原则上可实现近单位效率[46]。在TFLN中已展示超过10⁷的品质因子[33]，这为实现高系综协同性与相应增强的效率打开了大门。此外，与快速电光开关和多段延迟的集成可实现动态可调、按需的延迟控制。
总而言之，这项工作代表了向可扩展且实用的光子量子信息处理迈出的重要一步。将领先的通信波段量子发射体——铒，与领先的量子纳米光子平台——铌酸锂相结合，为将量子存储器与光子器件集成开辟了广泛的可能性，有望实现晶圆级制备与集成。
**补充信息**
**1. 方法**
图S1. (a) 测量装置示意图。缩写含义：AOM：声光调制器；IM：强度调制器（上方插图为AFC制备脉冲与输入脉冲序列）；FPC：光纤偏振控制器；SNSPD：超导纳米线单光子探测器；DUT：待测器件。(b) 使用紫外固化环氧树脂将斜切光纤粘接在器件上，侧面涂覆Stycast环氧胶以提供应力消除。
我们使用直拉法生长过程中掺杂了0.5%天然丰度铒（NanoLN）的625 nm薄膜铌酸锂。波导通过氩气电感耦合等离子体反应离子刻蚀（ICP-RIE）325 nm制成。波导长约600 µm，宽约0.8 µm。TE偏振光通过光栅耦合器输入和输出，我们使用了粘接到芯片上的斜切光纤。我们测得每个端面的耦合效率为5%。该器件在基础温度30 mK的稀释制冷机（Leiden）中表征，使用单轴矢量磁体沿LN的c轴提供1.5 T磁场。我们采用可调谐通信波段激光器（Toptica），其偏振由光纤偏振控制器控制。光被分为两路：第一路为烧孔路径，使用强度调制器（iXblue）产生短脉冲（<10 ns）；第二路为探测扫描路径，使用一个AOM（声光调制器）进行扫描和探测我们的梳状结构。其余AOM用于按需进行门控和扫描。从器件收集的光在由一个超导纳米线单光子探测器（SNSPD，PhotonSpot）探测之前，先经过另一个门控AOM。
**2. 光学T₂测量**
双光子回波是提取光学相干时间（T₂）的标准技术。两个分别为100 ns和200 ns的短脉冲间隔一个时间延迟 τ，在时间 τ 之后产生相干回波信号（图S2）。通过将回波峰值强度 I(τ) 拟合到表达式 S1 [18]（其中 x > 1 是光谱扩散程度的度量），我们提取出 T₂ = 90 ± 4 µs。
图S2. 光学相干时间通过光子回波测量确定。(a) 光子回波强度随π/2与π脉冲之间脉冲间隔τ的变化关系。(b) 瞬态光谱烧孔显示出因Er³⁺与邻近⁷Li和⁹³Nb核自旋耦合而产生的超超精细结构[1]。
**3. 光学深度测量与噪声估计**
我们的耦合效率通过测定无铒吸收时波导的透射来校准。这是通过向波导发送逐渐升高的功率并测量透射功率实现的。测得最大透射约为0.26%，对应于每个端面接近5%的耦合效率。这是铒吸收被饱和至透明、仅剩裸器件透射时的极限。然后将一个可变光衰减器（VOA）设置为此总透射值，并通过器件发送相同的脉冲序列，以得到无铒吸收时的透射光量。
每个脉冲的平均输入光子数 ¯n 是通过将每个周期探测到的总计数除以每个实验运行发送的脉冲数来确定的。这给出了到达SNSPD的每个脉冲的平均光子数。为推断耦合进波导的平均光子数，此值对单端面耦合效率（5%）、门控AOM透射率（40%）以及SNSPD探测效率（60%）进行了修正。然后我们改变AOM的射频驱动功率，以校准 ¯n = 1 的工作点。总附加光子噪声 n 是通过测量在无输入探测脉冲的情况下，对应输出脉冲的时间窗口内每个运行周期的探测总计数来估计的。由于有效附加噪声必须参考器件输入端，我们将每个读取光子附加的噪声估计为 n/η，其中 η 是AFC存储效率。
光学深度通过向器件和已校准的VOA发送相同的脉冲序列来估计，得到OD估计值为1.31(1)。我们进一步通过光谱烧孔验证了这一结果，即测量烧孔中心透射与孔外透射之比（图S2b）。
文章名：
Telecom quantum memory over one microsecond in nanophotonic lithium niobate
作者：
Priyash Barya,1, 2, ∗ Daren Chen,2, 3, ∗ Ashwith Prabhu,2, 3 Laura Heller,1, 2 Edmond Chow,2 Hansol Kim,3 Joshua
Akin,1, 2 Vasileios Niaouris,4 Jiefei Zhang,4, 5 Alan M. Dibos,4, 6 Pengjie Wang,3 and Elizabeth A. Goldschmidt1, 2, 3, †
单位：
1
Department of Electrical and Computer Engineering,
University of Illinois Urbana-Champaign, Urbana, IL 61801 USA
2
Holonyak Micro and Nanotechnology Laboratory,
University of Illinois Urbana-Champaign, Urbana, IL 61801 USA
3
Department of Physics, University of Illinois Urbana-Champaign, Urbana, IL 61801 USA
4
Q-NEXT, Argonne National Laboratory, Lemont, IL 60439 USA
5
Materials Science Division, Argonne National Laboratory, Lemont, IL 60439 USA
6
Center for Molecular Engineering, Argonne National Laboratory, Lemont, IL 60439 USA
