薄膜硅光：常见厚度220nmSi-3umSiO2-675umSi(有库存)，可以定做其他厚度，同时也有单高阻SOI晶圆用于异质集成（异质集成PD）,双高阻SOI晶圆用于CPO
厚膜硅光：常见厚度3000nmSi-3umSiO2-675umSi(有库存)，该工艺为芬兰VTT公司提出，与OKEMTIC公司合作开发，目前我单位在6寸上可以达到与OKemetic同样器件层厚度精度+-100nm
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
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
作者：Xueyue Zhang ,Lukasz Komza,Niccolo Fiasch,Yihuang Xiong,Yiyang Zhi,Scott Dhuey,Adam Schwartzberg,Thomas Schenkel,Geoffroy Hautie,Zi-Huai Zhang,Alp Sipahigil
单位：加州伯克利
背景介绍
基于固体中的色心的自旋–光子接口非常适合作为光学互联的多量子比特寄存器，用于量子信息处理。色心周围的随机分布的核自旋可以形成一个多量子比特寄存器，并通过超精细相互作用与色心的电子自旋相耦合。在具有低核自旋浓度的宿主材料中，电子和核自旋展现出长时间的相干性，是存储量子信息的理想平台。特别是，通过电子自旋与光学接口的相干核自旋可以作为远距离量子通信的量子记忆。
T中心的应用
硅中的色心是新兴的自旋–光子接口，由于硅具有独特的能力，能够使用先进的半导体制造工艺实现可扩展的高性能电子–光子集成，因此具有良好的扩展性。在目前研究的硅色心中，T中心是唯一一个结合了电信O带发射和基态中的相干电子自旋的系统。T中心集成到光子器件中，可以提供该缺陷的高效光学接口。已经在同位素纯化的基板中展示了与单个T中心相关的电子和氢核自旋的相干控制。然而，基于T中心耦合到自然硅中的29Si核自旋浴来构建相干的多量子比特寄存器的可能性尚未得到探讨。
实验方法
在这项工作中，我们描述了基于单个T中心的三量子比特寄存器，该寄存器位于硅上绝缘体平台中的单模硅光子波导中。波导通过Bragg镜终止，并通过渐变锥形耦合到单模光纤中。
研究结果
我们展示了基于T中心的三量子比特寄存器，并通过相干控制实现了量子比特的初始化、相干操作和状态读取。通过使用核–核两量子比特门，我们成功地生成了两个核自旋之间的纠缠，保真度为0.77(3)，并测量了相应的相干时间为T∗₂ = 2.60(8)毫秒。这表明T中心可以作为硅光子学平台的一部分，用于实现量子通信的多量子比特寄存器。
图1 | 硅光波导中单个T中心的光学光谱学。
a，假彩色扫描电子显微镜图像，显示了光波导（硅，蓝色）和超导传输线（铌，粉红色）。传输线中的微波和射频电流（Ia.c.）产生驱动电子和核自旋的磁场（Ba.c.）。一个磁铁提供了一个静态的面内磁场Bd.c.。
b，磁场中的T中心能级图。电子自旋通过超精细相互作用与氢（H）和硅（Si）核自旋耦合。
c，b中基态能级图的放大图，显示了T中心的超精细分裂。
d，T中心的原子结构，旁边是一个29Si原子。
e，电子自旋依赖的光学跃迁的二频光致发光（PLE）测量。蓝色（粉红色）曲线显示了PLE光谱，泵浦频率由蓝色（粉红色）箭头指示。跃迁B和C的线宽为0.76 GHz，且失谐3.35 GHz。黑线为单激光PLE光谱。
f，电子自旋共振（ODMR）的脉冲序列。该序列将系统初始化为||↓e⇓Si⇓H⟩态。驱动光学跃迁C将电子自旋极化到|↓e⟩子集，并且驱动fe:1,2,4耗尽|⇑⇓⟩、|⇑⇑⟩和|⇓⇑⟩核态中的人口。
g，核自旋依赖的电子自旋共振的脉冲ODMR光谱，针对不同的核初始化状态。误差条表示从十次独立迭代计算得出的±1标准误差（s.e.m.）。cps，计数每秒；TX0，第一激发态。
边缘耦合器。一个在3.4 K下操作的超导铌传输线用于施加微波（MW）和射频（RF）场进行量子比特控制。三比特寄存器由T中心电子自旋、T中心氢核自旋和附近的29Si核自旋组成。我们演示了对所有三个量子比特的相干控制和多比特受控非门（CNOT）门操作。三个量子比特的相干时间分别为Techo2,e = 411(15) μs，Techo2,H = 110(10) ms和Techo2,Si = 70(7) ms。我们以77(3)%的保真度和2.60(8) ms的相干时间在两个核自旋之间创建了纠缠。观察到的单比特和纠缠态的相干时间表明，T中心可以用于实现多比特量子存储。
T中心在光波导中的应用
硅中的T中心是一个点缺陷，包含两个碳原子、一个氢原子和一个未配对的电子，位于硅的替代位点中（图1d）。T中心的基态由一个电子自旋组成。
图1 | 硅光子波导中单个T中心的光学光谱。
a，假彩色扫描电子显微镜图像，显示光学波导（硅，蓝色）和超导传输线（铌，粉色）。微波和射频电流（Ia.c.）在传输线中产生磁场（Ba.c.），驱动电子和核自旋。一个磁体提供一个静态的平面内磁场Bd.c..
b，T中心在磁场中的能级图。电子自旋通过超精细相互作用与氢（H）和硅（Si）核自旋耦合。
c，b图的基态能级图放大，显示T中心的超精细分裂。
d，T中心的原子结构，其中有一个相邻的29Si原子。
e，两音PLE测量的电子自旋依赖的光学跃迁。蓝色（粉色）曲线显示PLE光谱，泵浦频率由蓝色（粉色）箭头指示。跃迁B和C的线宽为0.76 GHz，且它们相差3.35 GHz。黑线为单激光PLE光谱。
f，电子自旋共振（ODMR）脉冲序列，针对fe,3跃迁。该序列初始化系统在||↓e⇓Si⇓H⟩态。驱动光学跃迁C将电子自旋极化到|↓e⟩子态，而驱动fe:1,2,4则去除|⇑⇓⟩，|⇑⇑⟩和|⇓⇑⟩核态中的人口。
g，脉冲ODMR光谱，不同核初始化态下的核自旋依赖电子自旋共振。误差条表示±1标准误差，通过十次独立迭代计算。cps，计数每秒；TX0，第一个激发态。
超导铌传输线的光学耦合。
在3.4 K下操作的超导铌传输线用于施加微波（MW）和射频（RF）场进行量子比特控制。三比特寄存器由T中心电子自旋、T中心氢核自旋和附近的29Si核自旋组成。我们演示了对所有三个量子比特的相干控制和多比特受控非门（CNOT）门操作。三个量子比特的相干时间分别为Techo2,e = 411(15) μs，Techo2,H = 110(10) ms和Techo2,Si = 70(7) ms。我们以77(3)%的保真度和2.60(8) ms的相干时间在两个核自旋之间创建了纠缠。观察到的单比特和纠缠态的相干时间表明，T中心可以用于实现多比特量子存储。
T中心在光波导中的应用
硅中的T中心是一个点缺陷，包含两个碳原子、一个氢原子和一个未配对的电子，位于硅的替代位点中（图1d）。T中心的基态由一个电子自旋组成，而其第一个激发态（TX0）是一个带有未配对的孔自旋（S = 1/2）的缺陷束缚激子态。TX0的光学发射具有一个位于电信O波段附近的零声子线，波长约为1,326 nm，具有Debye–Waller因子为0.23。
图2 | T中心电子自旋相干性。a，电子自旋的拉比振荡，tπ = 90 ns。b，电子自旋的拉姆齐条纹显示T∗₂,e = 2.7(1) μs。给第二个π/2脉冲相位增加了5 MHz的虚拟调谐θ(τ)。Xπ/2表示绕x轴的π/2旋转。c，使用不同动态解耦序列的电子自旋相干时间：Techo₂,e = 411(15) μs，TCPMG₂₂,e = 623(43) μs，TXY₄₂,e = 1.33(17) ms 和 TXY₈₂,e = 1.68(22) ms。通过哈恩回声测量对比度来归一化极化。我们基于增加 refocusing 脉冲数量下的极化衰减估算了π脉冲保真度为92(2)%（补充附录E）。误差条表示±1标准误差的置信区间，n = 9，9，7或32次重复的哈恩回声、CPMG₂、XY₄和XY₈。插图：相干时间与refocusing脉冲数量的关系。系统在所有测量前初始化为 ||↓e⇓Si⇓H⟩。使用与核自旋保守跃迁频率(fe,3)共振的微波脉冲来驱动电子自旋。拟合相干衰减时使用了2.5的拉伸因子。误差条表示2σ的置信区间。
T∗₂,e = 2.7(1) μs（图2b），这可能受到29Si核自旋浴的限制。使用哈恩回声序列抑制慢磁噪声，并将自旋相干时间延长至Techo₂,e = 411(15) μs（图2c）。有趣的是，我们在自然硅中集成的T中心观测到的自旋相干时间Techo₂,e，比同位素纯化硅中的相干时间（Techo₂,e = 270(10) μs）还要长。进一步的研究是必要的，以理解这一差异以及限制不同设备中T中心T₂,e的来源。应用动态解耦（XY8序列）进一步将相干时间延长至1.68(22) ms（图2c）。对于所有动态解耦测量，我们更改序列中最后一个π/2脉冲的相位，以将自旋投影到上或下态，使用相同的激光读取这两种状态，并计算极化。我们将相干时间与refocusing脉冲的数量（N）作为函数拟合，Tcoh(N) ∝ αN^n，发现拉伸因子n = 0.62(16)，与来自Lorentzian浴的噪声谱中n = 2/3（参考文献23）一致。我们在T1测量中（补充图10）没有观察到100ms内电子自旋的去极化。
核自旋控制与相干性
为了探测核自旋的相干性，我们首先使用脉冲ODMR研究T中心的超精细结构（图3a）。在脉冲ODMR过程中，我们使用控制-NOT（CH,SiNOTe）门读取核自旋群体，它选择性地将核自旋状态映射到电子自旋（图3b），然后光学读取电子自旋。图3b显示了反复应用读取序列以及得到的荧光信号。核自旋状态在光学激发过程中部分保持，以便进行电子自旋状态读取。基于在此期间的自旋循环情况...
光学激发下，我们使用两个重复的读取周期来增加信噪比24,25。
我们通过扫频射频脉冲测量核磁共振。我们观察到四个核自旋共振，分为两组，分别位于5.817 MHz和10.004 MHz，这与硅和氢核自旋相对应（图3c）。在每组内，核自旋的跃迁频率（例如fn,1和fn,2）会因另一个核自旋的初始化状态而发生2 kHz的偏移。两个核自旋之间的2 kHz有效纵向耦合导致频率可分辨的状态相关跃迁，从而实现CHNOTSi和CSiNOTH门。纵向耦合来源于直接的核偶极相互作用和电子自旋介导的核自旋相互作用26–28。
知道了核共振后，我们计算核陀螺磁比，以确认核共振与硅和氢自旋的对应关系。对于氢核自旋，跃迁共振位于||↓e⇓Si⟩状态下的fn,3 = 10.005 MHz，和||↑e⇓Si⟩状态下的12.141 MHz（补充图8a）。我们计算得出核Zeeman分裂为11.073 MHz，超精细纵向耦合为1.07 MHz。通过从光学分裂中获得的局部磁场强度，我们得到了氢核自旋的实验陀螺磁比为γ/(2π) = 42.49 MHz/T，这与文献值γH/(2π) = 42.577 MHz/T非常接近。作为对比，硅的陀螺磁比为γ29Si/(2π) = −8.465 MHz/T。我们将5.8 MHz的共振与硅核自旋识别为与硅晶格中最高丰度的29Si自旋相关（补充附录G）。
我们展示了使用共振射频脉冲对氢和硅核自旋的相干控制（图3d）。在相同的射频功率下，氢核自旋的拉比频率比硅核自旋更高，这与氢的较大陀螺磁比一致。较大的陀螺磁比还意味着与噪声自旋浴的耦合更强，这解释了氢的较短的拉姆齐相干时间T∗₂,H = 4.0(2) ms，相比之下硅为T∗₂,Si = 13.9(8) ms（图3e）。使用哈恩回声序列的噪声取消将核自旋的相干时间延长至Techo₂,H = 112(10) ms和Techo₂,Si = 70(7) ms（图3f）。我们观察到Techo₂,H > Techo₂,Si，表明需要进一步的研究来理解两种核自旋所经历的不同噪声源。最后，核自旋寿命（T1）测量表明在300 ms内没有人口衰减，表明哈恩回声相干时间不受寿命限制。
核自旋纠缠
我们使用氢和硅核自旋之间的控制-NOT门来纠缠两个核自旋。图4a展示了在||↓e⟩态下氢和硅之间纠缠生成的一个例子序列。系统首先使用补充图9a所示的序列初始化为||↓e⇑Si⇑H⟩。然后，应用两个控制旋转门（在fn,1和fn,4频率下的脉冲）生成贝尔态|Φ−⟩ = 1/√2 (|⇑⇑⟩ − |⇓⇓⟩)。为了量化贝尔态的保真度，我们进行相位反转层析（补充图9c）。用于生成贝尔态的两个控制旋转门按相反顺序应用，旋转轴通过微波脉冲相位偏移了方位角φ1 = θ和φ2 = 3θ。这个层析方案将贝尔态密度矩阵的非零非对角矩阵元素映射到最终状态的对角矩阵元素，通过核自旋⟨σz⟩Si的期望值测量（图4b）。通过改变θ，创建了⟨σz⟩Si的振荡，其相位和振幅编码了贝尔态密度矩阵的非零非对角矩阵元素。结合通过直接在贝尔态准备后进行人口测量获得的对角矩阵元素（补充图9d），我们重建了密度矩阵的关键元素，并计算保真度为F|Φ−⟩ = 77(3)%（图4c）。保真度受到不完美状态初始化和脉冲误差的限制（补充附录H）。为了探测纠缠态的相干性，我们测量了...
图 3 | 核自旋共振与相干性。
a，T中心在磁场下的超精细结构放大图。
b，读取||↓e⇑Si⇓H⟩态中人口的脉冲序列。一个读取单元包含CnnNOTe脉冲和探测|↑e⟩态人口的激光脉冲。直方图显示重复的核自旋读取，N = 6。虚线框表示一个读取周期。光学激发期间，电子自旋翻转导致每个读取周期的荧光衰减。光学激发期间核自旋翻转导致随着N的增加，总荧光的衰减。
c，|↓e⟩态中的核自旋共振，平均五次独立迭代。插图：状态选择π脉冲构成两个核自旋之间的CnNOTn门。Q表示核量子比特态。
d，使用共振射频脉冲驱动氢和硅核自旋的拉比振荡，氢的平均迭代次数为8，硅的为5次。
e，氢和硅核自旋的拉姆齐相干性测量，T∗₂,H = 4.0(2) ms 和 T∗₂,Si = 13.9(8) ms。数据分别对氢进行了5次迭代，硅进行了18次迭代。
f，氢和硅核自旋的哈恩回声衰减轨迹（深蓝色）。核自旋寿命（T1）的测量显示在300 ms内没有观察到衰减（黄色）。数据分别对氢进行了22次迭代，硅进行了12次迭代。所有误差条表示±1标准误差（s.e.m.）置信区间。
Φ+⟩ = √(1/2) (|⇑⇑⟩ + |⇓⇓⟩) 和 |Ψ+⟩ = √(1/2) (|⇑⇓⟩ + |⇓⇑⟩) 通过在状态生成和反转序列之间加入自由演化时间 (τ) 来实现。在两个反转脉冲中，方位角分别设置为 φ1 = 0 和 φ2 = ωτ，通过微波（MW）脉冲的相位控制，其中 ω 是虚拟失谐。通过拟合 ⟨σz⟩Si 的衰减，我们测量得出 T∗₂,|Φ+⟩ = 2.60(8) ms 和 T∗₂,|Ψ+⟩ = 3.75(8) ms（图 4d）。奇偶态 |Ψ+⟩ 的去相干时间比偶数态 |Φ+⟩ 的去相干时间长，表明两个核自旋上的噪声源部分相关（补充附录 I）。
结论
我们已经展示了在硅光子平台上实现三量子比特寄存器的初始化、相干控制和读取。我们的结果表明，自然硅中的 T 中心可以方便地执行电子-核和核-核二量子比特门操作，并且可以用来在自旋量子比特寄存器中生成纠缠态。核自旋的回声相干时间约为 100 毫秒，而核自旋的贝尔态展示了约 3 毫秒的拉姆齐相干时间，无需任何同位素纯化。
有几个因素会导致单量子比特和二量子比特门操作中的误差以及状态读取的误差。核自旋之间的 2 kHz 条件频率偏移使得执行高保真度的核单量子比特门操作成为一个挑战。一个单量子比特门（不依赖于其他核自旋）需要一个大驱动场和拉比频率（≫ 2 kHz），但使用我们的传输线无法实现这一点，因为这会破坏超导性并导致加热（补充附录 D）。使用具有更高临界电流的超导薄膜，并结合精心的微波和热工程，可能实现高保真度的单量子比特门操作。核二量子比特门依赖于选择性激发被 2 kHz 分裂的两个跃迁。同样，电子-核二量子比特门依赖于选择性激发约 2-3 MHz 分裂的跃迁。有限的失谐限制了二量子比特门的操作。
图4 | 核自旋纠缠与相位反转断层扫描。
a, 贝尔态制备电路图。
b, Si 核自旋期望值与反转脉冲相位的关系，平均值为六次迭代。
c, |Φ−⟩ 贝尔态的重建密度矩阵。无法通过相位反转断层扫描提取的矩阵元素标记为灰色。颜色表示非对角项的相位。虚线列显示了理想的 |Φ−⟩ 贝尔态的密度矩阵。
d, ||Φ+⟩ 和 ||Ψ+⟩ 的拉姆齐条纹，T∗₂ = 2.60(8) ms 和 T∗₂ = 3.75(8) ms。数据为 ||Φ+⟩ 的 5 次迭代和 ||Ψ+⟩ 的 15 次迭代的平均值。所有误差条表示 ±1 s.e.m.门速率和保真度可以通过复合脉冲和脉冲形状工程进行改进。最后，磁场的方向可以优化，以实现电子自旋和核自旋的更高光学循环性，从而实现量子比特寄存器的高保真单次读出。
尽管这项工作侧重于与强耦合的29Si相互作用的T中心，但T中心也与大量弱耦合的29Si核相互作用。T中心的S = 1/2基态使得通过动态解耦门单独控制弱耦合的核自旋变得具有挑战性。然而，最近开发的动态解耦射频门提高了S = 1/2核自旋的控制保真度。通过利用动态解耦射频门和与邻近核的超精细相互作用（补充图1），可能能够将量子比特寄存器的大小扩展到十个量子比特。我们展示了一个结合了100毫秒存储相干时间和在可扩展的电信波段光子平台上以兆赫率进行超精细相互作用的多量子比特寄存器，这将在量子通信中找到应用，利用多量子比特内存节点并为光子测量基础量子计算生成高效的资源状态。
在线内容
任何方法、额外的参考文献、自然组报告摘要、源数据、扩展数据、补充信息、致谢、同行评审信息；作者贡献和竞争利益的详细信息；以及数据和代码可用性的声明，均可在 https://doi.org/10.1038/s41565-025-02066-0 获取。
出版商声明：Springer Nature 对已发布地图中的司法管辖区声明和机构隶属关系保持中立。Springer Nature 或其许可方（例如协会或其他合作伙伴）根据与作者或其他权利持有者的出版协议，拥有本文的独占权；作者自行归档本文的已接受手稿版本仅受该出版协议和适用法律的条款约束。
© 2025 作者，独家授权 Springer Nature Limited
样品安装在低温装置（Montana Instruments Cryostat s200）中并冷却至 3.4 K。我们将一个由三个永久磁铁（K&J Magnetics B888-2PA-N52 和 B888-2PE-N52）组装的 Halbach 阵列固定在样品下方，用以提供外部磁场。一个带透镜的光纤（OZ Optics TSMJ-X-1550-9/125-0.25-7-3.5-19-2）安装在三轴纳米定位器（Attocube ANPx101/LT 和 ANPz102/LT）上，用于耦合到光子波导（效率约为 30%）。光子通过超导纳米线单光子探测器（Quantum Opus QO-NPD-1200-1600）进行探测，量子效率约为 60%。扩展数据图 1 显示了实验配置。对于自由空间激发，激光束通过显微镜物镜（Mitutoyo LCD Plan Apo NIR 50，数值孔径 0.42）聚焦，并通过低温装置的顶部真空窗口送入显微镜。显微镜物镜安装在三轴电动微操控器（Sutter Instrument MP-285）上进行扫描。
为了定位 T 中心，我们使用635 nm的连续波激光（Thorlabs S1FC635）在自由空间中扫描激发 T 中心，收集位于 1,325.4 nm 处的荧光（带宽为 1.2 nm），并使用可调带通滤波器（WL Photonics WLTF-BA-U-1310-100-SM-0.9/2.0-FC/APC-USB）。在 PLE 测量中，我们使用两台可调的 O 波段激光（Santec TSL-570）进行共振激发。每个激光器都通过光纤耦合声光调制器（Aerodiode 1310-AOM-2 和 IntraAction FCM-40.8E5C）进行强度调制。激光功率通过功率计（ThorLabs PM100USB）和光纤光电二极管功率传感器（ThorLabs S154C）进行测量，并通过可调光学衰减器（Agiltron MSOA-02B1H1333）进行独立控制。我们将两束激光束通过 50:50 光纤光束分配器合并，并使用光纤耦合偏振光束分离器设置两激光器的相同偏振。在采集路径中，我们使用自由空间长通滤光片（ThorLabs FELH1350）来滤除共振激发光子并收集位于声子边带的荧光。
MW 脉冲用于驱动电子自旋跃迁。我们首先使用线性放大器（Mini-Circuits ZX60-83LN-S+）放大本地振荡器（LO；Agilent Technologies E8257D）的 MW 信号。通过 IQ 混频器（Marki Microwave MMIQ-0218LXPC）将 LO 信号与脉冲流生成的 I 和 Q 信号混频，用于相位调制和频率上变换。我们在 IQ 混频器后添加了 MW 开关（Analog Devices HMC547ALP3E）以减少当 IQ 调制关闭时的 LO 泄漏。上变频的 MW 信号通过线性放大器（Mini-Circuits ZRON-8G+）进行放大，并通过直流隔离和高通滤波器（Mini-Circuits VHF-3100+）进行滤波。我们使用环形器（DigiKey SFI4080A）保护放大器免受反射功率的影响。通过数字衰减器（Vaunix LDA-908V）控制上变频 MW 脉冲的功率。MW 信号通过双工器（Mini-Circuits ZDSS-3G4G-S+）的 H 端口送入。
RF 脉冲用于驱动核自旋跃迁。我们使用任意波形发生器（AWG；Siglent SDG6022X）直接合成 RF 信号，然后通过 20 dB 衰减器衰减信号以实现更高的幅度分辨率。经过低通滤波器（Mini-Circuits VLF-80+）后，RF 信号送到双工器的 L 端口。MW 和 RF 信号的组合被送到自定义的印刷电路板，该电路板通过焊线连接到低温装置中的钽（Nb）传输线。
在测量核自旋 Hahn 回声相干时间时，我们在偏振光束分离器前添加了一个声光调制器（Aerodiode 1310-AOM-2）以进一步减少激光泄漏。我们还改变了 RF 线路设置，以符合扩展数据图 1 中虚线框所示的配置。AWG 用作本地振荡器。两个 MW 开关（Mini-Circuits ZASWA-2-50DRA+）级联，用于脉冲 RF 信号以适应 AWG 的存储限制。其余配置保持不变。
脉冲通过脉冲流发生器（Pulse Streamer 8/2，Swabian Instruments）生成。来自超导纳米线单光子探测器的光子点击信号通过时间标记仪（Time Tagger Ultra，Swabian Instruments）进行时间标记。脉冲流发生器、时间标记仪和 AWG 都与参考铷钟（Stanford Research Systems Rubidium Frequency Standard）同步。
我们在 1 cm × 1 cm 的芯片上制造了设备，芯片从 200 mm 的硅-绝缘体（SOI）晶圆（SEH America）上切割而来。220 nm 厚的漂浮区生长的设备层具有较高的电阻率（≥3000 Ω cm）和（100）方向。为了创建 T 中心，我们首先用 36 keV 的 12C 离子进行离子注入（平均深度 110 nm），剂量为 1 × 10^12 cm−2，注入角度为 7°。注入后，通过在氮气氛围下进行 900°C 的快速热退火 20 秒来修复注入造成的晶格损伤。然后，我们用 9 keV 的氢离子进行注入（平均深度 110 nm），剂量为 7 × 10^12 cm−2，随后在 450°C 下在氮气氛围中退火 3 分钟，以形成 T 中心。设备制造和 T 中心创建过程的详细信息见扩展数据图 2。单模光子波导沿 〈110〉 方向设计，波导末端配有 Bragg 镜。制造后的设备，我们观察到每 60 μm 波导（400 nm 宽）平均有一个 T 中心，T 中心的浓度为 0.004 ppb。在早期阶段的测量中，我们研究了具有较高碳注入密度（1 × 10^13 cm−2）的芯片。在相同的氢注入密度下，我们测量到每 0.2 μm 波导（400 nm 宽）有一个 T 中心，对应的 T 中心浓度为 0.7 ppb。
这些实验的基础数据可以通过 Zenodo 在以下链接获取：https://doi.org/10.5281/zenodo.17239007（参考文献38）。本文中支持图表和其他研究结果的所有数据，可以通过合理请求从通信作者处获得。
感谢 C. Afradi 和 K. Godeneli 提供实验帮助，感谢 A. Faraon 对论文的反馈。此项工作主要由美国能源部科学办公室基本能源科学量子信息科学（奖项编号 DE-SC0022289，用于量子比特合成与表征以及从头计算建模）资助。L.K.、Y.Z. 和 A. Sipahigil 感谢美国国家科学基金会（QLCI 计划通过 Grant No. OMA-2016245 和 Award No. 2137645）提供的支持。我们还感谢美国能源部科学办公室先进科学计算研究办公室（合同编号 DE-AC02-05CH11231）和伯克利实验室 FWP FP00013429 对低温仪器的支持。X.Z. 感谢 Miller 基础科学研究所提供的支持。本文中使用的设备在伯克利 Marvell NanoLab 和伯克利实验室分子前沿中心制造。
H.S. 设计并制造了设备，S.D.、L.K.、A. Schwartzberg 和 N.F. 提供了帮助。H.S. 和 L.K. 建立了测量设置，Y.Z.、N.F. 和 X.Z. 提供了帮助。H.S. 进行了实验测量，并在 X.Z.、N.F.、T.S.、Z.-H.Z. 和 A. Sipahigil 的支持下分析了实验结果。Y.X. 和 G.H. 进行了从头计算。H.S.、Z.-H.Z.、Y.X. 和 A. Sipahigil 撰写了论文，所有作者提供了反馈。A. Sipahigil 构思并监督了工作。
作者声明没有竞争利益。
扩展数据可在此论文的在线版本中获取：https://doi.org/10.1038/s41565-025-02066-0。
补充信息：该论文的在线版本包含补充材料，网址为 https://doi.org/10.1038/s41565-025-02066-0。
有关通信和材料请求，请联系 Alp Sipahigil。
Nature Nanotechnology 感谢 Mete Atature、Elizaveta Semenova 和其他匿名审稿人对本研究的同行评审贡献。
有关再版和权限信息，请访问 www.nature.com/reprints
关于我们：
OMeda成立于2021年，由3名在微纳加工行业拥有超过7年经验的工艺，项目人员创立。目前拥有员工15人，在微纳加工（涂层、光刻、蚀刻、双光子印刷、键合）等领域拥有丰富的经验。 同时，我们支持4/6/8英寸晶圆的纳米加工。 部分设备和工艺支持12英寸晶圆工艺。针对MEMS传感器、柔性传感器、微流控、微纳光学等行业。
中国（上海）自由贸易试验区临港新片区业盛路188号450室 电话：+86 188 233 40140 邮箱：jing.chen@omeda-optics.com
来源：OMeda
OMeda（上海奥麦达微）成立于2021年，由3名在微纳加工行业拥有超过7年经验的工艺，项目人员创立。在微纳加工(镀膜、光刻、蚀刻、双光子打印、键合，键合)等工艺拥有丰富的经验。 同时，我们支持4/6/8英寸晶圆的纳米加工。部分设备和工艺支持12英寸晶圆工艺。针对MEMS传感器、柔性传感器、微流控、微纳光学，激光器，光子集成电路，Micro LED,功率器件等行业。
