单光子源：原理与应用

茂莱Overseas研发中心

摘  要

单光子源（Single Photon Source, SPS）是能够以概率方式（条件式）或确定方式（按需式）产生单个光子的量子光学器件，是量子信息技术的核心基础组件。按光子产生的可预测性，单光子源分为概率型与确定型两类：概率型（以SPDC heralded源为代表）依赖后选择，光子产生时刻随机；确定型（以半导体量子点、金刚石色心和冷原子/离子阱为代表）通过受控激发实现按需发射。本文系统介绍两类单光子源的基本物理原理、主流实现方案及其在量子通信、量子计算和量子传感中的典型应用。

关键词：单光子源；概率型；确定型；二阶相干度；自发参量下转换；量子点；量子信息

 一、基本物理原理

1.1 光场量子统计与二阶相干度

描述光场量子统计特性的核心物理量是Glauber二阶相干度 g⁽²⁾(τ)，零时延值 g⁽²⁾(0) 衡量同时探测到两个光子的概率。三类典型光源对应不同统计特性：热光源 g⁽²⁾(0)=2，表现为光子聚束效应——其光场为热态，单模光子数服从几何分布（Bose-Einstein分布的单模特例），呈现超泊松涨落；相干激光 g⁽²⁾(0)=1（泊松分布）；单光子源 g⁽²⁾(0)=0（光子反聚束），即两光子不会同时出现——这一量子特性在经典物理框架内无法实现 [1]。实验上通常用 Hanbury Brown-Twiss（HBT）干涉仪测量 g⁽²⁾(τ)，并将 g⁽²⁾(0) < 0.5 作为验证单光子发射行为的常用经验判据（意味着系统处于亚泊松统计区），理想单光子 Fock 态 |1⟩ 的 g⁽²⁾(0) = 0。

1.2 二能级系统与自发辐射

单光子源的物理基础是孤立的二能级量子系统（基态 |g⟩ 与激发态 |e⟩）。系统受激跃迁至激发态后，经自发辐射回到基态并发射单个光子，每个激发-弛豫周期最多产生一个光子。关键参数为：自发辐射寿命 T₁（决定最高重复率）；总退相干时间 T₂ 满足 1/T₂ = 1/(2T₁) + 1/T₂^*，其中 T₂^* 为纯退相时间（由声子、电荷噪声等环境因素引起），T₂ ≤ 2T₁，T₂ 决定光子相干性和不可分辨性；以及量子效率 η。

1.3 腔量子电动力学与 Purcell 效应

将量子发射体置于光学微腔中，可利用 Purcell 效应增强自发辐射速率。Purcell 因子 Fp ∝ Q/V，其中 Q 为腔品质因子，V 为模式体积。高 Q/V 结构（如光子晶体腔、微柱腔）可将 Fp 提升至数十至数百，有效缩短 T₁、提高光子收集效率，是实现高性能确定型单光子源的核心工程手段 [2,3]。

1.4 概率型与确定型：分类框架

单光子源按光子产生的可预测性分为两类。概率型单光子源中光子对的产生本质上是随机的，其单光子输出依赖后选择（heralding）或条件探测，无法实现按需发射，亮度与纯度之间存在根本性权衡。确定型单光子源能够在外部控制信号作用下，在预定时间窗口内以高概率产生单个光子，是时序同步要求严格的量子信息协议的必要资源。

确定型光源的三项核心性能指标为：单光子纯度（1 - g⁽²⁾(0)）、光子不可分辨性（HOM 可见度 V_HOM）和系统效率（η）[6]。本文第三章将基于这三项指标对不同方案进行系统比较。

二、主要实现方案

2.1 概率型：SPDC Heralded 单光子源

自发参量下转换（SPDC）是最广泛使用的概率型单光子方案 [5]。非线性晶体（BBO、PPKTP等）中，泵浦光子随机分裂为满足能量守恒（ℏωₚ = ℏωₛ + ℏωᵢ）和相位匹配（kₚ = kₛ + kᵢ）的信号光子与闲置光子对；探测闲置光子后对信号光子进行后选择，即得 heralded 单光子。其优点是可室温操作、与光纤兼容、光子对天然携带纠缠；核心局限是亮度受多光子对概率约束（单次产生概率约1%–10%），且无法按需发射。

图 1｜SPDC过程及相位匹配示意图

(A) 自发参量下转换（SPDC）实验结构示意。泵浦光通过非线性晶体后产生信号光子与闲置光子对，后者可用于heralded single-photon generation。右侧示意偏振纠缠态结构。(B) 能量守恒关系：泵浦光子分裂为信号光子与闲置光子，满足；(C) 动量匹配条件：满足决定光子发射角度与空间相关性。

2.2 确定型：半导体量子点

半导体量子点（QD）因三维量子限域效应呈现类原子的分立能级，受脉冲激光或电驱动激发后确定性地辐射单个光子 [3]。集成于微柱腔中的 InAs/GaAs 量子点可同时实现光子收集效率 >90%、不可分辨性 >99%（低温条件），是目前综合性能最优的确定型单光子源 [6]。主要挑战为：需低至 4 K 以下工作温度抑制声子退相；不同量子点发射波长存在不均匀展宽，实现远程量子点间光子不可分辨性是当前研究重点 [7]；片上集成则是突破规模化瓶颈的关键路径 [8]。

2.3 确定型：金刚石色心

金刚石 NV⁻ 色心（ZPL 637 nm）可在室温确定性发光，其电子自旋经动力学解耦后相干时间可达毫秒量级（室温），适合光-自旋量子接口，但 Debye-Waller 因子仅约 3%，光子不可分辨性受限。SiV⁻ 色心（ZPL 737 nm）Debye-Waller 因子约 70%、谱线极窄，不可分辨性更高，但需在 ~4 K 下操作 [2]。色心体系的独特优势是化学稳定、无光漂白，与自旋量子比特天然集成，适合量子网络节点和纳米传感应用。

图2|金刚石色心单光子源用于量子随机数生成[9]

2.4 确定型：冷原子与离子阱

单个激光冷却囚禁的原子或离子是最纯净的二能级系统，利用腔增强自发辐射或 STIRAP 过程可实现按需单光子产生，不可分辨性接近100% [10]。典型系统包括 ⁸⁷Rb 腔QED体系和 Ca⁺/Ba⁺ 离子阱。缺点是系统复杂庞大，目前主要用于基础研究和量子网络节点原型。

三、各类单光子源性能比较

下表按概率型与确定型框架，对主要方案的关键性能指标进行系统比较：

注：系统效率的定义因方案而异——SPDC heralded 源效率为每泵浦脉冲的条件符合概率；量子点效率为端到端收集效率（含腔耦合、提取及传输损耗）；原子/离子阱效率为发射光子耦合进单模光纤的概率。表中数据均为公开文献中的典型值或已报道最优值。

四、主要应用领域

概率型与确定型单光子源因物理特性不同，在应用上各有侧重，相互补充。

4.1 量子密钥分发（QKD）

BB84 等协议要求每时间窗口严格单光子传输，多光子脉冲会导致光子数分裂攻击漏洞 [5]。概率型 SPDC heralded 源技术成熟、室温可用，已部署于城域 QKD 网络；确定型量子点源从根本上消除多光子成分，密钥率更高，代表未来发展方向。

图3|量子密钥分发示意图[11]

图片展示了 MDI-QKD 协议，其中 Alice 和 Bob 生成并发送已编码的光子，这些光子在中间节点 Charlie 处进行干涉并测量，从而确保了即使 Charlie 或其探测器不受信，也能在超长距离（509 公里）内安全地共享密钥。这是一个结合了理论安全性与工程可实现性的先进 QKD 方法。

4.2 线性光学量子计算（LOQC）

KLM 协议 [4] 的核心资源是高不可分辨性单光子（HOM 可见度接近1）。半导体量子点不可分辨性 >99%，已满足 LOQC 要求 [6]；2025 年潘建伟团队实现系统效率 71.2% 的量子点单光子源，首次突破可扩展光量子计算的损耗容忍阈值 [12]。基于量子点单光子源的通用光量子计算原型机已于 2024 年在云端部署 [13]。SPDC 概率型光源则适合高斯玻色采样等量子优势演示（如九章 [14]）。

4.3 量子网络

概率型 SPDC 纠缠光子对源广泛用于量子纠缠分发；确定型固态单光子源（量子点或色心）与光学腔耦合后作为量子存储器-光子接口节点，实现自旋比特与飞行光子比特的相干转化，是构建量子互联网的核心硬件 [8]。两类光源在量子网络中形成互补。

4.4 量子精密测量与传感

室温可用的 NV 色心确定型单光子源在纳米磁场传感（灵敏度 nT/√Hz 量级）和生物成像中独具优势 [2]。量子增强干涉测量（LIGO 等）利用非经典光场突破标准量子极限。确定型单光子源亦是量子随机数发生器（QRNG）的理想核心器件。

五、总结与展望

单光子源技术已从早期冷原子腔QED实验发展至片上集成半导体量子点，性能指标（纯度、不可分辨性、效率）持续逼近理想极限。概率型光源在量子通信和量子优势演示中发挥重要作用；确定型光源则是线性光量子计算和量子网络的关键资源。面向实用化，确定型光源仍需突破低温工作温度和频率均匀性两大瓶颈，钙钛矿量子点和六方氮化硼（h-BN）色心等室温材料体系 [15]，以及芯片级光量子集成电路，是当前最重要的发展方向。

参考文献

[1]  Kimble H J, Dagenais M, Mandel L. Photon antibunching in resonance fluorescence. Physical Review Letters, 1977, 39(11): 691–694.

[2]  Aharonovich I, Englund D, Toth M. Solid-state single-photon emitters. Nature Photonics, 2016, 10(10): 631–641.

[3]  Senellart P, Solomon G, White A. High-performance semiconductor quantum-dot single-photon sources. Nature Nanotechnology, 2017, 12(11): 1026–1039.

[4]  Knill E, Laflamme R, Milburn G J. A scheme for efficient quantum computation with linear optics. Nature, 2001, 409(6816): 46–52.

[5]  Lounis B, Orrit M. Single-photon sources. Reports on Progress in Physics, 2005, 68(5): 1129–1179.

[6]  Tomm N, Javadi A, Antoniadis N O, et al. A bright and fast source of coherent single photons. Nature Nanotechnology, 2021, 16(4): 399–403.

[7]  Zhai L, Nguyen G N, Spinnler C, et al. Quantum interference of identical photons from remote GaAs quantum dots. Nature Nanotechnology, 2022, 17(8): 829–833.

[8]  Uppu R, Midolo L, Zhou X, et al. Quantum-dot-based deterministic photon–emitter interfaces for scalable photonic quantum technology. Nature Nanotechnology, 2021, 16(12): 1308–1317.

[9] https://phys.org/news/2017-05-unpolarized-single-photon-true-randomness-diamond.html

[10]  O'Brien J L, Furusawa A, Vucković J. Photonic quantum technologies. Nature Photonics, 2009, 3(12): 687–695.

[11] Fang X T, Zeng P, Liu H, et al. Implementation of quantum key distribution surpassing the linear rate-transmittance bound[J]. Nature Photonics, 2020, 14(7): 422-425.

[12] Ding X, Yu Y, Maring N, et al. High-efficiency single-photon source above the loss-tolerant threshold for efficient linear optical quantum computing. Nature Photonics, 2025, 19: 387–391.

[13] Maring N, Fyrillas A, Pont M, et al. A versatile single-photon-based quantum computing platform. Nature Photonics, 2024, 18: 603–609.

[14] Zhong H S, Wang H, Deng Y H, et al. Quantum computational advantage using photons. Science, 2020, 370(6523): 1460–1463.

[15] Tran T T, Bray K, Ford M J, et al. Quantum emission from hexagonal boron nitride monolayers. Nature Nanotechnology, 2016, 11(1): 37–41.