色心是晶体中的点缺陷，可以为分布式量子信息处理应用提供与长寿命自旋态的光学接口。色心量子技术面临的一个突出挑战是将光学相干发射器集成到可扩展的薄膜光子学中，这是在商业铸造工艺中实现色心大规模光子集成的先决条件。在这里，我们报告了将近变换极限的硅空位（VSi）缺陷集成到在CMOS兼容的4H-碳化硅绝缘体平台上制造的微盘谐振器中。我们展示了单发射器的合作性高达0.8，并且从一对耦合到同一腔模的颜色中心中观测到光学超辐射。我们研究了多模干涉对该多发射器腔量子电动力学系统中光子散射动态的影响。这些结果对于碳化硅量子网络的发展至关重要，并通过将光学相干自旋缺陷与晶圆可扩展的最先进光子学结合起来，弥合了经典与量子光子学之间的鸿沟。

色心[1-3]是实现分布式量子信息处理的主要候选者之一，包括通信[4,5]和计算[6]，它将长寿命的多量子比特自旋寄存器[7]与固态光学接口相结合。为了继续扩展量子网络并保持较高的纠缠生成速率，必须通过将其集成到光子谐振腔中来增强光子与颜色中心之间的本征弱相互作用[5,8-13]。腔体集成方面的努力已经实现了重要的里程碑演示，如两个发射器之间的腔介导相干相互作用[9]、单发射器合作性超过100以及自旋记忆辅助的量子通信[5]。量子计算和错误保护通信的最终目标[14]要求实现具有高复杂性和最小节点间损耗的光子电路，这将需要整合过去二十年中开发的所有集成光子学技术[15]。

然而，当前颜色中心技术无法利用集成光子学的最新技术，原因在于两个主要挑战。首先，薄膜绝缘体光子学技术与高质量的颜色中心不兼容：这促使人们集中精力在大块晶体雕刻方法[8,16-19]上，这些方法适合制造单个器件，但在大规模单片光子电路方面具有局限性。其次，缺乏一阶斯塔克位移，这使得缺陷的光学跃迁对电场噪声不敏感（如反演对称缺陷[20,21]的情况），被广泛认为是颜色中心在纳米光子结构中保持光学相干性的先决条件。这一观点促使人们主要关注钻石中的IV族颜色中心（如SiV、SnV、GeV）[22]。虽然从理论上讲，反演对称性并不是缺乏一阶斯塔克位移的必要条件[23]，但尚未实验确认一种非极性、非中心对称的缺陷。在缺乏晶体反演对称性的材料中，碳化硅（SiC）[24]是其中之一，且已成为颜色中心与优良自旋光学特性（如硅空位（VSi）[19,25-28]和二空位[29,30]）在晶圆级集成中的最佳候选者。最近，关于在大块雕刻的SiC纳米梁中实现光学相干VSi的演示，才挑战了零一阶斯塔克位移对保持纳米结构光学相干性的要求[19]。

色心[1-3]是实现分布式量子信息处理的主要候选者之一，包括通信[4,5]和计算[6]，它将长寿命的多量子比特自旋寄存器[7]与固态光学接口相结合。为了继续扩展量子网络并保持较高的纠缠生成速率，必须通过将其集成到光子谐振腔中来增强光子与色心之间的本征弱相互作用[5,8-13]。腔体集成方面的努力已经实现了重要的里程碑演示，如两个发射器之间的腔介导相干相互作用[9]、单发射器合作性超过100以及自旋记忆辅助的量子通信[5]。量子计算和错误保护通信的最终目标[14]要求实现具有高复杂性和最小节点间损耗的光子电路，这将需要整合过去二十年中开发的所有集成光子学技术[15]。

然而，当前色心技术无法利用集成光子学的最新技术，原因在于两个主要挑战。首先，薄膜绝缘体光子学技术与高质量的色心不兼容：这促使人们集中精力在大块晶体雕刻方法[8,16-19]上，这些方法适合制造单个器件，但在大规模单片光子电路方面具有局限性。其次，缺乏一阶斯塔克位移，这使得缺陷的光学跃迁对电场噪声不敏感（如反演对称缺陷[20,21]的情况），被广泛认为是色心在纳米光子结构中保持光学相干性的先决条件。这一观点促使人们主要关注钻石中的IV族色心（如SiV、SnV、GeV）[22]。虽然从理论上讲，反演对称性并不是缺乏一阶斯塔克位移的必要条件[23]，但尚未实验确认一种非极性、非中心对称的缺陷。在缺乏晶体反演对称性的材料中，碳化硅（SiC）[24]是其中之一，且已成为色心与优良自旋光学特性（如硅空位（VSi）[19,25-28]和二空位[29,30]）在晶圆级集成中的最佳候选者。最近，关于在大块雕刻的SiC纳米梁中实现光学相干VSi的演示，才挑战了零一阶斯塔克位移对保持纳米结构光学相干性的要求[19]。

发射器-腔体耦合率是腔量子电动力学系统的一个关键指标。我们通过测量发射器在共振时的寿命缩短来确定每个发射器与腔体的耦合强度，这被称为Purcell增强。首先，我们通过强共振激发选择性地将一个发射器离子化到暗态，并将腔体调谐至与剩余的亮发射器共振。然后，我们用150皮秒的共振脉冲（通过脉冲整形的锁模Ti:蓝宝石激光器获得）通过腔体模式激发发射器，并使用时间滤波检测瞬态的ZPL发射。如图1(c)所示，发射器A（B）的共振寿命分别测量为4.2纳秒（3.5纳秒），这对应于相对于11.3纳秒的块体寿命[37]的寿命缩短分别为2.7（3.2），Purcell增强F分别为30（39）（见附录D）。从模拟的128（λ/n）³的TM00基本模式的模式体积中，我们发现该设备的理论最大Purcell增强为77。尽管这些设备的模式约束更强，但观察到的Purcell增强与首次将钻石硅空位[8,38]和锡空位[12,13]集成到光子晶体纳米梁腔体中的结果相当。我们将其归因于VSi与腔体TM模式的最佳偶极重叠和微盘对发射器位置要求的宽松。通过1纳秒长的脉冲共振激发（由连续波激光器通过电光幅度调制生成）并检测腔体调谐到-80 GHz时的PSB发射，我们测量了发射器A（B）在离共振时的寿命分别为10.7纳秒（11.1纳秒）。离共振寿命与块体寿命（11.3纳秒）之间的微小差异被归因于发射器与微盘其他模式的耦合。

图1. 集成4H-SiCOI光子学中的光谱稳定VSi发射器。(a) 设备的扫描电子显微镜图像。波导环绕在盘周围（见光学显微镜图像，插图），与谐振器耦合。显微镜物镜用于将光耦合到波导的平面端面并从中耦合光。(b) 腔体光致发光谱（发射器PLE谱），黑色（绿色）表示，使用扫描共振激光器在波导中以1.5 μW（0.5 pW）功率测量。我们提取出加载腔体质量因子Q = 1.3 × 10⁵。2.7 GHz和4.5 GHz频移处的显著峰值是两个发射器的A2跃迁。对应的A1跃迁用箭头标出。在本图及后续图中，激光频移相对于327.113 THz（916.5 nm）。(c) 发射器A（蓝色）和发射器B（红色）在与腔体共振和离共振时的寿命测量。灰色区域表示激发脉冲。(d) 每个发射器的一个小时PLE扫描（每行3.6秒），在扫描期间另一发射器被选择性地离子化到暗态，腔体与发射器共振。

尽管在几个色心平台上已经观察到Purcell增强[8,11,12,38,39]，包括薄膜钻石[40]和SiC[10]，但迄今为止，只有在大块雕刻钻石[8,9]中才演示了腔体耦合色心且保持光学相干性。为了量化4H-SiCOI微盘中VSi的光学相干性和光谱稳定性，我们在发射器处于共振和离共振时对每个发射器进行连续PLE扫描。共振时的PLE扫描如图1(d)所示。发射器A和B在不同时间测量，腔体在每次一小时的采集开始前与测量的发射器在光谱上对准。在一小时内，没有观察到发射器的离子化，且光谱扩散速度低于500 MHz。我们发现发射器A（B）的单次扫描光学跃迁线宽分别为54.3（3）MHz [63.4（3）MHz]，这对应于超出变换极限的光谱扩散分别为17 MHz（18 MHz）。重复进行离共振测量时，我们发现发射器A（B）的线宽分别为37.8（8）MHz [38.5（8）MHz]，这对应于超出变换极限的光谱扩散为24 MHz（见附录C）。共振时光谱扩散的减少可能是由于表面相关缺陷的激发速率降低，因为具有良好约束的TM腔体模式以较低激光功率高效激发。这些结果表明纳米光子集成VSi的光谱稳定性非常好。

尽管此处展示的设备未包含光谱调谐，但我们确实观察到由于水冰应力积累，发射器的平均光谱分离重复漂移约为每天1 GHz。这为控制发射器的平均光谱分离提供了手段。

图2. SiC中的偶极诱导透明度（DIT）。(a) 横跨腔体共振的宽激光扫描，显示通过设备的传输谱（黑色）。VSi声子边带发射同时被检测到（绿色，放大50倍）。通过盘边的散射缺陷激发谐振器模式，并通过波导检测传输。(b) 在腔体中心的特写扫描，针对不同发射器频偏δ。橙色和绿色轨迹分别偏移+0.1 MHz和+0.2 MHz。

从测得的Purcell增强和离共振发射器线宽，我们计算得到发射器A和B的发射器-腔体合作度C = (4g² / κγ)分别为0.6和0.8（见附录D）。这一状态使得能够观察到偶极诱导透明度（DIT）[31]，即VSi从输入的相干态散射光子。由于这里研究的设备与总线波导的耦合较弱，因此很难通过波导传输观察到DIT。我们改为通过在其边缘的散射点激发盘，并检测波导中的传输，从而实际上在下传端口配置中执行测量[31]（见附录G）。扫描连续波激光穿过盘体共振，明显观察到两个发射器的DIT衰减，如图2(a)和2(b)所示。发射器的慢光谱漂移使我们能够测量不同相对频偏下的DIT。展望未来，磁自旋初始化、定向发射器定位以及具有更大Q=V指标的腔体[10,33]将使DIT中获得更强的传输对比度，从而实现自旋-光子纠缠和通过腔体反射率调节实现自旋读出[5,9]。

两个色心之间的光子干涉是生成远程自旋-自旋纠缠的前提条件，然而在碳化硅中一直是一个突出挑战。在这里，我们展示了两个微盘集成发射器之间的双光子干涉，这来自它们对同一腔体模式的集体耦合。为了在连续波范围内观察光子干涉，我们将一束可调的高于共振的激光耦合到约730 nm的谐振器模式以激发两个发射器。我们注意到，尽管在大块晶体中使用高于共振的激发已用于获得近乎变换极限的VSi光子发射[27]，但我们观察到在纳米结构中，由于表面电荷环境的干扰，光谱扩散迅速，光学线宽扩展到大约0.5 GHz。这个光谱不稳定性降低了超辐射发射速率（然而，如本文后续所示，通过共振激发光学相干性仍然可以保持）。

图3. 两个VSi色心的超辐射发射。(a) 沿一个波导方向的光子发射的二阶相关性显示在零时间延迟处的聚束，这是超辐射的标志。插图：超辐射特征的放大图。误差条表示标准误差。(b) 发射器的相对相位ϕ影响波导相反方向之间的交叉相关光子统计，并可能产生反聚束发射。(a)和(b)中的实线是基于VSi的五能级模型[37]的数值拟合（标准化为g(2)(τ → ∞) = 1）。(c) 表示一对二能级系统发射器的能级结构，它们衰变为简并的顺时针（红色箭头）和逆时针（蓝色箭头）光学模式。相应的跃迁速率在箭头旁边标出，其中Γ是未修改的单发射器衰变速率，发射到传播模式中。(d) 理论预测的相位依赖性交叉相关性，针对一对理想的二能级发射器，分别在顺时针和逆时针模式之间。插图显示了模式轮廓和两个发射器的示意图。第二个发射器（相对于第一个发射器，黄色）的放置对应于三种情况。

图3(a)显示了色心集体发射的二阶自相关函数g(2)(τ)，使用Hanbury Brown和Twiss配置，其中发射到波导的光子通过光束分离器分裂到两个探测器。零时间延迟处的尖锐峰值是超辐射发射和两个色心之间纠缠的概率生成的标志。这个特征也已在最多三个波导集成量子点[41,42]和一对波导集成的钻石硅空位中心[8,43]中观察到。相比之下，对于两个波导传播方向之间的交叉相关，观察到反聚束干涉衰减[图3(b)]。这个特征表明光子对优先以相同方向离开谐振器。

其中，σA和σB分别是发射器A和B的降算符，gA和gB是发射器-腔体耦合强度；每个发射器耦合到其自身的驻波超模，分别为SA = (aCW + aCCW) / √2 和 SB = (e^(-iϕ) aCW + e^(iϕ) aCCW) / √2，其中aCW（aCCW）是顺时针（逆时针）谐振器传播模式，ϕ是发射器在谐振器中的方位角分离。考虑两种特殊情况：（i）当ϕ = (0 mod π)时，SA = -SB，两个发射器耦合到同一驻波模式，导致单模相互作用[9]；（ii）当ϕ = (π/2 mod π)时，SA和SB是正交的，并且在驻波基下，发射器解耦。然而，由于测量是在传播模式基 {aCW, aCCW}（分别对应向右和向左发射）下进行的，发射器对在所有ϕ值下都会表现出干涉。对于(ϕ mod π) ≠ 0，两个波导传播方向之间的交叉相关将揭示多模多发射器系统独特的干涉特征。

集体发射行为可以通过图3(c)所示的级联衰变图理解。从两个发射器的激发态|ee⟩开始，向顺时针模式的发射将发射器投影到叠加态 (e^(iϕ) |eg⟩ + |ge⟩) / √2。从此状态，通过顺时针发射的衰变以超辐射速率2Γ进行，其中Γ是未修改的单发射器衰变速率，发射到传播模式中。相比之下，逆时针发射的速率由cos² ϕ修改，如下所示：h|gg⟩| (e^(iϕ) σA + σB)(e^(iϕ) |eg⟩ + |ge⟩) / √2。 当cos² ϕ = 0时，光子始终沿同一方向离开谐振器，这对应于交叉相关中的完美反聚束。当cos² ϕ = -1时，交叉相关与单一波导方向的自相关相同。这些情况如图3(d)所示。相关性测量[图3(a)和3(b)]被拟合到一个简化的五能级发射器模型[26,32,37]，自由参数包括激发功率、ϕ、腔体频偏和背景噪声。来自高于共振激发的背景噪声的存在会减少干涉对比度。

图4. 操控一对发射器的单光子发射。(a) 通过顺时针模式以共振脉冲（灰色）弱激发发射器，将系统准备成叠加态（eiϕ|eg⟩ + |ge⟩）/√2，这将导致不对称的发射速率。(b) 通过独立控制两个发射器的激发相位（通过自由空间激发），将它们放置在ϕ = π/2的条件下，微谐振器具备了单光子路由器的功能。自由空间激发脉冲的相位通过颜色表示，其中绿色、灰色和橙色分别对应π/2、0和-π/2。

通过高于共振的光学场激发发射器会增加光谱扩散，并且既不与自旋选择性激发兼容，也不与光学相干控制兼容。为了解决这个问题，我们使用共振激发来相干地操控两个发射器在单光子子空间中的叠加态，这一机制已经在钻石中的氮空位（NV）中心的开创性量子网络实验中得到应用[4,44]。考虑通过波导向顺时针方向激发两个发射器，使用快速共振脉冲[图4(a)]。在不良腔体条件下（κ ≫ γ）且谐振器精细度F ≫ 1时，如果两个发射器最初处于基态|gg⟩，则脉冲会瞬间将系统准备到一个叠加态：

其中，Pe是单发射器的激发概率。在弱激发极限（Pe ≪ 1）下，双重激发的概率可以忽略不计。这个状态使我们能够探测图3(c)中图示的中间能级，在激发后，发射器处于叠加态（eiϕ|eg⟩ + |ge⟩）/√2。来自该状态的发射将以超辐射速率沿顺时针方向进行，与ϕ无关，但反向散射速率将由cos² ϕ修改[图4(a)]。对于ϕ = π/2，完全定向性得以实现。这类似于在WGM谐振器中观察到的经典手性散射，谐振器与一对介电[45]和等离子体[46]纳米结构耦合。ϕ = π/2条件可以用来实现发射器对之间的单光子路由[图4(b)]，并且如附录I所示，可实现高效的自旋-自旋纠缠协议。我们注意到，由于发射器之间的腔介导耦合，在高合作度的极限下，输入光的集体散射增强，而在波导系统中，高合作度的发射器将作为单独的强散射器。

图5. WGM谐振器中一对发射器的手性单光子散射。(a) 通过顺时针模式激发发射器对。散射到顺时针（红色）和逆时针（蓝色）模式的光子与激发脉冲时间相关，描绘出发射的单光子波包的时间形状。误差条表示标准误差。实线红色和蓝色分别表示模拟期望值 ha†CWaCWi 和 ha†CCWaCCWi。顺时针和逆时针发射的不对称性来源于非平凡的发射器相位差，推测为 (0.34π mod π)。当ϕ = 0时的模拟结果以灰色虚线表示，此时发射是对称的。(b) 两个发射器的PLE谱显示频率分离为0.44 GHz，该值作为固定参数用于(a)中的波包模拟。(c)，(d) 与(a)，(b)相同，但发射器频率分离为0.19 GHz，推测的相位ϕ = (0.28π mod π)。

光学相干性和光谱稳定性的保持使得我们能够实现两个VSi发射器之间的单光子干涉实验，如图5所示。由于发射器的跃迁不简并，它们的相对相位将以它们的频率差的速率进动，这表现为单光子波包中的振荡。值得注意的是，CW和CCW发射中的振荡相位差来源于发射器的相对相位ϕ。如附录H所述，振荡的非单位对比度是由于自旋种群在亮自旋-1/2和暗自旋-3/2子能级（分别对应光学跃迁A2和A1）之间的分布。振荡贯穿整个波包，确认了几乎变换极限的光子发射，这是基于干涉的纠缠生成的关键[44]。具有1纳秒周期的小振幅振荡是由于未完全抑制VSi的A1发射线[图1(b)]。数值模型中的自由参数是腔体频偏、ϕ和自旋-1/2子能级的人口。通过数值拟合，我们推断自旋人口为非极化状态[图5(a)和5(c)中分别为0.49和0.48的自旋-1/2子能级人口]，这与偏轴磁场下的预期一致。从图5(a)和5(c)中的数据推断出，相对发射器相位分别为ϕ = (0.34π mod π)和ϕ = (0.28π mod π)。我们注意到，ϕ随时间漂移，这归因于谐振器上的水冰沉积不均，结果是由于不对称谐振器切割几何形状导致的。这一解释与上述由于冰的应力导致发射器光谱分离的缓慢系统性漂移一致。

本研究通过微盘谐振器中的色心对的腔量子电动力学研究表明，尽管其质量因子与模式体积（Q/V）的比率通常低于高约束光子晶体腔，但WGM谐振器可能提供独特的能力，值得进一步考虑在芯片集成量子信息处理中的应用。如附录I所示，ϕ = π/2条件下的双发射器手性散射使得通过单光子干涉实现高效的纠缠生成成为可能。通过与具有两个正交圆极化跃迁的色心集成，如碳化硅中的二空位或最近在6H-SiC中观察到的V3 VSi[47]，微盘可以用于实现单发射器手性光物质相互作用[48,49]。此外，微盘是一个有前景的平台，适用于近期期望通过固态自旋进行的多体量子光学演示，因为许多单独可寻址和光谱可调的发射器可以集成到单个谐振器中[24]。

总之，我们展示了在晶圆可扩展、CMOS兼容的半导体光子学平台中，色心与微谐振器之间几乎统一的合作度。此外，我们观察到了两个SiC色心之间的双光子超辐射和单光子干涉。将VSi集成到最先进的微环谐振器[35]和高约束光子晶体腔[33]中将能够实现SiC中确定性的发射器-光子相互作用。结合最近的核自旋控制[19,30]、通过电场的宽光谱调谐[29,32]和单次读出[50]的演示，碳化硅满足实施完全单片量子光子处理器的先决条件。VSi在最高20 K的温度下保持的自旋-光学相干性[19,51]为低成本低温系统的操作提供了额外的灵活性。最后，尽管VSi具有相当大的偶极矩[32]，但其光谱稳定性表明，一阶电场不敏感性并不是色心与纳米结构兼容的先决条件。在最近的研究中，Orphal-Kobin等人[52]研究了钻石纳米柱中已研究的NV中心的光谱稳定性，并确认通过弱共振激发减轻电荷扩散是抑制电场敏感缺陷中的光谱扩散的有效方式。这为继续将其他SiC色心，如二空位[29]、氮空位中心[53]、钒中心[54,55]和铬离子[56]，集成到纳米光子学中的努力提供了动力。

附录A：设备制造

图6. 设备制造过程流程。颜色对应的材料如下：蓝色，SiC基板；浅蓝色，SiC外延层；灰色，Si基板；橙色，HSQ；绿色，硬掩模；黄色，光刻胶。

设备制造过程如图6所示。首先，通过化学气相沉积法（CVD）在n型（0001）4H-SiC基片上生长20 μm的n掺杂（氮浓度2 × 10¹³ cm⁻³）SiC外延层。然后，用2 MeV的电子束辐照SiC，剂量为1 × 10¹³ cm⁻²，以生成VSi缺陷。接着，将SiC通过氢硅倍半氧烷（HSQ）流动氧化层（FOx-16，Dow Corning）与Si基板粘结，并在550°C下退火2小时，以加强粘结并激活VSi缺陷。然后，通过磨削、抛光和反应离子刻蚀（RIE）[10]将SiC厚度减薄至450–620 nm。接下来，旋涂50 nm的HSQ保护层，并通过电子束蒸发法沉积刻蚀硬掩模层（5 nm Ti、155 nm Al和5 nm Ti）。使用电子束光刻技术（JEOL 6300-FS）在ZEP520A光刻胶（Zeon Corp.）上进行图案化，并通过基于氯的RIE转移到Al硬掩模层中。然后，使用SF6气体在电容耦合等离子体刻蚀机（Oxford Plasmalab 100）中以45 nm/min的刻蚀速率对SiC层进行刻蚀，气体流量为50 sccm，压力为7 mTorr，刻蚀功率为100 W，基板温度保持在20°C。为了获得用于入射和出射耦合的波导面最佳质量，将其定义为光刻和RIE过程的一部分，与其余几何形状一起处理，以避免切割波导时产生粗糙的面。SiC刻蚀完成后，使用铝刻蚀液A通过湿法刻蚀去除Al硬掩模。制造的最后步骤是实现一个切割设备，紧邻波导面，具体步骤如下：首先，使用光刻胶掩膜和XeF2各向同性刻蚀，创建一个大约50 μm宽、10 μm深的Si沟槽，距离波导末端15 μm。然后，将芯片沿着沟槽切割，同时光刻胶保护设备层。最后，去除光刻胶，通过湿法HF刻蚀和XeF2气体刻蚀均匀地对设备层进行下切，以悬浮谐振器和波导。

附录B：实验设置

图7. 实验设置。(a) 光路、激光源和探测器的示意图。(b) 通过商业光学显微镜拍摄的一排盘状谐振器的光学显微镜图像（可见三个谐振器）。(c) 在低温槽物镜下看到的单个设备的光学图像，设备在照明下。(d) 设备的光学图像，在没有照明的情况下，激光光束耦合到左侧波导面，穿过波导并从右侧波导面发射。

实验设置如图7(a)所示。样品安装在一个闭环低温槽中，配有低温光学模块（Montana Instruments），其中一个NA为0.9的物镜安装在真空腔内。样品安装在三轴压电定位器堆叠（Attocube）上，以便波导面的端面朝上指向物镜[光学图像见图7(d)]。耦合到两个波导端面的光路通过单独的光纤耦合器进行空间分离。二向色镜允许同时收集ZPL和PSB发射[57]。使用一个弱的偏轴磁场以减少A1跃迁的相对亮度，已通过PLE光谱的模拟验证（图8）。对于连续波的高于共振激发（例如测量双光子干涉）和VSi电荷控制，使用连续波Ti:蓝宝石激光器，波长调谐至约740 nm的谐振器模式，以实现对谐振器模式体积的均匀激发。在气体调谐阶段，使用飞秒脉冲Ti:蓝宝石激光器实现微谐振器的多模激发，这种激发不会随着气体沉积导致的共振偏移而变化。对于共振激发，使用连续波Ti:蓝宝石激光器进行PLE和DIT测量，而使用皮秒脉冲Ti:蓝宝石激光器进行共振寿命缩短和单光子干涉测量。皮秒激光器输出5–15 ps的FWHM脉冲，这些脉冲被送到脉冲整形器，以产生150 ps脉冲，这些脉冲的带宽与VSi耦合的微谐振器光学模式相匹配。光子通过超导纳米线单光子探测器（SNSPDs）进行检测，光子相关性通过TimeTagger Ultra（Swabian Instruments）进行处理。当前实验配置的限制在于，样品侧面收集波导末端的光子发射，无法从谐振器顶部获得光学接入，无法用自由空间光束单独激发发射器。从上方接入还可以实现激光烧蚀，用于调谐腔体的凝聚气体，这将使得相对发射器相位ϕ的精细控制成为可能。

作者：Daniil M. Lukin,1,* Melissa A. Guidry,1,* Joshua Yang,1 Misagh Ghezellou,2 Sattwik Deb Mishra,1 Hiroshi Abe,3Takeshi Ohshima ,3 Jawad Ul-Hassan ,2 and Jelena Vučković 1,†

单位：1E. L. Ginzton Laboratory, Stanford University, Stanford, California 94305, USA 

2Department of Physics, Chemistry and Biology, Linköping University, SE-58183, Linköping, Sweden 

3National Institutes for Quantum Science and Technology, Takasaki, Gunma 370-1292, Japan