使用滑移面对称波导的高效自旋光子接口的制作方法

本发明涉及包括平面波导和量子发射器的光学器件。

背景技术：

日常计算机上的数据包括比特，比特是零和一的二进制序列。这些位(比特)可以磁性地存储在硬盘驱动器上或电存储在闪存驱动器上。在过去几十年中，使用量子比特或“量子位(qubit)”的量子信息处理已经成为计算的一种全新形式。与比特不同，单个量子位是量子力学对象，并且可以是零和一状态的组合或叠加。可以操纵和处理量子位以执行计算任务。

表示量子位的两种常见方式包括：使用带电粒子的量化角动量或自旋，例如，上自旋(spin up)＝0和下自旋(spin down)＝1，或通过使用光子，例如，无光子存在＝0，一个光子存在＝1。

已经提出半导体量子点(QD)是固定量子位的优良候选。它们的光跃迁的大的振子强度允许快速初始化、光学操纵和读出自旋状态。此外，这些发射器的固态性质使得可以在纳米长度尺度上构造其环境，因此允许通过制造光子晶体结构来工程设计它们的光子的光学状态局部密度(LDOS)。为了沿着某些方向引导光，这种光子晶体通常利用其中纳米结构关于引导区域镜像对称(或上下对称)设置的几何形态。然而，由于这种光子晶体波导的对称性，这些波导具有相对于引导区域为偶函数或奇函数的电场，并且由线偏振的电场主导。因此，具有圆偏振跃迁偶极矩的任何集成量子发射器或量子点的不同自旋状态不能有效地耦合到这种波导。

Adam Mock等人：“Space group theory and Fourier space analysis of two-dimensional photonic crystal waveguide”，Physical Review B，Vol.81，no.14公开了B型波导，其中，在引导区域的每一侧的光子晶体晶格在纵向方向上偏移了半个周期，由此拥有滑移面(glide plane)对称性。该B型波导用于减少通过该波导传播的线偏振光的平面外辐射损耗。

Peter Lodahl等人：“Interfacing single photon and single quantum dots with photonic nanostructures”，2013年12月4日，ArXiv，是本发明人团队的公开，其提供了具有在嵌入光子纳米结构中的单量子点中的激子的量子光学的综述。

总的来说，仍然存在允许对具有圆偏振跃迁偶极矩的量子发射器进行片上有效读出的波导的需求。

技术实现要素：

本发明的目的是获得一种光学器件，其克服或改善现有技术的至少一个缺点或提供有用的替代方案。

根据本发明，这通过一种包括平面波导和量子发射器的光学器件获得，其中，该平面波导包括：

-具有第一侧和第二侧的纵向延伸的引导区域，

-设置在所述引导区域的第一侧的第一纳米结构，以及

-设置在所述引导区域的第二侧的第二纳米结构，其中，

-所述平面波导包括第一纵向区域，在该第一纵向区域中所述第一纳米结构和所述第二结构关于所述波导的所述引导区域基本上滑移面对称地设置，

-并且其中，所述量子发射器耦接到所述平面波导的所述第一区域。

具有关于引导区域的滑移面对称性的纳米结构的平面波导提供了如下的波导，其模式具有带有强的面内圆偏振的电场。该结构的模式可以耦合到跃迁偶极矩为圆偏振的量子点或任何集成的量子发射器的不同自旋状态。因此，本发明提供了一种光子纳米结构，其使得光子量子位能够非常有效地与自旋量子位相互作用，从而提供一种器件，其中具有高效率的量子发射器能够耦接到平面波导并被读出。应当注意的是，“圆偏振模式”不是传统意义上的圆偏振。就本发明和平面波导而言，电场矢量在发射器的位置处的结构的平面内是圆偏振的。

量子发射器可以包括圆偏振的光跃迁。因此，可以看出，量子发射器用作单光子发射器，其以圆偏振模式发射光子。已经发现这种跃迁非常有效地耦合到具有基本上滑移面对称的纳米结构的平面波导。

量子发射器可以设置在平面波导的引导区域上或嵌入在平面波导的引导区域中。量子发射器可以例如外延生长，例如通过分子束外延，或沉积。

应当注意的是，术语“纵向”并不意味着引导区域必须沿着直线设置。其意味着光总体上在波导的给定方向上传播。

还应注意的是，术语“纳米结构”也不应以过于局限的方式理解。它仅指示该纳米结构具有相对小的尺寸，例如，尺寸从几十纳米到几千纳米。此外，术语“光学”也不应以过于局限的方式理解，并且认识到光学范围包括红外光、可见光和紫外光。此外，还设想本发明适用于微波、x射线等。因此，该术语还可以涵盖这样的频率和波长。纳米结构当然应该根据给定的频率和波长范围来设计。

总体上，第一纳米结构和第二纳米结构需要以某种周期性设置，并且第一纳米结构和第二纳米结构的周期性在平面波导的纵向方向上相互偏移或平移，因此镜像对称性被破坏。“基本上滑移面对称”是指两个纳米结构在平面波导的纵向方向上相互偏移了结构的周期的25％-75％，优选地约半个周期。请注意，即使25％的偏移(或等效地75％的偏移)也将提供自旋耦合的耦合效率的较大改善。然而，为了最大化耦合效率，偏移应该大约为半个周期。因此，相互偏移可有利地为纳米结构周期的30-70％，更有利地为40-60％，甚至更有利地为45-55％，例如。偏移约半个周期。

因此，还可以看出，本发明提供了包括平面波导和量子发射器的光学器件，其中所述平面波导包括：

-具有第一侧和第二侧的纵向延伸的引导区域，

-在所述引导区域的第一侧以周期性设置的第一纳米结构，以及

-在所述引导区域的第二侧以所述周期性设置的第二纳米结构，其中，

-所述平面波导包括第一纵向区域，在该第一纵向区域中所述第一纳米结构和所述第二结构在所述平面波导的纵向方向上相互偏移了周期的25％-75％，

-并且其中，所述量子发射器耦接到所述平面波导的所述第一区域。

纳米结构有利地以晶格结构设置，即，以第一晶格结构设置的第一纳米结构和以第二晶格结构设置的第二纳米结构。由于纳米结构基本上以滑移面对称性来设置，这意味着第一晶格结构和第二晶格结构在波导的纵向方向上相互偏移了大致半个周期或晶格常数。

根据优选实施方式，量子发射器是量子点或另一类型的单光子源。然而，具有滑移面对称性的平面波导也可应用于其它系统中，例如利用原子、离子或分子。

量子点有利地具有1-10nm的高度和在10-70nm范围内的面内尺寸。量子点可以由10^4至10^6个原子组成。

该平面波导有利地是光子晶体波导。

根据另一个有利的实施方式，平面波导包括第二纵向区域，该第二纵向区域中第一纳米结构和第二纳米结构关于波导的引导区域镜像对称地设置。因此，通过平面波导传播的光可以有效地耦合到常规波导。

根据特别有利的实施方式，平面波导包括有利地设置在第一纵向区域和第二纵向区域之间的过渡区域，并且其中，第一纳米结构和第二纳米结构的几何形态从滑移面对称逐渐改变为镜像对称。因此，导引模式从具有低损耗或无损耗的圆偏振逐渐改变为线偏振，并且可以更有效地耦合到常规波导。

过渡区域的纵向范围可以有利地在3-30个晶格常数a(或纳米结构周期)的范围内，或者在4-20个晶格常数a的范围内，或者在5-15个晶格常数a的范围内。

根据一个实施方式，中间过渡区域的第一纳米结构的晶格常数和/或第二纳米结构的晶格常数不同于第一区域的晶格常数。在实践中，可以以多种方式设计跃迁。第一区域和第二区域的纳米结构可以例如具有相同的晶格常数a。过渡区域的第一纳米结构可以具有晶格常数a+Δa(或a-Δa)，而过渡区域的第二纳米结构可以具有与第一区域和第二区域相同的晶格常数，反之亦然。或者，过渡区域的第一纳米结构可以具有晶格常数a+0.5Δa，而过渡区域的第二纳米结构可以具有晶格常数a-0.5Δa。

根据另一实施方式，第一区域的晶格常数与第二区域的晶格常数相同。然而，原则上也可能的是这两种区域的晶格常数不同，例如以适应不同模式曲线。

根据又一实施方式，常规波导耦接到第二纵向区域或过渡区域，常规波导诸如脊形波导或条形波导。

根据有利的实施方式，平面波导包括在第一纵向区域的相对侧的相应设计。因此，平面波导可以包括位于第一纵向区域的相对的纵向侧的附加第二纵向区域，在该第二纵向区域中第一纳米结构和第二纳米结构关于波导的引导区域镜像对称，并且优选地具有设置在所述第一纵向区域和所述附加第二纵向区域之间的附加过渡区域，并且其中所述第一纳米结构和第二纳米结构的几何形态从滑移面对称逐渐改变为镜像对称。因此，可以看出，提供了一个实施方式，其中量子发射器耦接到第一纵向区域中，然后在引导区域中朝向第二纵向区域或附加第二纵向区域传播。发射的光子将依赖于光子的自旋状态以高概率耦合到特定传播方向。

根据另一有利实施方式，平面波导由电介质材料制成，电介质材料诸如III-V族半导体材料。该材料可以例如由砷化镓(GaAs)、砷化铟镓(InGaAs)或砷化铝(AlAs)制成。这提供了特别适于例如量子点的波导。量子点优选地也由III-V族半导体材料制成。

有利地，第一纳米结构和/或第二纳米结构包括气孔。然而，原则上，纳米结构也可以由与平面波导材料的其余部分不同的材料制成，并且具有不同于该其余部分的折射率的折射率。

在一个实施方式中，平面波导由具有在2-5或2.5-4.5的范围内的折射率的材料制成，例如，约3.5，即材料由例如高折射率电介质制成。在另一个实施方式中，平面波导材料与第一和第二纳米结构的折射率差在1-4或1.5-3.5的范围内，例如约2.5。

在又一个实施方式中，平面波导适于引导在620-1200nm的区域中的波长区间内的光，并且其中，量子发射器发射具有在所述区间内的波长的光子。

根据有利的实施方式，第一纳米结构和第二纳米结构分别以第一晶格结构和第二晶格结构设置，有利地设置成三角形晶格并且具有晶格常数a。总体上，纳米结构的设计，例如光子晶体波导的晶格结构应当与期望的导模相匹配。波导内波长例如可以是晶格常数的长度的两倍。

根据另一个有利的实施方式，晶格常数a位于100-500nm，或150-400nm，或200-300nm的区间内，例如约250nm。

在一个实施方案中，纳米结构是大致圆形的，并且具有0.2a到0.4a之间的直径，例如约0.3a。

引导区域可以例如在100-1000nm的区域中。引导区域通常通过去除孔的行而形成。因此，第一侧和第二侧的近端纳米结构(例如，孔)的中心之间的横向距离是晶格常数a的√3倍。

平面波导可以有利地具有在0.2a到1a之间，或者在0.4a到0.8a之间，或者在0.3a到0.7a之间的厚度，例如约0.5a或0.6a。另选地，平面波导可具有在50-500nm，或75-350nm，或100-250nm的范围内的厚度，例如约150nm。因此，可以看出，所述平面波导是平板(slab)波导，或者在技术领域中被称为膜。

平面波导有利地被设计成沿着平面波导的至少大部分的浮动结构。这种设计通过使耦合到平面外的光最小化而使损耗最小化。

该光学器件可以例如是单光子晶体管或受控非(cNot)门，其为量子计算机、光学计算机和量子信息技术的重要构成模块，或者等同地，本发明提供：

-单光子晶体管，该单光子晶体管包括根据前述实施方式中任一个的光学器件，或者

-受控非门，该受控非门包括根据前述实施方式中任一个的光学器件。

本发明的目的还通过平面波导(或包括平面波导的光学器件)来实现，其中，该平面波导包括：

-具有第一侧和第二侧的纵向延伸的引导区域，

-设置在所述引导区域的第一侧的第一纳米结构，以及

-设置在所述引导区域的第二侧的第二纳米结构，

其中所述波导包括：

-第一纵向区域，在该第一纵向区域中所述第一纳米结构和所述第二纳米结构关于所述波导的所述引导区域基本上滑移面对称地设置，以及

-过渡区域，其中所述第一纳米结构和第二纳米结构的几何形态从滑移面对称逐渐改变为镜像对称。

这提供了平面波导，其特别适合于有效地入耦合(in-coupling)从量子发射器发射的光子并将光子输出出耦合(out-coupling)到其它光学器件。

第一纳米结构和第二纳米结构有利地以晶格构造来设置，优选地以三角形晶格构造来设置。平面波导有利地是光子晶体波导。总体上，平面波导可以具有根据前述实施方式中的任一个所述的设计。因此，涉及术语“纵向”和“基本上滑移面对称”的限定也适用于所述平面波导。

附图说明

下面参照附图中所示的实施方式详细阐述本发明，其中：

图1示出了具有镜像对称的纳米结构的常规光子晶体波导，

图2示出了根据本发明的平面波导的第一视图，

图3a和图3b示出了如图1所示的常规光子晶体波导中的电场振幅，

图3c和图3d示出了根据本发明的平面波导中的电场振幅，

图4示出了根据本发明的平面波导的第二视图，

图5示出量子点中的带电激子的能级方案，

图6示出了根据本发明的波导中具有相反手性的圆偏振的偶极子的发射强度的数值模拟，

图7示出了实现根据本发明的平面波导的光学器件的第一实施方式，

图8示出了实现根据本发明的平面波导的光学器件的第二实施方式。

具体实施方式

图1示出了具有关于引导区域镜像对称的纳米结构的常规波导，镜像对称也称为上下对称。图中的圆圈表示高折射率的电介质材料中的空气孔的纳米结构，电介质材料诸如例如GaAs。晶格具有光子带隙，其使光能够在引导区域中被引导，引导区域在图中所示为没有圆圈的中心区域。

图3a和图3b示出了针对在具有折射率n＝3.46，半径r＝0.3a和波导厚度t＝0.6a的对称光子晶体膜波导中的典型模式的电场，其中a是晶格周期。图3a示出了电场的x-分量，图3b示出了y-分量。由于镜像对称性，这些波导具有相对于波导中心(y＝0)为偶函数或奇函数的电场，并且这种波导模式由线偏振的电场主导。

在上述对称限制情况下在传播模式的场最大值处，无法获得有效耦合到圆偶极子所需的场类型。因此，仍然需要有效的片上自旋读出。

这是根据由图2所示的光学器件1获得的本发明。光学器件1包括平面波导2，其包括具有第一侧6和第二侧8的纵向延伸的引导区域4。包括以具有晶格常数a的三角形晶格结构设置在内的孔的第一纳米结构7位于引导区域4的第一侧6上，并且包括以具有晶格常数a的三角形晶格结构设置的孔在内的第二纳米结构9位于引导区域4的第二侧8上。

平面波导2包括第一纵向部分10，其中第一纳米结构7和第二纳米结构9关于平面波导2的引导区域4基本上滑移面对称地设置。例如量子点的形式的量子发射器18嵌入在第一纵向区域10的引导区域4中。如本发明中所限定的，术语“基本上滑移面对称”是指第一纳米结构7和第二纳米结构9在纵向上以平移长度δ相互偏移或平移，其中，所述平移长度在0.25a-0.75a的范围内，优选δ近似为0.5a。

具有关于引导区域4滑移面对称的纳米结构7、9的平面波导2提供了波导，其模式具有带有强的面内圆偏振的电场。该结构的模式可以耦合到量子点或任何集成的量子发射器的不同自旋状态，其跃迁偶极矩是圆偏振的。因此，本发明提供了一种光子纳米结构，其能够使光子量子位非常有效地与自旋量子点相互作用，从而提供一种器件，其中具有高效率的量子发射器能够耦接到平面波导并被读出。

该技术效果在图3c和图3d中示出，其示出了具有与图1所示的示例相同的折射率和晶格特性的滑移面对称波导的模式的电场的大小。这里，按照右旋圆偏振场分量和左旋圆偏振场分量来示出场。可以看出，当E_L为零时E_R是最大值。因此，该模式具有强的面内圆偏振。对于右传播模式具有强的右旋圆偏振的位置对于左传播模式具有强的左旋圆偏振。这里给出的示例基于光子晶体波导，但是这种滑移面对称性可以潜在地在任何纳米结构的波导中实现。

平面波导有利地由电介质材料制成，例如III-V族半导体材料。该材料可以例如由砷化镓(GaAs)、砷化铟镓(InGaAs)或砷化铝(AlAs)制成。这提供了特别适于例如量子点的波导。量子点优选也由III-V族半导体材料制成。量子点有利地具有1-10nm的高度和在10-70nm范围内的面内尺寸并且可以由大约10^5个原子组成。在一个有利的实施方式中，平面波导2由GaAs制成，并且量子点由InGaAs制成。量子发射极可以例如是外延生长的，例如通过分子束外延或沉积。

一般地，认识到第一纳米结构7和第二纳米结构9需要以某种周期性结构或晶格结构设置，并且与如图1所示的具有镜像对称的纳米结构的波导相比较，第一纳米结构7和第二纳米结构9的结构在平面波导2的纵向方向上相互偏移。应注意，即使晶格周期的25％的小的偏移(或等效地75％偏移)将提供自旋耦合的耦合效率的较大改进。然而，为了最大化耦合效率，偏移应该大约为半个周期。

如图2所示，第一纳米结构7和第二纳米结构9可以以具有晶格常数a的三角形晶格来设置。晶格常数a可有利地位于100-500nm的区间内，例如约250nm。纳米结构可以是基本上圆形的，并且具有在0.2a到0.4a之间的直径，例如约0.3a。

引导区域可以例如在100-1000nm的区域中。引导区域通常通过去除孔的行而形成。因此，第一侧和第二侧的近端纳米结构(例如，孔)的中心之间的横向距离是晶格常数a的大约√3倍。

第一纳米结构7和第二纳米结构9可以包括空气孔。然而，原则上，纳米结构7、9也可以由与平面波导材料的其余部分不同的材料制成，并且具有不同于该其余部分的折射率的折射率。平面波导2可以适于引导在620-1200nm的区域中的波长区间内的光，并且相应地，量子发射器发射具有在所述区间内的波长的光子。

平面波导2可以有利地具有0.5a-0.6a的厚度，或者等效地在125-150nm的范围内的厚度。因此，可以看出，平面波导2是平板波导或者在技术领域中被称为膜。平面波导2有利地被设计为沿着平面波导2的至少大部分的浮动结构。这种设计通过使耦合出平面外的光最小化而使损耗最小化。

总体上，可以看出，在平面波导2的第一纵向区域10中设置或嵌入量子发射器18提供了高效的自旋-光子接口。然而，该接口仍然需要与标准的芯片上波导技术结合以在量子信息技术系统中实现。

为了将自旋-光子接口与读出到标准波导技术结合，平面波导2包括第二纵向区域14，在该第二纵向区域14中第一纳米结构7和第二纳米结构9关于引导区域4基本上镜像对称(或上下对称)。在第一纵向部分10和第二纵向部分14之间设置有过渡区域12，在该过渡区域12中第一纳米结构7和第二纳米结构9的几何形态从滑移面对称逐渐改变为镜像对称。因此，导模模式从具有低损耗或无损耗的圆偏振逐渐改变为线偏振。从而可以更有效地将光转换并耦合到常规波导技术，例如如图2所示的脊形波导16。

第一纵向区域10的纵向范围可以有利地在1-30个晶格常数a(或纳米结构周期)的范围内，例如约5-6个晶格常数a。过渡区域12的纵向范围可有利地在3-30个晶格常数a(或纳米结构周期)的范围内，或在4-20个晶格常数a的范围内，或在5-15个晶格常数a的范围内，例如约8个晶格常数a。对第二纵向区域14的长度不做限制，只要通过过渡区域12获得适当的转换。因此，第二纵向区域14可以这样仅构成过渡区域12的端部。

根据一个实施方式，中间过渡区域12的第一纳米结构7的晶格常数和/或第二纳米结构9的晶格常数不同于第一纵向区域10的晶格常数。在实践中，可以以多种方式实现该转换。第一区域10和第二区域14的纳米结构可以例如具有相同的晶格常数a。过渡区域12的第一纳米结构7可具有晶格常数a₁＝a+Δa(或a₁＝a-Δa)，而过渡区域12的第二纳米结构9可以具有与第一区域10和第二区域14相同的晶格常数(a₂＝a)，反之亦然。或者，过渡区域12的第一纳米结构7可以具有晶格常数a₁＝a+0.5Δa，而过渡区域的第二纳米结构可以具有晶格常数a₂＝a-0.5Δa。一般来说，可以看出，可以在a/2Δa周期上获得过渡。

优选地，第一纵向区域10的晶格常数与第二纵向区域14的晶格常数相同。然而，原则上也可能的是两个区域的晶格常数不同，例如以适应不同模式曲线。

如果具有圆偏振的光跃迁的量子发射器被设置在滑移面对称波导中，如针对平面波导2的第一纵向区域10所示，则所发射的光子的发射方向由跃迁的手性决定。发射的定向耦合概率β_dir建议结构中到达接近单位一的值。这种定向耦合效率是光子耦合到波导的概率β和它在正确方向上传播的概率F_dir的乘积。这直接变换为成功读出发射器的自旋的概率，这是量子信息技术中的建议应用的关键优点。在所示的实施方式中，量子点18耦合到滑移面对称波导，但是该构思可以扩展到任何量子发射器。

这些结构中的高度定向发射可以用于读出量子点中的单个电子的自旋状态。与简并三阶(trion)跃迁共振的线偏振π脉冲将量子点群体转移到两个激发态之一，依赖于基态的初始自旋取向，如图5所示。随后发射的传播方向与衰减通道的跃迁偶极子的偏振强烈相关。被定义为发射的光子在正确方向上传播的概率的成功概率由P_s＝β_dir给出，而光子在错误方向上传播的概率由以下给出：P_err＝β(1-F_dir)。

这可以用于在单量子点和它们发射的光子之间创建自旋-路径纠缠。通过用适当的圆偏振激光器驱动两个跃迁中的一个，可以光学地完成上自旋|↑〉或下自旋|↓〉状态中的自旋量子位的初始化。这之后是自旋的π/2-旋转，以将其置于两个基态的相干叠加中。π脉冲激发导致单个光子的发射，其传播方向与自旋缠绕

其中|L〉和|R〉表示左传播光子和右传播光子。

由于发射的光子可以在两个方向上发射，所以平面波导还包括附加第一纵向区域10'、附加过渡区域12'和附加第二纵向区域14'，位于第一纵向区域10的相对的纵向侧，如图4所示，并且其分别具有与第一纵向区域10、过渡区域12和第二纵向区域14相同的几何性质。类似地，附加第二纵向区域14'可以耦接到脊形波导16'或另一常规波导。因此，可以看出，提供了平面波导2，其中量子发射器18耦接到第一纵向区域10、10'中，然后在引导区域4中朝向第二纵向区域14或附加第二纵向区域14'传播。所发射的光子将依赖于光子的自旋状态以高概率耦合到特定传播方向。

图5示出具有上自旋基态和下自旋基态的量子点中的带负电荷的激子的电子能级。如果这些基态中的任一个被谐振激发，则它们自发地发射光子并返回到相同的基态。发射过程的跃迁偶极矩依赖于光子基态的自旋。对于上自旋基态，偶极矩σ₊具有右旋圆偏振偶极矩，而上自旋基态具有左旋圆偏振偶极矩σ_-。虚线对角线表示偶极子-“禁止”跃迁。

由于两个偶极矩σ₊、σ_-具有相反手性的圆偏振，所以从量子发射器18发射的光子将在图4所示的平面波导中耦合到右边或左边。两个跃迁偶极矩σ₊、σ_-因此耦合到在不同方向上传播的模式，并且量子点中的电子的自旋决定了所发射的光子的方向。这在图6中示出了具有相反手性的圆偏振的偶极子的发射的数值模型，其中图6a示出了左旋圆偏振偶极子σ_-耦合到左传播模式，而图6b示出右旋圆偏振偶极子σ+耦合到向右传播模式。

在滑移面波导模式中传播的光子与发射器的相互作用也与发射器的电子状态强烈相关。通过控制量子发射器的内部状态，我们可以构造单光子晶体管和受控非(cNOT)门，这两者都是量子信息技术的基本构成模块。

在下文中，描述了实现根据本发明的平面波导2的光学器件的各种示例。

示例1：自旋读出和单光子二极管

图7示出了实现根据本发明的平面波导2的第一光学器件101，其中图7c示出了建议用于在海特勒体系中的片上自旋读出的马赫-曾德尔干涉仪。与量子点的相互作用发生在设置在路径A中的滑移面对称波导(GPW)2的区段中。路径B包括相位控制，其是确保干涉仪被正确平衡所必需的。图7a示出沿生长方向的外部磁场B_ext，其沿着使由偶极子σ₊和σ_-表示的两个圆偏振跃迁划分的生长方向。除了能量地划分两个圆跃迁之外，该外部磁场还抑制了由虚线箭头表示的对角跃迁。图7b示出了作为定向β-因子的函数的在GPW中前向散射的单个光子的相位和概率振幅。图7d示出了作为定向β-因子的函数的伴随光子损耗概率侧绘制的成功自旋读出概率和伪自旋读出概率。在这里，我们假设入射单光子具有宽度为σ_lor＝0.02Γ的洛伦兹谱振幅，其中Γ是激发态衰变速率。图7e示出了作为针对β_dir＝0.98的单光子光谱宽度的函数绘制的同样的三个概率。这清楚地显示了在Heitler体系中的操作对于入射光子的宽度多么敏感。

通过将平面波导2集成到片上Mach-Zehnder干涉仪(MZI)中，如图7c所示，可以读出带电量子点(QD)的自旋基态并构造单光子二极管。MZI经平衡使得在臂1₁中入射的单光子将通过臂4₁离开。沿着路径A₁传播并且进而与σ₊谐振的单光子将相对于沿着路径B₁传播的光子获得额外π相移，如果该量子点处于上自旋(|↑〉)基态。这得到在臂1₁中入射的单光子通过臂3₁离开，而当QD处于状态|↓〉时入射的单光子将在臂4₁中离开。因此，这构成了QD自旋状态的片上读出。定向β-因子β_dir的任何减小将导致较低的总传输(光子损耗)和降低的MZI可见性。非单位可见性导致自旋读出中的误差，不正确地将一部分光子引导到臂4₁中，即使QD处于状态|↑〉中。在另一方面，对于通过外部磁场B_ext造成的两个跃迁能量之间的大的划分，总是优异地检测到状态|↓〉中的自旋量子位。在与散射跃迁相比的光谱非常窄的单光子的极限中，成功自旋读出的概率、伪自旋读出的概率和光子损耗的概率由以下给出：

和

对于窄但有限的光谱宽度的单光子脉冲的这些概率的精确解如图7d所示。这可以使用单光子散射形式来直接计算，并且在图7e中示出了针对β_dir＝0.98作为单光子的光谱宽度的函数的上述概率。

相同的器件也可以用作单光子二极管，在将臂1₁与在臂3₁中发生的任何不希望的后向反射隔离的情况下。为此，假设自旋处于状态|↑〉并且与σ₊跃迁谐振的单光子通过臂1₁进入并且通过臂3₁离开，其中它们被部分反射以在向后传播的方向上重新进入MZI。对于足够高的B_ext，σ₊光子完全从σ_-跃迁失谐，并且将在理想地没有发生相互作用的情况下穿过QD，在臂2₁中离开干涉仪。该二极管的传输概率由P_s给出，而在臂3₁中后向反射的光子被路由回到臂1₁的概率由P₃₁＝((1-F_dir)β)²给出。

示例2：量子非破坏测量

添加单电子自旋量子位的相干控制，允许我们创建两个单电子基态的任意叠加，使得可实现额外的应用。这种控制可以通过光学方法和通过由微波源创建的平面内振荡磁场B_μw来实现，其在图8a中示意性地示出。使用该控制，可以通过以下已知方法来构建单光子量子非破坏(QND)检测器。状态|↑〉中的自旋量子位的初始化可以通过驱动σ_-跃迁由光学自旋泵浦来完成。接下来，执行自旋量子位的π/2旋转，进行变换：

和

其可以通过B_μw完成。当与量子点处于状态|↑〉时，与B_μw跃迁谐振的单光子|K_b〉将仅获得相移。在该单光子经过相互作用区域之后，进行自旋量子位的另一个π/2旋转。当单光子穿过相互作用区域时，总序列如下：

在该序列的第二步骤中，重要的是光子物质状态在相互作用之后是可分开的，由此它可以被重写为未改变的光子状态|kb〉的乘积，以及两个自旋基态的相干叠加。在理想情况下，由于与发射极的相互作用，自旋状态的分量中的一个将获得π相移。序列的最后步骤中的π/2旋转将相干叠加映射回上自旋或下自旋状态。对于理想的散射情况(t_k→-1)，当光子穿过了相互作用区域时，原始自旋状态被恢复，并且当没有光子穿过相互作用区域时，自旋状态被翻转(如以下方程中所示)：

从前面的方程可以看出，假设自旋状态的优异的初始化、控制和读出，QND测量的成功概率为β_dir²。上述提出的方法中的一个现在可以用于使用单光子流或弱相干场来读出自旋的状态，从而完成量子非破坏单光子检测。非破坏检测器的放大由如上所述的针对偶极子-“禁止”跃迁的非零分支比限制。

示例3：单光子晶体管和cNot门

在示例1中，显示了使用MZI，可以有效地读出三阶的单自旋基态，并且在示例2中，例示了可以如何使用单光子来控制量子点的内部状态。

在本示例中，我们将这两个构思组合成单光子晶体管/开关，其中单选通光子控制后续光子的流。再次，在沿着生长方向指向的外部磁场中使用三阶。这在图8a中示出，其中沿着生长方向的外部磁场B_ext将两个圆偏振跃迁划分，用偶极矩σ₊和σ_-表示。除了能量地划分两个圆跃迁之外，外部磁场还抑制由虚线箭头表示的对角跃迁。自旋量子位的相干控制可以通过由微波源产生的振荡平面内磁场B_μw与电子自旋跃迁谐振的获得。图8b示出了设置在GPW内的高定向β-因子的位置处的QD。箭头指示相应的跃迁与波导中的什么传播方向相互作用。图8c示出了用于单光子晶体管和确定性cNOT门的实验实现的样品设计的示意图。GPW在脊形波导MZI的臂中的一个臂中，并且可调相位控制φ在另一个臂中。插分滤波器(add/drop filter)在图中没有明确示出，但是可以在两个脊形波导(22'和A2)之间或在耦接到平面波导2中之后实现。

除了使得通过微波脉冲B_μw能够在两个单电子基态之间的相干控制外，外部磁场B_ext导致在数十GHz量级的两个圆跃迁之间的塞曼分裂。这种划分允许用于寻址σ₊和σ_-圆跃迁的光子的两个不同路径，参考图8a，并且在图8b和8c中这些路径用σ₊和σ_-来标记。需要窄带宽的插分滤波器，以能够利用相对小的光谱差异并将两个光谱模式引导到光学回路的不同路径中。现在，在臂2₂'入射的单选通光子入射使得使用如上针对QND测量所提出的类似方案能够控制QD的内部状态。然而，序列中的第二π/2脉冲被-π/2-脉冲代替，当发射器不与光子相互作用时，将发射器映射回其初始状态。图8c中MZI的相位控制φ被设置成使得在臂1₂中入射的单个光子将针对裸干涉仪在臂4₂中离开，即，不与σ₊跃迁相互作用，而当发射器在上自旋状态下被初始化时，其将从臂3₂中离开。现在，以下序列可以用于实现单光子晶体管。

1.发射器在上自旋状态下被初始化。

2.π/2旋转得到1/√2(|↑〉+|↓〉)。

3.如果在臂22'中有单光子入射，则它散射掉σ_-跃迁并且造成两个自旋分量之间的π相移，即1/√2(|↑〉-|↓〉)。对于没有入射光子，状态保持为1/√2(|↑〉+|↓〉)。(假设我们与跃迁谐振，与发射器相比光子线是窄的，并且β_dir接近1)。

4.随后的自旋的-π/2旋转映射1/√2(|↑〉-|↓〉)，而在臂2₂'中没有光子入射的情况下，自旋被旋转回到其初始状态。

5.如果没有单选通光子与发射器相互作用，则在臂1₂中入射的单光子列现在将在臂4₂中离开，并且如果存在单选通光子则将在臂3₂中离开。

为了评价该单光子晶体管的性能，将其划分成两个部分，即，由选通光子进行的发射器的切换和单光子在MZI中的路由。首先，找到发射器的切换概率P_switch，其描述了在臂2₂'中入射的单光子切换发射器的内部状态的总概率。这里，假设存在对必要的微波脉冲序列的优异控制。在非常窄带宽的选通光子的极限中，这造成P_switch≈β_dir。这与QND检测的成功概率不同，因为选通光子的引出状态基本上不重要。在这些情况的一半中，在由于非单位定向β因子引起选通光子不被散射到正确的模式的情况下，最终仍然获得正确的自旋状态。这导致超过QND测量的为β_dir-β_dir²的附加成功概率。当发射器被成功地切换时，接通在臂4₂中出来的信号光子的流。当没有与发射器的相互作用时，对于信号光子没有附加的误差，因为假定MZI完美地工作。然而，当没有选通光子并且发射器保持在上自旋基态时，将存在到臂4₂中的一些残余泄漏，P_leak≈(1-β_dir)²。

这个构思可以扩展到通过简单地添加绕过其他三个臂的附加臂来作为确定性cNOT门工作，即图8c中的臂1₂'。这个cNOT门的计算基础由控制量子位|0_c〉＝1₂'和|1_c〉＝2₂'、以及目标量子位|0_t〉＝(1₂,3₂)和|1_t〉＝(2₂,4₂)给出。使用与针对晶体管相同的微波脉冲序列，可以示出在仅需一个附加步骤的情况下图8中的光子回路作为cNOT门工作。自旋状态的另一旋转，其后是使用例如弱相干场的自旋读出。如已经通过实验证明的，需要该附加步骤来解开自旋状态。此步骤中不会添加其他误差。依赖于自旋读出的结果，输出状态上的单量子位旋转对于获得正确的状态是必要的，并且这些旋转已经包括在下面的计算中。例示该门的功能的方法是通过示出针对正交双光子基本状态的完整集合的真值表。下面的两个表分别对应于当已经在状态|↑〉或|↓〉中测量最终自旋状态时我们的门的预期的真值表。

在这个表中没有明确地示出到不同的损耗模式中的散射，这是每个行中的总概率相加不到1的原因。损耗概率示出输入状态的两个光子中的一个丢失的频率，即只有两个输入光子均穿过回路的事件被包括在表中。表的左上象限(对角元素)中的误差由单个光子成功地在臂2₂'中通过回路传输但不翻转量子点的自旋基态的概率(1-β_dir)²给出，因此保持σ₊跃迁活动。这与随后的目标光子在与σ₊跃迁相互作用之后，正确地通过MZI传输的概率β_dir²相乘。在右下象限中，概率由通过包含主动跃迁的MZI的传输概率给出。左下和右上象限都是零，因为在臂1₂'和2₂'之间没有串扰。这里我们假设所有探测器点击都是由我们回路中的光子引起的，并且由于非零背景和暗计数，在实验实现中将产生附加的误差。

已经参考有利实施方式描述了本发明。然而，本发明的范围不限于所示的实施方式，并且在不脱离由所附权利要求限定的本发明的范围的情况下，可以执行改变和修改。

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