#BBO晶体 #氮化硅光波导
摘要
200–230 nm波长范围内的远UVC光因其对人体暴露的安全性及对病原体的有效灭活能力而重新引起关注。在此我们展示了一种基于二次谐波产生（SHG）的紧凑型固态远UVC激光源，使用低成本的商用蓝光激光二极管泵浦。利用纳米光子波导中的高强度光和异质集成，我们的方法在由氮化硅（SiN）波导和β-硼酸钡（BBO）非线性晶体组成的键合界面上实现了切伦科夫相位匹配。通过对波导尺寸和泵浦功率的系统研究，我们分析了切伦科夫发射角、转换效率和输出功率的依赖性。实验结果证实了产生远UVC的可行性，为紧凑形态的大规模生产铺平了道路。这种固态远UVC激光源在人体安全消毒、非视距自由空间通信和深紫外拉曼光谱学方面显示出重要潜力。
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文章名：Continuous‑wave second‑harmonic generation in the far‑UVC pumped by a blue laser diode
作者：Eric J. Stanton¹,²,³,⁶*, Peter Tønning⁴,⁶*, Emil Z. Ulsig⁴,⁵, Stig Calmar⁴, Maiya A. Stanton¹, Simon T. Thomsen⁴,⁵, Kevin B. Gravesen⁴,⁵, Peter Johansen⁴ & Nicolas Volet⁴,⁵
机构：1 EMode Photonix, Boulder, CO, USA. 2 National Institute of Standards and Technology, Boulder, CO, USA. 3 Department of Physics, University of Colorado, Boulder, CO, USA. 4 UVL A/S, Aarhus, Denmark. 5 Department of Electrical and Computer Engineering, Aarhus University, Aarhus, Denmark. 6These authors contributed equally: Eric J. Stanton and Peter Tønning.
1 引言
在过去十年中，广泛研究已证实远UVC光（波长200 nm至230 nm）对人体暴露的安全性及其对多种病原体（包括人类冠状病毒）的有效灭活能力[1-10]。这些令人信服的发现突显了远UVC源在遏制空气传播病毒传播方面的巨大潜力，从而在控制COVID-19等疾病和预防未来大流行中发挥关键作用。此外，远UVC可能有助于提高农业和制药行业的产量[11-13]。先前的研究主要调查了较长波长（250–270 nm）对食品、牲畜和病原体的消毒和相互作用，但这对于直接人体暴露是不安全的。然而，在这些应用中使用人体安全的远UVC提供了显著优势。通过帮助消除污染物，远UVC可以通过提高食品和药品供应链中的商品质量并遏制源于这些行业的疾病爆发，带来额外的社会效益[14-18]。除了消毒之外，紧凑型远UVC光源可以通过消除对指向精度和稳定性的需求来简化自由空间通信系统[19]。该光谱中降低的太阳背景噪声和宽接收角可能实现非视距链路，从而可能降低整个系统的成本和复杂性。此外，远UVC激光器对拉曼光谱学[20]有益，因为它们比长波长激光器提供关于样品的更详细和更高质量的信息。更高的光子能量增加了拉曼散射效率并降低了多种材料中的荧光背景。
实现远UVC光源的广泛和战略部署需要该领域的重大技术进步[21]。目前远UVC消毒的领先商用技术是氯化氪（KrCl）准分子灯，发射约150 mW，光谱峰值在222 nm[22]。这些器件使用高电压（>1 kV）射频放电，导致功耗大。其尺寸本质上较大（厘米级），且需要滤光片来消除大于230 nm的危险波长。虽然KrCl发射波长不可调谐，但稍短的波长预计在病原体消除方面更安全、更有效[23]。由于灯的强度取决于准分子体积（~1 cm³），发射难以控制且耦合到光纤的效率低。
减小尺寸、重量、工作功率和成本的一个有吸引力的解决方案是直接从半导体材料发射远UVC。发光二极管（LED）的性能正在进步[24]。然而，对于激光二极管，迄今最短发射波长仍 >270 nm[25]，且仍存在可能限制寿命、效率和输出功率的根本性障碍。
我们提出使用波导中的二次谐波产生（SHG）将连续波（CW）蓝光激光二极管的光转换到远UVC，如图1a所示。（该图为艺术渲染图；实验细节见结果部分。）这种方法利用了数十年对用于照明的GaN发射器的研究[26,27]，并整合了纳米光子波导制造的最新进展[28,29]。这种方法的好处包括低电压电源、蓝光激光二极管的低成本和广泛可用性、波长灵活性，以及通过晶圆级半导体制造实现低成本制造的潜力。
β-硼酸钡（BBO）常用于到紫外波段的二次谐波产生[30]。这归功于其宽透明范围、大非线性和相比其他非线性晶体更短的相位匹配截止波长[31,32]。一个使用445 nm外腔二极管激光器（ECDL）泵浦的相对紧凑的演示使用体块BBO实现了远UVC，但转换效率较低（1.4 W泵浦下约0.01%）[33]。最近使用谐振腔的进展显示了改进的效率，从200 mW泵浦实现13%转换，以及从1.6 W泵浦使用级联SHG实现34%转换，两者均在约229 nm产生信号[34,35]。然而，这些系统需要复杂的体块光学元件来实现。
另一种到远UVC的频率转换方法涉及用于光学参量振荡和SHG的脉冲泵浦源。演示从1.2 mJ泵浦实现了16.2%效率，在222 nm波长产生脉冲[36]。压缩脉冲也被用于充氦空芯毛细管光纤，从0.2 mJ脉冲实现3.6%转换[37]。脉冲泵浦提供更高的转换效率，但需要更复杂和更大的泵浦激光系统。
BBO波导中的SHG已在266 nm波长下得到演示，具有可忽略的走离效应，从670 mW泵浦实现了0.05%的转换效率[38]。然而，相位匹配仅限于体块相位匹配角，未利用波导的色散特性。
我们的方法使用跨键合界面的切伦科夫相位匹配[39]，如图1a、b所示，图1c为扫描电子显微图。蓝光泵浦光在波导中传播，在直接键合到波导芯层的非线性晶体中产生倏逝场。这种异质平台使得远UVC产生无需信号光与引导泵浦的波导芯层发生任何相互作用。将硅纳米光子学的精度和可扩展性与体块晶体的高非线性和低损耗相结合，是实现高转换效率和稳定运行的关键。
2 结果
本工作展示了异质光子芯片的实验演示，通过蓝光激光二极管的SHG产生远UVC。同时辅以频率转换器芯片设计的新型仿真结果。
2.1 数值仿真与理论分析
在各种SiN波导高度和宽度下均找到了相位匹配（图2a），预测的切伦科夫角值范围从零到约16°。在大波导宽度和高度区域，相位匹配失效。沿此边界切伦科夫角接近零，通常对于远离边界截止条件的较小宽度和高度，角度增加。虽然切伦科夫角接近零有利于BBO输出端面的低角度发射，但本工作聚焦于优化转换效率，而不考虑切伦科夫角。
图1. (a) 激光二极管与频率转换器之间芯片到芯片边缘耦合的概念示意图，显示在波导芯层上方以一定角度产生的远UVC。(b) 波导截面示意图，显示键合到宽度w和厚度h的SiN波导芯层上的BBO非线性晶体。显示了几何轴 x̂、ŷ 和 ẑ，以及BBO的晶体 X̂、Ŷ 和 Ẑ 轴。Si衬底（未在该截面中显示）位于SiO₂下包层下方。轮廓线显示了445 nm波长下基TE模式的模拟 x̂ 偏振电场分布。SiN芯层以58%的限制因子引导模式，且显著部分的倏逝场（26%）与BBO重叠。(c) 扫描电子显微图，显示直接键合到SiN波导上的BBO晶体，以及SiO₂下包层和Si衬底。BBO样品的边缘为机械稳定性而倒角。
图2. (a) 不同SiN波导芯层厚度和宽度下BBO/SiN混合波导的切伦科夫角模拟。(b) BBO/SiN波导中切伦科夫非线性耦合参数随SiN芯层高度和宽度的变化。(c) 在50 mW泵浦功率下，不同波导高度（如图注所示）的信号功率随波导宽度的变化趋势。(d) 在100 nm波导高度下，不同泵浦功率（如图注所示）的转换效率随波导宽度的变化趋势。
非线性相互作用的强度（独立于传播损耗）通过 ∫∫ κ_ω dθ dφ（如“方法”中所述）观察，并绘制在图2b中。结果表明，更窄和更厚的波导提供更强的频率转换。然而，实际实现的频率转换考虑了损耗，导致SiN几何结构存在最佳点，因为传播损耗与波导宽度成反比。图3a显示了界面散射的模拟传播损耗贡献以及SiN中散射和吸收损耗的总和。值得注意的是，传播损耗的测量值与500至2500 nm测量宽度的预测总损耗值吻合良好。根据这些数据，预测了选定波导高度（95 nm至115 nm）的信号功率和转换效率。图2c显示了每种高度下信号功率随波导宽度的变化趋势，其中100 nm因其大峰值和宽相位匹配范围而成为优选高度。在图2d中，转换效率以泵浦功率的百分比表示，针对该高度在不同泵浦功率下显示。100 mW的片上泵浦功率实现了约4%的最大效率。
图4a显示了沿泵浦波导传播产生的信号功率，而图4b绘制了信号和泵浦功率沿z的变化。波导的初始段由于泵浦光因传播损耗而衰减，经历了更快的泵浦到信号转换（由图4b中的灰色虚线表示）。此外，图4a中的光线图说明了实验期间的输出光束实现。大于预期的切伦科夫角导致信号从芯片顶部反射，产生向下和向上的两个发射光束。这种意外行为部分归因于SiN层厚度的制造公差，导致实际厚度为98 nm而非目标的100 nm。此外，BBO芯片厚度因顶部表面的额外抛光步骤而减小，以帮助显微镜视图下的耦合过程。方位角辐射分布如图4b插图所示，在 φ=0 处呈现局部最小值，归因于SiN波导的纵横比。这种效应可以通过设计更窄宽度和更厚高度的波导来缓解。
图3. (a) 在设计用于切伦科夫相位匹配的波导中TE偏振模式的散射损耗（a_s），SiN厚度98 nm，侧壁粗糙度 sigma_side = 7 nm RMS，顶面粗糙度 sigma_surface = 0.25 nm RMS。吸收损耗 a_s 由SiN的材料吸收损耗按限制因子缩放计算，其中 a_SiN = 14 dB/cm。BBO/SiN和空气包层SiN波导的测量传播损耗以数据点绘制，误差条表示测量不确定度的标准偏差。(b) 在宽泵浦波长范围内模拟的SHG归一化转换效率，左侧轴以蓝色绘制。相应的切伦科夫角在右侧轴以橙色绘制。实线表示高度100 nm、宽度1500 nm的波导，这是针对445 nm波长泵浦SHG优化的几何结构。虚线表示高度96 nm、宽度2000 nm的波导，展示了在400–1000 nm整个泵浦波长范围内的有限频率转换。
图4. (a) BBO中沿SiN波导信号产生的光线图。光线宽度和透明度按每单位长度产生的相对信号功率缩放，右端面的输出考虑了折射。为便于说明，SiN和SiO₂层显示得比实际层厚。(b) 信号功率 P_{2ω} 在泵浦功率 P_ω 消耗时沿传播长度 z 产生。信号功率随长度 z 的归一化微分以灰色虚线显示，对应于a中的信号产生光线。P_{2ω} 对方位角 φ 的依赖性显示在插图中。
虽然该器件是为445 nm泵浦波长的最佳工作而设计的，但其他SiN几何结构可以支持极宽带的相位匹配。对于厚度96 nm、宽度2000 nm的波导，切伦科夫相位匹配跨越400 nm至1000 nm的连续泵浦波长范围（图3b）。虽然该趋势忽略了该光谱范围内传播损耗的变化，但它突显了切伦科夫方法的鲁棒性，无需精细调谐折射率即可实现相位匹配。此外，这一发现为该器件在涉及宽带频率转换的其他应用中的实现开辟了可能性。
2.2 无源透射
首先，我们表征了由空气包层无源SiN波导（无键合BBO）组成的器件，以评估散射和吸收效应对传播损耗的相对贡献。通过测量直波导的蓝光激光透射来确定传播损耗和耦合损耗。这些结果以及预测趋势绘制在图3a中。
随后，我们测量了键合BBO晶体到SiN波导层后的蓝光透射。来自2.0 μm宽波导的445 nm波长TE偏振光显示出传播损耗 α_p = 13.4 ± 1.3 dB/cm，而透镜光纤的耦合损耗为11.0 dB。波导端面周围可观察到的晶粒残留（由混合端面抛光引起）对耦合损耗产生负面影响。这由更宽波导的耦合损耗降低趋势所证明，其中光与SiN侧壁界面的相互作用较少。然而，更宽的波导导致相对更多的耦合到高阶模式，减少了贡献于频率转换的光的比例。为平衡插入损耗、传播损耗和单模传播的影响，存在一个为基TE模式相位匹配设计的最佳波导宽度。该最佳宽度在以下部分的1.0 μm至2.0 μm波导范围中通过实验确定。
2.3 远紫外二次谐波产生实验
使用蓝光激光二极管泵浦并检测从BBO端面不同输出角度发射的光来测量远UVC产生。在实验期间，BBO晶体未受加热，也未置于惰性气体气氛中。图5a显示了使用ECDL和法布里-珀罗（FP）泵浦激光器在445 nm下的输出功率对泵浦功率的依赖性，如图5a所示（关于所用激光源的详细信息以及远UVC信号校准输出功率的讨论见“方法”）。两种类型泵浦激光器的二次拟合决定系数均超过98%。有趣的是，FP激光器的转换效率似乎不受增加驱动电流时激射频率模式展宽的影响。观察到的转换效率差异归因于约2.2 dB的耦合损耗差异。
在固定445 nm波长单频激光器泵浦功率下，我们测量了图5b子集中不同发射角的SHG输出强度。波导起始端产生的SHG光可在BBO芯片顶部反射，并以切伦科夫相位匹配角的负角（考虑出射端面的折射）从BBO端面出射。使用405 nm和473 nm输入波长重复了相同测量，分别对应图3b模拟预测的较大和较小的切伦科夫角。
通过改变波导宽度，泵浦模式的有效折射率发生变化，从而改变切伦科夫角和转换效率。在图5b中，记录了固定泵浦功率下最大发射角和相对功率随波导宽度的变化。虽然750 nm和1000 nm波导宽度的远UVC功率比更宽宽度低，但我们预期这种差异归因于端面耦合效率而非转换效率的趋势。图2模拟预测的切伦科夫角趋势被确认，并带有额外偏移。
除了从测角仪获得的单轴分布外，还使用紫外相机进一步探索了远场。图6显示了带有相机位置和投影屏的装置示意图（在“方法”中描述），以及从芯片约20 cm处屏幕捕获的图像。从图6中，向上和向下的发射瓣都明显，其中向下发射显著更强，这由图4的几何考虑解释。我们还观察到切伦科夫相位匹配在一系列方位角（φ）范围内实现。
2.4 波长调谐与和频产生（SFG）
如图5a所示，频率转换器对显著波长偏移表现出容忍度，这归因于切伦科夫相位匹配的鲁棒性。这一特性实现了可调谐性，这是远UVC领域若干关键应用的一个宝贵特征。图7a展示了蓝光泵浦激光器波长调谐到相应SHG信号的直接映射，覆盖了稳定二极管激光器的调谐范围。
图5. (a) 远UVC功率对离片泵浦功率的二次依赖性。插图显示了来自ECDL激光器和FP二极管激光器的远UVC信号。(b) 波导宽度对远UVC输出强度和切伦科夫角的依赖性。插图显示了来自1500 nm宽波导的445 nm和473 nm泵浦波长下远UVC输出的角度依赖性。
通过使用不同的泵浦激光器进一步探索了频率转换器的光谱容忍度，以扩展超出445 nm激光器的调谐范围。虽然当前频率转换器芯片的设计因SiN波导中传播损耗增加和转换效率降低而未针对440 nm以下的泵浦波长进行优化，但稍长的波长支持更高的转换效率。这通过473 nm波长的泵浦激光器得到演示，如图5b所示，其中473 nm泵浦的切伦科夫角如模拟预测的那样更低，且转换效率更高。
图6. (a) 用于捕获远场图像的装置，显示相机和投影屏的位置和方向。转换芯片上方的显微镜有助于透镜光纤与芯片的对准过程。(b, c) 投影屏上反射的远UVC图像，由于通过BBO的多重反射，上方发射瓣不如下方清晰。观察到方位角有相当大的展宽，因为相位匹配是在一系列切伦科夫角范围内实现的。
图7. (a) 调谐单频泵浦激光器产生远UVC输出波长的连续扫描。(b) 使用分别位于445 nm和473 nm的两个泵浦激光器，在和频产生中演示了229.5 nm的信号。显示归一化探测功率的光谱使用两台不同的光谱仪记录，紫外光谱仪具有显著更高的分辨率。因此，泵浦激光器更宽的光谱外观并非其真实光谱宽度，因为所有光谱均欠采样，仅反映光谱仪的分辨率。
如“方法”中所述，对于405 nm的泵浦激光器也检测到了远UVC信号。然而，由于更高的损耗表明更低的转换效率，输出信号非常低，因此未在此波长记录光谱。202.5 nm的输出发射观察到的出射角比更长远UVC波长更陡。大部分功率位于上方发射瓣，如图4a所解释，其中更大的角度导致芯片第一部分产生的信号发生双反射。
无论如何，这一结果意义重大，因为405 nm的泵浦波长低于体块BBO中SHG常规相位匹配的范围[31,32]。相比之下，切伦科夫相位匹配可支持远低于205 nm的高效SHG，这有望在200 nm以下的真空紫外波段实现此前未预见到的应用。
通过结合445 nm和473 nm波长的两个泵浦激光器，我们可以通过和频产生（SFG）进一步探索相位匹配的容忍度。在图7b中，当每个激光器耦合到频率转换器芯片上的同一波导时，SHG和SFG均被观察到。由于宽带相位匹配，单个波导同时支持445 nm和473 nm的SHG，具有略微不同的切伦科夫角。此外，产生了波长为229.5 nm的SFG信号。
3 讨论
总之，我们已成功演示了使用芯片级泵浦激光器的固态远UVC激光源。这项技术得益于蓝光激光二极管的广泛发展，为大规模生产提供了巨大潜力。宽带相位匹配带宽对于实现高产率生产和鲁棒运行至关重要，确保器件对制造公差和环境变化的耐受性。因此，如批量生产的FP激光二极管等泵浦源可被轻松采用，促进开发过程。频率转换器使用标准材料，并最小化BBO的材料加工。这种组合允许尺寸和价格的显著降低，从而实现所针对的消毒高容量应用。
此外，紧凑型远UVC激光器可推动其他应用，如非视距通信，利用较短波长处散射的急剧增加[19]，或拉曼光谱学，其中短于250 nm的激发波长缓解了自发荧光[20]。利用SFG，泵浦源的光谱接受度使得在宽波长范围内紧凑实现激光源成为可能。例如，紧凑二极管激光器的组合可用于产生覆盖紫外和可见光谱的激光发射。我们还设想，由于宽带相位匹配，频率梳泵浦源可通过这种频率转换器器件转换到紫外。
泵浦模式在BBO中倏逝场的纵横比直接塑造输出信号光束轮廓。如果模式该部分的宽度-高度比太大，则输出光束在零方位角处获得局部最小值，如图4所示。在未来的工作中，我们计划通过定制BBO中倏逝场的形状来工程化输出光束轮廓。这将使得针对光纤耦合应用优化输出光束或为消毒应用实现更均匀的照明成为可能。
本工作中主要限制因素是与输入耦合和通过SiN波导传播相关的损耗。如图5所示，片上泵浦功率的增加对信号功率有显著影响。先前展示具有类似几何结构的SiN波导的工作显示较低的传播损耗为5–7 dB/cm[40-42]。其他改进途径在于材料平台。一些证据表明PECVD SiN的损耗较低[40]。此外，钽氧化物可在保持与SiN相似折射率的同时提供更低的材料吸收[43]。制造商仍在逐步提高蓝光激光功率密度，脉冲操作可产生与消毒相关的更高功率信号。本研究中提出的理论和架构为增强转换效率提供了多种途径，从而增加这种紧凑固态远UVC激光器的功率输出。这些进展共同为远UVC激光器在非视距自由空间通信、拉曼光谱学和消毒中的应用铺平了道路。
4 实验方法
4.1 器件设计
SiN被用作波导芯层以引导蓝光泵浦光。BBO因其大二阶非线性、远UVC低损耗以及与SiN波导切伦科夫相位匹配兼容的折射率而被选为非线性晶体[30,44]。图1b显示了定义波导宽度（w）、高度（h）、层组成以及晶体轴相对于器件坐标系的示意图。BBO晶体取向为使二阶非线性张量的d₁₆与SiN中的类TE泵浦模式对齐[45]。445 nm波长泵浦的 x̂ 偏振电场轮廓叠加在示意图上。它在SiN芯层中具有高限制，且倏逝场与BBO有实质重叠。
设计的第一步是研究支持直接键合到SiN的BBO中辐射模式切伦科夫相位匹配的SiN波导几何结构。以沿波导的传播方向定义为 ẑ 方向，当信号光沿略微偏离 ẑ 方向朝向 ŷ 方向传播时，切伦科夫相位匹配发生，使得相位速度的 ẑ 分量与泵浦相位速度匹配。切伦科夫角（θ_C）是信号波矢在方位角 φ=0 时相对于SiN波导的仰角 θ。该相位匹配条件在以下情况发生：
其中 n_o 是引导泵浦模式的有效折射率，n_{2o} 是辐射信号光在非线性材料中经历的折射率。这在图1a和4a中说明，并在图5a中测量。注意，切伦科夫相位匹配仅在 n_{2o} ≥ n_o 时发生。这一要求决定了可用于切伦科夫SHG波导芯层、包层和非线性区域的材料。它还为某些波导宽度和高度的组合创建了一个工作范围，使得 n_o 被工程化为小于 n_{2o}。
切伦科夫SHG转换效率的推导遵循参考文献[39]中提出的方法，并进行了一些修改以包括传播损耗。空间相关的电场和磁场（泵浦或信号）假设取以下形式：
其中 E_vec 和 H_vec 是模式分布的电场和磁场分量，假设与 z 无关，Z 是 z 的无量纲复函数，负责非线性模式耦合。项 e^{ikz} 与 k = beta + i alpha/2 描述了通过波矢分量 beta 和功率损耗系数 alpha 在 z-hat 方向上的传播。泵浦模式分布通过数值模拟方法计算。信号由连续辐射模式组成，最好用解析方法表达。所采用的方法对于嵌入式通道波导是我们对此波导几何使用的近似。类TE辐射模式的 x-hat 偏振电场分布在方位角范围 -pi/2 < phi < pi/2 内计算。
非线性耦合可用以下方程建模：
归一化参数（功率单位）：
其中积分在完全包含泵浦场的有限截面积 A 上进行。非线性电极化定义为：泵浦的 P_vec_v^NL = 2ε_0 d v_vec_o，信号的 P_vec_v^NL = ε_0 d v_vec_o，ε_0 是真空介电常数，d 是代表材料二阶非线性的张量（假设 k_vec 是波矢），v_vec 是泵浦或信号电场分量的相应复矢量。接下来，非线性耦合系数作为仰角 theta 和方位角 phi 的函数计算：
现在耦合振幅方程可表示为：
其中 Δk = k_{2ω} - 2k_ω。注意信号振幅 Z_{2ω} 是 theta 和 phi 的函数。式5中的耦合振幅方程通过数值求解，以找到辐射场中的信号输出功率 P_{2ω}(z) = N_{2ω} e^{-α_{2ω} z} ∫A Z{2ω} dθ dφ 和引导泵浦模式中的泵浦功率 P_ω(z) = N_ω e^{-α_ω z} |Z_ω|²。输入泵浦功率 P_{ω,0} 初始化泵浦振幅为 |Z_ω(0)|² = P_{ω,0}/N_ω，无初始信号设置 Z_{2ω}(0) = 0。注意辐射场和 κ 必须在 phi 范围和足够大的 theta 范围上定义，以包括所有贡献。
4.2 器件制备
器件制备始于氧化Si晶圆，在其上通过低压化学气相沉积形成目标厚度100 nm的SiN层。该层的实际厚度测得为98 nm。波导通过深紫外光刻图案化，并使用电感耦合等离子体反应离子刻蚀进行刻蚀。芯片通过划片分割为10 mm的传播长度。随后生长BBO晶体并沿 X̂ 晶轴切割，具有相似的传播长度。Ẑ 和 X̂ 轴经抛光。SiN和BBO芯片在O₂等离子体活化后直接键合在一起，键合通过300 °C退火12小时增强。通过在输入端和输出端使用无水抛光液（因BBO具有吸湿性）研磨和抛光，形成Si和BBO的混合端面为单一平坦光滑表面。端面在芯片输入端涂覆泵浦的MgF抗反射层，在输出端涂覆信号的抗反射层。
4.3 测量数据
在所有实验中，激光通过透镜光纤耦合到芯片边缘端面。安装在3轴纳米定位平移台上的保偏（PM）光纤确保对偏振和空间对准的精确控制。装置输出侧的检测设备因测量而异，并在每次测量中描述。
以下激光器用于泵浦非线性过程。一台稳定的445 nm二极管激光器（Toptica的DLPro）用于泵浦SHG和SFG，在文中称为ECDL。该激光器手动调谐范围约4 nm，光纤中最大功率95 mW，瞬时线宽150 kHz。一台光纤耦合445 nm FP二极管激光器（Osram的PL450B，由OZ Optics封装）用于SHG，光纤中最大功率55 mW，光谱宽度约1.5 nm，对应10至15个纵模。一台光纤耦合FP二极管激光器，发射约405 nm（Nichia的NDV4316，由OZ Optics封装）用于SHG，光纤中功率45 mW，光谱宽度约1 nm，对应8至12个纵模。最后，一台稳定的473 nm自由空间二极管激光器（Hübner Photonics的Cobolt08），瞬时线宽<1 MHz，用于SHG和SFG。它耦合到单模保偏光纤，光纤中功率15 mW。
对于无源透射测量，输入和输出耦合均使用PM透镜光纤。采用两种技术来区分耦合损耗和传播损耗。首先，通过光纤耦合光电二极管（Thorlabs的S130VC）检测总功率透射；其次，通过芯片顶部的显微镜配合可见光相机测量沿波导的散射光强度[49]。
对于表征频率转换器的远UVC信号，输入耦合保持不变，而输出使用定制的一维测角仪收集。测角仪允许安装不同传感器，在距波导10 cm的固定距离处记录任何输出角度（相对于波导的垂直方向）的输出。对于UVC信号的检测，使用光学光谱仪（Ocean Insight的Maya2000 Pro）或光发射探测器（Hamamatsu的UVtron，带Ni电极）。光发射探测器提供具有非常高灵敏度的二值检测信号，允许在主发射瓣之外进行研究，但该探测器动态范围较低。为测量图5b所示的输出角 θ，将光发射探测器安装在一维测角仪上。有限的动态范围导致在445 nm泵浦激光器的主发射瓣处饱和。由于其高方向性、缺乏校准和有限的动态范围，光发射探测器在此范围内无法有效地映射到校准的功率计。另一方面，光谱仪具有线性强度响应、优异的动态范围，但在600 µm输入多模光纤的小孔径中测量强度。光谱仪分辨率为0.15 nm，覆盖165–275 nm范围，对蓝光（405–473 nm）泵浦波长不可见。202.5 nm波长的信号仅使用高灵敏度光发射探测器检测，而其他远UVC信号则同时以光谱和光发射探测器记录。
确定信号功率的校准测量尚未实现。显著的耦合和传播损耗伴随着强度远高于远UVC信号的蓝光泵浦的漫散射。因此，探测器必须在紫外具有非常高的灵敏度，同时在蓝光具有高抑制比。通过将光谱仪与发射222 nm的已知KrCl准分子源进行校准，估计频率转换器的辐照度为0.17 µW/cm²。这一单独测量不能直接给出总输出功率或转换效率的值，因为它在复杂辐射图案中构成非常局部的强度。
由高紫外反射PTFE（POREX Virtek）制成的投影屏放置在发射区域前方，在投影屏位置给出远场的漫反射。紫外相机对紫外光相对于可见光具有高度选择性。结合中心在220 nm的带通滤光片，相机装置对强蓝光泵浦激光完全不可见，仅对频率转换产生的远UVC成像。
对于SFG测量，445 nm波长的ECDL和473 nm波长的自由空间激光器在保偏光纤分束器中合并。通过确保偏振在光纤输入端对齐到同一轴，两个激光器均以TE偏振耦合到频率转换器芯片中的同一波导。为平衡三种产生的UV信号的耦合，输出光谱仪探头的角位置选择为折衷，因为切伦科夫角随波长变化。
