#磁控溅射氧化铝 #8寸氧化铝薄膜晶圆 

将多波长激光器嵌入光子波导电路中对于下一代离子阱（例如用于小型化光钟或扩展基于离子的量子计算）具有重要意义。关键在于，该路径涉及紫外（UV）波段高相干激光器的光子集成，而目前这受到现有集成波导材料透明度限制的制约。本文中，我们展示了首个完全基于紫外透明材料的集成式扩展腔二极管激光器。我们将氧化铝波导电路与氮化镓放大器集成，从而在紫外波段附近产生毫瓦级片上输出功率。扩展腔设计实现了宽波长覆盖和精确的频率控制，我们通过将激光器无模式跳变调谐至锶跃迁频率来验证这一点。由于光子电路固有的稳定性以及紫外兼容的集成方式，激光器的固有线宽达到了创纪录的低值（约300 kHz），边模抑制优于43 dB。这些结果宣告了一种新型集成激光器的可行性，它为紫外波段的应用开辟了道路。

#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)

#离子注入铒代工

#6寸DUV步进式光刻代工，最小线宽180nm，超高性价比，可以只曝光

#快速氮化硅硅光铌酸锂流片 #高性价比 #低成本

#提供8寸 8umSiO2热氧片，6寸15um热氧片 10um热氧片 8寸10um热氧片

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：

未经过Trimming 工艺的 6寸LN/LTOI晶圆 数据：

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ALOOI晶圆；--氧化铝薄膜晶圆，键合工艺和镀膜工艺

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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

6寸X切Z切掺镁薄膜铌酸锂晶圆 ，厚膜 3um 5um 和 薄膜 100-600nm

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

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名称：Widely tunable and narrow-linewidth violet lasers enabled by UV-transparent materials

作者：C. A. A. Franken 1 , W. A. P. M. Hendriks2,3, L. V. Winkler 1,4,A. R. do Nascimento Jr 5, A. van Rees 1, M. Dijkstra2, S. Mardani2, D. Kienzler6,7,R. Dekker8, J. van Kerkhof5, P. J. M. van der Slot 1,9, S. M. García-Blanco2,3 &K.-J. Boller

单位：1Laser Physics and Nonlinear Optics, Department of Science and Technology, MESA+ Institute of Nanotechnology, University of Twente, Enschede, TheNetherlands. 2Integrated Optical Systems, Department of Science and Technology, MESA+ Institute of Nanotechnology, University of Twente, Enschede, TheNetherlands. 3Aluvia Photonics B.V., Enschede, The Netherlands. 4TOPTICA Photonics SE, Gräfelfing, Germany. 5PHIX B.V., Enschede, The Netherlands. 6Department of Physics, ETH Zurich, Zurich, Switzerland. 7Quantum Center, ETH Zurich, Zurich, Switzerland. 8LioniX International B.V., Enschede, TheNetherlands. 9Nonlinear Nanophotonics, Department of Science and Technology, MESA+ Institute of Nanotechnology, University of Twente, Enschede, TheNetherlands

在芯片上生成具有 MHz 级频率控制的高度相干光，对于许多集成光子学应用具有吸引力。这些应用包括微型化离子阱用于光学钟表，提升便携性【1,2】，以及扩展基于离子的量子计算机【3,4】。作为对传统大块离子阱【5】的延续，将光子集成用于微型表面阱的光束传输，能够在紧凑的形式因子下引入光学路径的固有亚波长稳定性。集成阱的示例展示了对单个铯（Sr+）量子比特离子的相干控制，使用674 nm跃迁【6】，以及使用435 nm辐射对镱（Yb+）离子的捕获【7】。通过多波长路由的光谱扩展，使得在表面阱中限制的铯离子（Sr+）能够实现相干控制【8】。

迄今为止，所有用于离子阱的光子集成都依赖于氮化硅（Si₃N₄）波导平台，该平台在红外和可见光范围内是领先的光子平台【9,10】。然而，大多数离子需要更短的紫外（UV）波长，这对于离子化、激光冷却以及量子态读取是必需的。例如，钙离子（Ca+）的波长为393和397 nm【11】，或镱离子（Yb+）的波长为370 nm【12】，对应的光子能量为3.1至3.4 eV。一些离子位于紫外光的边缘（例如铯离子（Sr+）在408 nm，镱离子（Yb+）在411 nm），而其他有兴趣的离子则需要更深的紫外辐射，如铍和镁分别在313和280 nm（光子能量分别为4.0和4.4 eV）。在紫外光子能量范围内，由于材料固有的传播损失，氮化硅无法使用，即使在优化制造以减弱散射的情况下【13】。

与氮化硅不同，使用氧化铝（Al₂O₃）作为核心材料，硅二氧化物（SiO₂）作为包层材料来构建集成波导平台，将是一个非常适合被困离子所需的全波长范围的候选材料。图1a展示了各种相关材料的透明度范围概况，可以看出氧化铝的透明度范围非常广泛，甚至涵盖了深紫外（UV）范围，这归因于其近7.6 eV（或165 nm）的宽禁带【14,15】，而硅二氧化物则具有更宽的禁带，达到9.3 eV（或133 nm）【16】。迄今为止，在紫罗兰和紫外范围（360至405 nm）内，已经报道了传播损耗低于3 dB/cm的氧化铝波导，以及质量因子高达150万的微环谐振腔【14,17,18】。与氮化铝（AlN）波导在379 nm时的传播损耗60.4 dB/cm【19】相比，最近的测量显示，氧化铝在相同波长下的薄膜损耗为0.4 dB/cm，波导传播损耗为1.3 dB/cm【20】。如此低的损耗值表明，氧化铝集成电路可以将光的传输扩展到紫外深处，同时通过调制器调节光的方式可以依赖于压电光机电实现【21】或平台独立的技术【22,23】。

然而，要充分发挥集成在尺寸、效率和稳定性方面的优势，必须包括芯片集成的紫外光源。最有前景的光源集成方法是将半导体光学放大器与氧化铝波导电路耦合，形成芯片级的扩展腔二极管激光器，展示可调谐和窄线宽的发射。

关于芯片级窄线宽激光器的早期工作始于半导体反馈电路，旨在解决红外通信波段的问题，这一方法在较小的材料禁带下即可实现，例如硅波导（1.1 eV）或磷化铟波导（1.3 eV）。当具有高对比度、低损耗的波导材料出现时，情况发生了戏剧性的变化，这些材料的禁带更宽，如氮化硅（Si₃N₄）。这减少了线性和非线性材料损耗，使得广泛可调且具有高频选择性的波导电路成为可能，从而最大化了激光的相干性并延长了芯片上的光子寿命【24–26】。最近，氮化硅的广泛透明度还使得在可见光范围内实现了首个混合集成激光器，并在红色波长下实现了毫瓦级的光纤耦合输出【27,28】。为了达到更短的波长，反馈芯片迄今为止仅用于自注入锁定和频率拉动法布里-珀罗二极管激光器，在其主振荡模式附近，使用手动对准的、激光外部反馈来自单个环形谐振腔。在蓝色范围（450-460 nm）和紫色范围获得了毫瓦级光纤耦合功率，而在紫罗兰色范围约为500 μW【29】。然而，在可见光谱的最末端，调谐仍然受到根本限制，线宽宽于几个 MHz，功率被限制在10至100 μW之间【30,31】。使用氮化硅平台时，无法达到紫外范围内的更短波长【13,32】，例如使用5 eV的氮化镓（GaN）二极管在250 nm处【33】。然而，使用紫外透明的氧化铝作为波导平台材料时，情况将截然不同。然而，迄今为止，使用氧化铝的激光器仅使用了外部泵浦的稀土离子掺杂波导，在更长的近红外和中红外波长下工作【34,35】，在那里传播损耗并不太成问题。

在这里，我们展示了首个基于紫外透明材料的反馈波导的扩展腔二极管激光器（图1b）。该激光器工作在紧邻紫外的波长范围，位于可见光范围的最末端。为了提供低损耗的波导，我们使用了氧化铝包覆硅二氧化物。扩展腔激光器通过将Al₂O₃波导构建模块组成可调反馈电路，并与氮化镓（GaN）放大器进行紫外兼容集成，从而提供高频稳定性、宽调谐范围和高芯片输出功率。进一步在紫外范围内推进这一概念对于量子计算和光学钟表具有重要意义，同时我们的激光器已经直接适用于Sr+离子阱。我们的方法证明了集成的、完全可调和相干的光源在紫外范围内的可行性，得益于氧化铝的广泛透明范围，在此领域放大器材料正在开发中【36,37】。

制造、设计与集成

为了实现增益宽调谐性和窄的固有线宽，采用新型制造方法，我们设计了一个包含两个半径分别为150 μm和153 μm的微环谐振腔的韦尔尼尔滤波器作为反馈电路的一部分（图1b）【38】。通过测量和数值模拟，选择了400 nm宽、100 nm厚的Al₂O₃波导核心，嵌入在SiO₂中，以实现单横模传播（TE00）并减少侧壁散射，同时保持在弯曲波导中的紧密导光。首次使用溅射技术制造用于短波长紫外的纳米晶氧化铝薄膜，采用与CMOS兼容的技术进行晶圆级制造（详细信息见方法）。溅射薄膜与化学机械抛光和超高质量的氧化物包层结合，能够有效降低散射和传播损耗。纳米晶结构允许在高于非晶氧化铝ALD薄膜的结晶温度（>800°C【14,39】）下退火，从而大大改善沉积氧化物的质量并减少传播损耗。

通过使用10 cm直径晶圆的掩模设计，总共制造了127个芯片。晶圆上除了各种激光反馈电路外，还包含了大量的测试结构，这些结构是构成反馈电路的基本模块。后者包括用于模式转换的波导锥形器、热光相位调制器、微环谐振腔、由Mach-Zehnder干涉仪和定向耦合器组成的可调耦合器。此外，还制造了不同长度的弱弯曲波导螺旋，用于传播损耗的测量（图1c）。通过表征各个组件，可以确定适合与GaN放大器在单个晶圆工艺中进行混合集成的韦尔尼尔反馈电路。

使用氧化铝波导用于在紫外附近工作的新型反馈电路时，需要考虑多个关键电路功能。其中之一是提供光学滤波的可调性，以实现激光的波长调谐。为了跨整个放大器带宽进行调谐，我们选择了与放大自发辐射光谱（ASE，图2a）一样宽的韦尔尼尔滤波器自由谱范围。为了实现单波长输出并具有高副模抑制，要求韦尔尼尔滤波器的传输特性既要高，又要足够窄带，能与激光的模式间隔匹配。要同时满足这些条件，需要合理设置所有参数。这些参数包括微环谐振腔的直径；总线与环形波导之间的功率耦合程度；用于放大器、反馈芯片和光纤之间模式匹配的锥形波导的形状；以及来自激光谐振腔的输出耦合量。

一个至关重要的参数是波导损耗，因为它决定了激光的阈值和反馈电路的频率选择性。为了量化传播损耗，我们进行单程传输测量，使用一组具有弱曲率和不同长度的波导螺旋（图1c）。测量结果表明，在405 nm波长下，传播损耗为α = 2.8 ± 0.3 dB/cm（详细信息见补充材料），与通过更精细的沉积工艺（如ALD）制造的损耗相当【14】。为与放大器集成选择的韦尔尼尔滤波器的环形谐振腔具有较大的自由谱范围（FSR分别为99和97 pm）和强总线到环形波导的耦合。选择这种配置的原因是，它提供了窄的光谱滤波，同时仍能提供高传输率和反馈给放大器，这对于达到激光阈值和获得高芯片功率至关重要（图2a）。

这些构建模块还包括芯片到芯片的耦合器，此处使用的横向锥形波导设计用于与选定的GaN放大器的模式场进行模式匹配，从而实现了比早期工作提高了31%的耦合效率【30】（放大器的详细信息见方法）。通过让波导相对于其端面法线形成角度，可以抑制法面上的弗涅耳反射，这些角度是通过使用弗涅耳折射定律和有效模式指数来计算的。锥形波导还设计用于高效耦合到输出光纤。作为我们平台开发的一部分，主动可控的构建模块包括一个腔内相位调制器，用于与韦尔尼尔滤波器对齐腔模式；两个相位调制器，用于微调环形谐振腔的光学长度；一个输出耦合器，具有10%到90%可调的耦合范围；以及输出波导中的相位部分。通过金属薄膜加热器的热光效应来调节这些电路组件，测得的相位调制效率为175 mW/π。

激光器的整体设计还需要提供长期的被动频率稳定性。通过机械平台手动对准边缘耦合的DFB激光二极管和反馈芯片，可以将固有线宽的光谱收窄至赫兹级别【40】。然而，声学扰动和热漂移通常会将稳定性限制在毫秒级以下。相比之下，长期的频率和功率稳定性，以及对外部扰动的固有抗干扰性，需要将芯片互相粘接、封闭密封并进行温度稳定化【41】。对于红外激光器，激光腔模可以通过粘接材料传播，而密封并非必需。通过混合集成【42】和异质集成【32】已经展示了这一点。然而，在紫外光子的能量远高于红外的情况下，粘接材料需要远离激光模式，密封对于长期稳定输出是不可或缺的。在这项工作中，两个激光器通过无环氧的光学路径在芯片到芯片和芯片到光纤接口处进行了混合集成，并在蝶形二极管激光器外壳内进行了密封包装，以实现最大的紫外兼容性（见图1d，更多细节见方法）。

结果

当激光器驱动超过阈值时，腔内波导亮起，显示出激光器成功运行（见图1e）。随着泵浦电流的增加，我们测量了光纤耦合的输出功率，在优化了环形谐振腔加热器、相位部分和可调输出耦合器后。我们发现，激光阈值电流为50 mA，超过此电流后，输出功率大约与泵浦电流线性增加（见图2b）。线性趋势的偏差可能由多个因素引起，如加热器之间的热串扰、改变加热器电压时增益介质的轻微滞后效应，以及我们使用的数字到模拟电压源驱动加热器，导致有限的分辨率。为了呈现长期稳定的功率值，这些点是在激光首次运行后的几周内测量的，此时GaN放大器已烧入【43】，并且输出功率已稳定下来。我们注意到，在激光封装后的直接测量中，我们在405.5 nm波长处获得了最大光纤耦合光功率为0.74 ± 0.04 mW。通过修正芯片到光纤耦合界面的损耗（6.7 ± 2.1 dB，见补充信息），激光器在其输出波导中产生约3.5 mW（±50%）的芯片上功率，这是考虑到完全芯片集成离子阱的适用值。我们还注意到，紫外附近的光纤耦合输出功率比最近使用氮化硅谐振腔的法布里-珀罗激光器自注入的报告结果高出4到40倍【30,31】。输出功率更高的可能原因是放大器与反馈芯片之间的模式匹配更好，或者是我们对激光输出耦合的可调控制。

通过光学谱分析仪记录了宽范围的紫外附近输出光谱。激光的发射光谱显示出单波长操作，并具有43 dB的高副模抑制比（图2c），这一值比之前在硅氮化物中报道的同一波长范围的结果高出两个数量级【30,31】。记录结果可能表明，激光线宽的半峰宽（FWHM）低于光学谱分析仪的分辨率极限（90 GHz或50 pm）。为了探索波长范围，我们仅改变第一个环形谐振腔（R1）的加热功率，这样可以将激光波长调谐到另一个谐振腔（R2）的自由谱范围步长。图2d展示了叠加的激光光谱，随着第一个环形谐振腔加热功率的变化，激光波长呈线性调谐响应（见插图）。微小的功率波动和从等距波长调谐的偏差可归因于与输出功率曲线（图2b）中的线性趋势偏差相同的机制，如前段所讨论。记录的宽波长调谐范围达到了4.4 nm（8 THz），对应于整个放大自发辐射光谱（ASE）的调谐。

粗调允许在激光的宽光谱范围内快速而完整地访问波长，但这是通过激光模式跳跃来实现的。相比之下，实现平滑、无间隙的调谐到预定的、固定的光频率是将激光锁定到被困离子的窄原子跃迁中的关键。图2e展示了激光在连续的16 GHz宽范围内的无模式跳跃调谐，其中包括88Sr+离子P3/2 → S1/2跃迁的光频率734.99068 THz（≈ 408 nm），通过校准的高分辨率波长计测量得到。宽范围的无模式跳跃调谐是通过以固定的5.2:1:1加热功率比串联调整相位部分和两个环形谐振腔加热器来实现的，而更精细的高分辨率调谐可以通过仅调节相位部分加热器来轻松实现（见插图）。单独的实验显示，这种三加热器调谐方案在其他波长下支持最多21.5 GHz的无模式跳跃调谐，激光可以在超过70分钟的记录中几乎保持在Sr跃迁线宽内（见补充信息）。

为了验证完全集成激光器固有的被动稳定性的前景【44】，我们研究了激光频率的稳定性，并进行了不同时间尺度的测量。使用高分辨率波长计的记录显示，激光至少在84分钟内无模式跳跃，且在最后24分钟的记录中平均漂移较小，大约为1 MHz/min（见补充信息）。我们将这种长期稳定性归因于芯片的集成以及密封封装，这也包括热稳定化。对于更快的频率波动，在技术激光噪声和腔体热折射噪声下，线宽最终受限于光子自发辐射进入腔模的影响。这个限制，也称为固有线宽，主要取决于激光腔的质量和长度。详细描述见方法部分。

我们注意到，在这个光谱范围内，测量并不简单，且这些集成激光器的自外差测量之前未曾进行过。在这里，我们通过延迟自外差检测记录了激光频率噪声的功率谱密度（PSD），见图2f。紫色线表示激光频率噪声，它是通过对10个持续1毫秒的独立跟踪的PSD进行平均得到的，标准偏差用阴影区域表示。用于检测的臂长差约为7.6米（约11.4米的光学长度），这与噪声底部在26 MHz及其整数倍处出现峰值相一致。技术噪声显示随着偏移频率的增加而不断下降，直到约700 kHz，在此处噪声水平趋于平稳并保持恒定的功率密度。这个白噪声分量是达到量子极限（Schawlow–Townes极限）的标志，表明通过自发发射到激光模式中的光子引起的随机相位波动【26,45】。由蓝线表示的平均白噪声水平对应于313 ± 25 kHz的线宽，这是在该光谱范围内集成二极管激光器的创纪录低值。这个结果与理论预期的量子限制线宽（>63 kHz，见方法部分）一致，并且远高于计算得到的激光腔体热折射噪声（见方法部分）。

讨论

我们展示了首个完全使用紫外透明材料的芯片集成扩展腔二极管激光器。具体来说，我们使用了由氧化铝和二氧化硅制成的反馈波导。激光的高性能得益于几个重要的进展，如：低损耗、紫外兼容的集成、优化的激光设计和先进的激光控制。本研究中，工作在405 nm的激光器在各项指标上都超越了此前关于接近此波长的集成激光器的研究，并且能够扩展到更深的紫外波长，而不受材料吸收的影响。输出功率是以前研究的4到40倍，副模抑制比也比其他平台高出一个到两个数量级【29–31】。约300 kHz的光谱线宽比先前的工作低了至少一个数量级，值得注意的是，只有另一项研究给出了几MHz的上限估计【30】。激光频率噪声远高于计算得到的激光腔体热折射噪声，这进一步证明了我们测量的是激光的量子限制线宽。另一种噪声来源可能是自荧光，这可能在可见光和紫外透明波导中以高灵敏度检测到。然而，在这里相关的波长范围内，氧化铝的自荧光被发现比氮化硅波导低一个到两个数量级【46】，而后者波导已成功应用于单光子敏感应用【6】。对于基于氧化铝的扩展腔激光器，降低固有线宽可以通过降低传播损耗和延长腔长来实现。

我们还发现了出色的长期被动频率稳定性，这归因于我们紫外兼容的增益和反馈波导的互相集成，随后进行了封装和密封。激光器的8-THz粗调范围与任何集成激光器在整个可见光和红外范围内相比都相当或超过了其表现【26,27,30,47,48】。最后，我们展示了一个比以往工作宽度大一个数量级的无模式跳跃调谐范围【30】。

使用一种新型、与CMOS兼容的溅射技术制造的氧化铝波导显示出低传播损耗。由于氧化铝的高材料禁带（7.6 eV），在此波长范围内吸收损耗应不会起到显著作用，我们将当前的波导损耗主要归因于侧壁散射。这可以从观察到的在377 nm下薄膜的0.4–0.6 dB/cm的损耗较低来推断【20,49】。通过使用更高选择性的掩模，可以减少侧壁散射，减少阴影效应，优化刻蚀工艺并在光刻步骤中进行多次曝光【50】。本研究提供了多种功能波导构建模块，允许精确动态控制电路中的光。与活性半导体波导组件结合，形成高性能激光器作为芯片级光引擎，开启了紫外集成光子学的可行路径。在向多波长激光与离子阱集成的完整集成路径上，可以根据需要采取便携系统的中间步骤。这些步骤也可能涉及来自单独激光器的光纤传输，如图3所示。

图3 | 未来将芯片激光器与集成离子阱结合的展望。
展望将芯片扩展腔二极管激光器直接嵌入到通用集成离子阱的光子束传输中。使用氧化铝（Al₂O₃）作为波导平台可以实现从红外到紫外的多波长生成和操作。另一种选择是通过光纤将用于探测离子的光引入芯片。为了更清晰，图中省略了离子阱电极和光调制元件

我们相信，这里展示的紫外光波导电路和光源的设计与实现创新，将对专门驱动选定离子跃迁的激光器产生最直接的影响，例如驱动88Sr+ P3/2 → S1/2跃迁（408 nm）。在这里展示的粗调和无模式跳跃调谐测量，通过这些激光器的广泛波长覆盖和精确的MHz级控制能力，使其能够精确调谐到该跃迁的频率，从而为Sr+及其他离子阱的应用铺平了道路。对于冷却和态制备【51】而言，所展示的激光器满足典型的功率、调谐范围和线宽要求，可以使这种激光器成为微型化便携光学钟的核心组件，如用于基于空间的应用【52】。在使用离子的量子计算领域，低温冷却并不是严格的要求，因为激光多普勒冷却仍然能将离子保持在毫开尔文温度【51】。40Ca+离子的冷却跃迁与我们的激光器在397 nm处的调谐范围相差只有几个纳米【53】。通过稍微改变GaN放大器的化学计量，可以轻松实现增益中心波长的几纳米偏移【54】。考虑到离子冷却所需的典型功率低于100 μW，且考虑到光束传输中高效（>50%）光栅耦合器的长期可用性【55】，我们的芯片级激光功率已经远远符合冷却多个离子的功率规格。由于激光器的高被动稳定性，平均漂移仅为1 MHz/min，已经可以通过使用芯片上的加热器并以离子作为参考来实现慢速稳定，从而使激光保持与跃迁共振。对于长寿命跃迁，可能需要快速频率稳定化，如171Yb+ D5/2跃迁（411 nm）【56】。温度驱动器的典型毫秒级限值【23】可能不再适用，稳定化和快速控制时间结构可以通过增益元件的直流调制、压电光机电实现【21】或通过反馈路由到活性元件【57】。类似地，可以通过多个放大器【58,59】增加芯片上的可用功率，而通过非线性上转换达到紫外的高功率水平最近才达到了毫瓦级【60】。鉴于氧化铝的固有紫外透明性、通用激光概念以及GaN放大器材料的不断发展，我们的方法可以被设计用于进一步开发至紫外范围，甚至深紫外【18】。

方法

反馈芯片设计

为了识别适合制造的核心横截面，我们参考了先前的测量结果。在紫外线（377 nm）下，对于一层170 nm厚的Al₂O₃薄膜，采用反应溅射工艺沉积并进行化学机械抛光后，我们测量到的板材传播损耗为0.6 ± 0.3 dB/cm【49】。选择更薄的波导可以通过减少侧壁散射来降低传播损耗，同时由于紫外波长需要严格的导光，波导厚度的选择设定了一个下限。我们通过在直线和弯曲波导中模拟光学模式（采用2D有限元方法，Lumerical）并计算侧壁处的模式强度积分，选择了一个400 nm宽、100 nm高的Al₂O₃核心横截面。为了考虑制造公差和放大器性能的变化，激光腔体的总往返损耗可以通过选择具有适当耦合强度的反馈电路来控制，这由总线到环形波导的定向耦合器决定。电路中的元素，如相位部分、输出耦合器和环形谐振腔，可以通过芯片上的加热器在3.5π范围内进行相位调节。所有加热器的调节可以手动或自动进行，使用低噪声的多通道电源（可调激光器控制器，Chilas B.V.）。调节输出耦合可以最大化激光输出，在每个滤波器设置和放大器电流下优化激光性能。调节式测试耦合器的特性（见补充信息）表明，激光的输出耦合可以在大约10%到90%之间调节，并且采用基于加热器的相位调节效率为175 mW/π。

制造

Al₂O₃波导的制造由MESA+研究所（特温特大学）集成光学系统小组在Nanolab洁净室中进行，制造过程首先通过优化的RF反应溅射沉积工艺【61】将一层110 nm厚的Al₂O₃薄膜沉积在8 μm厚的热氧化硅基片上。化学机械抛光步骤用于将沉积的Al₂O₃薄膜的表面粗糙度从约1.5 nm降低到小于0.2 nm RMS【20】，并将薄膜厚度减小到目标的100 nm。波导通过电子束光刻模式化，并使用反应离子刻蚀进行刻蚀。制造的波导通过8 μm厚的高温高质量LPCVD硅二氧化物（SiO₂）包覆，随后在1150°C下退火【20】。为了在反馈芯片上实现热光调谐，使用升降工艺制造电阻加热器，首先沉积10/10 nm Cr/Pt层作为电阻加热器，再用300 nm厚的Au层覆盖以实现低阻抗引线。

混合集成与封装

激光增益由一个InGaN/GaN双通放大器（超发光二极管，SLED，来自Exalos AG）提供，中心波长为405 nm，且发射为单横模，极化与Al₂O₃波导的TE00模式匹配。二极管背面涂有高反射涂层（空气反射率>95%），面向Al₂O₃芯片的光面涂有抗反射涂层（空气反射率<0.1%）。放大器的模式场直径为1.87 μm × 0.6 μm（宽度和高度）。通向输出面的小型氮化镓波导与光面法线之间的角度为9.2度。结合抗反射涂层，这样可以消除进入引导模式的弗涅耳反射，反射率达到10⁻⁹【62】，从而防止激光锁定到该面【63】。

在集成过程中，将放大器与Al₂O₃反馈芯片进行对准并边缘耦合。在此过程中，我们验证了基本横模成功耦合进入Al₂O₃波导，并通过最大化反馈电路内光散射的亮度来最小化耦合损耗。使用Lumerical进行计算，理论耦合效率为91%，对于100 nm的错位（在使用的机械平台规格内），耦合效率降低不到7%。当达到最佳对准时，芯片通过使用紫外光固化环氧树脂进行粘接，从而互相集成，保持光路不受影响。在Al₂O₃芯片的输出侧，光面以8度角（面外）进行抛光，以防止反射进入激光模式，并附上一个保持极化的光纤阵列。激光器的封装包括电线连接，包括温度传感器和佩尔帖元件，用于激光温控，所有测量均设定为20°C。激光器以氮气气氛包装并用玻璃盖密封，以便在运行中可视化电路（见图1d和e）。在金属无缝焊接盖的版本中进行的测量，以在氩气气氛中提供更好的密封，延长激光器的使用寿命【64】。

实验细节

对于无模式跳跃调谐实验，激光频率使用校准的HighFinesse WS6-200波长计记录。激光频率在启动后长时间漂移的记录使用HighFinesse WS-U 1645波长计进行。激光的线宽低于可用光学谱分析仪（Ando AQ6315A）的分辨率。为了测量激光的固有线宽，使用现有方法进行延迟自外差实验【65】，采用7.6 m的光纤延迟长度（约11.4 m光学长度）、声光调制器（G&H FiberQ，型号S-M200-0.4C2A-3-F2P）和高带宽雪崩光电二极管（Thorlabs APD430A2），信号通过示波器（Agilent MSO6104a）记录。为了匹配来自两个臂的信号的极化，使用光纤极化控制器在其中一个臂中调节。记录了10条1毫秒持续的轨迹。每条轨迹随后进行分析，获取频率噪声功率谱密度，首先对信号进行希尔伯特变换，以检索瞬时相位。在展开相位后，计算其一阶时间导数，得到瞬时频率，然后减去载波频率（此处为200 MHz）。最后，通过使用不同的窗口大小对瞬时频率进行傅里叶变换并进行平均，得到频率噪声功率谱密度（更多细节见补充信息）。通过记录平衡臂的频率噪声谱（即零延迟），获得噪声底线。

计算固有激光线宽

我们使用先前工作中推导出的线宽理论近似，并根据本文所述激光的具体情况进行调整。调整后的Schawlow-Townes激光线宽如式（1）所示【66】。

每个参数的详细描述和推导在补充信息中有详细说明。在式（1）中，vg=c/ng,gainv_g = c/n_{g,\text{gain}}vg=c/ng,gain 是增益部分的群速度，其中 ccc 是光速，ng,gainn_{g,\text{gain}}ng,gain 是群折射率，hνh\nuhν 是光子能量，使用 ν=c/λ0\nu = c/\lambda_0ν=c/λ0 计算，其中 λ0\lambda_0λ0 是真空波长。nspn_{sp}nsp 是群体反转因子，即自发跃迁向下速率与受激跃迁向下和向上速率之比【67,68】。αH\alpha_HαH 是亨利线宽增强因子，描述了增益部分中增益指数耦合的强度【69】。γm\gamma_mγm 和 γtot\gamma_{\text{tot}}γtot 分别描述了分布式镜面和总腔体损耗系数。这里，γtot\gamma_{\text{tot}}γtot 还包括韦尔尼尔滤波器的频率依赖损耗。

本文讨论的激光器类型具有多种输出通道，然而在这个特定案例中，图1b中标记为输出的可调输出耦合器后的波导用于测量激光输出功率。先前的Schawlow-Townes线宽描述【26】使用的是在放大器波导背面测量的输出功率。我们在此使用的适配描述【66】将芯片上的功率 Pout,tcP_{\text{out,tc}}Pout,tc 转换为放大器波导背面处的功率，方法是将 Pout,tcP_{\text{out,tc}}Pout,tc 乘以转换因子 ηP\eta_PηP。为了获得 Pout,tcP_{\text{out,tc}}Pout,tc，我们获取芯片上的末端光面功率 PoutP_{\text{out}}Pout，并通过传播损耗将其反向传播到输出耦合器后面。激光的增益必须补偿腔体中较大且不对称的输出耦合，这会由于放大自发辐射耦合到激光模式中而增加额外的相位噪声，这由Petermann因子 αP\alpha_PαP 表示【70】。因子 FFF 描述了通过腔体延伸和Al₂O₃韦尔尼尔滤波电路的频率依赖损耗（或滤波）来实现线宽收窄【26】。当腔模调谐到韦尔尼尔峰的低频翼时，计算出的线宽最低，这也是在实验中通过优化相位部分以获得最小线宽时所做的。这里，式（1）预测的线宽为63 kHz。

热折射噪声的计算

先前的工作表明，热折射噪声可以成为微环谐振器频率稳定性中的主要热噪声源【71,72】。为了计算我们整个激光腔体的热折射噪声（详细描述见补充信息），我们首先识别出构成激光腔体的各个分量，腔体由三个子谐振器组成。这些包括两个微环谐振器（韦尔尼尔滤波器）和由总线波导形成的另一个腔体扩展部分。第二步，我们使用有限元方法（FEM）模拟，通过COMSOL软件计算环谐振器1的热折射噪声 Sδf,R1S_{\delta f, R1}Sδf,R1，如黄等人所描述【71】。对于腔体的其他两个贡献部分，即环谐振器2和总线波导子谐振器，我们可以通过将 Sδf,R1S_{\delta f, R1}Sδf,R1 按照腔模体积与环谐振器1的模体积的比值进行缩放来获得，见补充信息中的补充图4。

在介绍了不同的腔体组件后，我们注意到，整个激光腔体的热折射噪声不能通过一个单一的体积来处理，因为在激光腔体长度上，噪声对激光频率噪声的影响不是均匀的。原因在于，总线波导中的相位变化与环谐振器中的相位变化对激光波长的影响不同【42】。为了考虑这一点，我们描述了整个腔体的热折射噪声如下：

在这里，振幅前因子 ( f_0^i ) 通过数值方法获得，方法是找到激光腔体共振频率 ( \delta f_{\text{laser mode}} ) 的变化，当在各自的子谐振器中改变相位 ( \delta \theta_i ) 时。每个子谐振器的热折射相位噪声由以下公式给出：

在这里，( \kappa_{c,i} ) 是每个子谐振器的有效线宽，可以通过实验数据数值计算得到（补充信息中的补充表1和表2）。计算得到的热折射噪声，如图2f所示，至少比测量到的激光频率噪声低一个数量级（在1 MHz偏移频率下），并且在感兴趣的区域，测量到的噪声底线更低。这意味着，在高偏移频率下测量到的线宽是由Schawlow-Townes极限决定的，而不是由热折射噪声决定的。