#铟镓磷 #光波导 #绝缘体上铟镓磷 #ingapoi
**摘要：** 绝缘体上磷化铟镓（InGaP-on-insulator）凭借其本征的高二阶光学非线性系数 χ^(2)，已成为用于频率转换和片上纠缠产生的高效、高亮度集成光子平台。然而，可见光波段内较高的波导传播损耗限制了其整体性能。本文中，我们通过模式分布分析确定了主要的损耗机制，并采用表面处理方法有效降低了损耗。通过对谐振器品质因数和传播损耗的统计分析，找到了最优的环形微腔半径，该半径既能维持较强的非线性相互作用，又能抑制显著的弯曲损耗，最终在 1560 nm 和 780 nm 波长处分别实现了低至 0.49 dB/cm 和 4.31 dB/cm 的传播损耗。该方法提供了 3.5–4 倍的线性性能提升，使得二次谐波产生效率达到 3.01 × 10^5 %/W，光子对产生率达到 11.7 MHz/μW，同时符合—偶然符合比值高达 10,000。实验验证了准相位匹配条件，并在整个参数空间内系统地表征了非线性转换特性。这项工作为在低损耗、高非线性且可晶圆级集成的平台上实现经典和量子光子学开辟了一条可扩展的路径。
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**1. 引言**
集成非线性光子学在可扩展的经典与量子光学技术中发挥着重要作用。芯片上的二阶非线性（χ^(2)）过程通过差频产生（DFG）、二次谐波产生（SHG）和自发参量下转换（SPDC），实现了高效的频率转换、纠缠光子对产生以及光学信息处理（如压缩光）。对于实用的经典与量子光子学系统而言，能够同时提供高非线性效率、低传播损耗以及与大规模异质集成兼容的非线性光子平台仍然具有很高的需求。
几种 χ^(2) 系统已经取得了有希望的结果。薄膜铌酸锂（TFLN）因其低传播损耗和高电光效率而成为领先的平台之一。然而，在与有源光子器件的异质集成和单片集成方面仍然存在挑战。宽禁带 III-V 族半导体提供了一种极具吸引力的替代方案。其中，磷化铟镓（InGaP）因其大的二阶非线性系数（χ^(2) ≈ 220 pm/V）和宽禁带（≈1.9 eV）而备受关注，后者支持可见光波段工作并消除了红外波段的双光子吸收。其高折射率允许紧凑的模式限制和强的非线性相互作用，从而增强了有效非线性相互作用强度。此外，已在 4 英寸 InGaP 外延晶圆上实现了晶圆级异质键合，为可扩展的绝缘体上 InGaP 光子集成提供了路径。
微谐振器中的腔增强效应通过提高腔内光场强度并实现相互作用模式的共振积累，显著增强了非线性相互作用的强度。在 χ^(2) 系统中，双共振微谐振器显著降低了泵浦功率需求，并能在十微米尺度的紧凑器件中实现高效的二次谐波产生（SHG）和自发参量下转换（SPDC）[3, 6]。然而，包括 InGaP 在内的 III-V 族平台面临的一个主要挑战是可见光波段显著的传播损耗 [3, 4]。来自外延层表面和侧壁的散射损耗、体缺陷以及表面态吸收会严重限制腔的品质因子，尤其是在较短波长下，散射损耗随波长的减小而急剧增加 [14, 15]。尽管已在小半径、悬浮型 InGaP 微谐振器中实现了高效的 SHG 和 SPDC，但机械稳定性、热稳定性以及大规模光子集成仍然存在根本性的挑战 [3, 4]。因此，在异质集成的绝缘体上 InGaP 平台中实现低损耗、高性能的经典与量子非线性光子学仍然是一个重大难题。
**图 1. (a)** S 处理对表面粗糙度和表面态影响的示意图。对于相同的谐振器结构，经过 S 处理的器件呈现临界耦合，而未处理的器件则呈现明显的欠耦合状态，并表现出高得多的传播损耗。**(b)** FDE 仿真得到的 1560 nm TE00 模式以及 780 nm TM00 和 TM01 模式的有效折射率。**(c)** 仿真的 1560 nm TE00 模式以及 780 nm TM00 和 TM01 模式的模式分布图。**(d)** 不同表面处理下 TM 模式的自由光谱范围（FSR）随波长的变化关系。**(e)** 对于 \(\Delta m = \pm 2\)，测得的 SHG 波长随环宽的变化关系。
在本工作中，我们展示了在低损耗绝缘体上 InGaP 微谐振器中实现的高效非线性转换和纠缠产生。通过全光晶圆级制造、如图 1(a) 所示的系统性识别和抑制主要损耗机制，以及色散工程优化的谐振器设计，我们在半径为 20 μm 的微谐振器中实现了 3.01 × 10^5 %/W 的 SHG 效率和 11.7 MHz/μW 的光子对产生率。这些结果在单片集成的绝缘体上 InGaP 平台内同时实现了高性能的经典和量子非线性过程。我们的工作将绝缘体上 InGaP 微谐振器定位为下一代频率转换器和集成量子光子电路的可扩展构建模块。
**2. 微谐振器中的非线性相互作用**
为了增强泵浦模式与产生的共振模式之间的非线性相互作用，我们利用微谐振器在两个波长上积累能量。对于无序的 InGaP 谐振器，单光子模式耦合系数由下式给出 [16]：
这里，ω 是普朗克常数。\(O_{\text{IR}}\) 和 \(O_{\text{vis}}\) 分别是红外（IR）和可见光（VIS）共振的角频率。\(S_{\text{IR}}\) 和 \(S_{\text{vis}}\) 分别是红外和可见光模式的电场。\(P_0\)、\(P_{R,\text{IR}}\) 和 \(P_{R,\text{vis}}\) 分别是真空介电常数以及红外和可见光频率下的相对介电常数。
除了大的模式重叠外，高效的非线性相互作用还需要谐振器同时满足能量守恒和准相位匹配。红外（\(\lambda \approx 1560\ \text{nm}\)）和可见光（\(\lambda \approx 780\ \text{nm}\)）之间的能量守恒要求：
在具有 \( \bar{4}3m \) 对称性的闪锌矿结构晶体谐振器中，准相位匹配可以用相互作用模式的方位角模式数来表示，并且当满足以下条件时，非线性耦合最强：
其中 \(T_{\text{IR}}\) 和 \(T_{\text{vis}}\) 分别对应红外和可见光共振 [1, 2]。由于在半径为 20 μm 的谐振器中，方位角模式数的绝对值非常大（\(T_{\text{IR}} \approx 150\)，\(T_{\text{vis}} \approx 300\)），因此很难通过实验确定这些数值。然而，这些大的模式数表明准相位匹配大致与模态相位匹配条件一致 [17]。根据有限差分本征模（FDE）仿真，对于厚度为 105 nm、环宽为 1300 nm 的 In0.5Ga0.5P 谐振器，预计在半径为 20 μm 的环形谐振器中能够支持 1560 nm TE00 模式与 780 nm TM00 模式之间的模态相位匹配。图 1(b) 展示了这些模式的有效折射率随环宽变化的仿真结果。作为对比，图中还包含了 780 nm TM01 模式，
相应的模式分布图，包括 TE00（1560 nm）、TM00（780 nm）和 TM01（780 nm），如图 1(c) 所示。在 1560 nm 处，TE00 模式主要被限制在波导芯层内，因此与顶面和底面的相互作用相对较弱，与侧壁的相互作用则更弱。相比之下，780 nm 的 TM 模式与顶面和底面有很强的重叠，而与波导芯层和侧壁的相互作用明显更弱。对于 TM 模式而言，这是一种典型的低限制波导结构，通常采用高宽比几何形状来实现，以最小化光模式与波导侧壁之间的相互作用，从而提高谐振器的品质因子 [18, 19]。在这种薄波导中，侧壁散射变得不那么重要，而顶面和底面在决定总光学损耗方面起着关键作用。因此，780 nm 处的光学损耗对表面粗糙度非常敏感，并且还受到 III–V 族表面态的强烈影响，已知这些表面态会降低电子和光电子系统的器件性能 [20–22]。在 III–V 族半导体中，表面悬挂键会产生表面态，这些表面态在体半导体带隙内引入电子能级，并可通过吸收和缺陷辅助复合过程与光场和载流子相互作用，从而促进非辐射载流子复合 [23–25]。这种现象通常称为表面复合，已在电子和光电器件中得到广泛研究，并且与有源区的表面积与体积之比密切相关 [26]。
在低损耗光子器件中，有效的“有源区”对应于模式场强重叠的空间区域，即对于 780 nm 的 TM00 和 TM01 模式而言，就是顶面和底面。因此，这些界面处的表面态可能成为光学损耗的主要来源，必须加以严格控制，以最小化可见光波长（光子能量接近缺陷能级）下的传播损耗 [27]。InGaP 表面在空气中几乎瞬间发生氧化，有效的表面钝化不仅需要沉积电介质，还需要防止天然氧化物的形成。
**3. 低损耗绝缘体上 InGaP**
在此，我们介绍一种基于 (NH₄)₂S 处理的表面钝化方法，其中硫原子键合到 III–V 族表面，以抑制氧化并终止悬挂键。我们研究了该方法对表面态、表面形貌、传播损耗和谐振器品质因子的影响。研究了三个样品的顶面：未处理的材料（“as-grown”）、在 10% NH₄OH 中浸泡 30 秒的样品（“OH 处理”），以及先在 N₂ 合成气体中进行 10 分钟快速热退火（RTA），然后在 20% (NH₄)₂S 中于 60°C 下浸泡 10 分钟的样品（“S 处理”）。
使用 X 射线光电子能谱（XPS）表征表面化学态。为了最小化处理后的再氧化，在处理后立即沉积六个循环的原子层沉积（ALD）Al₂O₃（TMA + H₂O，200°C）。
**图 2. 不同表面处理下 (a) Ga 2p、(b) In 3d 和 (c) P 2p 的归一化 XPS 光谱。(d) 未处理、(e) OH 处理和 (f) S 处理样品的 AFM 图像。**
图 2(a)–(c) 分别显示了 Ga 2p、In 3d 和 P 2p 的 XPS 谱图。III–V 族氧化物键的典型结合能高于 III–V 族键 [28]。OH 处理有效去除了与 Ga 和 In 相关的氧化物，这体现在 Ga 2p 和 In 3d 谱图中氧化组分显著减少，同时也减少了与 P 相关的氧化。P–O 键在结合能约为 134 eV 处被观察到，如图 2(c) 的放大插图中所示。相比之下，S 处理去除了与 Ga 和 In 相关的氧化物，并对与 P 相关的表面态提供了更有效的钝化。两种处理在 P 2p 谱图中观察到的差异很小，这可能是因为即使在 OH 处理后，磷的氧化仍发生在约单层水平。同时，仅经过 RTA 退火而未经过 (NH₄)₂S 处理的样品表现出更严重的表面氧化。
除了化学钝化外，两种处理还改善了表面形貌。如图 2(d)–(f) 所示，均方根（RMS）表面粗糙度从未处理表面的 0.397 nm 降低到 OH 处理后的 0.330 nm，并进一步降低到 S 处理后的 0.295 nm。预计表面氧化和粗糙度的这些降低将抑制微谐振器中的吸收和散射损耗。
微谐振器的制造基于 InGaP-on-insulator 的异质集成，如图 3 所示。
**图 3. 绝缘体上 InGaP 纳米制造工艺流程。(a) 生长的 InGaP 外延层。(b) 对 InGaP 外延层进行 S 处理和 ALD Al₂O₃ 钝化。(c) 将 InGaP 外延层晶圆键合到带有 3 μm 埋氧层（BOX）的 4 英寸硅晶圆上，随后使用选择性湿法腐蚀去除衬底和缓冲层。(d) 对暴露的 InGaP 底面进行 S 处理，随后通过 ALD 沉积 Al₂O₃ 钝化层和 SiO₂ 硬掩模。(e) 光刻和硬掩模干法刻蚀。(f) 波导干法刻蚀。(g) 使用 ALD Al₂O₃ 进行侧壁钝化并沉积 SiO₂ 包层。**
在经过 S 处理并立即在 InGaP 顶面沉积 5 nm ALD Al₂O₃ 钝化层后，将样品晶圆键合到具有 3 μm 埋氧层（BOX）的硅晶圆上。随后通过选择性湿法腐蚀去除 GaAs 衬底和 Al₀.₈Ga₀.₂As 缓冲层。然后对暴露的 InGaP 底面应用相同的处理和钝化。在波导图形化之前沉积 SiO₂ 硬掩模。使用 DUV 步进光刻机以及 DUV 42P（抗反射层）和 UV6 0.8 光刻胶来定义波导。光刻后，通过 O₂ 等离子体灰化去除抗反射层，并使用 CF₄/CHF₃/O₂ 化学反应的干法刻蚀对硬掩模进行图形化。使用非破坏性的多周期氧化和下流式等离子体灰化工艺（H₂O₂ + O₂ 等离子体）去除残留的抗反射层，经 SEM 验证，在保留硬掩模的同时不留下任何残留物。然后使用 Cl₂/BCl₃/N₂ 化学试剂刻蚀 InGaP 波导，随后进行侧壁钝化并沉积 2 μm PECVD SiO₂ 包层。
**4. 线性表征**
使用透镜光纤分别耦合到针对红外和可见光波长范围优化的 300 nm 反向锥形和 2.5 μm 扩口锥形，测量了经 S 处理的、半径为 20 μm 的环形谐振器的透射光谱，如图 4(a)-(b) 所示。在全通配置中，测得红外波段的端面损耗约为 3 dB/面，可见光波段约为 8 dB/面。
在可见光波长范围内观察到多个横磁（TM）模式。为了可靠地检测所有 TM 共振，我们引入了一个模式检测参数 ϑ：
其中 \(V\) 是透射率，\(V_{\text{Lowpass}}\) 是通过低通滤波获得的平滑透射光谱。这一过程增强了共振对比度，并能够可靠地识别所有共振。TM00 模式表现出比 TM01 模式略大的自由光谱范围（FSR），这与仿真结果一致，并且模式识别通过相应的二次谐波产生得到了进一步确认。
**图 4. 半径为 20 μm 的全通环形谐振器在 (a) 红外和 (b) 可见光波段的归一化透射光谱。(c) 红外 TE00 模式、(d) 可见光 TM00 模式和 (e) 可见光 TM01 模式的共振拟合，对应图 4(a)-(b) 中的虚线框所示区域。红外 TE00 共振采用分裂共振模型进行拟合 [29, 30]，而可见光 TM00 和 TM01 共振采用标准共振模型进行拟合 [31]。(f-i) 不同半径和表面处理下，红外和可见光波段的谐振器本征品质因子 \(Q_O\) 和传播损耗的箱线图。**
图 4(c)–(e) 展示了代表性的共振拟合结果，分别对应 TE00（\(\lambda \approx 1532.14\ \text{nm}\)，\(Q_L = 239.8k\)，\(Q_O = 852.0k\)，\(\eta_{\text{esc}} = 71.9\%\)，损耗 = 0.58 dB/cm）、TM00（\(\lambda \approx 776.42\ \text{nm}\)，\(Q_L = 132.0k\)，\(Q_O = 204.6k\)，\(\eta_{\text{esc}} = 35.5\%\)，损耗 = 6.22 dB/cm）和 TM01（\(\lambda \approx 772.73\ \text{nm}\)，\(Q_L = 120.9k\)，\(Q_O = 181.6k\)，\(\eta_{\text{esc}} = 33.4\%\)，损耗 = 7.05 dB/cm）。此处，\(Q_L\) 为有载品质因子，\(Q_O\) 为本征品质因子，\(\eta_{\text{esc}}\) 为逃逸效率。经过 OH 处理的透射光谱和共振拟合结果见补充材料。
为了量化 OH 处理和 S 处理的器件性能，我们对红外和可见光波段内具有不同半径、耦合间隙和耦合角度的 320 个谐振器进行了统计分析，如图 4(f)–(i) 所示。在红外波段，半径大于 16 μm 的微谐振器能够可靠地获得 \(Q_O \approx 400k\) 和传播损耗 \(\approx 1.25\ \text{dB/cm}\)。半径低于 16 μm 的谐振器在 OH 处理的微谐振器中表现出明显的 \(Q_O\) 退化和传播损耗增加，而在 S 处理后未观察到可测量的改善。这种行为与红外波长下模式与顶面和底面的重叠有限，以及相比于表面态带隙的光子能量较低是一致的，表明表面吸收不是红外波段的主要损耗通道。相反，随着谐振器半径减小，弯曲相关损耗变得越来越显著并占据主导地位。
相比之下，S 处理在可见光波段对 TM00 和 TM01 模式的 \(Q_O\) 和传播损耗均产生了显著的改善（约 3.5–4 倍）。未经 S 处理时，\(Q_O\) 和传播损耗对半径相对不敏感（\(Q_O \approx 40k\)，传播损耗 \(\approx 30\ \text{dB/cm}\)），表明表面损耗主导了弯曲相关损耗。然而，经过 S 钝化后，观察到了明显的与半径相关的损耗趋势，表明表面悬挂键是主要的损耗通道，并已被硫原子有效终止。对于 TM00 模式，半径大于 20 μm 的谐振器表现出中位数 \(Q_O \approx 170k\) 和传播损耗 \(\approx 7\ \text{dB/cm}\)，最佳值分别达到 \(\approx 251k\) 和 \(\approx 4.31\ \text{dB/cm}\)。对于半径低于 20 μm 的谐振器，观察到 \(Q_O\) 退化和损耗增加。我们还观察到，耦合间隙较大的谐振器表现出略低的损耗和更高的 \(Q_O\)。由于谐振器中的非线性相互作用强度与谐振器半径成反比，因此减小半径与提高品质因子对于增强非线性过程同等重要 [32]。我们的结果表明，最佳半径约为 20 μm，能够平衡强非线性耦合与高 \(Q_O\) 及低传播损耗。由于弯曲相关损耗的贡献增加，进一步减小半径带来的益处有限。
对于 OH 处理的谐振器，由于大多数谐振器中存在强表面诱导损耗导致一个模式缺失以及 FSR 波动，因此无法明确区分 TM00 和 TM01 模式。尽管如此，由于两种模式与波导几何形状的模式重叠相当，它们表现出相似的传播损耗。相应的 \(Q_O\) 和传播损耗的中位数及最佳值列于表 1 中。
括号中给出了最高的 \(Q_O\) 或最低的传播损耗。此外，表面态终止可以改变折射率，特别是虚部，从而影响 FSR、群折射率和有效折射率。如图 1(d) 所示，经过 S 处理的谐振器中观察到更大的 FSR（\(\approx 10\ \text{GHz}\)）。此外，经过 S 处理的谐振器中，FSR 随波长的变化趋势变得更加稳定。这些结果表明，表面钝化不仅降低了光学损耗、提高了品质因子，而且实现了更可靠的光子平台。
**5. 纠缠光子对产生**
在展示了 20 μm 环形谐振器的线性光学性能之后，我们接着研究非线性光学响应，首先是通过 SPDC 产生纠缠光子对。对应于两种强非线性耦合条件（\(\Delta m = \pm 2\)，环宽范围为 1.025 至 1.175 μm）的相应波长，通过 SHG 波长实验确定，如图 1(e) 所示。关于准相位匹配、能量守恒和 SHG 强度的详细分析见补充材料。大的方位角模式数表明准相位匹配发生在模态相位匹配波长附近，即大约 1100 nm 附近，而不是 FDE 仿真预测的 1300 nm。这种差异很可能是由于可见光模式的弱限制以及谐振器顶面和底面处 InGaP 折射率的不准确造成的。
SPDC 测量装置的示意图如图 5(a) 所示。
**图 5. (a) 纠缠光子对产生测量装置示意图。FPC：光纤偏振控制器；VOA：可调光衰减器；LFP：低通滤光片；HFP：高通滤光片；BS：分束器；SNSPD：超导纳米线单光子探测器；PD：光电探测器。(b) 为红外 TE00 模式与 (c) 可见光 TM00 模式之间相位匹配而设计的半径为 20 μm 的下载型（add-drop）环形谐振器的透射光谱。(d) 红外 TE00 和可见光 TM00 模式的归一化透射光谱及共振拟合，对应图 5(b)-(c) 中的虚线框所示区域。(e) 光子对产生率（PGR）和符合—偶然符合比（CAR）随泵浦功率的变化关系。**
在此，我们展示了一种用于强光子对产生的下载型（add-drop）结构。环宽为 1050 nm，与 810 nm 宽的红外总线波导之间的耦合间隙为 250 nm，与 450 nm 宽的可见光总线波导之间的耦合间隙为 250 nm。为了精确实现双共振条件，在谐振器上方制作了微加热器，以微调折射率并对齐红外和可见光共振。微加热器易于制造、高度紧凑，并且在测试过程中保持稳定，共振波长没有可测量的漂移。经过精细热调谐后的透射光谱和共振拟合如图 5(b)–(d) 所示。对于 \(\lambda \approx 1544.12\ \text{nm}\) 的红外共振，\(Q_L = 44.4k\)，\(Q_O = 286.3k\)，\(\eta_{\text{esc}} = 84.5\%\)，传播损耗 = 1.74 dB/cm。对于 \(\lambda \approx 772.06\ \text{nm}\) 的可见光共振，\(Q_L = 103.7k\)，\(Q_O = 139.3k\)，\(\eta_{\text{esc}} = 25.5\%\)，传播损耗 = 9.23 dB/cm。与全通谐振器相比，两个共振处的 \(Q_O\) 略有降低，这主要是由于两个总线波导与环的相互作用所致。通过使用无跳模的连续波（CW）可见光激光器（New Focus TLB-6700）泵浦器件来产生光子对。使用光纤阵列将光耦合到芯片上，红外波段的端面损耗为 4.74 dB/面，可见光波段为 8.84 dB/面。在施加最佳热电流以实现共振对准后，生成的纠缠光子对由超导纳米线单光子探测器（SNSPD）探测。使用总消光比为 100 dB 的两个长通滤光片来抑制泄漏的可见光泵浦光子。不同片上泵浦功率下的光子对产生率（PGR）和符合—偶然符合比（CAR）如图 5(e) 所示。获得了 11.7 MHz/μW 的 PGR 斜率，在 CAR 为 70 时达到 30 MHz 的 PGR。这些结果证明了在紧凑、低损耗的绝缘体上 InGaP 集成波导中，通过腔增强非线性相互作用实现了高效的量子光源产生。
**6. 二次谐波产生**
尽管由于红外波段具有较高的逃逸效率，下载型结构并非针对二次谐波产生（SHG）而优化，但在半径为20 μm的谐振器结构中仍然观察到了显著的SHG信号。在此，我们采用结构类似的下载型结构，但针对可见光波段的耦合间隙为200 nm，以提高可见光光子的耦合效率。对于波长约为1535.47 nm的红外共振，\(Q_L = 33.6k\)，\(Q_O = 367.9k\)，\(\eta_{\text{esc}} = 90.9\%\)，传播损耗 = 1.35 dB/cm。对于波长约为767.74 nm的可见光共振，\(Q_L = 73.7k\)，\(Q_O = 102.7k\)，\(\eta_{\text{esc}} = 28.2\%\)，传播损耗 = 12.6 dB/cm。使用无跳模的连续波红外激光器（Toptica DLC Pro）泵浦该谐振器，并调节施加在微加热器上的电流，直至达到最大的SHG强度。未施加热电流时，较短波长的峰对应可见光共振，而较长波长的峰对应红外共振。
**图 6. (a) 不同热电流偏置下的归一化 SHG 强度。随着热电流增加，SHG 光谱发生红移。(b) 片上 SHG 功率随泵浦功率的变化关系，确认了二次依赖关系。(c) 转换效率随片上泵浦功率的变化关系。**
如图6(a)所示，随着热电流的增加，可以观察到明显的趋势：模式重叠得到改善，并且可见光共振的红移速度快于红外共振。当热电流进一步增加时，模式重叠和SHG强度下降。在施加最佳热电流的情况下，使用功率计（Newport 2936-R）收集并测量SHG信号。SHG强度与红外泵浦功率之间的关系如图6(b)所示。拟合得到的斜率为1.98，证实了SHG与泵浦功率的平方依赖关系，并实现了3.01 × 10^5 %/W的片上SHG效率，这与半径更小的悬浮型InGaP环相当 [3, 4]。此外，如图6(c)所示，在0.48 mW的片上泵浦功率下观察到了46.3%的峰值转换效率。通过优化耦合条件（两个共振均达到临界耦合）以及实现红外模式 \(Q_O \approx 969k\) 和可见光模式 \(Q_O \approx 229k\) 的品质因子，理论上可以达到2.20 × 10^7 %/W的片上SHG效率和163.33 MHz/μW的光子对产生率（PGR）[8, 33]。
**7. 展望**
综上所述，我们展示了一种异质集成的绝缘体上磷化铟镓（InGaP-on-insulator）非线性光子平台，该平台具有低传播损耗，可实现高效的频率转换和纠缠产生。通过模式分析以及基于硫的InGaP表面悬挂键钝化，我们显著降低了表面粗糙度并抑制了表面吸收损耗，在最大化非线性相互作用的同时避免了显著的弯曲相关损耗，在最佳半径下实现了约3.5–4倍的传播损耗降低，本征品质因子接近约200k。利用直径为20 μm的双共振微谐振器，我们展示了11.7 MHz/μW的光子对产生率以及高的符合—偶然符合比，同时实现了3.01 × 10^5 %/W的二次谐波产生效率。这些结果确立了绝缘体上InGaP作为集成非线性和量子光子学的一个有前景的平台，能够实现可扩展的片上频率转换和纠缠光子源。
**1. OH 处理的透射光谱和共振拟合**
**图 S1. (a)** 经 OH 处理的半径为 20 μm 的全通环形谐振器在可见光 TM 模式下的透射光谱。**(b)** 对应于图 S1(a) 中虚线框所示 TM 共振的归一化透射光谱及共振拟合。
经过 OH 处理的谐振器在可见光波段的透射光谱和共振拟合如图 S1 所示。与正文中经过 S 处理得到的光谱相比，该透射光谱的噪声明显更大。由于传播损耗显著更高，这些共振比 S 处理的谐振器呈现更严重的欠耦合状态。此外，与表面钝化的谐振器相比，共振拟合的稳健性通常较差。在约 774.39 nm 处的一个代表性拟合共振给出：\(Q_L = 32.2k\)，\(Q_O = 36.8k\)，\(\eta_{\text{esc}} = 12.6\%\)，传播损耗为 36.2 dB/cm。
**2. 二次谐波产生与准相位匹配**
**图 S2.** 为 (a) 红外 TE00 模式和 (b) 可见光 TM00 模式相位匹配而设计的半径为 20 μm 的下载型环形谐振器的透射光谱。(c) 可见光 TM00 和 TM01 模式的自由光谱范围（FSR）随波长的变化关系。(d) SHG 强度随波长的变化关系。
在此，我们展示 SHG 信号强度及其对应的波长。环宽为 1.125 μm 的谐振器的红外和可见光透射光谱分别如图 S2(a) 和 (b) 所示。由于 780 nm 激光器的调谐范围较窄，我们无法在可见光范围内同时识别出 \(\Delta m = \pm 2\) 的条件。在图 S2(c) 中，我们展示了可见光范围内的共振具有非常稳定的 FSR。因此，我们基于 FSR 与共振波长之间的关系外推得到可见光共振。为了确保 1515.6 nm / 757.76 nm 对应 \(\Delta m = +2\) 以及 1562.94 nm / 781.71 nm 对应 \(\Delta m = -2\)，我们将 1515.6 nm 处的共振指定为 \(m_{\text{IR}} = p + 2\)，将 755.16 nm 处的共振指定为 \(m_{\text{vis}} = q\)。由于 \(p\) 和 \(q\) 的绝对值不影响后续分析，我们设 \(p = q = 0\)。满足准相位匹配条件的 SHG 波长（即相位匹配波长）随环宽的变化如正文图 1(g) 所示。然而，对于一些谐振器，识别出了两个以上的 SHG 波长，如图 S2(d) 所示，这主要是由于 780 nm 处的 FSR 较小，导致多个共振接近准相位匹配条件。在表 1 中，列和行分别代表红外和可见光范围内的共振。我们还标出了相应的相对 \(m_{\text{IR}}\) 和 \(m_{\text{vis}}\)。沿两条对角线的共振满足 \(\Delta m = \pm 2\)。然而，强的 SHG 还需要红外和可见光共振之间满足能量守恒，即：
在波长空间中，我们列出每一对红外和可见光共振的 \(\Delta\lambda\)（波长差）。其中，红色表示满足 \(\Delta m = +2\) 的情况，蓝色表示满足 \(\Delta m = -2\) 的情况。能够检测到 SHG 信号的案例用更深颜色高亮显示。可以明显看出，强的 SHG 对应于小的 \(\Delta\lambda\)，而随着 \(\Delta\lambda\) 增大，信号减弱并最终消失。在整个参数空间中，存在两个位置支持强 SHG，即 \(\Delta\lambda \approx 0\) 与 \(\Delta m = \pm 2\) 相交的区域，这与理论预期一致 [1, 2]。
文章名：High-Efficiency InGaP-on-Insulator Microresonator Nonlinear Conversion and Entanglement Generation
作者：
X. LI,1,* L. THIEL,1 Y. PANG,1 A. SHIMAMURA,1 L. WANG,2 J.
CASTRO,1 M. MEUNIER,1 N. LEWIS,1 J. E. BOWERS,1 K. L.
SILVERMAN,3 R. P. MIRIN,1 G. MOODY1,
