ALOOI晶圆；--氧化铝薄膜晶圆，键合工艺和镀膜工艺

TAOOI晶圆--氧化钽薄膜晶圆，镀膜工艺

SINOI晶圆--超低损耗氮化硅薄膜晶圆，160nm-180nm-200nm-300nm-350nm-400nm-800nm

SICOI晶圆；新型量子光学平台500nm-700nm-1um

8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

8寸LNOI晶圆;8寸LNOI助力更大规模薄膜铌酸锂产品量产

LN/LT-SOI/Si/SIN  W2W&D2W异质集成

流片： 6寸 氮化硅 铌酸锂 硅光 超高性价比流片， 1个BLOCK的价格买一整片晶圆

划重点--全国产-超高性价比-6 寸硅光-氮化硅-铌酸锂流片白皮书

我们为客户提供晶圆（硅晶圆，玻璃晶圆，SOI晶圆，GaAs，蓝宝石，碳化硅（导电，非绝缘），Ga2O3,金刚石，GaN（外延片/衬底）），镀膜（PVD,cvd,Ald，PLD）和材料（Au Cu Ag Pt Al Cr Ti Ni Sio2 Tio2 Ti3O5，Ta2O5,ZrO2,TiN，ALN,ZnO,HfO2。。更多材料），键合（石英石英键合，蓝宝石蓝宝石键合）光刻，高精度掩模版，外延，掺杂,电子束光刻等产品及加工服务(请找小编领取我们晶圆标品库存列表，为您的科学实验加速。

请联系小编免费获取原文

1、Massachusetts Institute of Technology, Cambridge, MA, USA. 

2、University of Münster, Münster, Germany. 

3、QuTech, Delft University of Technology, Delft, The Netherlands. 

4、These authors contributed equally: Mihika Prabhu, Carlos Errando-Herranz.

固态中的人工原子因其长时间的自旋相干时间和高质量的自旋-光子接口，成为自旋基础量子信息处理的有力候选者【1-3】。然而，基于钻石和碳化硅的传统平台面临两个关键挑战，制约其大规模量子信息处理：缺乏单片制造能力和与光纤通信带的光学接口效率低下。为了缓解这些限制，已有一些努力，例如混合集成【2,4,5】和量子频率转换【6】，尽管目前的光学损失较大（超过7 dB）【6】。最近，硅中出现了多种颜色中心【7-10】，如碳基的G中心【8,10】，它们作为潜在的量子比特候选者，具有可与现有商业硅平台本地集成的优势，而且它们的通信波长发射避免了频率转换的需求。此外，28Si同位素纯化后缺乏核自旋浴，使得在硅中，捐赠者的电子和核自旋相干时间T2分别超过2秒【11】和39分钟【12】的实验得以实现。

基于硅G中心的人工原子平台可以直接利用丰富的制造和科学工具，包括世界上最先进的互补金属氧化物半导体平台，后者已经包含了碳缺陷【13】和纳米级分辨率的大规模图案化【14】。此外，超大规模集成硅光子学可以将数百万个器件集成到单一晶圆上，且已包含完整量子光子系统所需的几乎所有必要组件：低损耗的无源元件，如波导、分路器、光纤到芯片的接口【15】和超高品质因子腔体【16】；高速且适用于低温的主动调制器【17】和相位移器【18,19】；超导单光子探测器【20】以及控制电子设备【21】（见图1a）。

图1 | 硅光子学中的G中心作为可扩展的量子光子平台
a 硅平台具备技术成熟的光电技术，但缺乏集成的量子发射器和存储器。
b 示意图展示了我们的系统，集成人工原子（G中心）在硅光子波导中。
c 通过我们的波导测得的G中心光致发光（PL）光谱，显示出在O波段的光发射。
d G中心的原子结构由两个取代的碳原子（蓝色）与一个间隙硅原子结合形成。
e G中心具有两个可光学寻址的能级和一个位于硅带隙内的第三个亚稳态能级。
f 一个有限差分特征模式仿真，显示了我们单模波导几何结构中的电场强度分布。

尽管最近硅人工原子的密集集群已经集成到光子波导中【22,23】，但在光子集成电路（PIC）中孤立单个硅人工原子仍然是一个核心挑战。尽管在其他材料系统中，量子发射器在PIC中的集成已导致许多新的物理突破和应用【24】，但在硅中，结合可单独寻址的G中心与成熟的集成光子技术的平台，可能为工业规模的量子光子学打开大门。这项技术有潜力解决量子信息处理的可扩展性问题。

在这里，我们报告了单个人工原子——G中心——在硅光子集成电路中的单片集成（图1b），并且实现了其光学诱导的非挥发性光谱编程。低温光谱学揭示了在通信O波段（图1c）中的单光子发射，具有1.1 nm的狭窄非均匀分布和最高300 pm（55 GHz）的光谱偏移。

结果

硅G中心由一对取代碳原子与硅自间隙原子（Cs-Sii-Cs）结合形成，位于硅晶格中（见图1d）。它在970 meV（1278 nm）处表现出零声子线（ZPL）跃迁，来自位于Sii原子上的sp-like轨道之间的电子跃迁（图1e），并具有自旋三重态的亚稳态【25】。尽管G中心中激发态上带人口的主要机制可能是Shockley–Read–Hall复合，额外的非辐射机制，如表面复合和Auger复合，也已知会影响硅中的载流子动力学【26】（更详细的讨论见补充说明8）。

研究中的设备包括一个硅基光子集成电路（SOI）波导，设计用于在1278 nm（G中心的ZPL）处单模工作。波导中电场分布的仿真结果如图1f所示。我们通过商业碳植入、热退火和晶圆电子束光刻及蚀刻的组合制造了我们的样品（见图2a和方法）。我们的样品包含多个波导和光子结构。样品中的波导（见图2b）从切割的表面开始并结束，并在63.5 μm半径的弯曲处环绕。

图2 | G中心在硅光子学中的制造与成像
a G中心在硅光子波导中的制造过程。
b 我们样品的显微镜图像，展示了多个硅光子结构。
c 我们波导的一个切割面扫描电子显微镜（SEM）图像。
d 在10 μW 532 nm绿色连续波激发下拍摄的PL图谱，显示了耦合到波导中的离散光发射源。
e 正在研究的发射源0。

我们使用低温光谱学对样品进行表征，在6 K的基础温度下进行。在带隙以上的激光激发（波长λexc = 532 nm，NA = 0.55，功率Pin在目标前测量）下，我们诱导人工原子向波导发射。随后，通过边耦合的透镜光纤收集来自发射源的波导耦合光学发射。我们将通过光纤收集的发射信号进行了波段滤波，范围在1250 nm至1550 nm之间，以隔离G中心的零声子线（ZPL）和声子侧带，同时衰减残余泵浦光和其他背景光。收集的发射信号随后通过低温超导纳米线单光子探测器（SNSPD）系统或红外光谱仪进行检测。

光致发光光栅扫描

我们通过光致发光（PL）光栅扫描来空间定位波导中的人工原子。我们沿芯片平面扫描聚焦的连续波绿光激发，并通过光纤耦合的波导检测经过滤波的发射信号，使用电子门控的SNSPD。图2d显示了波导中空间隔离的光致发光热点，代表单个发射源或小规模的发射源集群。PL热点亮度的变化可以归因于发射源簇的存在，这通过从这些点获取的PL光谱中的多个不同ZPL峰得到证实（补充说明5和补充图5b）。

发射源的光谱表征

图3a显示了37个波导耦合的G中心的ZPL分布，与高斯概率分布相匹配，标准偏差为σinh = 1.1 nm，几乎比之前的报告窄一个数量级【8】。我们较窄的非均匀分布可能是由于波导几何形状引起的应力松弛（见补充说明7）。拟合的平均ZPL波长为1278.7 nm，与先前在大块SOI中的结果一致【8,27】。通过分析PL光谱中ZPL峰的数量和宽度作为每个激发区域中单个发射源的指标，我们确定了波导中可能包含单个发射源的位置。我们隔离了一个这样的区域，称为发射源0（E0，见图2e），并表征了该区域中人工原子的光物理性质。来自E0的PL光谱如图1e所示，展现出一个在1278.473 ± 0.155 nm处的单分辨率限制峰。为了确认E0处存在单个人工原子，我们进行了二阶自相关测量（图3b）和功率依赖的发射强度测量（图3c）。

图3 | 单个发射源的隔离与统计
a 37个中心集群的ZPL分布。
b 对E0的二阶自相关测量显示g(2)(0) < 0.5，表明在10 μW的连续波激发功率下为单光子发射，激发功率标记为紫色星和绿色星。
c 发射源E0的寿命测量结果。
d 13个G中心的统计数据。
e 连续波激发下的饱和曲线与f 脉冲激发下的饱和曲线，均与两能级系统的模型很好地拟合。
g 测量到的寿命在激发功率的变化下保持不变，变化幅度不到一个数量级，误差条由提取的寿命拟合误差决定。每个样本点的Poisson误差条已包含在内。

发射源饱和

将连续波激光激发焦点对准E0，我们测量了发射计数率对激发功率的依赖关系。为了区分由发射源产生的计数率与在波导中观察到的线性荧光的贡献，我们对计数率进行了背景减除（见方法和补充说明5）。背景修正后的发射与特征的两能级发射源饱和模型【27】良好拟合。

发射源饱和
聚焦532 nm的连续波激发于E0，我们测量了发射计数率与激发功率的依赖关系。为了区分由发射源产生的计数率与波导中观察到的线性荧光的贡献，我们对计数率进行了背景减除（见方法和补充说明5）。背景修正后的发射与特征的两能级发射源饱和模型【27】良好拟合。

二阶自相关测量
使用10 μW的连续波激发功率（略高于饱和功率），我们通过Hanbury-Brown-Twiss干涉仪进行二阶自相关测量。我们将来自样品的光纤收集发射信号通过50:50 O波段光纤分束器分配，随后使用两个时间标记SNSPD进行检测（在1280 nm时的检测效率分别为21%和24%）。我们将测得的时间延迟下的重合直方图拟合为两能级发射源的二阶自相关函数，显示出抗束缚的深度g(2)(0) = 0.38 ± 0.08（图3b，更多细节见方法）。观察到的抗束缚深度g(2)(0) < 0.5确认了单光子发射和单个人工原子的单独寻址。

发射源寿命
随后，我们使用4.4 μW的脉冲532 nm激发功率（略高于测得的单个发射源的脉冲饱和功率）测量了E0和13个其他G中心集群的激发态寿命统计（共14个点）。得到的衰减曲线与单指数函数良好拟合，在去除激光泄漏和背景后进行截取（见方法和补充说明6）。测得的14个G中心集群的寿命分布与高斯分布非常吻合，平均寿命为8.33 ns，标准偏差为0.68 ns（图3d）。单个G中心在E0的寿命测量为8.21 ± 0.14 ns（图3c），与测得的集群平均寿命非常接近。此外，我们测得了E0的单个发射源寿命在激发功率变化一个数量级的范围内保持恒定（图3g）。我们的结果与先前在大块SOI G中心集群中的寿命一致【27】，但与先前在未图案化SOI晶圆上孤立G中心的结果相比，寿命较短【8】。我们计算的波导中偶极子的光学状态局部密度（LDOS）与SOI薄膜中的偶极子发射源的LDOS进行比较（见补充说明2），并表明我们观察到的寿命缩短并非仅由图案化中的场增强引起。我们波导中测得的寿命差异可能归因于蚀刻表面中的表面复合增加（见补充说明8）。其他影响测量寿命的因素可能是晶圆之间的掺杂和缺陷密度差异。对这些影响的定量表征将包括几何相关的寿命测量，这超出了本研究的范围。

光谱调谐
此外，我们演示了单个颜色中心在PIC中的非挥发性光谱修整和停用。我们的光谱编程过程包括用532 nm激发源在6 K低温下对G中心进行原位局部辐照，随着激发功率接近发射源饱和功率时发射信号的信噪比降低（见补充说明5）。在适度的辐照功率下（超过0.1 mW，我们观察到光谱零声子线（ZPL）的非挥发性光谱偏移，11个探测的发射源中的光谱偏移平均幅度为150 pm（27.5 GHz），最多可达300 pm（55 GHz）（见图4a和b以及补充图10），足以与25 GHz的通信带对齐，支持不同发射源的光谱对齐（见图4c）。补充图11a和11b展示了我们编程后的发射源的光谱稳定性。

图4 | 使用光进行颜色中心的非挥发性修整
a 人工原子的ZPL光谱发生非挥发性光谱偏移的示例，由光学辐照引起，数据以蓝色表示，洛伦兹拟合以橙色表示。
b 随着光学辐照功率增加，拟合的ZPL中心波长。误差条表示洛伦兹拟合的误差。
c 我们的修整技术使得不同硅颜色中心的非挥发性光谱对齐成为可能。波导部分的PL图，显示发射源局部停用前（d）和后（e）的情况（停用源用红色圆圈标记）。

讨论
我们在波导中的计数率受限于由于波导切割面和透镜光纤之间的不完美模式匹配导致的可防止损耗。我们的模式重叠仿真预测了系统中的耦合效率上限为8.25%（见补充说明2）。实际上，这种过量损耗限制了我们的激发功率范围，仅能在接近发射源饱和功率的范围内激发。我们的原位非挥发性光谱修整结果显示了向标准25 GHz通信带调谐发射源的路径，为后期的量子干涉或协同发射、光子-光子相互作用提供了可能。

结论
我们展示了可单独寻址的人工原子在通信波长下工作，并在商用硅光子集成电路中表现出窄的非均匀分布，以及光谱编程和光诱导停用的方法。我们的结果表明了本地光谱编程的单光子发射，并为硅光子波导中的自旋量子比特奠定了基础，将硅光子学确立为大规模量子信息技术的有前景平台。

方法

样品描述
研究中的设备包括一个背景掺p型硅基光子集成电路（SOI）波导，底部包覆层为2 μm厚的二氧化硅，位于硅基底上。波导的横截面几何形状如图1f所示，呈矩形，宽度为400 nm，高度为220 nm。波导从切割的芯片表面开始并结束，沿63.5 μm半径的180°弯曲。

样品制造
我们采用了一个跟随文献【8】的制造过程来生成硅G中心。样品以商业（SOITEC）未包覆的硅基光子集成电路（220 nm Si 在2000 nm SiO2上）晶圆为起点。晶圆随后被切割成1 cm²的块，采用12C离子植入，剂量为1 × 10¹³离子/cm²，能量为36 keV，入射角度为7°，然后在1000°C下闪烁退火20秒。样品接着进行了电子束图案化，并在一个代工厂（Applied Nanotools）中进行蚀刻。电子束图案化采用JEOL JBX8100FS设备，工作电压为100 kV，使用正性光刻胶。硅的蚀刻使用SF6-C4F8混合气体的感应耦合等离子体反应离子蚀刻（ICP-RIE）进行，工艺经过优化以实现垂直侧壁蚀刻和低传播损耗。该工艺最终生成了具有SiO2底部包覆和空气作为顶层包覆的硅波导。为了便于光纤耦合，样品被切割穿过波导。

光物理表征
G中心的光学激发通过低温装置窗户进行，使用工作距离较长的物镜（数值孔径0.55）。波导耦合的发射信号通过单一波导输出收集，使用SMF-28透镜光纤，并在自由空间中进行光谱滤波，选择1250至1550 nm之间的信号。然后，使用时间标记SNSPDs或红外光谱仪（具有155 pm波长分辨率）进行信号检测。我们在显微镜物镜之前立即测量了所有测量的激发功率。

光致发光（PL）光栅扫描通过将聚焦的激发光点扫描过波导样品的空间区域并使用扫描镜的电子触发器来控制SNSPD的集成。背景修正后的PL光谱通过红外光谱仪进行测量，其中背景光谱记录了激发激光被阻挡时的环境光条件。

饱和曲线是在波导中具有明亮PL强度和ZPL峰值接近G中心1280 nm跃迁的空间位置测量的。在拟合之前，我们对波导背景的计数率进行了修正，采用公式（1）进行饱和模型的拟合（有关背景测量和减除的详细信息，请参见补充说明5）。

二阶自相关测量（g(2)(τ))
使用接近饱和功率的532 nm连续波激发进行二阶自相关测量。波导发射信号通过50:50 O波段光纤分束器分配，然后通过时间标记的探测器（DET1和DET2）进行检测。通过300 ps的时间间隔获取重合计数的直方图，并将其拟合为两能级系统的二阶自相关函数【8】:

其中，a表示归一化的零延迟抗束缚深度g(2)(0)，b描述了大时间延迟下的背景相关性，τ₁表示零延迟抗束缚深度的时间常数。最终的二阶自相关结果g(2)(0) = 0.38 ± 0.08表明了单光子发射。在图3b中的数据点上应用了泊松误差条。g(2)(0)的误差条表示通过Python的scipy.curve_fit()函数计算的拟合误差，基于协方差。

发射源的衰减寿命是通过532 nm脉冲激光激发，重复频率为34 MHz进行测量的。首先，基于检测事件与脉冲激光触发之间的延迟时间，获取SNSPD点击的直方图，然后对其进行截取，以去除激光泄漏和背景信号（有关详细信息，请参见补充图6a和6b）。得到的衰减曲线与单指数函数良好拟合：

提取的发射源寿命为τ = 8.21 ± 0.14 ns。在此，c表示归一化因子，由脉冲峰值处的检测计数数目给出，t₀为峰值的时间偏移，单个发射源寿命的误差条仍然是通过拟合误差计算得出的。

系统效率
我们的系统的收集效率如下所示：
• ηec：模拟的切割波导模式与完美对准的透镜光纤之间的边缘耦合效率，在1280 nm处计算为8.3%。
• ηdipole−wg：模拟的单向波导模式的最大偶极子耦合效率为40%（详细信息请参见补充图2a和b）。
• ηfilt：自由空间光纤滤波，使用两个光纤准直器，在1280 nm处测得的透过率为51.3%。
• ηfiber：光纤路由传输至两个SNSPD低温探测器DET1和DET2的透过率分别为90.6%和94.8%。
• ηsplitter：光纤分束器的插入损耗测量为92%。
• ηdet：在1280 nm处，DET1和DET2的SNSPD探测器效率分别为24%和21%。这些SNSPD的制造目标是在1550 nm的目标波长下具有高效率。

总系统效率由以下公式给出：

因此，系统效率的上限分别为DET1的0.34%和DET2的0.31%。使用上述收集效率的估算值和在78 MHz脉冲激发下观察到的饱和计数率1382 ± 59 counts/second，我们估算了量子效率的下限为1%。然而，由于低计数率的测量以及ηec和ηdipole−wg的估算值是通过模拟得出的，因此该估算值的误差较大。