量子密钥分发(quantum key distribution, QKD)基于量子力学的基本定律, 能够在由攻击者Eve控制的不安全信道上允许合法通信方Alice与Bob建立一串安全密钥^[1,2]. 一般而言, QKD根据不同的实现方式, 可以进一步分为离散变量(discrete-variable, DV)QKD^[3–8]与连续变量(continuous-variable, CV)QKD^[9–15]. DV-QKD方案通常采用单光子自由度来对密钥信息进行编码, 并采用单光子探测器来对所编码的密钥信息进行测量. 而CV-QKD方案则是采用光场的正则分量来进行密钥信息的分发, 并且容易与现有的光学设备比如零差或外差探测器进行结合, 有效避免单光子计数的缺陷所带来的影响.

高斯调制相干态(Gaussian-modulated coherent state, GMCS)方案作为一种重要的CVQKD方案, 在理论上已经被证明能够抵御任意的集体攻击^[16,17]与相干攻击^[18,19]. 不仅如此, 该方案已在实验室^[20–23]和现场测试^[24,25]中通过实验实现, 这证明了其在城域量子网络中的优越适用性. 在GMCS方案中, 发送方Alice首先利用真随机数发生器生成服从高斯分布的随机数$ {x}_{\text{A}} $与$ {p}_{\text{A}} $, 随后制备相干态$ \left| {x}_{\text{A}} + \text{i}{p}_{\text{A}}\right\rangle $并将其经非可信信道发送给探测方Bob. 在上述过程中, 量子态的制备是采用振幅与相位调制器对激光器的输出光进行调制, 通常称为“量子态的主动制备”. 然而, 在GMCS方案中, 由于主动调制其调制格式相对复杂并且仅能够容忍较小的调制误差, 因此实际情况下实现该调制方案存在挑战性.

针对GMCS方案中主动调制所存在的缺点, 一种有效的方法是采用基于被动态制备的CVQKD方案^[26]. 在该方案中, 无需采用振幅与相位调制器以及随机数发生器来进行信息编码, 取而代之的则是采用热光源、分束器、光衰减器以及零差探测器, 在很大程度上简化了CVQKD方案的实现并使其更具实用性. 根据文献[26]可知, 当Alice端的发送装置是可信时, 基于被动态制备的CVQKD方案等价于GMCS CVQKD方案. 这意味着GMCS CVQKD方案中已建立的安全性证明方法可以直接用于基于被动态制备的CVQKD方案中. 最近, Qi等^[27]与Huang等^[28]通过实验对被动态制备方案进行验证. 此外, 该被动态制备方案已被应用于测量设备无关CVQKD方案^[29]、连续变量量子秘密共享方案^[30]、本地本振CVQKD方案^[31]以及自由空间CV-QKD方案^[32].

CVQKD方案通常是通过光通信或微波通信系统来对信息进行处理. 换言之, 目前大多数CVQKD方案以光场的正则分量或微波光子作为密钥信息的载体, 经由光纤或自由空间信道实现信息传输. 随着无线通信的飞速发展, 无线频谱资源的稀缺性日趋明显. 众所周知, 太赫兹(terahertz, THz)通信^[33–39]具有带宽大、传输速率高等特点, 因此被认为在满足高速数据传输需求方面拥有巨大潜力. THz通信能够应用于高速无线通信的室内信道^[33–37], 但是THz波段容易被普遍存在的大气水分子吸收, 因此基于室内信道的THz通信其传输距离受到极大的限制^[36,40]. 幸运的是, THz通信在星间通信领域具有巨大潜力^[41,42], 主要原因是在真空中水分子的浓度非常小, 可以忽略不计, 并且Liu等^[35]与Wang等^[41]对其可行性进行了研究. 此外, 与微波频带^[43]相比, THz频带的环境热噪声相对较低, 这表明THz频带的安全阈值更高. 因此, 研究THz通信以构建高速星间量子通信网络具有重要意义.

基于上述被动态制备方案以及THz通信在星间通信领域的优势, 本文提出基于被动态制备的星间THz-CVQKD方案. 在该方案中, 采用热THz信源、分束器、光衰减器以及零差探测器来进行量子态的被动制备, 因此无需采用传统GMCS CV-QKD方案中主动调制器件, 能够显著简化THz-CVQKD方案的实现. 此外, 所提出的方案将星间信道模型应用于基于被动态制备的THz-CVQKD方案中用于进行方案的安全性以及性能分析. 仿真结果表明随着热THz信源平均光子数以及频率的增大, 所提出方案的性能能够得到显著提升, 并且越来越接近理想GMCS星间THz-CVQKD方案的性能, 从而验证了长距离被动调制THz-CVQKD方案在星间链路中的可行性. 最后, 本文还给出了该方案的本振系统原理图并从实际角度分析所提出方案的物理可行性与现有技术实现途径, 为构建低成本、低复杂度的星间量子通信网络提供参考. 本文第2节对所提出的基于被动态制备的星间THz-CVQKD方案进行描述; 第3节进行方案密钥率计算; 第4节进行方案性能分析; 第5节总结全文.

基于被动态制备的星间THz-CVQKD方案的原理图如图1所示. 在所提出的方案中, 首先, 发送方Alice采用50∶50分束器将THz热源的输出模分成两部分, 即M₁与M₂, 其中M₁经由衰减器Att₁进行衰减后, Alice再将其通过星间链路信道发送给接收方Bob, 而另一部分M₂则由发送方Alice采用外差探测器直接进行本地测量. 其次, 接收方Bob对所接收到的量子态进行外差探测, 得到其正则分量$ {x}_{\text{B}} $与$ {p}_{\text{B}} $. 经过帧同步与过噪声抑制操作后, 发送方Alice与接收方Bob进一步通过认证的经典信道执行参数估计. 最后, Alice与Bob通过执行协商以及保密增强, 提取出一串安全密钥.

从上述步骤中可以发现, 第1步中Alice的密钥信息的获取无需采用高消光比的振幅和相位调制器进行主动调制, 而是由Alice在本地执行外差探测直接获得. 除了第1步外, 其余步骤都和传统的高斯调制CVQKD方案相同. 此外, 从攻击者Eve的角度出发, 在被动态制备方案中, 上述被Alice通过星间链路信道发送给接收方Bob的量子态与传统的主动态制备方案中的量子态是相同的. 因此, 传统GMCS CVQKD方案已构建完备的安全性证明方法, 可以直接应用到本文方案中^[26].

计算方案的密钥率之前, 需要先确定在被动态制备过程中会引入多少额外过噪声. 为了简化分析, 此处只考虑量子态正则分量X, 另一个正则分量P可以通过类似的方法进行分析. 根据文献[26], 发送给Bob的量子态其正则分量X的表达式可写为

其中$ {x}_{\text{T}} $表示THz热源的输出模的正则分量X, $ {\mu }_{\text{A}} $表示可变衰减器的透过率, $ {x}_{\omega 1} $表示由分束器和衰减器所引入的真空噪声.

类似地, Alice直接进行本地测量的M₂, 其正则分量X的表达式为

其中$ {x}_{\omega 2} $表示由两个平衡分束器以及探测器损耗所引入的真空噪声, $ {\mu }_{\text{R}} $与$ {D}_{\text{Ael}} $分别表示发送方Alice探测器的量子效率与电噪声. 此处, $ {D}_{\text{Ael}} $是均值为零并且方差为$ {\upsilon }_{\text{Ael}} $的高斯噪声. 值得一提的是, 本文中所有噪声方差都定义在散粒噪声单元中.

需要指出的是, Alice可以利用其测量结果$ {x}_{2} $来对$ {x}_{1} $进行估计, 其估计值$ {x}_{\text{A}} $的表达式可写为

结合(1)式—(3)式, Alice对$ {x}_{1} $的不确定性为$ {\varTheta } $, 则$ {\varTheta } $的表达式可写为

根据(4)式, 在所提出的方案中, 由被动态制备所引入的过噪声其表达式为

由于调制方差$ {V}_{\text{A}}={\mu }_{\text{A}}{r}_{0} $, 其中$ {r}_{0} $表示热源的平均光子数, 因此(5)式可重新写为

因为由被动态制备所引入的过噪声$ {\xi }_{\text{A}} $在所提出的方案中总是存在的, 所以为了获得理想的方案性能, 有必要对其进行抑制. 图2给出了在不同调制方差$ {V}_{\text{A}} $下, 由被动态制备引入的过噪声$ {\xi }_{\text{A}} $与平均光子数$ {r}_{0} $的关系. 从图2可以发现, 平均光子数$ {r}_{0} $越大, 由被动态制备引入的过噪声$ {\xi }_{\text{A}} $则越小. 特别是在$ {V}_{\text{A}} $值较大的情况下, 平均光子数$ {r}_{0} $的增大对$ {\xi }_{\text{A}} $的抑制效果更加显著. 此外, 调制方差$ {V}_{\text{A}} $的减小也能够有效抑制由被动态制备引入的过噪声$ {\xi }_{\text{A}} $. 由于在本方案中采用的是可变衰减器, 其透过率数值可以根据实际需求进行调整. 因此, 若在实际条件下要对基于被动态制备的星间THz-CVQKD系统的调制方差进行数值调整, 可在保持THz热源的平均光子数不变的情况下, 通过利用可变衰减器来对透过率参数$ {\mu }_{\text{A}} $进行调整, 以达到调整系统调制方差数值的目的.

本节首先介绍基于被动态制备的THz-CVQKD方案的自由空间星间链路的信道模型, 之后利用该信道模型来计算方案的密钥率.

近年来, 太赫兹通信被认为是支撑高速无线通信网络需求增长的关键技术之一. 在本方案中, Alice与Bob之间的信道为一条星间太赫兹信道. 当太赫兹波通过自由空间信道进行传输时, 其会受到湍流、散射和吸收等影响. 这些大气效应(尤其是大气水分子的吸收)极大限制了太赫兹波的通信性能. 然而在星间链路中, 大气吸收所带来的影响以及光束漂移效应实际上都可以忽略不计. 这使得我们能够将单衍射信道模型近似表征为固定衰减, 而衍射效应所造成的损耗仅考虑由接收孔径处的衍射光束的尺寸来推导得出^[38,39]. 因此, 星间链路中透过率$ T $的表达式可写为^[41]

式中$ {P}_{\text{r}} $表示Bob端接收器孔径的半径; $ L $表示光束的传输距离; $ {\varPsi }(L) $表示传输距离$ L $处的波束半径, 采用高斯近似, $ {\varPsi }(L) $的表达式可写为

其中$ {\sigma }_{0} $表示光束腰半径, $ \gamma $表示太赫兹波的波长. 值得一提的是, 接收器孔径和光束腰会受到实际硬件局限性的影响. 在本方案的信道模型中, 将接收器孔径半径$ P_{\text{r}} $以及光束腰半径$ {\sigma }_{0} $设定为0.6 m^[39,44], 并且将环境温度设定为30 K^[45].

本文所提出的方案在反向协商下, 其渐近密钥率的表达式可写为^[46,47]

其中$ {I}_{\text{AB}} $为Alice和Bob的互信息量, $ \beta $为反向协商效率, $ {\chi }_{\text{BE}} $为Bob与攻击者Eve的Holevo界.

由于探测方Bob执行外差探测, 因此Bob输入端的探测噪声为

其中$ \eta $表示Bob端探测器的量子效率, $ {\upsilon }_{\text{Bel}} $表示探测器的电噪声.

归结于信道输入端的信道附加噪声其表达式可写为

其中$ {\xi }_{\text{A}} $表示由被动态制备所引入的过噪声, $ {\xi }_{0} $表示其他非理想因素引入的等效噪声. 需要指出的是, 在3.1节中所采用的衍射主导型无衰减星间信道模型主要基于文献[38,39], 其中并没有着重分析星间链路THz-CVQKD方案中卫星平台抖动、指向误差等实际因素的影响. 该模型聚焦于衍射效应这个主要损耗因素, 其主要原因在于星间链路处于近真空环境, 在分析时可忽略大气吸收、散射等地面或低空信道的损耗因素. 而对于卫星平台抖动、指向误差等实际因素的影响, 本质上可归结为引入额外的链路损耗、对准偏差噪声等, 最终均表现为系统的额外不可控噪声. 在(11)式中, 参数$ {\xi }_{0} $表示其他非理想因素引入的等效噪声. 因此在进行方案性能分析时, 可以将卫星平台抖动、指向误差等因素引入的过噪声归并到参数$ {\xi }_{0} $中, 即可保证原有模型的简洁性, 又通过此种方式充分考虑了实际约束因素对方案性能的影响.

归结于信道输入端的总噪声为

Alice与Bob互信息量的表达式可写为

式中$ V={V}_{\text{A}}+{V}_{0} $, 其中$ {V}_{\text{A}} $为调制方差; $ {V}_{0} $表示散粒噪声, 其表达式可写为^[48]

这里

其中$ f $表示量子信号频率, $ \hbar $表示普朗克常数, $ {\varphi }_{\text{w}} $表示温度(开尔文), $ {\phi }_{\text{b}} $表示玻尔兹曼常数. 一般来说, 散粒噪声$ {V}_{0} $其表达式可写为$ {V}_{0}=1+\kappa $. 当参数$ \kappa =0 $时, 量子态为相干态; 而当参数$ \kappa \gt 0 $时, 量子态为热态.

为了计算$ {\chi }_{\text{BE}} $, 此处采用实际噪声模型, 即在该模型中攻击者Eve无法控制探测方Bob系统内部的损耗, 并且Bob端的探测器电噪声被认为是可信任的^[14]. 该噪声模型已经被广泛应用于CV-QKD实验中^[14,22,46]. 基于此种实际噪声模型, Eve与Bob之间信息量的Holevo界表达式可写为

式中$ G(x)=(x+1){\log }_{2}(x+1)-x{\log }_{2}x $; 并且

其中,

而$ {\rho }_{3, 4} $其表达式可写为

其中,

基于(13)式—(21)式, 可以计算出(9)式中方案的渐近密钥率.

本节首先对基于被动态制备的星间THz-CVQKD方案性能进行分析, 之后从关键现实技术的角度对本文方案进行讨论.

本节从安全密钥率和传输距离的角度对基于被动态制备的星间THz-CVQKD方案的性能进行分析, 并与理想GMCS星间THz-CVQKD方案(采用振幅与相位调制器进行量子态主动调制)的性能进行比较. 涉及全局的仿真参数以及设定如下: 根据文献[36,38], Alice端探测器的量子效率$ {\mu }_{\text{R}}= 0.6 $, 电噪声$ {\upsilon }_{\text{Ael}}=0.1 $, Bob端探测器的量子效率与电噪声同样分别设为$ {\eta }_{\text{H}}=0.6 $与$ {\upsilon }_{\text{Bel}}=0.1 $. 接收器孔径半径$ P_{\text{r}} $以及光束腰半径$ {\sigma }_{0} $均为0.6 m^[39,44], 环境温度$ {\varphi }_{\text{w}} $为30 K^[45], 方案中其他非理想因素引入的等效噪声$ {\xi }_{0}=0.01 $.

基于被动态制备的星间THz-CVQKD方案的密钥率与调制方差$ {V}_{\text{A}} $的关系如图3所示, 协商效率$ \beta = 0.96 $, 传输距离$ L = 100 $ km, 其中图3(a)基于不同量子信号频率的情况下, 而图3(b)则基于不同平均光子数的情况下. 在图3(a)中频率$ f= $$ 20,\;30,\;40,\;50 $ THz, 并且平均光子数$ {r}_{0}=100 $. 在图3(b)中平均光子数$ {r}_{0}= $$ 50,\;80,\;100,\;150 $, 并且频率$ f=50 $ THz. 从图3(a), (b)可以发现, 随着频率$ f $以及平均光子数$ {r}_{0} $的减小, 调制方差$ {V}_{\text{A}} $的可选择区域被逐渐压缩, 并且所提出方案的密钥率也逐渐降低. 然而当调制方差$ {V}_{\text{A}}=2 $时, 图3(a), (b)中的密钥率曲线总是存在峰值, 这表明调制方差$ {V}_{\text{A}} $的最优值为2. 因此, 在下面的仿真中, 调制方差$ {V}_{\text{A}} $的取值为2.

图4给出了在不同平均光子数下方案密钥率与传输距离的关系, 其中协商效率$ \beta =0.96 $, 调制方差$ {V}_{\text{A}}=2 $. 图4(a)对应频率$ f=10 $ THz, 图4(b)对应频率$ f = 20 $ THz, 图4(c)对应频率$ f = 30 $ THz, 而图4(d)对应频率$ f=50 $ THz. 从图4(a)—(d)可以发现, 在相同的频率$ f $下, 随着平均光子数$ {r}_{0} $的增大, 所提出方案的密钥率与传输距离都有显著提升, 并且越来越接近理想GMCS星间THz-CVQKD方案的性能(在图中简记为The ideal GMCS case). 比如当频率$ f=30 $ THz时, 平均光子数$ {r}_{0}=60 $, 所提出方案的最大传输距离不超过500 km; 而当$ {r}_{0}=100 $时, 所提出方案的最大传输距离则超过1500 km. 由(11)式可知, 出现此现象的原因在于当THz热源平均光子数$ {r}_{0} $增大时, 由被动态制备所引入的过噪声$ {\xi }_{\text{A}} $减小, 因此能够有效提升方案的密钥率与传输距离. 当THz热源平均光子数$ {r}_{0} $足够大时, 即能够将$ {\xi }_{\text{A}} $抑制到足够小的值时, 本文所提出的方案其性能就越来越接近理想高斯调制星间THz-CVQKD方案的性能. 此外, 随着频率$ f $的增大, 采用具有相同平均光子数的THz热源可以获得更高的密钥率以及更远的传输距离. 例如当频率$ f=10 $ THz时, 平均光子数$ {r}_{0} = 80 $所得到的方案最大传输距离不超过300 km; 而当频率$ f=50 $ THz时, 平均光子数$ r_{0}=80 $所得到的方案最大传输距离则接近1500 km.

图5给出了方案密钥率与传输距离$ L $以及调制方差$ {V}_{\text{A}} $的关系, 其中协商效率$ \beta =0.96 $. 此外, 图5也给出了理想GMCS星间THz-CVQKD方案(The ideal GMCS case)的性能曲面, 用于和所提出的方案的性能进行比较. 从图5可以观察到, 随着调制方差$ {V}_{\text{A}} $的增大, 本文所提出的方案其密钥率先增大后减小, 即所提出的方案其性能曲面呈“拱形”形状. 当调制方差$ {V}_{\text{A}} $的取值较大时, 方案的密钥率与最大传输距离将减小. 比如当$ {V}_{\text{A}}=6 $时, 平均光子数$ {r}_{0}=80 $所对应的性能曲面其最大传输距离仅为200 km左右; 而当$ {V}_{\text{A}}=8 $时, 平均光子数$ {r}_{0}=80 $所对应的性能曲面其最大传输距离缩减为100 km左右. 此外, 随着平均光子数$ {r}_{0} $的增大, 本文所提出方案的性能曲面越来越接近理想GMCS星间THz-CVQKD方案的性能曲面.

图6给出了在不同传输距离$ L $下方案密钥率与频率$ f $的关系, 其中调制方差$ {V}_{\text{A}}=2 $, 平均光子数$ {r}_{0}=80 $, 并且$ L=200,\; 400, \;600 $ km. 图6也分别给出了理想GMCS星间THz-CVQKD方案在上述每个传输距离处的性能曲线作为比较. 由图6可知, 随着传输距离$ L $的增大, 频率$ f $的可使用范围减小. 换言之, 传输距离$ L $的增大使得所提出的方案需要更高的频率$ f $以保证密钥的正常生成. 比如当$ L=200 $ km时, 本方案所需的频率$ f $仅为8 THz左右; 而当$ L=600 $ km时, 本方案所需的频率$ f $则超过20 THz. 因此, 为了实现远距离星间量子通信, 需要采用合适的频率$ f $. 此外, 在相同的传输距离的情况下, 理想GMCS星间THz-CVQKD方案的性能(图6中虚线所表示的性能曲线)要优于本文所提出方案的性能.

值得一提的是, 从图4—图6可以发现, 理想GMCS星间THz-CVQKD方案的性能始终优于所提出的基于被动态制备的星间THz-CVQKD方案的性能. 而这也符合我们的预期, 主要原因是在理想GMCS星间THz-CVQKD方案中为了简化分析通常假定信源是完美的, 因此并没有考虑信源的不完美所引入的过噪声对方案性能的影响, 而只考虑信道过噪声对方案性能的影响. 在本文所提出的方案中, 将被动态制备所引入的过噪声$ {\xi }_{\text{A}} $对方案性能的影响考虑进去并进行详细分析, 因此理想GMCS星间THz-CVQKD方案的性能要优于本文所提出方案的性能.

基于被动态制备的星间THz-CVQKD方案本振系统原理图如图7所示. 在发送端, Alice采用平衡分束器将THz-ASE源产生的信号脉冲S₀分为两部分: 其中一部分经过可变光衰减器, 该部分脉冲用S₁表示; 而另一部分S₂则直接由Alice利用外差探测器进行直接测量. 与此同时, Alice利用THz本振源(例如THz量子级联激光器)发射一束激光脉冲L₀, 同样用平衡分束器将其分为两部分: 其中一部分L₁通过偏振分束器与信号脉冲S₁进行耦合, 之后由喇叭天线发射, 通过星间链路传输到Bob端; 另一部分用L₂进行表示, 该部分作为本振光脉冲用于连续对信号脉冲S₂进行本地外差探测, 得到测量结果$ \left\{{X}_{2}, {P}_{2}\right\} $.

当Bob利用喇叭天线接收到从Alice处发送过来的脉冲时, 经过偏振控制器后, Bob用另一个偏振分束器将所接收到的脉冲清楚地分束为S₁与L₁, 并共同传输到Bob的外差探测器进行测量, 得到测量结果$ \left\{{X}_{\text{B}}, {P}_{\text{B}}\right\} $. 最后Alice和Bob执行包括参数估计、纠错和保密增强等标准的后处理过程, 从而获得共享密钥.

根据文献[26]可知, 可以采用放大自发辐射(amplified spontaneous emission, ASE)源作为热源实现基于被动态制备的CV-QKD方案. ASE源是由光纤放大器(半导体增益介质)产生, 输入为真空态时, 输出为天然热态, 即其光子统计遵循Bose-Einstein 分布, 二阶关联函数$ {g}^{(2)}(0)=2.012 $, 与理想热态理论值2非常接近. 由Voss等^[49]的研究可知, 半导体增益介质受非相干泵浦后, 铒离子能级上的电子发生自发辐射, 产生非相干的热态光子, 而这正是ASE源的辐射机制. 虽然Qi等^[26]研究所采用的ASE源是针对光波段的, 但ASE源的辐射机制并没有涉及频段, 即ASE源的辐射机制与频段无关, 其物理原理无论是在光波段还是在太赫兹波段均适用. 换言之, ASE源的辐射机制既能在光波段实现高亮度(平均光子数足够多), 同样也能够在太赫兹波段实现此类高亮度.

由上述分析可知, ASE源的辐射机制其物理原理无论是在光波段还是在太赫兹波段均适用. 然而, 从现实技术的角度看, ASE源辐射具体频段的实现主要依赖于增益介质的材料以及相应的结构参数. 根据光子能量公式$ E=h\nu =hc/\lambda $, 若要实现不同频段的ASE源, 可通过对增益介质的能级间距进行精准调控, 使得载流子跃迁的能量差能够匹配目标频段的光子能量. 针对本文方案中的THz热源(THz波段ASE源), 可采用基于InP基量子级联结构的THz-ASE源, 即以InP 基量子级联异质结构(如InGaAs/InAlAs异质结构)为增益介质^[50–52], 通过对其中的能级间距进行精准调控来满足THz波段光子能量的需求, 使载流子传输稳定, 适用于星间传输环境. 为确保辐射的非相干性, 可采用低电压非相干电注入泵浦的方式使得增益介质内载流子形成粒子数反转, 为后续非相干自发辐射的实现奠定基础.

本文提出了基于被动态制备的星间THz-CVQKD方案. 相比于GMCS星间THz-CVQKD方案, 所提出的方案无需使用振幅与相位调制器以及QRNG进行量子态的主动调制, 取而代之的则是采用热THz信源、分束器、光衰减器以及零差探测器来进行量子态的被动调制, 从而显著简化星间THz-CVQKD方案的实施并使其更具实用性. 仿真结果表明在相同的频率$ f $下, 随着平均光子数$ {r}_{0} $的增大, 所提出方案的密钥率与传输距离都有显著的提升, 并且越来越接近理想GMCS星间THz-CVQKD方案的性能, 并且随着频率$ f $的增大, 采用具有相同平均光子数的THz热源可以获得更高的密钥率以及更远的传输距离. 此外, 随着调制方差$ {V}_{\text{A}} $的增大, 本文所提出的方案其密钥率先增大后减小, 即存在一个最优调制方差, 当调制方差$ {V}_{\text{A}} $的取值超过最优值时, 所提出方案的密钥率和传输距离将减小. 因此, 为了实现高速远距离星间量子通信, 需要采用合适的量子信号频率$ f $以及调制方差$ {V}_{\text{A}} $. 最后, 本文给出了基于被动态制备的星间THz-CVQKD方案本振系统原理图并从实际角度分析本方案的物理可行性与现有技术实现途径. 本文提出的方案具有较低的成本与复杂性, 为推动星间量子通信网络的实用化发展提供参考.