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Jul 10, 2023

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npj Quantum Information volumen 7, número de artículo: 40 (2021) Cite este artículo Este artículo se ha actualizado La distribución de claves cuánticas (QKD) puede beneficiarse enormemente de la integración fotónica, que permite

npj Quantum Information volumen 7, número de artículo: 40 (2021) Citar este artículo

Este artículo ha sido actualizado

La distribución de claves cuánticas (QKD) puede beneficiarse enormemente de la integración fotónica, que permite implementar circuitos fotónicos escalables, sin alineación y de baja pérdida. Al mismo tiempo, los detectores de fotón único de nanocables superconductores (SNSPD) son una tecnología de detección ideal para QKD debido a su alta eficiencia, baja tasa de conteo de oscuridad y baja fluctuación. Presentamos un chip receptor QKD que presenta los circuitos fotónicos completos necesarios para diferentes protocolos basados ​​en el tiempo, incluidos los detectores de fotón único. Al utilizar SNSPD integrados en guías de ondas, logramos tiempos muertos bajos junto con bajas tasas de conteo oscuro y demostramos un experimento QKD a una frecuencia de reloj de 2,6 GHz, que produce velocidades de clave secreta de 2,5 Mbit/s para atenuaciones de canal bajas de 2,5 dB sin saturación del detector. Gracias a los acopladores de polímeros 3D de banda ancha, el chip receptor puede funcionar en un amplio rango de longitudes de onda en la banda de telecomunicaciones, allanando así el camino para implementaciones de multiplexación por división de longitudes de onda altamente paralelizadas.

El cifrado es la base de una comunicación segura y adquiere cada vez más importancia en la sociedad digital actual. Al mismo tiempo, los avances recientes en el campo de la computación cuántica1,2 y algoritmos cuánticos conocidos desde hace mucho tiempo, como el algoritmo de Shor3, amenazan la integridad de los algoritmos clásicos generalizados para la criptografía asimétrica4. La distribución de claves cuánticas (QKD) se ha propuesto como una solución prometedora al permitir generar un secreto compartido entre dos partes, Alice y Bob, de una manera demostrablemente segura incluso en presencia de computadoras cuánticas5,6. Junto con cifrados de información teóricamente seguros, como el bloc de un solo uso7, proporciona un medio prometedor para el cifrado. Se han demostrado experimentalmente múltiples esquemas, pero para que sean ampliamente aplicables, son deseables sistemas más rápidos y escalables que proporcionen tasas de claves secretas más altas que las disponibles actualmente.

Para lograr sistemas QKD ultrarrápidos y altamente escalables, la integración fotónica es crucial para superar las limitaciones de escalabilidad y estabilidad presentes en los sistemas ópticos masivos. Si bien se han demostrado implementaciones de QKD en chip en el pasado para QKD8 de variable continua (CV-) y también para QKD de variable discreta (DV-)9,10,11,12,13,14, la integración de QKD de alto rendimiento Los detectores de fotón único (SPD) en el caso de DV-QKD siguen siendo un desafío.

La elección de la tecnología SPD empleada tiene un impacto decisivo en el rendimiento del sistema DV-QKD general. Los fotodiodos de avalancha (APD) se utilizan comúnmente, pero sufren altas tasas de conteo de oscuridad (lo que requiere operarlos en un modo cerrado) y largos tiempos muertos de detector15 en longitudes de onda de telecomunicaciones. Esto restringe fuertemente las velocidades de clave secreta, especialmente para enlaces de baja distancia para velocidades de reloj altas16 cuando se opera en estas longitudes de onda, lo cual es beneficioso debido a su uso generalizado en las redes de fibra existentes.

En los últimos años, los detectores de fotón único de nanocables superconductores (SNSPD, por sus siglas en inglés) han surgido como una tecnología de detección superior15,17 con eficiencias de detección de más del 90 %18, bajas tasas de conteo de oscuridad de <1 cps18, fluctuación de tiempo de <3 ps19 y altas tasas de conteo en el rango de GHz20. Debido a su rendimiento, tienen muchas aplicaciones en el campo de la información cuántica21 y se han utilizado en muchos experimentos QKD22,23,24,25,26. Sin embargo, como ocurre con los APD, la integración con el resto del circuito fotónico no es fácilmente posible y, por lo tanto, la luz debe acoplarse fuera del chip en una fibra antes de acoplarse al detector, que (en el caso de los SNSPD) ) reside dentro de un criostato a bajas temperaturas.

Superamos estos problemas empleando SNSPD17,27 integrados en guías de ondas y los combinamos con los circuitos fotónicos completos necesarios para el lado receptor de la configuración QKD en un solo chip de nitruro de silicio (Si3N4). Por lo tanto, mantenemos los beneficios de los detectores de nanocables superconductores de alto rendimiento y al mismo tiempo eliminamos la necesidad de una interfaz separada entre la configuración de medición y los detectores. Al utilizar SNSPD integrados en guías de ondas, también obtenemos beneficios adicionales en comparación con los SNSPD tradicionales, como tiempos muertos del detector más cortos17 debido a las geometrías de nanocables más cortas. Además, debido a la integración monolítica del circuito fotónico, el control preciso de la temperatura y la dependencia insignificante del índice de refracción de la temperatura del Si3N4 a bajas temperaturas, el circuito receptor es interferométricamente estable, como se desea para los protocolos QKD que utilizan codificación de intervalo de tiempo.

El chip receptor utiliza acopladores de polímeros 3D para el acoplamiento fuera del plano de la luz incidente. En comparación con el acoplamiento de rejilla y de borde, los acopladores de polímeros 3D logran simultáneamente una alta eficiencia de acoplamiento en un amplio rango espectral en matrices bidimensionales escalables29. Esto abre la posibilidad de emplear sistemas QKD multiplexados por división de longitud de onda totalmente integrados a gran escala.

Demostramos las capacidades del chip receptor implementando un protocolo de intervalo de tiempo con un estado señuelo16,30 como se ilustra en la Fig. 1a. En este protocolo, los bits clave se codifican en base Z con los estados \(\left|{Z}_{0}\right\rangle\) y \(\left|{Z}_{1}\right\ rango\), correspondiente a un pulso coherente débil temprano o tardío. Un tercer estado \(\left|{X}_{+}\right\rangle =\frac{1}{\sqrt{2}}(\left|{Z}_{0}\right\rangle +\left |{Z}_{1}\right\rangle)\) se prepara con probabilidad pX y se utiliza para verificar la coherencia de dos pulsos consecutivos monitoreando la interferencia con un SPD en una salida de un interferómetro Mach-Zehnder no balanceado (MZI) del lado de Bob (Fig. 1b). El número medio de fotones de un estado se elige aleatoriamente entre μ1 y μ2 con μ2 < μ1 < 1 con probabilidad p1 y p2 respectivamente para implementar el método del estado señuelo. Esto se utiliza posteriormente para comprobar la posibilidad de que se esté llevando a cabo un ataque de división del número de fotones (PNS).

a Para el protocolo simplificado, se utilizan tres estados diferentes a partir de dos bases: \(\left|{Z}_{0}\right\rangle\) y \(\left|{Z}_{1}\right\ range\) corresponden a un pulso de tiempo temprano y tardío y representan los bits 0 y 1, respectivamente. El tercer estado \(\left|{X}_{+}\right\rangle\) es el estado de superposición y solo se usa para estimar el error de fase en la transmisión. Los pulsos coherentes se envían con dos niveles de intensidad diferentes μ1 y μ2 como estado señuelo para detectar ataques de división del número de fotones. b Los estados se pueden preparar tallando pulsos con un modulador de intensidad (IM) de un láser CW en el lado de Alice. Por el lado de Bob, la base Z se mide directamente utilizando un detector de fotón único de nanocables superconductores (SNSPD), mientras que la base X se mide colocando un SNSPD en la salida de un interferómetro Mach-Zehnder desequilibrado (MZI). c Representación del circuito en el chip receptor. La señal de entrada del lado de Alice se acopla a una guía de ondas a través de un acoplador de polímero 3D P1. Aproximadamente el 90% de la luz se guía directamente al SNSPD 1, mientras que el resto se divide mediante un acoplador direccional S1 en un MZI con una larga línea de retardo en un brazo. El acoplador direccional S2 está diseñado para cancelar la pérdida adicional de la guía de ondas en un brazo por la línea de retardo. Luego se utiliza SNSPD 2 para monitorear una salida del MZI. Los puertos P2, P3, P4 se utilizan únicamente con fines de calibración. La barra de escala corresponde a 100 μm.

Observamos que el chip en sí también es adecuado para otros protocolos basados ​​en el tiempo que cuentan con el mismo circuito fotónico en el lado del receptor, como el protocolo de cambio de fase diferencial31 y el protocolo unidireccional coherente32. El circuito fotónico también se puede adaptar fácilmente a protocolos que requieren el monitoreo de ambas salidas del interferómetro conectando la segunda salida a un tercer SNSPD, que ya está presente en el chip presentado aquí pero que no se usó para las mediciones QKD.

El circuito fotónico integrado del chip receptor se fabrica en la plataforma fotónica Si3N4 y el diseño se diseña con el kit de herramientas gdshelpers de código abierto basado en Python33. Como se muestra en la Fig. 1c, la luz entrante es recogida por un acoplador de polímero 3D29 (P1) en una guía de ondas de Si3N4 con un ancho diseñado de 1,3 μm. Se utiliza un acoplador direccional para dividir ~10% de la potencia óptica entrante en el circuito de monitoreo, mientras que la potencia restante se dirige a un SNSPD integrado en guía de ondas (SNSPD 1). El circuito de monitorización consta de un MZI desequilibrado formado por dos acopladores direccionales (S2 y S3) y una guía de ondas en espiral en un brazo, que actúa como línea de retardo. La longitud de la línea de retardo se selecciona para que coincida con la frecuencia de reloj operativa deseada del sistema QKD. Debido a la pérdida de transmisión no despreciable de la espiral en comparación con el brazo de referencia del MZI, la relación de división del primer acoplador direccional se ajusta de modo que la potencia en ambos brazos en el segundo acoplador direccional sea aproximadamente igual, maximizando la relación de extinción. del MZI. Una salida del MZI está conectada a otro SNSPD integrado en guía de ondas (SNSPD 2). Las salidas restantes de los tres acopladores direccionales están conectadas a acopladores de polímero 3D (P2, P3, P4), lo que permite una caracterización del MZI y los divisores.

El tamaño total del dispositivo es de 840 × 1400 μm, donde la dimensión vertical está definida principalmente por las almohadillas de contacto de los SNSPD. El gran tamaño de las almohadillas de contacto está motivado por la configuración de medición que involucra una plataforma móvil y una sonda de radiofrecuencia (RF) con paso fijo de 125 μm. El tamaño de todo el dispositivo se puede reducir fácilmente a menos de 800 × 850 μm cuando se utiliza una configuración de lectura diferente.

La pila de capas del chip fotónico consta de Si3N4 de 325 nm sobre SiO2 de 3300 nm sobre un sustrato de Si. Se deposita por pulverización catódica una fina película superconductora de NbTiN de 6 nm sobre la muestra antes de la fabricación.

El proceso de fabricación consta de cuatro pasos de litografía por haz de electrones (Raith EBPG5150) a 100 kV. Primero, las almohadillas de contacto de oro y las estructuras de marcadores se depositan mediante deposición física de vapor, después de lo cual se realizan y graban los pasos de litografía para la fabricación de nanocables, la pasivación y los circuitos fotónicos mediante grabado de iones reactivos (RIE).

Las estructuras de acoplamiento 3D se fabrican utilizando un sistema de escritura láser directa (DLW) (Nanoscribe Professional GT, objetivo ×63) en IP-Dip moldeado por caída con una distancia de corte y sombreado de 100 nm. La alineación automática del sistema DLW se realiza utilizando estructuras de marcador adicionales que se modelan junto con las estructuras de guía de ondas fotónicas. Los acopladores de polímero 3D están diseñados para un ángulo de incidencia de la luz de 12 ∘ y espaciados con un paso de 127 μm, coincidiendo así con la matriz de fibras utilizada en la configuración de medición. En la Fig. 2 se muestra una imagen de microscopio electrónico de barrido (SEM) en colores falsos de un dispositivo en el chip fabricado.

Imagen coloreada de un microscopio electrónico de barrido (SEM) del circuito receptor, donde la guía de ondas es de color cian. La barra de escala corresponde a 100 μm. b Uno de los detectores de fotón único de nanocables superconductores (rojo) en la parte superior de la guía de ondas (cian). La barra de escala corresponde a 20 μm. c El divisor de entrada (S1) redirige ~10% de la luz entrante al MZI, donde la longitud del divisor S2 se ajusta para tener en cuenta las pérdidas de la guía de ondas en la espiral. La barra de escala corresponde a 50 μm. d Los acopladores 3D permiten acoplar verticalmente luz en un amplio rango de longitudes de onda en la guía de ondas. La barra de escala corresponde a 100 μm.

Se utilizó una fabricación separada sin nanocables para caracterizar los circuitos fotónicos y encontrar parámetros para el dispositivo final. Se determinó que la pérdida de la guía de ondas era (0,6 ± 0,1) dB/cm. Para igualar la velocidad de reloj del sistema objetivo de 2,5 GHz, elegimos una diferencia de longitud del brazo MZI de 1,50 cm, lo que da un tiempo de retardo aproximado de 200 ps, ​​correspondiente a la separación temporal de los intervalos de tiempo para la codificación de información. Los acopladores direccionales (S1, S2, S3) están diseñados con una separación de 200 nm y longitudes de L1 = 1,03 μm, L2 = 15,66 μm, L3 = 13,18 μm correspondientes a relaciones de división de 90:10, 41:59 y 50. :50 respectivamente.

Cada SNSPD consta de un nanocable superconductor con un ancho de 100 nm, que se coloca encima de la guía de ondas en un solo giro (en forma de U) y se conecta a las almohadillas de contacto de oro. El detector tiene una longitud total de 120 μm, maximizando así la eficiencia de absorción a través del campo evanescente de la guía de ondas.

La configuración experimental consta de dos unidades separadas espacialmente que representan a Alice y Bob en una configuración QKD típica, como se muestra en la Fig. 3. Del lado de Alice, el remitente se implementó utilizando una fuente láser de onda continua (CW) sintonizable (Santec TSL 710). a partir del cual se tallan pulsos utilizando dos moduladores de intensidad electroópticos en serie (EOM, Optilab IMC-1550-20-PM y Optilab IML-1550-40-PM-V). Ambos EOM son controlados por un generador de patrones de bits (BPG, Agilent 81141A), donde la velocidad de bits se establece al doble de la velocidad del reloj del protocolo (ya que un símbolo consta de dos intervalos de tiempo). El primer EOM es impulsado por la salida CLOCK del BPG y produce una señal premodulada de manera que la luz es más intensa en el centro de cada intervalo de tiempo. La modulación de la señal real la realiza el segundo EOM que es controlado por la salida de DATOS. Esta configuración permite índices de extinción más altos entre los intervalos de tiempo. Ambas salidas del BPG están configuradas al voltaje máximo soportado por el BPG de 1,8 Vpp. El retraso entre el reloj y la señal de datos se ajusta para igualar el tiempo de viaje en la fibra óptica entre los dos EOM.

Configuración de medición simplificada para demostrar un experimento QKD con el chip receptor. Se genera un patrón de bits pseudoaleatorio en el lado de Alice con un láser CW y dos moduladores electroópticos (EOM) impulsados ​​por el generador de patrones de bits (BPG). Luego, la señal se atenúa y se envía a Bob. El canal cuántico se simula mediante un atenuador óptico variable (VOA) adicional. El chip receptor está alojado en un criostato a una temperatura base de 1,7 K. La señal eléctrica de los detectores de nanocables integrados se amplifica y luego se registra con un marcador de tiempo. El posprocesamiento se realiza en un PC.

Dos bits consecutivos constituyen un símbolo, donde 01, 10 y 11 corresponden a \(\left|{z}_{0}\right\rangle\), \(\left|{z}_{1}\right\ range\) y \(\sqrt{2}\left|{x}_{+}\right\rangle\) respectivamente. La salida se aprovecha y se monitorea de manera que la potencia de la señal saliente se pueda ajustar para que coincida con el número promedio deseado de fotones por pulso (μ1 o μ2) mediante un atenuador óptico variable final (VOA) antes de enviarla a Bob.

El módulo receptor está montado en una plataforma móvil dentro de un criostato de ciclo cerrado que funciona a una temperatura base de 1,7 K. La conexión óptica se realizó utilizando un conjunto de fibras sostenido sobre la muestra y que consta de fibras monomodo (9 /125) con un paso de 127 μm, mientras que el contacto eléctrico se realiza mediante una sonda RF (Cascade Microtech Unity Probe).

La señal del detector eléctrico se mejora mediante amplificadores de temperatura ambiente de bajo ruido (Mini-Circuits ZFL-1000LN+) con una ganancia de 50 dB y se registra con un etiquetador de tiempo (Swabian Instruments Time Tagger Ultra), que se conecta a un PC donde se almacenan los datos. se lleva a cabo la recopilación y evaluación. El marcador de tiempo se sincroniza con el generador de señales del lado de Alice mediante una señal de activación eléctrica.

El canal cuántico entre las dos partes consta de una fibra monomodo junto con un VOA, que se utiliza para simular una pérdida de canal entre 0 y 45 dB, correspondiente a longitudes de canal de hasta 225 km (suponiendo una pérdida de fibra de 0,2 dB/cm ).

Para estimar el rendimiento del sistema, el generador de señales de Alice repite continuamente un patrón pseudoaleatorio de 128 bits de longitud. Por parte de Bob, esto permite dos formas de medir el rendimiento: las etiquetas de tiempo se pueden registrar en el PC y posteriormente se puede realizar el posprocesamiento criptográfico clásico (estimación de parámetros, corrección de errores y amplificación de la privacidad), como se describe, por ejemplo, en 34. Alternativamente, dado que el patrón que se envía es siempre el mismo durante la ejecución de un experimento, podemos utilizar la funcionalidad de histograma del etiquetador de tiempo: al sincronizar el origen del histograma con la señal de activación del generador de patrones, el histograma resultante se alinea perfectamente con el patrón repetido. patrón. El número de recuentos en los contenedores respectivos se puede utilizar para calcular medidas como la tasa de clave y la tasa de error de bits cuánticos (QBER). Además del patrón QKD normal, también enviamos diferentes estados de prueba, como múltiples contenedores vacíos consecutivos, que no ocurren durante la transmisión QKD real. Esto se puede utilizar para comprender mejor las contribuciones de las diferentes fuentes de error y limitar la influencia del chip receptor en la tasa de error, como se describe en la siguiente sección. Para cada nivel de atenuación en el canal cuántico integramos durante un lapso de tiempo de 5 min.

El histograma se registra con un ancho de contenedor de 19 ps, de modo que ~10 contenedores corresponden a un intervalo de tiempo de protocolo y se vuelven a muestrear para que coincidan con los contenedores de protocolo durante el paso de posprocesamiento. Aunque los SNSPD funcionan en modo de ejecución libre, la selección posterior de eventos centrados en los intervalos de tiempo respectivos puede ser ventajosa para la tasa de clave secreta resultante. Esto se implementa en el software del lado de Bob eligiendo solo un subconjunto de los contenedores de histograma registrados y el tamaño del contenedor resultante se ajusta según los resultados de la estimación de parámetros. Esto también se ilustra a modo de ejemplo en la Fig. 4a, donde los contenedores del histograma en azul se consideran en la evaluación, mientras que los recuentos en los contenedores grises se omiten.

a Extracto de un histograma de los clics del detector principal (arriba) y del detector monitor después del MZI (abajo) al enviar un patrón pseudoaleatorio. Durante la fase de posprocesamiento, se aplica una ventana de control de modo que solo se cuentan los recuentos en el centro de cada intervalo de tiempo (azul), mientras que los demás recuentos se ignoran (gris). Esto reduce tanto la tasa de recuento como la tasa de error y maximiza la tasa de clave secreta cuando se elige el ancho de ventana optimizado. b Tasa de conteo versus longitud de onda alrededor de una longitud de onda central de 1550 nm para SNSPD 2, medida con un flujo incidente de 108 fotones por segundo. Se determinó que la visibilidad del MZI era del 96,4% a 1550 nm y del 99,6% a 1530 nm. Recuadro: La visibilidad V del MZI en diferentes longitudes de onda. c Contrarreloj frente a corriente de polarización de ambos SNSPD con un flujo incidente de ~106 fotones por segundo a 1550 nm a través del puerto de entrada P1. SNSPD 2 muestra una tasa de conteo considerablemente menor debido a la relación de división de S1 y el MZI frente al detector.

Si bien la línea de retardo en el receptor está diseñada para un retardo de 200 ps, ​​se espera una ligera desviación en el retardo del pulso del dispositivo fabricado ya que el índice de grupo efectivo se ve afectado por las incertidumbres en la composición del material de la oblea y el proceso de fabricación, así como por la temperatura y ambiente experimentales. Al observar un único pulso de femtosegundo que atraviesa el MZI fabricado en el entorno criogénico, se puede determinar una estimación más precisa del retraso real. El pulso es generado por un láser de femtosegundo Pritel de 1550 nm, acoplado a P4, medido con un fotodiodo rápido a través de P3 y observado con un osciloscopio de 13 GHz. Se determina que el retardo de pulso real es de 194(5) ps, correspondiente a una velocidad de reloj de R = 2,6 GHz.

Debido a que la visibilidad del MZI se utiliza posteriormente para estimar la tasa de error de fase, es importante caracterizar adecuadamente el MZI de antemano. Se midió una visibilidad del 99,6% iluminando P1 con una fuente láser CW sintonizable y registrando las tasas de conteo alrededor de una longitud de onda central de 1530 nm. A una longitud de onda central de 1550 nm, la visibilidad cae al 96,4% (Fig. 4b). La dependencia de la longitud de onda de la visibilidad se representa en la Fig. 4b (recuadro) y se puede atribuir a la dependencia de la longitud de onda del divisor de entrada MZI (acoplador direccional) S2. Sólo cuando la relación de división coincide con la pérdida óptica en la línea de retardo se puede lograr una alta visibilidad. Si bien esto puede verse como un factor limitante en el funcionamiento de banda ancha de un solo dispositivo, observamos que para el caso de uso de una aplicación multiplexada por división de longitud de onda alta, esto no representa una limitación ya que el divisor de entrada se puede ajustar individualmente para cada canal. . Alternativamente, se pueden utilizar los puertos de caracterización existentes antes y después de la MZI para caracterizar completamente la visibilidad e incluirla en el cálculo de la tasa de error de fase.

El uso de SNSPD integrados en guías de ondas permite tiempos muertos muy cortos sin poner en peligro las bajas tasas de recuento oscuro que ofrecen los SNSPD. Esto permite tasas de detección mucho más altas en el lado del receptor, lo cual es especialmente relevante para canales de pequeña distancia (es decir, de baja pérdida). Para nuestro receptor, se midió que el tiempo muerto del detector era inferior a 20 ns, lo que permitía tasas de detección de hasta 50 MHz. Se ha determinado que las corrientes de conmutación de los dos nanocables son 12,7 y 12,5 μA, respectivamente. Para el experimento, ambos están polarizados con un voltaje de polarización de Ub = 11,15 V con una resistencia en serie de 992 kΩ. Con estas configuraciones, se midió que la tasa de conteo oscuro era de 8 y 20 Hz para SNSPD 1 y 2, respectivamente. La estimación de la eficiencia de detección del sistema (SDE) arroja un 7,35% para el SNSPD principal y un 0,5% para el segundo SNSPD con la corriente de polarización elegida (Fig. 4c). Destacamos que estos números incluyen el divisor S1 y la pérdida de la guía de ondas en el MZI y que las eficiencias exactas de los detectores no se pueden caracterizar individualmente, ya que el circuito fotónico frente a los nanocables impide el acceso óptico directo. La configuración de etapa flexible dentro del criostato induce más pérdidas de acoplamiento: la sonda eléctrica y la matriz de fibras no se pueden mover independientemente entre sí en la dirección z con respecto al chip y, por lo tanto, es posible que no se pueda alcanzar la posición de acoplamiento óptima. Por lo tanto, las indicaciones de eficiencia plantean un límite inferior y probablemente puedan superarse fijando el chip al conjunto de fibras en una posición optimizada, como se haría en una versión empaquetada del circuito fotónico integrado.

Con los parámetros de preparación de estado utilizados en este trabajo (Tabla 1), los pequeños tiempos muertos significan que los detectores no estarán completamente saturados incluso con pérdida cero y explican por qué se observa muy poca saturación de velocidad clave inducida por el detector en la Fig. 5a. , donde la tasa de clave sin formato y la tasa de clave secreta del experimento de prueba de principio se trazan sobre la atenuación del canal. Conseguimos altas velocidades de clave secreta de hasta 2,5 Mbit/s para niveles de atenuación pequeños.

a Tasas de clave medidas y tasas de error en diferentes niveles de atenuación del canal. Con la configuración de demostración alcanzamos 2,5 Mbit/s para una atenuación de 2,5 dB. En comparación con la implementación de referencia16, nuestra configuración se beneficia de tiempos muertos más cortos de los detectores con baja atenuación. b Tasa de error de bits cuánticos (QBER) y tasas de error de fase frente a atenuación del canal. Debido a las bajas tasas de conteo en oscuridad (DCR) de los SNSPD, no se observa ningún aumento en QBER para atenuaciones más altas. Debido a que sólo una pequeña fracción de la luz entrante llega al segundo SNSPD, la relación señal-ruido es mucho menor y, por lo tanto, la DCR conduce a un aumento en la tasa de error de fase para niveles de atenuación de canal superiores a 25 dB.

El experimento de distribución de claves real se realizó en una longitud de onda central de 1530 nm para diferentes niveles de atenuación del canal, simulando así distancias de transmisión de diferentes longitudes. Observamos que este método no tiene en cuenta los posibles efectos de dispersión y las inestabilidades del canal que estarían presentes en los enlaces de campo. Sin embargo, como estos pueden compensarse fácilmente y debido a que el enfoque de este trabajo es el chip receptor integrado, los resultados presentados aquí deberían ser igualmente reproducibles en un canal cuántico implementado en el campo.

Encontramos un QBER entre 3% y 3,5% para atenuación de canal de hasta 45 dB, mientras que el error de fase de alrededor del 5% para niveles de atenuación bajos se vuelve mucho más fuerte con niveles de atenuación más altos, alcanzando el 13% a 45 dB.

El QBER está fuertemente influenciado por la proporción de recuentos oscuros y recuentos reales. Dado que los recuentos en SNSPD 1 son aproximadamente dos órdenes de magnitud mayores incluso para la atenuación medida más alta de 45 dB, el efecto sobre el QBER es relativamente pequeño y, por lo tanto, la dependencia del QBER de la atenuación del canal, como se muestra en la Fig. 5b, es pequeña. En el canal de monitorización de fase, sin embargo, la tasa de contaje real es mucho menor debido a la relación de división de S1, las pérdidas en el interferómetro y al hecho de que sólo se monitorea el puerto de salida del MZI con interferencias destructivas. Esto conduce a una influencia mucho mayor de los recuentos de oscuridad en la tasa de error de fase, como se puede ver en la Fig. 5b para niveles de atenuación superiores a 25 dB.

Otras fuentes de error que contribuyen tanto al QBER como a la tasa de error de fase son la preparación imperfecta del estado por parte de Alice, la dispersión de pulsos en el canal cuántico (incluidos los circuitos de la configuración del receptor) y la fluctuación del detector. Determinamos que el ancho total a la mitad del jitter (FWHM) de los primeros SNSPD fue de 59 ps. Esto podría mejorarse aún más empleando amplificadores criogénicos19. Con un ancho de intervalo de 200 ps, ​​los eventos que se detectarán cerca del borde de un intervalo de tiempo tienen una probabilidad no despreciable de estar asociados con intervalos de tiempo incorrectos, lo que provocará un error.

Para delimitar más estrechamente los efectos de las fuentes de error en el QBER que se originan en el chip receptor, su impacto se puede estudiar enviando múltiples bits 0 posteriores, donde el segundo EOM debe estar completamente cerrado, y comparando el número de (error) clics en el centro de dicha serie 0 con el número de clics entre dos pulsos (cuando se envía 1–0–1). En el primer caso, los clics no pueden originarse por la fluctuación o dispersión del detector y, por lo tanto, la relación entre los dos números da un límite al error inducido por el módulo receptor. Con este método, la fracción del QBER causada por el módulo receptor puede ser inferior al 13%, lo que demuestra que la gran mayoría del QBER es causada por la configuración del emisor.

Para la evaluación de la tasa de clave secreta real que se muestra en la Fig. 5a, seguimos el análisis de clave finita de 30 y asumimos una longitud de clave secreta de

donde sZ,0, sZ,1 son límites inferiores del número de clics causados ​​por el vacío y los estados de fotón único en la base Z respectivamente, h es la función de entropía binaria, ϕZ es un límite superior para la tasa de error de fase, ϵsec es un parámetro de secreto y ϵcor el parámetro de corrección como se define en 35. Establecemos ϵsec = ϵcor = 10−9. El número de bits filtrados durante la corrección de errores λleak se estima con una eficiencia de reconciliación supuesta de 1,16 para un tamaño de bloque de 10736.

Los resultados obtenidos con el experimento de prueba de principio utilizando el chip receptor son comparables con publicaciones recientes que implementan protocolos similares. En comparación con la implementación de referencia del protocolo de tres estados16, nos beneficiamos de tiempos muertos cortos con tasas bajas de conteo oscuro y podemos lograr tasas de clave secreta más altas con niveles de atenuación más bajos por debajo de 20 dB. Implementaciones como37 logran tasas de clave secreta aún más altas para niveles de atenuación muy bajos de 2 dB mediante el uso de APD de InGaAs autodiferenciados38 que permiten tiempos muertos similares a los reportados en este documento. Sin embargo, si bien el principal cuello de botella de nuestra implementación es el lado del remitente, los APD de InGaAs muestran una tasa de conteo oscuro significativamente más alta a la que se puede atribuir una fracción sustancial del QBER medido en niveles de atenuación bajos37. Debido a las bajas tasas de recuento oscuro de los SNSPD integrados en guías de ondas, superamos esta limitación en la implementación de nuestro receptor. Dado que nuestra plataforma permite la integración de SNSPD integrados en guías de ondas aún más rápidos con tasas de conteo oscuro igualmente bajas20, estamos lejos de alcanzar los límites de rendimiento teóricos de la tecnología subyacente en una unidad receptora QKD. Observamos que se necesitan estudios futuros para evaluar hasta qué punto los SNSPD integrados en guías de ondas son susceptibles a ataques como el cegamiento del detector39,40 e identificar posibles contramedidas.

En general, en este trabajo mostramos por primera vez un módulo receptor fotónico totalmente integrado para aplicaciones DV-QKD. El receptor está fabricado sobre la plataforma fotónica Si3N4 de baja pérdida y cuenta con todos los componentes fotónicos, incluidos los SPD de alto rendimiento, necesarios para realizar las mediciones cuánticas de Bob para varios protocolos QKD basados ​​en el tiempo.

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, en el futuro se puede implementar un módulo receptor multiplexado por división de longitud de onda multicanal totalmente integrado, donde un acoplador de banda ancha sirve como entrada para muchos canales espectralmente separados, cada uno atendido por dos SNSPD individuales. Esto requiere que muchos SNSPD integrados en guías de ondas funcionen en paralelo en un solo chip, como se ha demostrado previamente45.

Si bien la necesidad de un entorno criogénico es común a todos los sistemas QKD que emplean SPD supercoductores, los beneficios de la configuración óptica totalmente integrada en términos de estabilidad y complejidad general podrían ser un paso importante hacia la realización de estaciones de servidores QKD a gran escala46. La combinación única de acopladores de polímeros 3D de banda ancha, guías de ondas fotónicas de baja pérdida y tecnología de detectores de fotón único de última generación allana el camino para módulos receptores QKD de alto rendimiento escalables y estables en el futuro.

Para minimizar la pérdida por absorción de las guías de ondas de Si3N4, la muestra se recoce inicialmente a 1100 ∘C. Luego depositamos películas delgadas de NbTiN (6 nm) utilizando un único objetivo de aleación de Nb/Ti en una atmósfera de Ar/N2 mediante un proceso de deposición por pulverización catódica con magnetrón de CC. Este proceso se realiza a temperatura ambiente mientras aplicamos una polarización de RF a nuestro sustrato, que ha demostrado mejorar el crecimiento de películas ultrafinas47.

Las almohadillas de contacto y los marcadores de oro se fabrican recubriendo por rotación una capa de PMMA de 340 nm, exponiéndola a una dosis de 1400 μC cm-2 y revelándola con una solución de metil isobutil cetona e isopropanol en una proporción de 1:3 por 3. mín. Luego se evaporan 7 nm de Cr y 70 nm de Au en la muestra mediante deposición física de vapor por haz de electrones (EB-PVD) y el despegue se realiza en acetona.

A continuación se deposita una capa de SiO2 de 7 nm con EB-PVD como capa de adhesión para la resistencia al haz de electrones de tono negativo HSQ, que se recubre por espín con un espesor de 120 nm y se expone con una dosis de 1900 μC cm-2. . Los nanocables se desarrollan durante 10 minutos en MF-319 y se graban con iones reactivos en una atmósfera de SF6/Ar durante 290 s. Otra capa de HSQ se recubre por rotación, se modela y se desarrolla con los mismos parámetros alrededor de los nanocables como amortiguador de protección, pero no se realiza ningún grabado.

Para el circuito fotónico, se recubre por centrifugación 350 nm de resistencia de haz de electrones de tono negativo AR-N 7520.12 y se precoce durante 60 s a 85 ∘C. El patrón se expone con una dosis de 1450 μC cm-2 y una corriente de haz de 10 nA. El revelado se realiza en MF-319 durante 60 s y posteriormente la muestra se hornea a 85 ∘C durante 60 s. Luego, las estructuras se graban con iones reactivos durante 380 s en un plasma de CHF3/O2 y la resistencia restante se elimina usando 10 minutos de plasma de O2.

Finalmente las estructuras de acoplamiento 3D se fabrican mediante DLW como se describe en el texto principal. Posteriormente, el chip se revela en acetona y se enjuaga con IPA.

Los detectores se caracterizan primero registrando curvas I – V sin luz barriendo el voltaje de polarización de 0 a 14 V y viceversa utilizando un multímetro Keithley 2400 y una resistencia en serie de 992 kΩ. Luego, el SDE se mide acoplando luz con un flujo de fotones calibrado en el puerto P1, donde el flujo de fotones se establece midiendo la potencia del láser justo antes de la fibra de entrada del criostato y atenuando hasta el nivel deseado. Luego, la tasa de conteo se registra durante un barrido de voltaje de polarización. Realizando el mismo procedimiento con el láser apagado determinamos la tasa de recuento de oscuridad. La diferencia produce entonces el SDE en diferentes niveles de sesgo. Para la medición de jitter enviamos un pulso láser corto (láser de femtosegundo Pritel de 1550 nm) a través de un divisor, donde la mitad se envía directamente al dispositivo y la segunda mitad se registra usando un fotodiodo rápido (New Focus 1554-B) y un Osciloscopio eléctrico (Agilent infiniium 54855A). La salida de RF de la T de polarización del detector está conectada a un segundo canal del osciloscopio. Determinamos la fluctuación a partir del FWHM del histograma de correlación resultante.

Para determinar el número medio real de fotones por pulso en el lado de Alice, aprovechamos la mitad de la luz saliente con un divisor 50:50 previamente caracterizado y medimos con un medidor de potencia de bajo ruido (HP 8163A con HP 81635A). Como atenuadores ópticos variables utilizamos atenuadores MEMS acoplados a fibra en cascada impulsados ​​por un DAC de 12 bits que calibramos individualmente para longitudes de onda en el rango de 1480 a 1610 nm. Se utilizan dos atenuadores para configurar la potencia de salida de Alice y dos atenuadores más para simular la atenuación del canal.

La polarización se optimiza en el lado de Alice para maximizar la tasa de recuento de SNSPD 1 en el lado de Bob. En nuestra configuración no se utilizan polarizadores adicionales del lado de Bob.

Los parámetros para la preparación del estado en diferentes niveles de atenuación se enumeran en la Tabla 1. El patrón de símbolo pseudoaleatorio utilizado para la transmisión se genera una vez y se carga en la BPG. Se utilizó el mismo patrón para todos los niveles de atenuación.

Los datos del histograma registrados por el marcador de tiempo se procesan mediante una interfaz Python. Una sesión de registro consta de un tiempo de medición de 5 minutos, después de los cuales se leen y evalúan los datos del histograma. El retraso entre la señal de activación y los eventos de clic se determina para ambos SNSPD individualmente enviando un patrón de señal repetitivo que consta principalmente de 0 pulsos y alineando los histogramas resultantes. El número óptimo de intervalos de tiempo de histograma que se incluirán en el cálculo de la tasa de clave (ver Fig. 4c) se determina individualmente para cada atenuación de canal, de modo que se logre la tasa de clave secreta óptima para ese nivel de atenuación.

Los datos que respaldan los hallazgos de este estudio están disponibles del autor correspondiente previa solicitud razonable.

Se ha agregado información sobre financiación de acceso abierto a este artículo.

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Este trabajo fue apoyado por el Ministerio Federal de Educación e Investigación de Alemania a través de QuPAD y SINPHOSS. También agradecemos el apoyo del Consejo Europeo de Investigación a través de la subvención 724707. HG agradece a la Studienstiftung des deutschen Volkes por el apoyo financiero. CS agradece el apoyo del Ministerio de Cultura y Ciencia de Renania del Norte-Westfalia (421-8.03.03.02-130428).

Financiamiento de Acceso Abierto habilitado y organizado por Projekt DEAL.

Universidad de Münster, Instituto de Física, Münster, Alemania

Fabian Bag, Helge Gehring, Martin A. Wolff, Carsten Schuck y Wolfram Pernice

Centro de Nanotecnología (CeNTech), Münster, Alemania

Fabian Bag, Helge Gehring, Martin A. Wolff, Carsten Schuck y Wolfram Pernice

Centro de Nanociencia Blanda (SoN), Münster, Alemania

Carsten Schuck y Wolfram Pernice

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FB desarrolló el diseño del dispositivo y el experimento. MAW depositó la capa de NbTiN. HG fabricó los acopladores de polímero 3D. FB fabricó la muestra, implementó el experimento y evaluó los datos. CS y WP supervisaron la investigación y el experimento. Todos los autores contribuyeron a escribir el manuscrito.

Correspondencia a Wolfram Pernice.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Recibido: 14 de septiembre de 2020

Aceptado: 13 de enero de 2021

Publicado: 23 de febrero de 2021

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

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