我们使用与参考文献补充信息中概述的过程相似的过程来制造间隙光子芯片 。14。我们通过金属有机化学蒸气沉积在牺牲[100]面向的间隙晶片上表达薄膜 ，该薄膜在生长之前已重新上涨以减轻丘陵的形成
。丘陵形成，是由于所接受的商业间隙晶片的表面污染而导致粘结缺陷。生长的层由100 nm厚的间隙缓冲层组成
，一个200 nm厚的AL0.2GA0.8P层（后来用作蚀刻层，可有选择地去除牺牲性晶圆）和299 nm厚的间隙设备层 。生长后的间隙晶片和用2μMSIO2盖的硅晶片的表面均通过热原子层沉积沉积5 nm的Al2O3来制备晶片粘合
。粘结后 ，将晶片退火以提高键的强度和稳定性。然后
，通过机械磨削去除牺牲的间隙晶片，厚度约为50μm 。在电感耦合的等离子体等离子体反应式离子蚀刻过程中 ，在芯片水平的芯片水平上
，将牺牲性间隙晶片的其余部分在芯片水平上干蚀刻
。一旦AL0.2Ga0.8p层暴露于等离子体，蚀刻速率会大大减慢。随后 ， 通过在浓缩的HCl中进行湿法4分钟
，可以选择性去除AL0.2GA0.8P停止层 。芯片的表面在300°C的温度下迅速被血浆原子层沉积沉积的3 nm的SIO2覆盖
。SIO2的薄层还充当了负抗氢硅烷二烷烷的粘附启动子，用于通过电子梁光刻来对设备进行对设备进行模拟。螺旋式设计旨在适合单个525×525-μm电子束写入场 ，以减轻可能源自相邻写入场的不完美缝制的可能散射损耗 。通过使用Bcl3
，Cl2，Ch4和H2的混合物（参考文献13）将电阻耦合的血浆反应离子蚀刻（参考文献13）通过电感耦合的血浆反应离子蚀刻转移到间隙中 ，然后通过将芯片浸入缓冲氢中的氟化物中，将其去除
。使用四乙基硅酸盐作为400°C的前体
，通过血浆增强的化学蒸气沉积施加2μm-thick Sio2顶层。灯的有效输入和输出耦合由250μm长的反向龙头启用，设计尖端宽度为180 nm 。芯片的边缘通过地下吸收激光dicing去除 ，以暴露反向锥度
，提供干净的垂直芯片面和有效的纤维到芯片耦合，以减少整体光学插入损失。 　　在强烈限制的集成波导（例如由间隙制成的波导）中 ，可以通过改变横截面几何形状50,51来调整基团速度分散β2和零分散波长
。因此
，我们使用商业上可用的有限元元素求解器，comsol Multiphysics对一系列薄膜厚度和波导高度和宽度进行了一系列薄膜厚度和波导高度和宽度 ，对一系列膜厚度和波导的高度和宽度进行分散模拟
，对扩展数据的厚度较小，否则差异是差异。在泵波长附近的狭窄窗口中可能进行 。 　　对于准备好的间隙层厚度为299 nm ，我们设计了一个宽度为790 nm的波导
，以在异常分散体状态下运行
。我们还制造具有较小宽度的波导，步骤为5 nm。请注意 ，由于具有强大的模式限制，直接波导的分散体和弯曲波导的分散之间的差异可以忽略不计50μm 。在我们的Archimedean螺旋波导中
，弯曲半径从250μm变为约80μm
。通过将间隙波导高度增加到约330 nm，可以进一步增加扩增带宽 ，因为四阶分散参数的贡献接近零
，并且在此厚度下随波导宽度而变化较小，从而导致更大的宽带扩增和更健壮的波导设计。 　　在我们的主要实验中 ，我们使用5.55厘米长的波导
，包括直的波导段以及输入和输出逆耦合龙头以及螺旋自身 。参数放大带宽取决于泵，信号和惰轮之间的累积相位不匹配 ，因此取决于传播常数不匹配和设备长度46
。因此
，使用较短的设备来防止带宽缩小通常是有益的。此外，短设备对横截面变化的敏感性较小 ，这可能会导致带宽进一步的降解 。 　　信号增益GS和惰轮转换效率GI的数值计算是使用泵
，信号和iDler Wave的复杂归一化幅度的频域非线性耦合模式方程进行的 　　其中α表示线性传播损失，γ表示间隙带状波导的有效非线性
。这里N2是波导核心的非线性折射率 ，AEFF是有效的非线性模式区域： 　　所有模拟均在MATLAB（版本9.13.0（R2022b））中实现，而分散
，有效的非线性和有效的非线性模式区域是使用COMSOL多物理学计算的。为了更精确地模拟宽带增益，应考虑模式轮廓的变化；有效的非线性模式区域应用非线性相互作用的信号频率重叠积分代替52 。对于宽度为790 nm且高度为299 nm的波导 ，我们发现有效的非线性模式面积为0.26μm2
，有效的非线性γ在1,550 nm的泵波长下为165 W -1 M -1，非线性折射率N2 = 1.1×10-17 m2 W -1。γ的该值比分散工程的Si3n4波导11的值大于300倍以上 ，比典型高度非线性纤维8的值大于104倍以上
。非线性耦合模式方程是使用长度为l的波导螺旋和信号增益和惰轮转换效率进行的
，相对于输入信号功率PS（0）： 　　在小信号状态下，长度为l的波导中的最大增益由gs = 1+（γppg-1sinh（gl））2给出 ，并在线性传播不匹配时实现Δβ=β（ωs）+β（ωi）-2β（ωp）≈β2（ωs-ωp）2+β4/12（ωs-ωp）4+…由非线性相 - 抗数2γpp弥补
，因此由Δβppp= 0ppp = 0pp = 0pp = 0pp = 0pp = 0pp，因此gs = 1+（sinh（-ΔβL/2））2。扩展数据图2a显示了优化波导横截面的模拟扩增光谱 。 　　事实证明 ，我们的设备具有比模拟更为强烈的分散剂
，从而导致扩展数据中描述的增益曲线图2B
。这种差异可能源于模拟中未考虑的波导几何形状和材料堆栈中的缺陷和变化。在扩展数据中的模拟图2B中的波导横截面已调整以匹配实验结果，β2参数为-120 fs2 mm-1 ，而β4的贡献可忽略不计 。对于789×299 nm2的名义横截面，理论值为β2= -16 fs2 mm-1（β4= 3,547 fs4 mm-1）
。实验测量值为-124 FS2 mm -1（扩展数据图3）
，鉴于螺旋波导是短且精确的测量值，这与调整后的放大光谱的数值模拟非常吻合。β4的值无法通过实验可靠地确定 。 　　目前 ，我们正在进行更多测量
，以确定实验和模拟之间差异的原因，并改善间隙的材料模型 ，这是实现全部电势扩增带宽500 nm的关键
。但是
，我们最终受到制造公差的限制。扩展数据图4显示，如果制造的波导的横截面仅略微偏离设计 ，则参数增益光谱可能会有很大差异 。尽管波导宽度中几种纳米的变化可能是可以接受的
，但高度仅3 nm的偏差大大改变了增益曲线
。 　　在文献中，非线性间隙指数的价值存在很大的不确定性 ，范围从N2 = 2.5×10-18 W -1 m2（参考53）
，通过FWM测量到N2 = 1.1×10-17 W -1 M2（参考。实验 。我们发现，通过使用较小的值 ，我们大幅低估了观察到的增益。使用较大的值，我们需要将模拟中的输入功率降低3 dB
。最近在基于SI3N4的波导螺旋中观察到了类似的Kerr参数增益11,12。当我们以高输入功率操作放大器并接近三光子吸收阈值时
，该观察结果的第一个原因可能是差距波导中残留的高阶非线性吸收 。此外，Ye等
。已经提出 ，由于不同的波导模式之间的寄生功率传递12。由于基本和高阶模式的混乱干扰
，观察到传输光谱的实质调制来证实这一点（参见扩展数据图5A和下面的讨论），证明至少某些光学功率在高阶模式下传播 。总体而言 ，我们发现我们的观察值支持非线性折射率指向文献范围上限的值
。 　　通过定制的
，全带频率的扫描二极管激光光谱仪和光学频率域反射计（OFDR）54在1,260 nm到1,260 nm至1,630 nm的波长范围内，通过定制的 ，全带频率的扫描二极管激光光谱仪（OFDR）54来测量螺旋的色散曲线和传播损失。如参考文献中所述
，我们表征了低功率的样品传输 。11
。在扩展数据中显示了5.55厘米长的螺旋波导的完全校准的透射轨迹图5A。 　　该传输表现出强烈的振荡行为，我们将其归因于小方反射和波导中多模相互作用的干扰 。在1,550 nm左右的波长下 ，总体传输为12％
。但是
，在OPA增益测量过程中，光子芯片暴露于高达4.4 W的光功率 ，并且透射轨迹被热缩短。为了在增加功率时保持泵激光器的良好耦合，我们调整泵波长
，在最高可用的泵功率水平下，通常将其增加不超过1.6 nm 。在S波段 ，C波段和L波段中
，平均损耗率为0.8 dB cm-1（扩展数据图5B）。在较短的波长下，我们观察到增加的损失增加 ，我们将其归因于低温氧化物覆层中O – H伸展振动的第一个泛音
，这可以通过使用不同的制造技术来减轻
。从这些测量值中，我们估计一个平均耦合损耗率每个方面的平均耦合损耗率高达2.5 dB ，假设输入和输出方面相同。 　　我们将两个广泛可调的外部腔二极管激光器（Toptica CTL）用作泵和信号源 。使用高达4 W的EDFA（Keopsys CEFA-C）放大泵激光器
。从EDFA中的ASE使用可调的带通滤波器（Agiltron FotF）过滤出来
，并使用可变的光学衰减器（Schäfter+Kirchhoff 48AT-0）控制输入功率。每个输入波中的一百分点被带到电量计（Thorlabs s144c），其余部分组合在10/90的光纤分离器上 ，其中泵注入了90％的输入中 。我们使用透镜纤维将光线融入波导中
。在收集的光中
，有90％被带到功率计，使用OSA（横川AQ6370D）分析了10％。除非单独指定 ，否则在图和文本中引用的所有输入（输出）幂均经过校准，并指示输入（输出）透镜光纤尖端的值 。泵波长设置为1,550 nm
。对于每个泵功率水平
，我们将信号激光波长从1,550 nm到1,630 nm（这是我们使用的激光器的最大可用波长）连续扫描，同时使用“ Max Hold ”功能同时扫描OSA；在每次新扫描中 ，OSA都只能记录和更新整个测量范围内最高值
，而信号激光波长则慢慢扫描以覆盖整个放大带宽。为了确保在相同的条件下执行不同波长的测量值，而没有明显的耦合在实验过程中进行降解 ，我们会降低激光扫描速度并将OSA分辨率带宽设置为2 nm 。我们发现
，在光学放大实验中，要确保光子芯片和芯片支架之间的良好热耦合至关重要 ，以避免过度加热波导
，从而导致设备故障并在反锥形截面中燃烧波导， 即使在低至1 W的输入功能下 ，我们也将这种行为归因于泵波长非常接近三光子吸收阈值（EG = 2.24 ev（参考文献39））的三光吸收阈值（≈1,6660nm）
，因此，差距的非线性吸收与电信长度的非线性吸收越来越大
。在电信波长和接近两光子吸收阈值的硅57上 ，在硅57中观察到了类似的行为。但是，通过确保芯片和金属芯片支架之间的良好热接触
，我们可以在室温下操作OPA，在4.1-W输入功率下在空气中进行数小时无主动冷却 。 　　除了主要文本中提出的连续波扩增实验外 ，我们还探索了具有相同设计横截面（波导宽度780 nm）的螺旋波导中的参数增益的行为和转换效率
，但波导长度不同，从2.55 cm到5.55 cm的步骤变化。转换效率和参数增益数据分别在扩展数据中描述了图6a ，b
。 　　在这里
，泵功率设置为3 W.正如预期的那样，由于累积的线性相位不匹配 ，放大带宽随着波导长度的增加而降低
，与已建立的理论3和先前的观测值一致。46 。在最短的长度为2.55厘米的情况下，我们发现净放大带宽大大延伸到激光的调谐范围之外
。 　　在掺杂的波导和纤维激光器中 ，可实现的放大增益受到通过从芯片面和其他组件的寄生反射进行自发的激光限制。例如
，在最近关于Erbium掺杂波导放大器的工作中，实现了26 dB的片净增益 ，但需要在纤维方面使用索引匹配的凝胶来抑制寄生激怒 。相比之下，GAP OPA的强但单向增益使我们能够通过简单的切割芯片面和镜头纤维获得相同的净增益而无需参数激光
，因为自发侧带形成的阈值本质上是与带有双次增益的掺杂放大器相比的阈值
。但是，在4.43 W处操作放大器 ，我们偶尔会在波导螺旋中观察到自发参数振荡（即使没有任何输入信号
，扩展数据图7）也会观察到。由于芯片刻面的有限反射，放大的噪声光子会引起连贯的堆积 ，形成位于参数增益叶的最大值的强波 。由于纤维中的雷利散射
，在光纤中观察到了类似的行为
。59。 　　一旦形成，梳子就会存在几分钟 ，并且只有当耦合降解过多时才消失 。对观察到的梳子形成的更严格的调查不超出这项工作的范围
，并将在其他地方进行报告
。该测量表明，我们的放大器以其内部增益极限或接近其内部增益极限运行 ，但是
，如果FaceT反射与参考文献中相同的方法抑制了相同的方法，则可实现的增益可能会大大提高。18 。 　　为了改变输入信号功率 ，我们使用L波段EDFA（Keopsys CEFA-L）和数字变量光学衰减器（DVOA； OZ Oz Optics DA-100）。这两个组件安装在信号光路径中，仅用于该实验
。我们将信号EDFA设置为最大可实现的输出功率
，并在整个可访问范围内更改DVOA的衰减，从60 dB到0 dB。为了参考 ，我们在没有泵波的情况下直接使用OSA在OPA之前测量光纤中的输入信号功率（扩展数据图8A） 。在扩展数据中显示了4.43 W的泵功率的放大信号图8b
。我们使用以下关系估算噪声数字12,40： 　　其中G是光学增益
，并且假设带宽为0.1 nm。我们注意到，我们使用校正的带宽进行噪声功率密度的测量 ，并在每个芯片方面占2.5 dB的耦合损耗 。输入信号的光学SNR大于48 dB
。因此
，信号的输入ASE噪声的贡献对于小输入信号功率可以忽略不计，可以在扩展数据中看到图8B。第一个输入信号功率的噪声功率级别基本相同 ，从而可以直接将相应的值用作噪声功率的真实值
，并消除需要手动纠正输入信号ASE的需求 。较高信号输入功率下噪声图的降解归因于增益饱和
。换句话说，当参数荧光仍处于小信号状态并经历更高的扩增时 ，信号增益变得较弱。这里的信号噪声主要源自L波段EDFA
，高输入信号功率下的噪声校正是棘手的，因为耦合波动 ，设备的传输功能中的光谱特征，高阶FWM过程和增益饱和
，从而导致信号及其噪声所经历的不同的增益 。 　　在图9的扩展数据中，我们显示了EO梳子和Kerr Soliton梳子放大测量的扩展数据集
。请注意 ，由于参数放大的几乎瞬时性质
，我们在放大器之前的EO梳子制备过程中不使用分散纤维压缩阶段，以避免高信号峰功率和放大器饱和度。因为我们在每个泵功率水平上调整泵波长 ，以匹配螺旋的热漂移并保持良好的耦合
，在与Kerr Soliton梳子中泵送的情况下，iDler梳子每次都有不同的频率偏移 。可以在1.01 W和1.99 W的数据中看到惰轮的梳子 ，而对于更高的功率
，OPA泵和Soliton泵之间的偏移几乎是梳状频谱范围的一个倍数，而惰轮的偏移位于信号梳子线附近。可以在整个光谱中观察到其他线条 ，最值得注意的是
，靠近泵
。我们将它们的外观归因于各种相互作用线之间的许多FWM过程。由于级联的非脱位FWM过程，位于输入梳带带宽以外的频率的其他线路 。 　　我们使用四个不同的外部腔二极管激光器（Toptica CTL）作为该实验的发射来源 - 泵 ，信号和信号和惰轮波长附近的两个LOS来执行异差测量
。QPSK调制格式以10 GBD符号速率用于使用任意波形生成器（KeySight M8195A）和A Bias Controler（Ixblue MBC-iq-lab-iq-lab-iq-lab-a1）驱动的IQ调制器（IXBlue MXIQER-LN-30）在信号中编码伪随机位序列。接下来，将调制信号传输到OPA系统
，其中将其与10/90光纤分离器上的泵组合，从而减少10 dB的信号 。在OPA之前 ，纤维中的信号功率为0.5μW
。我们将OPA输出的10％引导到O​​SA
，而其余的则沿主要测量路径进行。我们使用一对过滤器，每个过滤器包含循环器和纤维bragg栅格 ，以消除OPA部分后纤维中的残留泵 。这些过滤器仅允许信号和怠速通过通信线前进
，在通过时仅衰减4 dB
。我们使用抑制比大于25 dB的C+L边缘WDM将信号和惰轮分开。我们分别验证了我们在S波段中WDM的正常操作 。要使用连贯的接收器（EVA-KIT CPRV2XXX中安装的Finisar CPRV2222A-LP）进行测量，我们通过简单地更改LO源并将WDM的相应光纤输出插入接收器的输入中来在信号和IDLER之间进行切换
。我们选择信号波长在最大增益区域内 ，并与设备的功能兼容。在确认这些值属于相干接收器的指定输入范围之后
，LO功率水平设置为各自激光器的最大输出 。使用快速示波器（Teledyne Lecroy SDA8ZI-A）收集来自连贯接收器的模拟信号，采样速率为40 GS S-1（即 ，即
，即， 每个符号四个示例）和获得的数据使用MATLAB通信工具箱（版本7.8（R2022B））和自定义功能进行数字处理。功能的名称在下面的括号中指定
。首先 ，使用革兰氏– Schmidt正交过程60补偿了收集的智商数据中的不平衡，以确保信号的I和Q分量是正交的
，零均值的，零均值和归一化。接下来 ，我们应用粗频偏移补偿（Comm.Com.CoarseFrequencyCompensator）
，并使用自动增益控制（COMM.AGC）去除振幅变化 。The signal is decimated using a raised-cosine finite impulse response filter (comm.RaisedCosineReceiveFilter) with the decimation factor of 2. After this step, the timing synchronization (comm.SymbolSynchronizer) using the Gardner timing error detector is added to the data-processing algorithm to correct timing errors and the signal is decimated again, reaching one sample per symbol.我们使用载波同步算法（COMM.CARRIERSYNCHRONIZER）来纠正载体频率和相位偏移，以准确地解调接收的信号
。作为最后一步 ，我们使用恒定模量算法使用决策反馈过滤（comm.decisionfeedbackequalizer）将信号归一化并均衡。为了了解获得的星座的质量
，我们评估了定义的MER43 　　其中是误差向量的平方振幅，并测量符号向量和ik和QK的同相和正交成分是理想的参考值（COMM.MER） 。MER测量星座簇中符号点的传播
。更广泛的扩展会导致MER较低和较低的信号质量。在没有显着信号降解的情况下 ，每个星座点的平均测量符号向量应与理想的符号矢量一致 。在这种情况下
，MER与星座SNR（或符号SNR）相当，该符号以相似的方式计算 ，但使用平均符号向量而不是理想的参考点
。