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Jul 10, 2023

Detektor

npj Quantum Information Band 7, Artikelnummer: 40 (2021) Diesen Artikel zitieren Dieser Artikel wurde aktualisiert Quantum Key Distribution (QKD) kann stark von der photonischen Integration profitieren, was ermöglicht

npj Quantum Information Band 7, Artikelnummer: 40 (2021) Diesen Artikel zitieren

Dieser Artikel wurde aktualisiert

Die Quantenschlüsselverteilung (QKD) kann stark von der photonischen Integration profitieren, die die Implementierung verlustarmer, ausrichtungsfreier und skalierbarer photonischer Schaltkreise ermöglicht. Gleichzeitig sind supraleitende Nanodraht-Einzelphotonendetektoren (SNSPD) aufgrund ihrer hohen Effizienz, niedrigen Dunkelzählrate und ihres geringen Jitters eine ideale Detektortechnologie für QKD. Wir präsentieren einen QKD-Empfängerchip mit allen photonischen Schaltkreisen, die für verschiedene zeitbasierte Protokolle, einschließlich Einzelphotonendetektoren, erforderlich sind. Durch die Verwendung von wellenleiterintegrierten SNSPDs erreichen wir niedrige Totzeiten zusammen mit niedrigen Dunkelzählraten und demonstrieren ein QKD-Experiment mit einer Taktrate von 2,6 GHz, das geheime Schlüsselraten von 2,5 Mbit/s für niedrige Kanaldämpfungen von 2,5 dB ohne Detektorsättigung ergibt. Aufgrund der breitbandigen 3D-Polymerkoppler kann der Empfängerchip in einem breiten Wellenlängenbereich im Telekommunikationsband betrieben werden und ebnet so den Weg für hochparallelisierte Wellenlängenmultiplex-Implementierungen.

Verschlüsselung ist die Grundlage für sichere Kommunikation und gewinnt in der heutigen digitalen Gesellschaft immer mehr an Bedeutung. Gleichzeitig gefährden jüngste Fortschritte auf dem Gebiet des Quantencomputings1,2 und seit langem bekannte Quantenalgorithmen wie Shors3-Algorithmus die Integrität weit verbreiteter klassischer Algorithmen für die asymmetrische Kryptographie4. Als vielversprechende Lösung wurde die Quantenschlüsselverteilung (QKD) vorgeschlagen, die es ermöglicht, ein gemeinsames Geheimnis zwischen zwei Parteien, Alice und Bob, auf nachweislich sichere Weise zu generieren, selbst in Gegenwart von Quantencomputern5,6. Zusammen mit informationstheoretisch sicheren Chiffren wie dem One-Time-Pad7 stellt es ein vielversprechendes Mittel zur Verschlüsselung dar. Mehrere Schemata wurden experimentell demonstriert, aber um eine breite Anwendbarkeit zu gewährleisten, sind schnellere und skalierbarere Systeme wünschenswert, die höhere Geheimschlüsselraten als derzeit verfügbar bieten.

Um ultraschnelle und hoch skalierbare QKD-Systeme zu erreichen, ist die photonische Integration von entscheidender Bedeutung, um Skalierbarkeits- und Stabilitätsbeschränkungen in optischen Massensystemen zu überwinden. Während Implementierungen von On-Chip-QKD in der Vergangenheit für kontinuierlich variable (CV-)QKD8 und auch für diskret-variable (DV-)QKD9,10,11,12,13,14 demonstriert wurden, ist die Integration von Hochleistungs- Einzelphotonendetektoren (SPDs) im Fall von DV-QKD bleiben eine Herausforderung.

Die Wahl der eingesetzten SPD-Technologie hat entscheidenden Einfluss auf die Leistung des gesamten DV-QKD-Systems. Avalanche-Fotodioden (APDs) werden häufig verwendet, weisen jedoch bei Telekommunikationswellenlängen hohe Dunkelzählraten auf (was einen Betrieb im Gated-Modus erfordert) und lange Detektortotzeiten15. Dadurch werden die Secret-Key-Raten insbesondere bei Verbindungen über kurze Entfernungen für hohe Taktraten16 beim Betrieb bei diesen Wellenlängen stark eingeschränkt, was aufgrund ihrer weiten Verbreitung in bestehenden Glasfasernetzen von Vorteil ist.

In den letzten Jahren haben sich supraleitende Nanodraht-Einzelphotonendetektoren (SNSPDs) als überlegene Detektortechnologie herausgestellt15,17 mit Detektionseffizienzen von mehr als 90 %18, niedrigen Dunkelzählraten von <1 cps18, Zeitjitter von <3 ps19 und hohe Zählraten im GHz-Bereich20. Aufgrund ihrer Leistungsfähigkeit haben sie viele Anwendungen im Bereich der Quanteninformation21 und haben Eingang in viele QKD-Experimente22,23,24,25,26 gefunden. Allerdings ist, wie bei APDs, eine Integration mit dem Rest des photonischen Schaltkreises nicht einfach möglich und daher muss das Licht aus dem Chip in eine Faser ausgekoppelt werden, bevor es an den Detektor gekoppelt wird, was (im Fall von SNSPDs) der Fall ist ) befindet sich bei niedrigen Temperaturen in einem Kryostaten.

Wir überwinden diese Probleme durch den Einsatz wellenleiterintegrierter SNSPDs17,27 und kombinieren sie mit der vollständigen photonischen Schaltung, die für die Empfängerseite des QKD-Aufbaus auf einem einzelnen Siliziumnitrid-Chip (Si3N4) erforderlich ist. Dadurch bleiben die Vorteile hochleistungsfähiger supraleitender Nanodraht-Detektoren erhalten, ohne dass eine separate Schnittstelle zwischen dem Messaufbau und den Detektoren erforderlich ist. Durch die Verwendung wellenleiterintegrierter SNSPDs erzielen wir im Vergleich zu herkömmlichen SNSPDs auch zusätzliche Vorteile, wie z. B. kürzere Detektortotzeiten17 aufgrund der kürzeren Nanodrahtgeometrien. Darüber hinaus ist die Empfängerschaltung aufgrund der monolithischen Integration der photonischen Schaltkreise, der präzisen Temperatursteuerung und der vernachlässigbaren Abhängigkeit des Brechungsindex von der Temperatur von Si3N4 bei niedrigen Temperaturen28 interferometrisch stabil, wie es für QKD-Protokolle mit Time-Bin-Codierung gewünscht ist.

Der Empfängerchip nutzt 3D-Polymerkoppler für die Kopplung von einfallendem Licht außerhalb der Ebene. Im Vergleich zur Gitter- und Kantenkopplung erreichen 3D-Polymerkoppler gleichzeitig eine hohe Kopplungseffizienz über einen breiten Spektralbereich in skalierbaren zweidimensionalen Arrays29. Dies eröffnet die Möglichkeit, vollständig integrierte QKD-Systeme mit Wellenlängenmultiplex in großem Maßstab einzusetzen.

Wir demonstrieren die Fähigkeiten des Empfängerchips, indem wir ein Time-Bin-Protokoll mit einem Täuschungszustand16,30 implementieren, wie in Abb. 1a dargestellt. In diesem Protokoll werden die Schlüsselbits auf Z-Basis mit den Zuständen \(\left|{Z}_{0}\right\rangle\) und \(\left|{Z}_{1}\right\ codiert rangle\), was entweder einem frühen oder einem späten schwachen kohärenten Impuls entspricht. Ein dritter Zustand \(\left|{X}_{+}\right\rangle =\frac{1}{\sqrt{2}}(\left|{Z}_{0}\right\rangle +\left |{Z}_{1}\right\rangle)\) wird mit der Wahrscheinlichkeit pX erstellt und zur Überprüfung der Kohärenz zweier aufeinanderfolgender Impulse verwendet, indem die Interferenz mit einem SPD in einem Ausgang eines unsymmetrischen Mach-Zehnder-Interferometers (MZI) überwacht wird. auf Bobs Seite (Abb. 1b). Die mittlere Photonenzahl eines Zustands wird zufällig zwischen μ1 und μ2 mit μ2 < μ1 < 1 und der Wahrscheinlichkeit p1 bzw. p2 gewählt, um die Decoy-State-Methode zu implementieren. Dies wird später verwendet, um die Möglichkeit eines Photon Number Splitting (PNS)-Angriffs zu prüfen.

a Für das vereinfachte Protokoll werden drei verschiedene Zustände von zwei Basen verwendet: \(\left|{Z}_{0}\right\rangle\) und \(\left|{Z}_{1}\right\ rangle\) entsprechen einem frühen und einem späten Zeitimpuls und repräsentieren die Bits 0 bzw. 1. Der dritte Zustand \(\left|{X}_{+}\right\rangle\) ist der Überlagerungszustand und wird nur zur Schätzung des Phasenfehlers bei der Übertragung verwendet. Die kohärenten Impulse werden mit zwei unterschiedlichen Intensitätsniveaus μ1 und μ2 als Täuschungszustand gesendet, um Angriffe mit Photonenzahlaufspaltung zu erkennen. b Die Zustände können durch Schnitzen von Impulsen mit einem Intensitätsmodulator (IM) aus einem CW-Laser auf Alices Seite hergestellt werden. Auf Bobs Seite wird die Z-Basis direkt mit einem supraleitenden Nanodraht-Einzelphotonendetektor (SNSPD) gemessen, während die X-Basis durch Platzieren eines SNSPD am Ausgang eines unausgeglichenen Mach-Zehnder-Interferometers (MZI) gemessen wird. c Darstellung der Schaltung auf dem Empfängerchip. Das Eingangssignal von Alices Seite wird über einen 3D-Polymerkoppler P1 in einen Wellenleiter eingekoppelt. Ungefähr 90 % des Lichts werden direkt auf SNSPD 1 geleitet, während der Rest durch einen Richtkoppler S1 in einen MZI mit einer langen Verzögerungsleitung in einem Arm aufgeteilt wird. Der Richtkoppler S2 soll den zusätzlichen Wellenleiterverlust in einem Arm durch die Verzögerungsleitung ausgleichen. SNSPD 2 wird dann zur Überwachung eines Ausgangs des MZI verwendet. Die Ports P2, P3, P4 werden nur für Kalibrierungszwecke verwendet. Der Maßstabsbalken entspricht 100 μm.

Wir stellen fest, dass der Chip selbst auch für andere zeitbasierte Protokolle geeignet ist, die auf der Empfängerseite über dieselben photonischen Schaltkreise verfügen, wie beispielsweise das Differential Phase Shift-Protokoll31 und das kohärente Einwegprotokoll32. Die photonische Schaltung kann auch problemlos an Protokolle angepasst werden, die die Überwachung beider Interferometerausgänge erfordern, indem der zweite Ausgang mit einem dritten SNSPD verbunden wird, der bereits auf dem hier vorgestellten Chip vorhanden ist, aber nicht für die QKD-Messungen verwendet wurde.

Der integrierte photonische Schaltkreis des Empfängerchips wird auf der photonischen Plattform Si3N4 hergestellt und das Layout wurde mit dem Open-Source-Python-basierten gdshelpers-Toolkit33 entworfen. Wie in Abb. 1c dargestellt, wird das einfallende Licht von einem 3D-Polymerkoppler29 (P1) in einem Si3N4-Wellenleiter mit einer Entwurfsbreite von 1,3 μm gesammelt. Ein Richtkoppler wird verwendet, um etwa 10 % der eingehenden optischen Leistung in den Überwachungskreis aufzuteilen, während die verbleibende Leistung an einen in den Wellenleiter integrierten SNSPD (SNSPD 1) geleitet wird. Die Überwachungsschaltung besteht aus einem unsymmetrischen MZI aus zwei Richtkopplern (S2 und S3) und einer Wellenleiterspirale in einem Arm, die als Verzögerungsleitung fungiert. Die Länge der Verzögerungsleitung wird so ausgewählt, dass sie zur gewünschten Betriebstaktfrequenz des QKD-Systems passt. Aufgrund des nicht vernachlässigbaren Übertragungsverlusts der Spirale im Vergleich zum Referenzarm des MZI wird das Teilungsverhältnis des ersten Richtkopplers so angepasst, dass die Leistung in beiden Armen am zweiten Richtkoppler ungefähr gleich ist, wodurch das Extinktionsverhältnis maximiert wird des MZI. Ein Ausgang des MZI ist mit einem weiteren wellenleiterintegrierten SNSPD (SNSPD 2) verbunden. Die übrigen Ausgänge der drei Richtkoppler sind mit 3D-Polymerkopplern (P2, P3, P4) verbunden, was eine Charakterisierung des MZI und der Splitter ermöglicht.

Die Gesamtfläche des Geräts beträgt 840 × 1400 μm, wobei die vertikale Abmessung größtenteils durch die Kontaktpads der SNSPDs bestimmt wird. Die große Größe der Kontaktpads ist auf den Messaufbau zurückzuführen, der einen beweglichen Tisch und eine Hochfrequenzsonde (RF) mit einem festen Abstand von 125 μm umfasst. Die Größe des gesamten Geräts kann leicht auf weniger als 800 × 850 μm reduziert werden, wenn ein anderer Ausleseaufbau angestrebt wird.

Der Schichtstapel des photonischen Chips besteht aus 325 nm Si3N4 auf 3300 nm SiO2 auf einem Si-Substrat. Ein dünner supraleitender NbTiN-Film von 6 nm wird vor der Herstellung durch Sputtern auf der Probe abgeschieden.

Der Herstellungsprozess besteht aus vier Schritten der Elektronenstrahllithographie (Raith EBPG5150) bei 100 kV. Zunächst werden Goldkontaktpads und Markierungsstrukturen durch physikalische Gasphasenabscheidung abgeschieden. Anschließend werden die Lithographieschritte für die Herstellung von Nanodrähten, die Passivierung und die photonischen Schaltkreise durchgeführt und mithilfe von reaktivem Ionenätzen (RIE) geätzt.

Die 3D-Kopplungsstrukturen werden mithilfe eines DLW-Systems (Direct Laser Writing) (Nanoscribe Professional GT, ×63-Objektiv) im tropfengegossenen IP-Dip mit einem Schnitt- und Schraffurabstand von 100 nm hergestellt. Die automatische Ausrichtung des DLW-Systems erfolgt mithilfe zusätzlicher Markerstrukturen, die zusammen mit den photonischen Wellenleiterstrukturen strukturiert werden. Die 3D-Polymerkoppler sind für einen Lichteinfallswinkel von 12∘ ausgelegt und haben einen Abstand von 127 μm, wodurch sie dem im Messaufbau verwendeten Faserarray entsprechen. Ein Falschfarben-Rasterelektronenmikroskopbild (REM) eines Geräts auf dem hergestellten Chip ist in Abb. 2 abgebildet.

Ein koloriertes Rasterelektronenmikroskop-Bild (REM) der Empfängerschaltung, wobei der Wellenleiter cyanfarben ist. Der Maßstabsbalken entspricht 100 μm. b Einer der supraleitenden Nanodraht-Einzelphotonendetektoren (rot) oben auf dem Wellenleiter (cyan). Der Maßstabsbalken entspricht 20 μm. c Der Eingangsteiler (S1) leitet ca. 10 % des einfallenden Lichts in das MZI um, wo die Länge des Teilers S2 angepasst wird, um Wellenleiterverluste in der Spirale zu berücksichtigen. Der Maßstabsbalken entspricht 50 μm. d Die 3D-Koppler ermöglichen die vertikale Einkopplung von Licht über einen breiten Wellenlängenbereich in den Wellenleiter. Der Maßstabsbalken entspricht 100 μm.

Ein separater Herstellungslauf ohne Nanodrähte wurde verwendet, um die photonischen Schaltkreise zu charakterisieren und Parameter für das endgültige Gerät zu finden. Der Wellenleiterverlust wurde mit (0,6 ± 0,1) dB/cm bestimmt. Um die Taktrate des Zielsystems von 2,5 GHz zu erreichen, haben wir einen MZI-Armlängenunterschied von 1,50 cm gewählt, was eine ungefähre Verzögerungszeit von 200 ps ergibt, was der zeitlichen Trennung der Zeitintervalle für die Informationskodierung entspricht. Die Richtkoppler (S1, S2, S3) sind mit einem Spalt von 200 nm und Längen von L1 = 1,03 μm, L2 = 15,66 μm, L3 = 13,18 μm ausgelegt, was Teilungsverhältnissen von 90:10, 41:59 und 50 entspricht :50 bzw.

Jeder SNSPD besteht aus einem supraleitenden Nanodraht mit einer Breite von 100 nm, der in einer einzigen Mäanderwindung (U-Form) auf dem Wellenleiter platziert und mit den Goldkontaktpads verbunden ist. Der Detektor hat eine Gesamtlänge von 120 μm, wodurch die Effizienz der Absorption durch das evaneszente Feld des Wellenleiters maximiert wird.

Der Versuchsaufbau besteht aus zwei räumlich getrennten Einheiten, die Alice und Bob in einem typischen QKD-Aufbau darstellen, wie in Abb. 3 dargestellt. Auf Alices Seite wurde der Sender mit einer abstimmbaren Dauerstrichlaserquelle (CW) (Santec TSL 710) implementiert. aus dem mithilfe zweier in Reihe geschalteter elektrooptischer Intensitätsmodulatoren (EOM, Optilab IMC-1550-20-PM und Optilab IML-1550-40-PM-V) Impulse erzeugt werden. Beide EOMs werden von einem Bitmustergenerator (BPG, Agilent 81141A) angetrieben, wobei die Bitrate auf das Doppelte der Protokolltaktrate eingestellt ist (da ein Symbol aus zwei Zeitintervallen besteht). Das erste EOM wird vom CLOCK-Ausgang des BPG angesteuert und erzeugt ein vormoduliertes Signal, sodass das Licht in der Mitte jedes Zeitintervalls am stärksten ist. Die eigentliche Signalmodulation erfolgt durch den zweiten EOM, der vom DATA-Ausgang angesteuert wird. Diese Konfiguration ermöglicht höhere Extinktionsverhältnisse zwischen den Zeitintervallen. Beide BPG-Ausgänge sind auf die vom BPG unterstützte maximale Spannung von 1,8 Vpp eingestellt. Die Verzögerung zwischen Takt- und Datensignal wird angepasst, um der Laufzeit in der Glasfaser zwischen den beiden EOMs zu entsprechen.

Vereinfachter Messaufbau zur Demonstration eines QKD-Experiments mit dem Empfängerchip. Ein pseudozufälliges Bitmuster wird auf Alices Seite mit einem CW-Laser und zwei elektrooptischen Modulatoren (EOMs) erzeugt, die vom Bitmustergenerator (BPG) gesteuert werden. Das Signal wird dann gedämpft und an Bob gesendet. Der Quantenkanal wird durch einen zusätzlichen variablen optischen Abschwächer (VOA) simuliert. Der Empfängerchip befindet sich in einem Kryostat bei einer Basistemperatur von 1,7 K. Das elektrische Signal der integrierten Nanodrahtdetektoren wird verstärkt und dann mit einem Zeitgeber aufgezeichnet. Die Nachbearbeitung erfolgt am PC.

Zwei aufeinanderfolgende Bits bilden ein Symbol, wobei 01, 10 und 11 \(\left|{z}_{0}\right\rangle\), \(\left|{z}_{1}\right\ entsprechen rangle\) bzw. \(\sqrt{2}\left|{x}_{+}\right\rangle\). Der Ausgang wird abgegriffen und überwacht, sodass die Leistung des ausgehenden Signals durch einen letzten variablen optischen Abschwächer (VOA) auf die gewünschte durchschnittliche Anzahl von Photonen pro Impuls (μ1 oder μ2) abgestimmt werden kann, bevor es an Bob gesendet wird.

Das Empfängermodul ist auf einem beweglichen Tisch in einem Kryostat mit geschlossenem Kreislauf montiert, der bei einer Grundtemperatur von 1,7 K betrieben wird. Die optische Verbindung wurde mithilfe eines über der Probe gehaltenen Faserarrays bestehend aus Singlemode-Fasern (9) hergestellt /125) mit einem Pitch von 127 μm, während die elektrische Kontaktierung über eine HF-Sonde (Cascade Microtech Unity Probe) erfolgt.

Das elektrische Detektorsignal wird mit rauscharmen Raumtemperaturverstärkern (Mini-Circuits ZFL-1000LN+) mit einer Verstärkung von 50 dB verstärkt und mit einem Time Tagger (Swabian Instruments Time Tagger Ultra) aufgezeichnet, der an einen PC angeschlossen ist, wo die Daten gespeichert werden Erhebung und Auswertung erfolgt. Der Zeitgeber wird durch ein elektrisches Triggersignal mit dem Signalgenerator auf Alices Seite synchronisiert.

Der Quantenkanal zwischen den beiden Parteien besteht aus einer Singlemode-Faser zusammen mit einem VOA, mit dem Kanalverluste zwischen 0 und 45 dB simuliert werden, was Kanallängen von bis zu 225 km entspricht (unter der Annahme eines Faserverlusts von 0,2 dB/cm). ).

Zur Abschätzung der Systemleistung wird ein pseudozufälliges 128 Bit langes Muster vom Signalgenerator von Alice kontinuierlich wiederholt. Dies ermöglicht auf Bobs Seite zwei Möglichkeiten, die Leistung zu messen: Die Zeitmarken können auf dem PC aufgezeichnet werden und anschließend kann eine klassische kryptografische Nachbearbeitung (Parameterschätzung, Fehlerkorrektur und Datenschutzverstärkung) wie z. B. in34 beschrieben erfolgen. Da das gesendete Muster während der Ausführung eines Experiments immer dasselbe ist, können wir alternativ die Histogrammfunktion des Zeit-Taggers nutzen: Durch Synchronisieren des Histogrammursprungs mit dem Triggersignal vom Mustergenerator stimmt das resultierende Histogramm perfekt mit der Wiederholung überein Muster. Die Anzahl der Zählungen in den jeweiligen Bins kann dann zur Berechnung von Maßen wie der Schlüsselrate und der Quantenbitfehlerrate (QBER) verwendet werden. Zusätzlich zum normalen QKD-Muster senden wir auch verschiedene Testzustände, wie z. B. mehrere aufeinanderfolgende leere Behälter, die bei der eigentlichen QKD-Übertragung nicht auftreten. Dies kann genutzt werden, um die Beiträge der verschiedenen Fehlerquellen besser zu verstehen und den Einfluss des Empfängerchips auf die Fehlerrate zu begrenzen, wie im nächsten Abschnitt beschrieben. Für jede Dämpfungsstufe im Quantenkanal integrieren wir über einen Zeitraum von 5 Minuten.

Das Histogramm wird mit einer Bin-Breite von 19 ps aufgezeichnet, sodass etwa 10 Bins einem Protokoll-Zeit-Bin entsprechen und während des Nachbearbeitungsschritts neu abgetastet werden, um mit den Protokoll-Bins übereinzustimmen. Obwohl die SNSPDs im freilaufenden Modus betrieben werden, kann die Nachauswahl von Ereignissen, die in den jeweiligen Zeitintervallen zentriert sind, für die resultierende Geheimschlüsselrate von Vorteil sein. Dies wird auf Bobs Seite in der Software implementiert, indem nur eine Teilmenge der aufgezeichneten Histogramm-Bins ausgewählt wird und die resultierende Bin-Größe abhängig von den Ergebnissen der Parameterschätzung abgestimmt wird. Dies ist auch exemplarisch in Abb. 4a dargestellt, wo die Histogramm-Bins in Blau bei der Auswertung berücksichtigt werden, während Zählungen in den grauen Bins weggelassen werden.

a Auszug aus einem Histogramm der Klicks des Hauptdetektors (oben) und des Monitordetektors nach dem MZI (unten) beim Senden eines Pseudozufallsmusters. Während der Nachbearbeitungsphase wird ein Gating-Fenster angewendet, sodass nur die Zählwerte in der Mitte jedes Zeitintervalls gezählt werden (blau), während die anderen Zählwerte ignoriert werden (grau). Dies reduziert sowohl die Zählrate als auch die Fehlerrate und maximiert die Geheimschlüsselrate, wenn die optimierte Fensterbreite gewählt wird. b Zählrate vs. Wellenlänge um eine zentrale Wellenlänge von 1550 nm für SNSPD 2, gemessen mit einem einfallenden Fluss von 108 Photonen pro Sekunde. Die MZI-Sichtbarkeit wurde bei 1550 nm mit 96,4 % und bei 1530 nm mit 99,6 % ermittelt. Einschub: Die Sichtbarkeit V des MZI über verschiedene Wellenlängen. c Zählrate vs. Vorstrom beider SNSPDs mit einem einfallenden Fluss von ~106 Photonen pro Sekunde bei 1550 nm durch Eingangsanschluss P1. SNSPD 2 zeigt aufgrund des Aufteilungsverhältnisses von S1 und dem MZI vor dem Detektor eine deutlich geringere Zählrate.

Während die Verzögerungsleitung im Empfänger für eine Verzögerung von 200 ps ausgelegt ist, ist eine leichte Abweichung in der Impulsverzögerung des hergestellten Geräts zu erwarten, da der effektive Gruppenindex durch Unsicherheiten in der Zusammensetzung des Wafermaterials und des Herstellungsprozesses sowie der beeinflusst wird experimentelle Temperatur und Umgebung. Durch die Beobachtung eines einzelnen Femtosekundenpulses, der in der kryogenen Umgebung durch das hergestellte MZI läuft, kann eine genauere Schätzung der tatsächlichen Verzögerung ermittelt werden. Der Puls wird von einem Pritel 1550 nm Femtosekundenlaser erzeugt, in P4 eingekoppelt, mit einer schnellen Fotodiode über P3 gemessen und mit einem 13 GHz Oszilloskop beobachtet. Die tatsächliche Pulsverzögerung wird mit 194(5) ps ermittelt, was einer Taktrate von R = 2,6 GHz entspricht.

Da die Sichtbarkeit des MZI später zur Schätzung der Phasenfehlerrate verwendet wird, ist es wichtig, den MZI im Voraus richtig zu charakterisieren. Eine Sichtbarkeit von 99,6 % wurde gemessen, indem P1 mit einer abstimmbaren CW-Laserquelle beleuchtet und die Zählraten um eine Mittenwellenlänge von 1530 nm aufgezeichnet wurden. Bei einer Mittenwellenlänge von 1550 nm sinkt die Sichtbarkeit auf 96,4 % (Abb. 4b). Die Wellenlängenabhängigkeit der Sichtbarkeit ist in Abb. 4b (Einschub) dargestellt und kann auf die Wellenlängenabhängigkeit des MZI-Eingangsteilers (Richtkoppler) S2 zurückgeführt werden. Nur wenn das Teilungsverhältnis zum optischen Verlust in der Verzögerungsleitung passt, kann eine hohe Sichtbarkeit erreicht werden. Obwohl dies als einschränkender Faktor für den Breitbandbetrieb eines einzelnen Geräts angesehen werden kann, stellen wir fest, dass dies für den Anwendungsfall einer stark wellenlängenmultiplexierten Anwendung keine Einschränkung darstellt, da der Eingangssplitter für jeden Kanal individuell angepasst werden kann . Alternativ kann man die vorhandenen Charakterisierungsports vor und nach dem MZI nutzen, um die Sichtbarkeit vollständig zu charakterisieren und diese in die Berechnung der Phasenfehlerrate einzubeziehen.

Die Verwendung von Wellenleiter-integrierten SNSPDs ermöglicht sehr kurze Totzeiten, ohne die niedrigen Dunkelzählraten zu gefährden, die SNSPDs bieten. Dies ermöglicht viel höhere Erkennungsraten auf der Empfängerseite, was besonders für Kanäle mit geringer Entfernung (d. h. mit geringem Verlust) relevant ist. Für unseren Empfänger wurde eine Detektortotzeit von weniger als 20 ns gemessen, was Erkennungsraten von bis zu 50 MHz ermöglicht. Die Schaltströme der beiden Nanodrähte wurden mit 12,7 bzw. 12,5 μA ermittelt. Für den Versuch werden beide mit einer Vorspannung von Ub = 11,15 V mit einem Vorwiderstand von 992 kΩ vorgespannt. Mit diesen Einstellungen wurde eine Dunkelzählrate von 8 bzw. 20 Hz für SNSPD 1 bzw. 2 gemessen. Die Schätzung der Systemerkennungseffizienz (SDE) ergibt 7,35 % für den Haupt-SNSPD und 0,5 % für den zweiten SNSPD bei dem gewählten Vorspannungsstrom (Abb. 4c). Wir betonen, dass diese Zahlen den Splitter S1 und den Wellenleiterverlust im MZI umfassen und die genauen Wirkungsgrade der Detektoren nicht einzeln charakterisiert werden können, da die photonischen Schaltkreise vor den Nanodrähten einen direkten optischen Zugriff verhindern. Weitere Kopplungsverluste werden durch den flexiblen Tischaufbau im Kryostat verursacht: Die elektrische Sonde und das Faserarray können nicht unabhängig voneinander in z-Richtung relativ zum Chip bewegt werden und daher ist die optimale Kopplungsposition möglicherweise nicht erreichbar. Daher stellen die Effizienzangaben eine Untergrenze dar und können wahrscheinlich übertroffen werden, indem der Chip in einer optimierten Position am Faserarray befestigt wird, wie dies bei einer verpackten Version des integrierten photonischen Schaltkreises der Fall wäre.

Bei den in dieser Arbeit verwendeten Zustandsvorbereitungsparametern (Tabelle 1) führen die kleinen Totzeiten dazu, dass die Detektoren selbst bei Nullverlust nicht vollständig gesättigt sind, und erklären, warum in Abb. 5a nur eine sehr geringe detektorinduzierte Schlüsselratensättigung zu beobachten ist , wobei die Rohschlüsselrate und die Geheimschlüsselrate des Proof-of-Principle-Experiments über der Kanaldämpfung aufgetragen sind. Bei kleinen Dämpfungsstufen erreichen wir hohe Secret-Key-Raten von bis zu 2,5 Mbit/s.

a Gemessene Schlüsselraten und Fehlerraten über verschiedene Ebenen der Kanaldämpfung. Mit dem Demo-Setup erreichen wir 2,5 Mbit/s bei einer Dämpfung von 2,5 dB. Im Vergleich zur Referenzimplementierung16 profitiert unser Aufbau von den kürzeren Totzeiten der Detektoren bei geringer Dämpfung. b Quantenbitfehlerrate (QBER) und Phasenfehlerraten im Verhältnis zur Kanaldämpfung. Aufgrund der niedrigen Dunkelzählraten (DCR) der SNSPDs ist bei höheren Dämpfungen kein Anstieg der QBER zu beobachten. Da nur ein kleiner Teil des einfallenden Lichts den zweiten SNSPD erreicht, ist das Signal-Rausch-Verhältnis viel kleiner und daher führt der DCR zu einem Anstieg der Phasenfehlerrate für Kanaldämpfungspegel über 25 dB.

Das eigentliche Schlüsselverteilungsexperiment wurde bei einer Zentralwellenlänge von 1530 nm für unterschiedliche Kanaldämpfungsgrade durchgeführt und so Übertragungsentfernungen unterschiedlicher Länge simuliert. Wir weisen darauf hin, dass diese Methode mögliche Dispersionseffekte und Kanalinstabilitäten, die in Feldverbindungen auftreten würden, nicht berücksichtigt. Da diese jedoch leicht kompensiert werden können und der Schwerpunkt dieser Arbeit auf dem integrierten Empfängerchip liegt, sollten die hier vorgestellten Ergebnisse auch in einem feldexperimentierten Quantenkanal reproduzierbar sein.

Wir finden eine QBER zwischen 3 % und 3,5 % für Kanaldämpfungen bis zu 45 dB, während der Phasenfehler von etwa 5 % bei niedrigen Dämpfungsniveaus mit höheren Dämpfungsniveaus viel stärker wird und 13 % bei 45 dB erreicht.

Die QBER wird stark vom Verhältnis von Dark Counts und Real Counts beeinflusst. Da die Zählwerte in SNSPD 1 selbst bei der höchsten gemessenen Dämpfung von 45 dB etwa zwei Größenordnungen höher sind, ist die Auswirkung auf die QBER relativ gering und daher ist die Abhängigkeit der QBER von der Kanaldämpfung gering, wie in Abb. 5b dargestellt. Im Phasenüberwachungskanal ist die tatsächliche Zählrate jedoch aufgrund des Teilungsverhältnisses von S1, der Verluste im Interferometer und der Tatsache, dass nur der Ausgangsport des MZI mit destruktiver Interferenz überwacht wird, viel niedriger. Dies führt zu einem viel größeren Einfluss der Dunkelzählung auf die Phasenfehlerrate, wie in Abb. 5b für Dämpfungspegel über 25 dB zu sehen ist.

Weitere Fehlerquellen, die sowohl zur QBER- als auch zur Phasenfehlerrate beitragen, sind die unvollständige Zustandsvorbereitung auf Alices Seite, die Impulsdispersion im Quantenkanal (einschließlich der Schaltkreise des Empfängeraufbaus) und der Detektorjitter. Wir haben die volle Breite des Jitters beim halben Maximum (FWHM) der ersten SNSPDs auf 59 ps ermittelt. Dies könnte durch den Einsatz kryogener Verstärker19 weiter verbessert werden. Bei einer Bin-Breite von 200 ps besteht eine nicht zu vernachlässigende Wahrscheinlichkeit, dass Ereignisse, die in der Nähe des Randes eines Zeit-Bins erkannt werden, den falschen Zeit-Bins zugeordnet werden, was zu einem Fehler führt.

Um die Auswirkungen von Fehlerquellen auf den QBER, die vom Empfängerchip ausgehen, genauer zu begrenzen, können ihre Auswirkungen untersucht werden, indem mehrere aufeinanderfolgende 0-Bits gesendet werden, wobei das zweite EOM vollständig geschlossen sein sollte, und die Anzahl der (Fehler-)Bits verglichen wird. Klicks in der Mitte einer solchen 0-Serie mit der Anzahl der Klicks zwischen zwei Impulsen (beim Senden von 1–0–1). Im ersten Fall können die Klickgeräusche nicht durch Jitter oder Streuung des Detektors verursacht werden, und daher gibt das Verhältnis zwischen den beiden Zahlen eine Grenze für den vom Empfängermodul verursachten Fehler an. Mit dieser Methode kann der Anteil des QBER, der durch das Empfängermodul verursacht wird, zwangsläufig kleiner als 13 % sein, was zeigt, dass der überwiegende Teil des QBER durch das Sender-Setup verursacht wird.

Für die Bewertung der in Abb. 5a dargestellten tatsächlichen Geheimschlüsselrate folgen wir der Finite-Key-Analyse von30 und gehen von einer Geheimschlüssellänge von aus

Dabei sind sZ,0, sZ,1 Untergrenzen für die Anzahl der durch Vakuum bzw. Einzelphotonenzustände verursachten Klicks auf der Z-Basis, h ist die binäre Entropiefunktion, ϕZ eine Obergrenze für die Phasenfehlerrate, ϵsec ist ein Geheimhaltungsparameter und ϵcor der Korrektheitsparameter gemäß Definition in35. Wir setzen ϵsec = ϵcor = 10−9. Die Anzahl der verlorenen Bits während der Fehlerkorrektur λleak wird mit einer angenommenen Abstimmungseffizienz von 1,16 für eine Blockgröße von 10736 geschätzt.

Die mit dem Proof-of-Principle-Experiment unter Verwendung des Empfängerchips erzielten Ergebnisse sind vergleichbar mit neueren Veröffentlichungen, die ähnliche Protokolle implementieren. Im Vergleich zur Referenzimplementierung des Drei-Zustands-Protokolls16 profitieren wir von kurzen Totzeiten bei niedrigen Dunkelzählraten und können höhere Secret-Key-Raten bei niedrigeren Dämpfungswerten unter 20 dB erreichen. Implementierungen wie37 erreichen noch höhere Secret-Key-Raten für sehr niedrige Dämpfungswerte von 2 dB, indem sie selbstdifferenzierende InGaAs-APDs38 verwenden, die ähnliche Totzeiten wie die hier berichteten ermöglichen. Während der Hauptengpass unserer Implementierung jedoch auf der Senderseite liegt, weisen InGaAs-APDs eine deutlich höhere Dunkelzählrate auf, auf die ein erheblicher Teil der gemessenen QBER bei niedrigen Dämpfungsniveaus zurückzuführen ist37. Aufgrund der niedrigen Dunkelzählraten wellenleiterintegrierter SNSPDs haben wir diese Einschränkung in unserer Empfängerimplementierung überwunden. Da unsere Plattform die Integration noch schnellerer wellenleiterintegrierter SNSPDs mit ähnlich niedrigen Dunkelzählraten20 ermöglicht, sind wir weit davon entfernt, die theoretischen Leistungsgrenzen der zugrunde liegenden Technologie in einer QKD-Empfängereinheit zu erreichen. Wir stellen fest, dass zukünftige Studien notwendig sind, um zu bewerten, inwieweit die wellenleiterintegrierten SNSPDs anfällig für Angriffe wie Detektorblindheit sind39,40 und um mögliche Gegenmaßnahmen zu identifizieren.

Insgesamt zeigen wir in dieser Arbeit erstmals ein vollständig integriertes photonisches Empfängermodul für DV-QKD-Anwendungen. Der Empfänger wird auf der verlustarmen photonischen Si3N4-Plattform hergestellt und verfügt über alle photonischen Komponenten, einschließlich Hochleistungs-SPDs, die für die Durchführung der Quantenmessungen von Bob für verschiedene zeitbasierte QKD-Protokolle erforderlich sind.

Because of the vertical out-of-plane coupling, realizing 2D arrays consisting of many such receiver devices on a single chip become feasible. Together with on-chip spectrometric devices, which have been demonstrated for the Si3N4 platform in various shapes50 dB adjacent channel isolation. Opt. Lett. 44, 439–442 (2019)." href="#ref-CR41" id="ref-link-section-d68745202e2210"> 41,42,43,44 kann in Zukunft ein vollständig integriertes Mehrkanal-Wellenlängenmultiplex-Empfängermodul realisiert werden, bei dem ein Breitbandkoppler als Eingang für viele spektral getrennte Kanäle dient, die jeweils von zwei einzelnen SNSPDs bedient werden. Dies erfordert den parallelen Betrieb vieler wellenleiterintegrierter SNSPDs auf einem einzigen Chip, was bereits gezeigt wurde45.

Während allen QKD-Systemen, die supraleitende SPDs verwenden, eine kryogene Umgebung gemeinsam ist, könnten die Vorteile des vollständig integrierten optischen Aufbaus in Bezug auf Stabilität und Gesamtkomplexität ein wichtiger Schritt in Richtung der Realisierung groß angelegter QKD-Serverstationen sein46. Die einzigartige Kombination aus breitbandigen 3D-Polymerkopplern, verlustarmen photonischen Wellenleitern und modernster Einzelphotonendetektortechnologie ebnet somit den Weg für skalierbare und stabile Hochleistungs-QKD-Empfängermodule der Zukunft.

Um den Absorptionsverlust der Si3N4-Wellenleiter zu minimieren, wird die Probe zunächst bei 1100 ∘C getempert. Anschließend scheiden wir NbTiN-Dünnfilme (6 nm) mit einem einzelnen Nb/Ti-Legierungstarget in einer Ar/N2-Atmosphäre über einen DC-Magnetron-Sputter-Abscheidungsprozess ab. Dieser Prozess wird bei Raumtemperatur durchgeführt, während wir eine HF-Vorspannung an unser Substrat anlegen, was nachweislich das Wachstum ultradünner Filme fördert47.

Die Kontaktpads und Markierungen aus Gold werden durch Aufschleudern einer 340 nm dicken PMMA-Schicht, Belichten mit einer Dosis von 1400 μC cm−2 und Entwickeln mit einer Lösung aus Methylisobutylketon und Isopropanol im Verhältnis 1:3 für 3 hergestellt Mindest. Anschließend werden 7 nm Cr und 70 nm Au auf die Probe mittels physikalischer Elektronenstrahl-Gasphasenabscheidung (EB-PVD) aufgedampft und das Abheben in Aceton durchgeführt.

Anschließend wird mit EB-PVD eine 7 nm dicke SiO2-Schicht als Haftschicht für den Negativ-Elektronenstrahlresist HSQ abgeschieden, der mit einer Dicke von 120 nm aufgeschleudert und mit einer Dosis von 1900 μC cm−2 belichtet wird . Die Nanodrähte werden 10 Minuten lang in MF-319 entwickelt und 290 Sekunden lang unter einer SF6/Ar-Atmosphäre reaktiv ionengeätzt. Eine weitere HSQ-Schicht wird als Schutzpuffer mit den gleichen Parametern um die Nanodrähte herum aufgeschleudert, strukturiert und entwickelt, es wird jedoch kein Ätzen durchgeführt.

Für die photonischen Schaltkreise werden 350 nm Negativ-Elektronenstrahlresist AR-N 7520.12 schleuderbeschichtet und 60 s lang bei 85 °C vorgebrannt. Das Muster wird mit einer Dosis von 1450 μC cm−2 und einem Strahlstrom von 10 nA belichtet. Die Entwicklung erfolgt 60 s lang in MF-319 und die Probe wird anschließend 60 s lang bei 85 °C hart gebacken. Anschließend werden die Strukturen 380 s lang in einem CHF3/O2-Plasma reaktiv ionengeätzt und der verbleibende Lack wird mit 10 min O2-Plasma entfernt.

Abschließend werden die 3D-Kopplungsstrukturen mittels DLW hergestellt, wie im Haupttext beschrieben. Anschließend wird der Chip in Aceton entwickelt und mit IPA gespült.

Die Detektoren werden zunächst charakterisiert, indem IV-Kurven ohne Licht aufgezeichnet werden, indem die Vorspannung mit einem Keithley 2400-Multimeter und einem Serienwiderstand von 992 kΩ von 0 auf 14 V und zurück geschwenkt wird. Die SDE wird dann gemessen, indem Licht mit einem kalibrierten Photonenfluss in Port P1 eingekoppelt wird, wo der Photonenfluss durch Messung der Laserleistung direkt vor der Eingangsfaser des Kryostaten und Abschwächung auf das gewünschte Niveau eingestellt wird. Die Zählrate wird dann während eines Vorspannungsdurchlaufs aufgezeichnet. Indem wir den gleichen Vorgang bei ausgeschaltetem Laser durchführen, ermitteln wir die Dunkelzählrate. Die Differenz ergibt dann den SDE bei unterschiedlichen Bias-Niveaus. Für die Jitter-Messung schicken wir einen kurzen Laserpuls (Pritel 1550 nm Femtosekundenlaser) durch einen Splitter, wo eine Hälfte direkt an das Gerät weitergeleitet und die zweite Hälfte mit einer schnellen Fotodiode (New Focus 1554-B) und einem aufgezeichnet wird elektrisches Oszilloskop (Agilent Infiniium 54855A). Der HF-Ausgang des Bias-T-Stücks vom Detektor ist mit einem zweiten Kanal des Oszilloskops verbunden. Wir ermitteln den Jitter aus der FWHM des resultierenden Korrelationshistogramms.

Um die tatsächliche mittlere Photonenzahl pro Puls auf Alices Seite zu bestimmen, greifen wir die Hälfte des ausgehenden Lichts mit einem zuvor charakterisierten 50:50-Splitter ab und messen mit einem rauscharmen Leistungsmesser (HP 8163A mit HP 81635A). Als variable optische Dämpfungsglieder verwenden wir kaskadierte fasergekoppelte MEMS-Dämpfungsglieder, die von einem 12-Bit-DAC angetrieben werden und den wir individuell für Wellenlängen im Bereich von 1480 bis 1610 nm kalibrieren. Zwei Dämpfungsglieder dienen zur Einstellung der Ausgangsleistung von Alice und zwei weitere Dämpfungsglieder dienen zur Simulation der Kanaldämpfung.

Die Polarisation wird auf Alices Seite optimiert, um die Zählrate für SNSPD 1 auf Bobs Seite zu maximieren. In unserem Aufbau werden auf Bobs Seite keine zusätzlichen Polarisatoren verwendet.

Die Parameter für die Zustandsvorbereitung bei verschiedenen Dämpfungsstufen sind in Tabelle 1 aufgeführt. Das für die Übertragung verwendete pseudozufällige Symbolmuster wird einmal generiert und auf das BPG hochgeladen. Für alle Dämpfungsstufen wurde das gleiche Muster verwendet.

Die vom Time Tagger aufgezeichneten Histogrammdaten werden über eine Python-Schnittstelle verarbeitet. Eine Aufzeichnungssitzung besteht aus 5 Minuten Messzeit, nach der die Histogrammdaten gelesen und ausgewertet werden. Die Verzögerung zwischen dem Triggersignal und den Klickereignissen wird für beide SNSPDs einzeln bestimmt, indem ein sich wiederholendes Signalmuster gesendet wird, das größtenteils aus 0 Impulsen besteht, und die resultierenden Histogramme ausgerichtet werden. Die optimale Anzahl von Histogramm-Zeitintervallen, die in die Schlüsselratenberechnung einbezogen werden sollen (siehe Abb. 4c), wird individuell für jede Kanaldämpfung bestimmt, sodass die optimale Geheimschlüsselrate für diese Dämpfungsstufe erreicht wird.

Die Daten, die die Ergebnisse dieser Studie stützen, sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.

Informationen zur Open-Access-Förderung wurden diesem Artikel hinzugefügt.

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Fabian Beutel, Helge Gehring, Martin A. Wolff, Carsten Schuck & Wolfram Pernice

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FB entwickelte das Gerätelayout und das Experiment. MAW hat die NbTiN-Schicht abgeschieden. HG stellte die 3D-Polymerkoppler her. FB stellte die Probe her, führte das Experiment durch und wertete die Daten aus. CS und WP überwachten die Forschung und das Experiment. Alle Autoren haben zum Verfassen des Manuskripts beigetragen.

Korrespondenz mit Wolfram Pernice.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Beutel, F., Gehring, H., Wolff, MA et al. Detektorintegrierter On-Chip-QKD-Empfänger für GHz-Taktraten. npj Quantum Inf 7, 40 (2021). https://doi.org/10.1038/s41534-021-00373-7

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Eingegangen: 14. September 2020

Angenommen: 13. Januar 2021

Veröffentlicht: 23. Februar 2021

DOI: https://doi.org/10.1038/s41534-021-00373-7

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