#0：10mm-10mmsto衬底-bto薄膜（300nm厚度可定制）

#1：sto外延片

2寸 外延 sto 2-20nm(可定制)- 2um Sio2(可定制) -Si(可定制)

#2：a向 bto外延片

2寸 外延 a-向 bto（300nm或者500nm，或者定制）-sto 8nm(可定制)- 2um Sio2(可定制) -Si(可定制)

#3:C向 bto外延片

2寸 外延 c-向 bto（150nm或者300nm，或者定制）-sto 8nm(可定制)- 2um Sio2(可定制) -Si(可定制)

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室温低损伤@GCIB抛光代工@束斑小（4-5mm）更均匀

#降低硬质材料化合物晶圆等绝大多数材料的表面粗糙度，比如金刚石 ，磷化铟，砷化镓，碳化硅

#提高复合衬底和镀膜膜层的器件层膜厚均匀性，

比如SOI LNOI  LTOI SICOI 等 SMARTCUT得到的薄膜 

或者镀膜所得到的膜层 ，比如镀了一层氮化硅，但是由于是cvd镀膜所得到的，表面的膜厚精度很差，粗糙度很差，可以通过粗糙度初步降低粗糙度，然后通过GCIB团簇离子束抛光来修整整面的膜厚均匀性 到0.5%以下举例：

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SICOI晶圆；新型量子光学平台500nm-700nm-1um

6寸LTOI晶圆批量供应；铌酸锂的有力的竞争对手，薄膜钽酸锂晶300600

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自旋波是磁性材料中磁化的集体激发，具有在下一代信息处理中的广泛前景。其独特的特点，如在千兆赫到太赫兹频段的高速操作和自然强非线性，使其尤为吸引人。近年来，使用自旋波在纳米尺度磁性结构和网络中进行信号处理和计算应用的潜力得到了显著关注。这项新兴技术有望克服传统半导体微电子学在计算密度和高维处理能力方面的局限性。特别是自旋波技术的低能耗特性非常吸引人。

自旋波技术的多样性在于其能够在自旋波的相位、幅度和频率中编码信息。类似于电磁波，这种策略使得数据处理操作具有灵活性，利用传播特性对这些参数的依赖。成功的示范涵盖了各种自旋波设备，包括交叉口、耦合器、分配器、多数门、（去）复用器、逻辑门、干涉仪、频谱分析仪和存储器等。这些设备可以作为信息处理单元独立工作，或无缝地集成到具有先进功能的复杂网络中。

在这些功能元素中，连接这些元素的关键和基础组件是为自旋波定制的波导。这些波导在限制和引导自旋波从一个元素到另一个元素中起着至关重要的作用，因此需要最小的传播损失。此外，这些波导及其组合本身也可以作为功能性的自旋波设备。

在已知的磁性材料中，钇铁石榴石（YIG）具有最低的阻尼和最长的自旋波传播长度，能达到毫米级。迄今为止，主要采用光刻方法来实现自旋波的波导。用于创建YIG中纳米尺度波导的最先进的制造方法是基于反应离子刻蚀薄YIG薄膜。然而，即使在最先进的刻蚀工艺和高质量的YIG薄膜下，报告的最大传播长度仍为54微米。另一种新兴的方法是制造混合结构，其中YIG薄膜与铁磁金属纳米条结合，通过偶极耦合在YIG中定义纳米尺度的自旋波传输通道。这项技术需要额外的光刻处理步骤，包括掩膜、金属沉积和剥离。值得注意的是，使用这种方法已经展示了约20微米的亚微米波导中的自旋波传播长度。

最近，已经通过离子植入技术演示了对YIG中自旋波的调控。使用聚焦离子束写入氮化镓和氦离子使YIG薄膜在亚微米尺度上进行精确修改。通过改变有效磁化，能够工程化地调控自旋波的折射率，使得可以在植入区域中引导、聚焦和衍射自旋波，但这也带来了自旋波阻尼增加的缺点。

由于缺乏低损耗的波导，尽管上述许多单独的自旋波元件已经展示出来，但仍未能制造出大规模的自旋波网络。此外，尽管提出了许多自旋波计算电路的理论方案，迄今为止，YIG中最复杂的自旋波网络仅由四个交叉和八个线性波导端口组成。

在这项工作中，我们报道了一种通过精确植入硅离子（Si²⁺）在薄YIG薄膜中实现的无掩膜自旋波波导的制造和表征。通过在自旋波传播区外进行植入（类似于光纤中的包层），保持了低损耗，并且可以调整自旋波的色散特性。我们实现了超过100微米的自旋波传播长度。采用无刻蚀方法，我们展示了一个集成的自旋波网络，包含34个并行输入端口、198个交叉点和34个输出端口。通过调整两个连接波导不同宽度的植入剂量，我们展示了色散控制。这些结果为实现具有无与伦比控制能力的先进磁子网络开辟了道路，并为实现低损耗的大规模自旋波计算系统提供了令人兴奋的前景。

我们使用一种商业可得的110纳米厚的YIG薄膜，这种薄膜通过液相外延生长在3英寸的钆铝石榴石（GGG）衬底上。使用电子束光刻在YIG薄膜上制造的金微带天线用于通过连续波微波信号激发自旋波。我们施加了一个外部静态面内磁场H₀，μ₀H₀ = 50 mT，其中μ₀为真空磁导率，磁场与金天线平行，以启动表面模式自旋波。为了检测自旋波，存在多种方法，如布里渊光散射、凯尔成像或通过钻石中的色心或氮化硼中的色心进行检测。我们在此使用定制的法拉第成像样品扫描显微镜装置，基于低噪声高稳定性飞秒光纤激光系统。通过相位锁定环，我们生成与激光重复频率（frep）同步的微波频率，用于自旋波激发，从而在frep的整数倍之间执行频率扫描。

为了创建自旋波波导，我们使用Raith Velion聚焦离子束机将70 keV的双正电荷硅离子（Si²⁺）植入YIG薄膜中(图1）。

图1 | 无掩模自旋波波导制造与光学测量。样品由生长在GGG衬底上的薄YIG薄膜构成。通过Si²⁺聚焦离子束（红色锥形）对平行的矩形区域（深蓝色）进行注入，从而在注入区域之间形成不同名义宽度的自旋波波导（浅蓝色），宽度范围从500 nm到3 µm。为了成像波导内的自旋波传播，我们在样品扫描显微镜中测量线性偏振飞秒激光束（蓝色）的法拉第旋转。

制作过程的详细信息见方法部分。使用SRIM（物质中离子停止范围）软件的模拟结果表明，硅离子穿透了整个YIG层，并表明其横向扩展量级相当。值得注意的是，它们的穿透深度远大于先前使用的50 keV能量的镓离子，这些镓离子仅能修改薄膜的顶部25纳米。我们通过在波导外区域植入三种不同的离子剂量（2.5 pC/μm²、5 pC/μm²和10 pC/μm²），实现了宽度从3微米到500纳米的线性波导。

图2 | 不同宽度线性波导中的自旋波传播。
a、标称波导宽度（w）从500纳米（图a上方）到1.0微米（中间）再到3.0微米（底部）。法拉第旋转图像显示自旋波（有色），传播超过100微米。叠加的光学传输图像可视化了以10 pC/μm²剂量植入的区域（深灰色）以及左侧的金天线（黑色）（x = 0处）。自旋波在右侧指示的频率f下被激发。
b、1微米宽波导中测得的模式轮廓的放大图，显示出单模自旋波传播（n = 1）。
c、3微米宽波导（左）和模式分解（右）的放大图，揭示了高阶模式（n = 2和3）。

图2展示了500纳米、1.0微米和3.0微米宽度的三个波导中的自旋波传播。法拉第旋转信号（红蓝色调）是YIG薄膜中磁化动态垂直分量的度量。图2中覆盖的灰度图像可以轻松识别植入区域的尺寸和位置。离子植入区域比原始YIG薄膜的激光光学传输低，因此显得更暗。最重要的是，我们观察到自旋波沿整个结构的185微米距离传播。在波导出口处，根据频率，自旋波要么继续在普通YIG薄膜中传播，要么被反射回来，导致在波导中形成驻波。最窄波导中的传播是单模的（n = 1）。相反，较宽波导中的自旋波模式轮廓更复杂。通过空间傅里叶滤波分析揭示了潜在的高阶模式（n > 1）。偶数自旋波模式（例如n = 2）的出现可能是由于外部磁场与金天线和波导结构之间的几度倾斜造成的。

为了更详细地研究自旋波传播，我们记录了频率在1.9 GHz至4 GHz之间的多个法拉第旋转图像，并提取了色散关系、衰减长度和波导中受限自旋波的模式轮廓。从测得的法拉第旋转幅度衰减中，我们提取了自旋波幅度的频率依赖衰减长度。为了准确确定，我们在拟合模型中考虑了由于波导末端的反射所形成的驻波的出现。我们在使用最低植入剂量（2.5 pC/μm²）制造的波导中观察到了最大的衰减长度。对于所有波导宽度，衰减长度超过100微米，证明了该概念的低损耗性能。对于所有波导宽度的频率依赖衰减长度的详细分析见补充图6。

图3 | 自旋波色散关系与约束
a–c、不同宽度的自旋波波导的色散关系，分别通过三种不同的植入剂量（2.5（a）、5（b）和10 pC/μm²（c））制备，并在外部磁场50 mT下测量。波导的截面图显示了不同植入剂量下非晶态和晶态YIG的分布。深蓝色区域表示非晶YIG，其余部分为晶态YIG。叠加的热图可视化了第一波导模式（n = 1）的空间分布。随着剂量的增加，更多的YIG被非晶化，导致自旋波色散关系的频率下移。非晶区域的饱和磁化强度可忽略不计，进而在波导中产生去磁场（Hdemag）（中间图像），其大小取决于非晶YIG的深度。底部图像中的彩色实线表示mumax3对波导结构的模拟结果。模拟波导的宽度比标称波导宽度小100 nm，以考虑由于离子植入剖面导致的波导有效缩窄。

基本（n = 1）波导模式的色散关系（图3）明显不同于原始YIG薄膜的色散，并向较低频率偏移。波导越窄，偏移越强。扫描透射电子显微镜（STEM）测量（补充图3）可视化了波导的横截面（图3顶部），显示离子植入导致YIG的非晶化。非晶区从样品表面延伸到下方的GGG衬底，并形成一个弯曲的轮廓，波

导边缘留下一个薄的晶体YIG基座（图3顶部）。随着植入剂量的增加，非晶YIG区域的厚度增加，在10 pC/μm²的植入剂量下，非晶YIG区域达到了总YIG厚度的90%。

为了理解自旋波的约束，我们使用mumax3软件进行了三维数值微磁模拟，模拟了不同波导宽度和非晶化层厚度的变化。我们根据STEM图像建模了非晶化区域的横截面形状。非晶YIG的饱和磁化强度（Msat）仅为晶态YIG的1%。这种在晶态YIG波导两侧植入区域的磁化强度降低，导致去磁效应，从而减少了波导内部的有效磁场。值得注意的是，当非晶化深度超过20-30%时，去磁场在波导中心的垂直方向z几乎是均匀的（图3和补充材料第5节）。由于波导中有效磁场的减弱，自旋波在波导中的色散关系会显著向低频方向偏移。这种偏移会导致波导内部和外部自旋波之间的频率和动量不匹配，从而实现自旋波的约束。

使用60%、80%和90%总波导厚度的非晶化层厚度，我们可以数值地重现不同波导宽度和植入剂量下测量的色散曲线（图3a-c）。在mumax3模拟中，由于离子植入的侧向剖面，波导的宽度比植入图案设计小100nm（补充图1），这有效地使波导宽度变窄。SRIM模拟清楚地显示，离子束中心的侧向扩展大约为50nm（补充图1），这一点也通过STEM测量的波导横截面得到验证（补充图3a-c）。因此，波导的总宽度减少了100nm，因为这种缩窄在波导的两个边缘都存在。

法拉第旋转图像还揭示了自旋波在已制造波导中的侧向约束和横向模式轮廓。图4a显示了在3.216 GHz频率下记录的五个波导的法拉第旋转图像的逐行空间傅里叶变换，波导的标称宽度从750 nm（上方）到3 µm（下方）。窄波导（小于1 µm）支持n = 1的单一模式，而较宽的波导也支持更高阶的模式，最多达到n = 5。此外，傅里叶图像（图4a和补充图7）显示，自旋波在波导旁边的非晶YIG区域向下延伸并进入剩余的晶态薄膜基座。在傅里叶空间中，我们可以对每个单独的模式进行滤波并提取相应的横向强度轮廓。在图4b中，显示了3 µm宽波导中n = 1-3模式的强度轮廓，分别对应三种不同的植入剂量。正如预期的那样，高阶模式的强度明显低于基态n = 1模式。在2.5 pC/µm²和5 pC/µm²低剂量的情况下，我们观察到植入障碍区域中（特别是n = 1模式）显著的自旋波幅度。而在最高植入剂量（10 pC/µm²）下，自旋波幅度在植入区域几乎不存在。这个效应是由于较高植入剂量下，剩余的晶态薄膜基座变薄，从而增强了自旋波的约束效应。

Fig. 4 | 横向自旋波模式在波导中的分布
a，使用对数颜色编码进行的法拉第旋转图像的逐行空间傅里叶变换。波导用黑线标出，并突出显示它们的标称宽度（从750 nm到3 µm）。在较宽的波导中（2.5 pC/µm²剂量），可以看到较高阶的横向自旋波模式，并用数字n标示。这些模式延伸到邻近的植入区域。
b，对3 µm宽波导的傅里叶变换的横向轮廓图，展示了不同植入剂量（2.5 pC/µm²，5 pC/µm²，10 pC/µm²）下的各个模式（n = 1，2，3），并对每种剂量下的n = 1模式（蓝色）进行了归一化。叠加的轮廓（1 – 归一化光学透过率，灰色显示）可视化了波导外的植入区域。标称波导宽度通过虚线垂直线表示。在较低的植入剂量下，这些模式会更多地延伸到邻近的植入区域。

我们植入方法的一个显著优势是它可以通过两个自由度来调整色散特性：波导宽度和植入剂量。为了展示这一独特的特性，我们制造了一个自旋波束扩展器结构，由两个不同宽度（750 nm和1 µm）的线性自旋波波导组成，分别通过两种不同剂量的离子植入（称为dose1和dose2）定义。设计示意图如图5a所示。

Fig. 5 | 通过离子植入不同剂量调节色散
a，所研究结构的示意图，由两个不同宽度的自旋波波导（w1和w2）连接组成。一个750 nm宽的波导直接连接到一个1000 nm宽的波导，分别通过植入剂量dose1和dose2形成。
b，750 nm（左）和1000 nm（右）波导中自旋波传播的示意色散关系，植入剂量分别为2.5 pC/µm²和10 pC/µm²。在频率fex下，可以在宽度为750 nm且使用2.5 pC/µm²剂量的波导中激发自旋波（左）。然而，对于较宽的1000 nm波导，在该频率下不存在模式（禁带）。通过将植入剂量提高，可以调节禁带，以补偿尺寸变化并匹配波矢量k1和k2。
c, d，法拉第旋转图像，展示自旋波的传播。叠加的光学透射图像指示了植入剂量（灰度）。在c中，dose1和dose2相等（2.5 pC/µm²），导致较宽的1000 nm波导中自旋波传播严重抑制，并产生强烈的反射。在d中，选择了dose2（10 pC/µm²），允许自旋波传播，结果是两个部分中具有相似的波长，自旋波在交界处传播。

值得注意的是，当施加相同的植入剂量（2.5 pC/µm²）时，会出现明显的反射，且自旋波在宽度为1 µm的波导中完全被抑制。然而，通过调整相对剂量，使dose1 < dose2，可以恢复波导间的自旋波传输（图5d）。这一效应可以通过分析图5b中显示的色散关系来解释。对于750 nm波导，植入剂量为2.5 pC/µm²时，波导的色散关系（红线）与激发频率fex（虚线）交叉，这意味着在此特定频率下存在受限的自旋波模式。相比之下，在1 µm宽波导中，自旋波间隙变大（即色散关系向高频偏移），因此无法在相同的低植入剂量下传输自旋波。结果，正如图5b所示，自旋波在交界处被反射。通过增加植入剂量（dose2），我们可以将色散关系向低频偏移，从而允许在1 µm宽波导中产生自旋波模式，频率为fex。因此，自旋波可以穿越交界处。因此，可以通过调节线性自旋波波导中的色散来补偿几何变化。这对于波导交叉口的优化尤其重要。通过植入波导包层来调节自旋波波长的另一个例子可以在补充信息中找到（补充图8）。

为了展示新型自旋波波导技术在集成电路中的潜力，我们制造了一个包含34个并行输入端口、198个波导交叉口和34个输出端口的自旋波网络。我们展示了从法拉第旋转图像中获得的大规模网络的自旋波幅度(补充图 9：光学传输图像。)，图6显示了自旋波在总长度为185 µm的整个网络中传播。

图. 6 | 自旋波网络
该网络由34个平行输入端口、198个波导交叉点和34个输出端口组成。法拉第旋转图像展示了自旋波在网络中传播的情况，传播距离为185 µm。

总之，我们展示了通过在薄YIG薄膜中植入硅离子实现的低损耗自旋波波导。我们验证了自旋波衰减长度超过100 µm，并进行了色散调节。使用这种新型自旋波波导技术，我们展示了一个具有198个交叉点的自旋波网络。无掩模植入过程允许在单一基板上制造多个定制的自旋波结构，并且可以扩展到制造晶圆级的磁性集成电路。因此，所提出的方法为实现低损耗大规模自旋波计算系统铺平了道路。

方法

天线的电子束光刻
我们使用一块商业可用的110 nm厚YIG薄膜，沉积在一块3英寸的GGG衬底上，来自Matesy。首先，我们使用Disco DAD3221切割锯将晶圆切割成小的10×10 mm块。为了减少切割过程中产生的灰尘污染，晶圆表面涂上了一层厚厚的光刻胶。切割后的片材在超声波清洗槽中用丙酮和异丙醇清洗，然后在150°C的热板上加热4分钟。接下来，涂上一层粘附促进剂（AR 300-80新型，Allresist），以4000 rpm的速度旋涂60秒，并在150°C下烘烤5分钟，然后涂上用于电子束光刻的聚甲基丙烯酸甲酯（PMMA）光刻胶（AR-P 679.04，Allresist），以4000 rpm的速度旋涂60秒，并在180°C下烘烤2分钟。

由于YIG和GGG是绝缘材料，最后涂上一层导电聚合物（AR-PC 5090，Allresist），以4000 rpm的速度旋涂60秒，并在90°C下烘烤2分钟，以消除电子束曝光期间的过量电荷。使用Raith EBPG5150机进行光刻，电压为100 kV。对于微带金（Au）天线，使用5 nA的束流，较大结构使用100 nA，剂量为600 µC cm−2。此外，在此步骤中写入标记结构，这些结构稍后将在聚焦离子束植入中使用。电子束曝光后，样品用去离子水冲洗以去除导电聚合物AR-PC 5090，然后使用1:3的甲基异丁基酮和异丙醇混合液开发120秒。

接下来，在样品上沉积5 nm的铬（Cr）种子层，然后是125 nm的金（Au）层，使用自制的电子束物理气相沉积机。最后，使用丙酮进行剥离。得到的金微带天线宽度为1.2 µm，厚度为125 nm，长度范围为40 µm至100 µm，并通过20 µm宽的导线连接到较大的接触垫，用于线焊接和电气激励。

聚焦离子束植入
为了改变薄YIG膜的磁性，我们将硅离子植入样品中。植入过程使用Raith Velion机器进行。与电子束光刻类似，首先在绝缘YIG上涂上一层导电聚合物（AR-PC 5092，Allresist），以4000 rpm的速度旋涂60秒，并在90°C下烘烤2分钟，以去除过量电荷。离子束植入后，样品用去离子水清洗以去除聚合物。

对于植入，使用35 kV的电压加速二价硅离子（Si2+），使离子的动能为70 keV。在曝光过程中，使用20 µm的孔径和12 pA的束流。为了创建不同的植入剂量，调整像素停留时间。通过前述电子束光刻步骤制造的四个金微米级标记结构，可以精确对齐Si2+离子束，写入场为200 µm×200 µm。这样，我们可以将离子束植入金天线旁边，仅相隔250 nm，并且不会对天线结构造成明显损伤。

在YIG薄膜中，线性自旋波导由两个矩形区域定义，长度为185 µm，宽度为3 µm，这些区域分别以2.5 pC µm−2、5 pC µm−2或10 pC µm−2的剂量进行植入（见图2）。不同宽度的波导通过改变这两个矩形结构之间的距离来制造。我们制造的自旋波波导长度为185 µm，设计宽度为3 µm、2 µm、1.5 µm、1 µm、750 nm和500 nm。离子植入沿YIG薄膜的垂直方向进行，形成一个锥形的植入剖面（补充图1为模拟结果）。这一效应在最小宽度的波导中变得明显，即实际宽度小于名义宽度。离子植入导致植入区域的小膨胀，膨胀量从纳米到几十纳米不等，具体取决于离子剂量。用原子力显微镜对样品植入区域进行成像，记录所有其他测量完成后，得到了2 nm的膨胀值。

法拉第旋转成像
为了可视化自旋波，我们使用自制的法拉第旋转样品扫描显微镜，详细信息见补充图2。自旋波通过直接集成在YIG表面上的金天线激发，并由连续波微波信号驱动。微波信号通过相锁合成器提升激光重复频率，确保与激光脉冲同步，以进行自旋波的时域测量。通过精确调整激光脉冲与微波信号之间的相位关系，可以解析自旋波的动力学。

在这里使用的表面模式（Damon-Eshbach几何结构）中，自旋波会引起一个垂直方向的磁化分量，通过磁光法拉第效应影响透射激光光的偏振状态。我们的检测系统配备了一台工作在480 nm波长的飞秒光纤激光系统，脉宽约为200 fs，重复频率为40.12 MHz。初步通过偏振器确定激光束的线性偏振。然后，激光束通过×100的Nikon TU Plan物镜（数值孔径NA = 0.9）聚焦到样品上，样品安装在一个压电扫描台上。透射光被×50的物镜（Nikon TU Plan ELWD，NA = 0.6）收集，并通过半波片将偏振旋转45°，使其与后续的沃拉斯顿棱镜成45°角。为了分析透射光的偏振状态，使用具有两个通道（A和B）的光电二极管，测量A-B和A+B。

为了隔离由自旋波引起的偏振变化，驱动微波信号以80 kHz的频率调制，光学信号使用锁相放大器（斯坦福研究系统SR830）在相同频率下检测。为了生成自旋波振幅的空间图并进行自旋波传播的动态可视化，我们在三个不同的射频激励信号相位设置（0°，120°，240°）下捕获法拉第旋转图像，并对每个位置的数据拟合正弦函数。这种测量方法在工作于线性区域时得到验证。