纳米光子波导：实现芯片与外部空间的光束扫描

摘要

无缝的芯片到世界的光子接口能够推动光学测距、显示、通信、计算和量子信息科学的广泛进步。理想的解决方案应能够从光子集成电路上的任意位置，将衍射受限的光束二维扫描到大量的可分辨点上。当前的光束扫描技术受限于一个基本权衡：采用衍射光学元件的光子集成电路具有可扩展性，但模式质量较差[1,2]；而受惯性限制的微机械扫描器能提供高质量光束，但缺乏可扩展的集成能力[3,4]。

本文我们报道了一种光子滑雪跳台（photonic ski-jump）——一个单片集成在压电悬臂梁上的纳米尺度波导——以克服这些限制。它在小于0.1平方毫米的占地面积内被动地弯曲出平面90度，发射出亚微米级、宽带、衍射受限的光束，并展现出具有超过10,000品质因数的千赫兹级机械共振。

我们的器件在体量化的互补金属氧化物半导体（CMOS）代工厂中制造，实现了可扩展的二维光束扫描。在CMOS级别的电压下共振驱动，它达到了每平方毫米每秒6860万个可分辨点的占地面积调整后的点率，比最先进的微机电系统反射镜高出50多倍，这足以在大约1.5毫米直径的占地面积内，以100赫兹的刷新率显示一百万个像素。我们演示了全彩色图像和视频投影，以及对金刚石中硅空位中心的单光子初始化和读出。

最后，我们通过在 64 单元‘跳台’阵列上展示出高度的一致性，论证了该架构的可扩展性。这为在小于 5 厘米的基底上实现千赫兹速率下超过 10 亿光斑（gigaspot）的分辨率铺平了道路，从而在集成光子处理器与自由空间之间构建起了一条无缝的光学管道。

正文

我们宇宙中信息的传输——从天体到原子，主要依靠光子完成。尽管我们的大部分数字数据通过光子波导传输，但更大规模的数据流其实是通过自由空间以光子形式传播的。构建一种高效的“芯片到世界”（chip-to-world）光子接口——即实现集成电光处理器的时间仓（time-bin）模式与自由空间的空间模式之间的相互转换，将为通信和测距[3,5−7]、增材制造[8]、近眼显示[9,10]、生物医学成像[11,12]、机器学习[13]以及用于量子信息的原子控制[4]等领域创造巨大可能。

然而，现有的数字基础设施在处理来自现实世界的庞大数据流时仍面临挑战，因为现实世界中每一个可分辨的像素都是一个需要独立处理的通道[15]。量子计算中也存在类似的挑战，它需要对数百万个物理量子比特进行光子控制和读出，才能实现容错计算[16]。与此同时，光子集成电路（PICs）已经蓬勃发展[17]，并展示了复杂的功能，包括用于原子阵列[14]和自由空间显示的光调理、片上物理算法（in-physics algorithms）[13]以及边缘深度协同学习[18]。随着数字电子设备变得越来越智能，“芯片到世界”的光学接口正成为数字智能价值链中至关重要的连接环节。

尽管如此，由于缺乏在集成电路（PICs）的导波模式和自由空间的连续模式之间进行高效模式转换的接口，阻碍了它们无缝和可扩展的应用。集成波导系统凭借快速的电光及全光交互，拥有大量的时间仓（time-bin）模式[19]，但其波导模式数量有限，且仅能在芯片边缘实现宽带、衍射受限的输入或输出[20]。相比之下，自由空间提供了几乎无限的空间模式[21]，对于许多应用而言，其时间变化较慢[3,4,9,22]。虽然两者总的模式数量相近，但现有的解决方案因光束质量较差、视场（FOV）受限、扫描速率缓慢，或缺乏直接且可扩展的PIC集成能力，而无法弥合这一失配[3,9,11,23,24]。

理想的解决方案需要能够投射并扫描衍射受限的单模光束，并同时满足以下要求：（1）在远场实现大量可分辨的光斑N；（2）具备高刷新率；（3）占位面积有限；（4）直接在可编程光子芯片表面实现。当前的波束扫描架构面临一个根本性的权衡：平铺孔径器件和光相控阵虽然具备可编程性，但受限于衍射，光束质量会下降；而连续孔径扫描器则受到惯性极限和集成挑战的制约。因此，现有的解决方案尚无法直接从芯片表面投射出可扫描、宽带且无衍射的发射光束（详细架构对比请参考补充材料第8节）。

尽管很难提炼出一个单一的品质因数（FOM）来全面涵盖激光扫描系统在尺寸、重量、功耗和成本（SWaP-C）方面的所有维度，但‘单位占位面积下的可分辨光斑数量’仍是一个基础性指标。它不仅决定了单片晶圆可生产的器件数量，还对所有关键性能指标产生下游影响。

在我们的分析中，我们通过取这个占地面积调整后的点数与刷新率的乘积来量化性能，得到一个以每平方毫米每秒点数（spots s^–1 mm^–2）为单位的净FOM。这个简化的指标为不同技术之间的比较提供了基准[26]。传统的瞳面扫描器需要大孔径以获得高分辨率，这导致驱动速度慢、功耗高，将FOM限制在约50万到100万点 s⁻¹ mm⁻²之间。相比之下，焦面扫描器解耦了光学和机械尺寸，但使用体光学元件将其FOM限制在低于5万点 s−1 mm−2。因此，焦平面扫描方法一直受限于缺乏一种可直接集成在光子集成电路（PIC）上、且具备可驱动特性的单模波导。

这里，我们提出了一类全新的集成光子器件——光子跳台（photonic ski-jump），它克服了上述挑战，实现了可扩展的‘芯片到世界’光子接口（图1a）。 该器件在 200 毫米晶圆上使用量产型互补金属氧化物半导体（CMOS）工艺制造，由嵌入在压电驱动微悬臂梁上的纳米光波导组成。该悬臂梁质量不足 1 微克，厚度约 2 微米，并具有较大的平面外曲率。其极小的质量和物理尺寸克服了扫描光纤的惯性极限，打破了出瞳面扫描器在品质因数（FOM）上的取舍限制。通过精细调控悬臂梁双层膜结构中固有材料应力差的方向，我们实现了较大的向上曲率[27]（补充材料第1节）——这一方法受到机械超材料[28]的启发，且已在其他量子光子平台上得到验证[29]。该设计支持在 200 毫米晶圆的任意位置实现垂直、可扫描、宽带的光学发射，机械谐振频率范围从约 1 kHz 到超过 100 kHz，从而显著提高了扫描速度和视场（FOV）。亚微米级的集成波导在减小质量的同时也缩小了出射光斑尺寸，使得品质因数（FOM）相比现有的光纤扫描器[11,25]提升了 1000 倍以上，相比成熟的微机电系统（MEMS）微镜[3,4]和声光偏转器[23,26,30]则提升了 50 倍以上（图1b）。

图 1：光子“跳台”（Ski-jump）集成光子学及其与当前最先进光束扫描技术的对比（图源：Nanophotonic waveguide chip-to-world beam scanning）

a, (i) 现有的压电 POMPIC 组件[14,31,32,33,34] 能够在可扩展的光子平台上实现跨多个时间仓（time-bin）模式的快速光子控制与信息处理。(VL)π为实现 π  相位移所需的电压-长度积。(ii) 光子“跳台”器件可直接从光子芯片表面实现光束扫描及时间模式到空间模式的转换。(iii) 自由空间世界中的目标具有大量空间模式，且随时间演变缓慢。

b, 光子“跳台”与领先的激光束扫描器在“面积折算后的像素密度”与“刷新率”方面的对比。“占位面积”（Footprint）指有源光束扫描器件的面积。数据点（绿色圆圈）测自真空环境下单个“跳台”在 1、2、5 和 10 伏峰峰值（V_pp；从左至右）驱动下的表现。左下角插图：投影平面视场（FOV）由出瞳面扫描器的扫描角  θ 或焦平面扫描器的扫描距离 d （经放大倍率 M 缩放）给出。声光偏转器数据点来自文献[23],[26],[30]。MEMS 微镜数据点为文献[3]表 4 中性能最高的器件。扫描光纤数据来自文献[25]，热 MEMS 数据来自文献[2]

c, 已切割但未释放（unreleased）的 POMPIC 晶圆。比例尺：~5 cm

d, POMPIC 上的 64 个“跳台”阵列。比例尺：1 mm

e, 与其他 POMPIC 组件集成的光子“跳台”。比例尺：1 mm

光子滑雪跳台是属于一个统一的有源器件系列，该系列基于CMOS兼容的压电-光-机械光子集成电路（POMPIC）平台。该平台过往的研究成果如图 1a 所示，包括可调谐定向耦合器[31]、移相器[32,33]、可编程马赫-曾德尔干涉仪[32,34]以及可调谐环形谐振器[14,32]。这种广泛的工艺开发套件（PDK）允许在同一单片光子平台的“跳台”上游进行复杂的光子处理（图 1c–e）。

“跳台”也具备低温兼容性，可与固态量子比特系统（如金刚石色心）直接集成；这些系统此前已被异质集成到 POMPIC 平台上，用于微波和应变控制[35]。这为自旋量子比特的寻址与读出开辟了新途径。未来若与电光薄膜[36]集成，可能实现 100 GHz 的调制，用于投射亚纳秒级光脉冲。POMPIC 平台的能力与“跳台”的“芯片到世界”投影能力相结合，实现了芯片内部及外部可扩展的光子与量子控制。

器件概览

可扩展性与模式质量对于实现实用的“芯片到世界”（chip-to-world）光子接口至关重要。光子跳台采用 200 毫米 CMOS 代工厂工艺制造，将氮化硅（Si₃N₄）光子技术与成熟的氮化铝（AlN）压电驱动器相结合（图 2a）。在铝电极两端施加电压会诱导 AlN 层产生压电应力，从而使“跳台”发生偏转。由 Si₃N₄ 芯层和 SiO₂ 包层组成的波导在层堆叠的顶部进行图案化设计[33]，并可针对从可见光到电信波段的宽带单模（或多模）传输进行定制[37]。我们通过在垂直于波导的方向上设计氧化物交叉肋（cross-rib）图案，进一步调节了“跳台”的被动曲率（图 2a–f 及补充材料第 1 节）。本研究分析的器件采用 Si₃N₄ 波导（宽 400 nm，厚 300 nm），设计用于约 737 nm 波长下的单模传输，该波长对应于金刚石中硅空位色心发射体的零声子线。通过在悬臂梁末端对波导宽度进行锥形化（tapering）处理，可以针对特定应用优化光子跳台的光学输出光斑尺寸和数值孔径。对于本文所讨论的器件，波导宽度在末端锥缩至 200 nm，使得基模（横向电模）的光斑尺寸（即模场直径）分别为 d_spot,x = 0.66 μm 和 d_spot,y = 0.50 μm，发散半角分别为 θ_x = 41° 和 θ_y = 53°（补充材料第 9 节）。

图 2：光子跳台（Photonic ski-jump）器件概览（图源：Nanophotonic waveguide chip-to-world beam scanning）

a, 概念概览。放大片段显示了由下层（SiO₂–Al–AlN–Al）和上层光学层（Si₃N₄-in-SiO₂）组成的横截面。每组层厚约 1 μm，从而形成约 2 μm 厚（h）的悬臂梁。通过对顶部 SiO₂ 进行交叉肋（cross-rib）图案化设计，获得了较小的曲率半径（R）。该结构横向膨胀（蓝色箭头）导致向下方的横向曲率，并伴随下层的横向压缩（红色箭头）以及纵向膨胀（蓝色箭头），最终产生向上的纵向曲率。

右上插图：展示悬臂梁向下横向曲率的扫描电子显微镜（SEM）图像。

左下插图：在 737 nm 波长下运行的波导横向电（TE）单模剖面的有限元法（FEM）模拟。

右下插图：顶层与底层之间差异应变（ε）的概念图。

b, c, 无交叉肋 (b) 和有交叉肋 (c) 的悬臂梁 SEM 图像，交叉肋用于抑制横向向上弯曲并增强纵向弯曲。比例尺：200 μm。

d, 曲率随交叉肋周期（P）、悬臂梁宽度（W，单位：微米）和波导数量（N）的变化情况。比例尺：500 μm。

e, 不同周期交叉肋图案的 SEM 图像。

f, 周期从 4 到 64 μm 不等的 0.75 μm 宽交叉肋悬臂梁的纵向曲率。

g, 使用白光轮廓仪测量在 -50 V 至 50 V 电压下的直流（DC）驱动情况。插图：各数据集的曲率半径随所加直流电压的变化。测得的纵向位移范围约为 29.4 μm。

直流与谐振式一维扫描

在空间中扫描波导，自然地实现了波导内时间仓（time-bin）模式与连续体中空间模式之间的转换。直流驱动（图 2g）是调节“跳台”曲率和末端位移的有效手段，可用于优化到以下目标的耦合：自由空间光学系统、光纤、直接对准自由空间目标，或耦合至其他光子集成电路（PIC）。“跳台”的功耗极低，其直流维持功耗约为 10 nW（20 V）（补充材料第 5 节）。

每个器件还表现出能够显著增强纵向和横向位移的机械谐振。这些模式的频率和形状由材料应力、刚度和器件几何形状决定[38]，有限元法（FEM）模拟结果（图 3a）与被动弯曲、单端固定悬臂梁的特征模式相吻合[38]。鉴于弯曲维度沿薄膜厚度方向，模拟频率范围内的多数谐振为纵向（Y）模式。对于横向（X）模式，弯曲维度沿悬臂梁宽度方向，这导致了更高的有效刚度和谐振频率。与其他焦平面扫描器类似，这些器件根据激发模式的轨迹，同时进行角度和位移扫描。我们在不同压力和低温条件（6.9 K）下，对器件的交流响应进行了表征，驱动电压为环境条件下最大 80 V_pp 的正弦电压，以及真空条件下最大 10 V_pp 的正弦电压（图 3）（实验装置详情请参考补充材料第 3 节）。

图 3：机械谐振模式的表征（图源：Nanophotonic waveguide chip-to-world beam scanning）

a, 弯曲悬臂梁（L = 950 μm, W = 70 μm）七个谐振模式的有限元法（FEM）模拟。下方：共振驱动下“跳台”的频闪成像。b–f, 尺寸为 L = 950 μm, W = 70 μm 的器件在不同正弦驱动电压（条纹标签单位为 V_pp）下，波导输出处于共振状态（Y₁ ≈ 1.3 (b), Y₂ ≈ 6.5 (c), X₁ ≈ 4.9 (d), Y₁ = 1.25 (e) 以及 Y₂ = 6.5 (f) kHz）的增强型电荷耦合器件（ICCD）图像。前两个纵向模式和第一个横向模式分别在高真空（b–d）或环境（e, f）条件下。在 b–d 中，给出的近似频率为随电压变化的谐振频率偏移，这是由热红移引起的。曝光时间长于驱动信号周期，因此可以观察到完整的运动范围。通过 ICCD 的高速门控记录了时间分辨运动（补充视频 4）。g, 环境条件下，处于共振状态（Y₂ = 6.75 kHz, 40 V_pp）的光子跳台的光学宽带工作演示。h, i, X 和 Y 方向光束位移的小信号频率响应。测量是在室温下于大气压、粗真空或高真空（h）以及高真空低温（i）条件下进行的。数据已归一化为低频下的 Y 位移。j, 室温高真空下基频纵向模式的衰减（ring-down）测量。

处于共振时，“跳台”根据机械模式剖面的不同，表现出不同程度的面外（Z）运动，如谐振模式剖面的频闪成像所示（补充视频 1–3）。例如，基频 Y 模式（Y₁）扫描悬臂梁末端沿近乎圆形的弧线。相比之下，由于存在额外的运动节点，如二阶 Y 模式（Y₂）等高阶谐振表现出更小的 Z 方向运动和角度摆动。这将悬臂梁分隔为具有相反曲率变化的独特段，使得复合运动产生近乎平坦的末端轨迹，同时保持接近垂直的方向。类似地，由于 X 方向上较小的被动曲率，基频 X 模式（X₁）也表现出近乎平坦的末端轨迹。我们还发现分析推导的 FOM_1D 表达式与 Y₂ 模式的数据吻合良好（补充材料第 8 节）。此外，利用超连续谱光源演示了跳台在共振状态下的宽带传输（450 nm 至 750 nm，图 3g）。

降低压力可显著增强谐振响应（最高可达 30 dB）。在高真空中，Y₁ 模式的品质因数（Q）约为 10,020，表现出与环境条件（Q ≈ 5）相似的位移，但仅需百分之一的电压。在真空中，由于机电加热导致红移非线性，这被动稳定了驱动频率与谐振的失谐，类似于其他微振荡器系统[19],[39]，并显著扩展了谐振带宽。我们测量了相位响应，并演示了一个基于比例-积分-微分（PID）的控制回路，用于自动寻找和跟踪谐振，结果表明在达到稳态后，频率和共振增强的扫描范围均保持稳定（补充材料第 16 节）。

谐振式二维光束扫描与图像投影

芯片到世界（chip-to-world）光子接口的核心在于能够在远场投射出大型二维光斑阵列的能力。为此，我们使用了一种配备双侧压电驱动器的“跳台”（图 4a）。每个电极可以以不同的电压和相对相位在多个频率下驱动，从而实现 X 和 Y 方向谐振的同步激发。根据特定的频率比[22]，这会产生具有不同刷新率和光斑密度的利萨如图形（Lissajous curves）。我们通过向两个驱动器发送独立且同频的信号，同时使用位置敏感探测器测量投射光束的位移，对器件在 100 Hz 至 50 kHz 范围内的 X 和 Y 频率响应进行了表征（图 4d）。从力学角度看，驱动反相信号会抵消 Y 方向响应，同时增强 X 方向响应。这使得消除 X-Y 交叉耦合成为可能，并能高效驱动两个正交轴以实现二维光束扫描。从光学角度看，二阶 Y 模式与基频 X 模式的组合展现出了足够平坦的二维扫描区域，可作为投射大型近衍射极限二维光斑阵列的基础。

图 4：带分立电极悬臂梁的二维光束扫描（图源：Nanophotonic waveguide chip-to-world beam scanning）

a, 分立电极悬臂梁基部的顶视扫描电子显微镜（SEM）图像。伪彩色用以区分左电极（紫色）和右电极（青色）。b, 当悬臂梁（L = 950 μm, W = 70 μm）在不同的 X:Y 频率比（上图：4.83 kHz:6.44 kHz = 3:4，刷新率 1.61 kHz；下图：37.2 kHz:6.2 kHz = 6:1，刷新率 6.2 kHz）及 X 与 Y 驱动信号相位偏移 φ = 0（左）、φ = π/2（中）和 φ = π（右）下驱动时，分立电极“跳台”光学输出追踪出的利萨如图形（Lissajous patterns）ICCD 图像。c, 在高真空条件下，通过调节左右执行器的幅度 A_L 和 A_R（分别在 4.83 kHz 和 6.5 kHz 附近驱动）来调节二维扫描区域。谐振频率会随电压发生微小偏移。d, 在环境条件下，以 1 V_pp 的同相（上）和反相（下）正弦信号驱动两个执行器时，X 和 Y 光束位移的频率响应。e, 使用分立电极器件进行二维图像投影的示意图，由任意波形发生器（AWG）或现场可编程门阵列（FPGA）控制。紫色和青色插图：投射“QMP”字母的“跳台”。f, 使用长分立电极器件（L = 1,450 μm, W = 70 μm）在高真空条件下追踪全填充利萨如图形进行图像投影，其中 f_x = 1.561 kHz, f_y = 2.639 kHz，刷新率为 7 Hz。g, 使用短分立电极器件（L = 950 μm, W = 70 μm）在高真空条件下进行图像投影，f_x = 4.716 kHz, f_y = 6.408 kHz，刷新率为 36 Hz。

X 和 Y 信号频率的选择决定了扫描图案的刷新率和填充因子。激光雷达（LiDAR）和图像投影等应用需要高填充、低速率的图案，而低填充、高速率的图案则更适合原子量子比特的光学控制。我们通过施加低频比的 X 和 Y 信号并调整其相对相位，生成了高刷新率的利萨如图形（图 4b 和补充视频 5）。偏移其中一个频率可以使光束扫过整个二维区域（图 4c），此时的低刷新率等于 X 和 Y 频率的最大公约数。通过使用片外电流控制激光二极管对光学信号进行脉冲调制，我们演示了使用这些高填充扫描投射全彩二维图像和视频（图 4e–g，及补充视频 6 和 7），无需主动稳定，这表明扫描轨迹随时间保持稳定。我们还证明了在超过 15 小时的驱动过程中，高速率和高填充扫描图案均具有极佳的长期稳定性。这些器件在直流和一维谐振操作中同样表现出长期稳定性。具体而言，我们观察到高压直流驱动无滞后现象，并证实了一维谐振扫描在超过十亿次循环和数十小时运行中的稳定性（补充材料第 12 节）。尽管目前我们是在片外对激光器进行调制，但使用现有的 POMPIC 组件实现相位和幅度调制是完全可行的，从而可实现全片上（all-on-chip）投影系统。

光子跳台对硅空位色心的激发

为了实现真正通用的“芯片到世界”（chip-to-world）光子接口，投射的光必须能在量子力学层面控制物质，即光束在空间和光谱上必须是相干的。这种能力对于原子量子比特的光子控制，以及光谱学、基于荧光的显微镜、相干测距和传感等应用至关重要。为了证明这一能力，我们使用单个“跳台”来控制多个固态类原子量子比特。以往的研究使用可控马赫-曾德尔干涉仪（MZI）网格将输入激光引导至四个离散通道，以实现对量子存储器的空间和时间分辨控制[40]。相比之下，“跳台”具有连续的二维输出范围，能够将量子存储器作为网格上的节点进行控制。因此，可用通道的数量取决于“跳台”的运动范围和光学模式尺寸。

我们演示了在环境条件下，使用一个引线键合、光纤封装的“跳台”沿一维扫描的能力。一个由八个波导组成的金刚石量子微芯片（植入了带负电的硅空位）被放置在蒙大拿（Montana）4 K 低温恒温器中，悬挂在裸硅基底上方（图 5a）。与硅空位零声子线（~737 nm）共振的激光从“跳台”末端在自由空间中被引导至各个金刚石波导的尖端。

图 5：使用谐振驱动“跳台”器件对单光子源的调制

a, 将“跳台”光学输出投射到植入硅空位（silicon vacancies）的金刚石量子微芯片上，并读出至光电探测器（APD 或 ICCD）的实验装置示意图。b, 金刚石波导中单个发射体的二阶自相关函数 g⁽²⁾(τ) 测量。在时间 τ = 0 时，观测到 g⁽²⁾(0) = 0.09(9) 的可见度，表明正在寻址单个发射体。c, 通过以 6.34 kHz 振动的悬臂梁波导激发的单个发射体的随时间变化的声子侧带（PSB）荧光。该发射体位于器件运动范围的顶点。消光比为 27.5 dB，重复时间为 157 μs。d, 使用 ICCD 收集的系综（ensemble）荧光测量。驱动的悬臂梁寻址了六个不同波导中的发射体。第三个波导（在 t = 39 μs 时成像）的锥形末端已损坏，导致共振激发大部分发生散射。

我们通过将静态“跳台”的发射与金刚石波导通道之一对准，并调节激发激光至频率分辨的单个硅空位色心的 C 跃迁，实现了共振激发。我们通过二阶自相关测量验证了正在寻址单个发射体，其 g⁽²⁾(0) = 0.09(9)，远低于单光子发射的 0.5 阈值（图 5b）。为了周期性地初始化该发射体，“跳台”被驱动以 6.34 kHz 的频率振荡，同时将硅空位声子侧带（PSB）荧光引导至耦合到时间标记器（time-tagger）的雪崩光电二极管（APD）（图 5c）。我们观察到一致的侧带发射，消光比为 27.5 dB（目前受限于散射光）。积分脉冲面积的标准差为 0.003。我们还演示了通过将激光频率调节至激发系综硅空位，并扫描“跳台”的光学输出来控制不同波导通道中的多个发射体。我们将每个波导的 PSB 信号收集到高速 ICCD 上，展示了当光斑扫描过它们时的实时计数（图 5d）。

这一演示是迈向通用容错量子计算的关键一环，该计算需要可扩展、高保真地寻址数百万个量子比特——这是传统体光学和声/电光调制器无法实现的。若没有可扩展的广播方法，仅靠片上调制器也是不够的。我们的工作提供了这一解决方案：一个高产率、基于 PIC 的平台，它集成了调制器和扫描器，每个“跳台”可控制数千个光学通道。调制器和扫描器的片上集成还在所有通道之间提供了体光学和光纤组件无法获得的相位稳定性[40]。此外，低温运行实现了一种模块化架构，其中光子控制系统可以占用低温恒温器中温度较高的一级，同时仍与量子比特共封装在一个统一的量子处理器单元中。实际架构可能需要较小的“跳台”阵列，这些阵列能够以亚微秒的刷新率周期性且同时激发量子比特阵列的一个子集，并动态移动扫描轨迹以互联量子比特子阵列。

讨论

绕过执行器质量与光学孔径之间的惯性权衡，使得光斑密度和扫描速度超越了传统扫描仪的限制。一维比例定律（补充材料第 8 节）——FOM_1D,Y ∝ Q·L(W·h²·d_spot,y)^-1 以及 FOM_1D,X ∝ Q·L(W²·h·d_spot,x)^-1 ——表明长且薄的悬臂梁结构，配合锥形或分段的宽度轮廓，有助于最小化空气阻尼。这种方法提高了扫描速度和范围，但降低了刷新率（图 1b），因为二维光斑密度作为一维扫描范围的函数，其缩放比例（双线性）比扫描速度（欧几里得）更快。光学上也存在类似的权衡：未锥缩的波导横截面使光斑直径减小了约 40%，光斑密度（spots mm^-2）提高了 2.8 倍，但扫描速度（spots s^-1）仅提高了 1.7 倍。然而，利萨如图形（Lissajous）扫描的灵活性允许“跳台”通过选择具有更大最大公约数的频率对来动态权衡填充因子与刷新率，从而获得更高的刷新率，尽管这种权衡在图案日益稀疏时会退化。或者，在每个悬臂梁上集成多个波导也会成比例地提升填充因子与刷新率的乘积，但代价是需要调制和引导更多的独立光学通道。在实际应用中，可以对扫描范围、速度、图案、波导放置和光斑尺寸进行协同优化，以匹配目标照明图案和时钟速率。

与厘米级“跳台”阵列的对接也挑战了标准光学器件的极限。然而，高产量、精密模压的自由曲面光学元件——如同现代手机摄像头中的透镜——现在能以消费级成本提供近衍射极限的性能。利用光学互易性，这些微型光学器件可以在小于一立方厘米的模块内对约 1 μm 光斑尺寸的“跳台”阵列进行准直。我们使用 iPhone 15 Pro 镜头验证了这一点，产生的图像艾里斑半径为 1.69 μm，符合 f/1.78 镜头的瑞利分辨极限（调制传递函数 = 0.10，为 1.67 μm，补充材料第 13 节）。对镜头规格的分析[41]预测，在 12.2 mm 直径范围内可分辨约 3000 万个光斑，可容纳超过 1000 个“跳台”。对于人眼安全激光雷达（LiDAR）等单色应用，单元件鱼眼超透镜（已在 940 nm [42] 和 1550 nm [43] 波长下验证）提供了一种紧凑的晶圆级解决方案，可在 170° 视场（FOV）内实现近衍射极限成像。单个角分辨率 <0.1° 的超透镜可覆盖超过 175 个“跳台”，将封装简化为单个单片组件。在相反的尺度上，微透镜阵列提供了“每个发射体对应一个透镜”的控制能力[44]。通过在晶圆上平铺，每个微透镜阵列单元将一个“跳台”耦合至一个微透镜，从而实现消除“跳台”间隙的复合成像，或者实现增加变焦或体成像能力的场光架构。补充材料第 14 节详细介绍了此类封装系统的光斑容量和体积。为了证明阵列的现实均匀性和良率，我们制作了一个 64 个“跳台”的阵列，测得曲率分布的标准差 <2%（补充材料第 18 节）。这种紧凑的平铺方式，结合“跳台”FOM 提升 10 倍，将使在小于 5 cm 直径的芯片区域内实现 1 kHz 刷新率的吉赫兹（Giga-spot）光引擎成为可能。

将这些器件扩展为集成系统需要解决几个额外的约束。由于“跳台”的弯曲扫描轨迹可能会导致为平面传感器设计的光学器件发生离焦，这一挑战可以通过光学[45]和机械[46]补偿来解决（补充材料第 13 节）。其他考虑因素包括晶圆级真空封装，它提供了必要的低压环境而无需庞大的腔室[47,48]；然而，未来执行器设计的改进将缩小其与环境条件下运行的性能差距。此外，虽然谐振扫描缺乏真正的随机访问，但大型“跳台”阵列通过切换不同器件之间的发射来实现粗略指向，每个器件在其直流范围内均可独立调谐。较高的光功率可能会引入波导非线性或热负载，这可以通过既定的控制和热管理方法[49]来缓解。尽管存在这些限制，该平台的设计灵活性凸显了“跳台”的变革性潜力。

结论

“光子跳台”（Ski-jumps）标志着在弥合集成光子电路与自由空间之间鸿沟方面迈出了重要一步。通过将低质量、高数值孔径（NA）的波导直接集成到芯片级的压电悬臂梁上，我们克服了长期以来阻碍传统光束扫描技术发展的关键惯性与衍射权衡。尽管我们目前的实现方案依赖于真空环境下的谐振扫描以获得最佳性能，但未来在工程实践上有明确的优化路径。

更重要的是，建立稳健的“芯片到世界”光子接口，为跨领域的机器视觉和人工智能应用开启了令人兴奋的机会，例如自动驾驶汽车、机器人技术、增强现实（AR）、生物医学成像以及基于激光的光刻技术。我们预计，这项技术将成为一种新型光引擎的基础，使机器能够更有效地感知、通信并与周围环境及彼此进行交互，最终在我们日益信息驱动的世界中提高人类的生产力与连接性。

方法：器件制造与输入输出

器件的制造工艺遵循参考文献 [32] 中所述的方法。横截面示意图见补充材料图 1。悬臂梁是在具有硅衬底的 CMOS 平台上制造的。在初始的 SiO₂ 沉积后，在悬臂梁下方沉积一层非晶硅。随后的层依次为 SiO₂、Al、AlN、Al、SiO₂、Si₃N₄，最后是 SiO₂。围绕悬臂梁的限定蚀刻暴露出下方的非晶硅。沿悬臂梁的长度和宽度每隔 30 μm 设置释放孔，以确保结构完全释放。在晶圆制造完成后，将光子集成电路（PIC）置于 XeF₂ 气体蚀刻腔室中，蚀刻掉非晶硅，从而将悬臂梁释放（除一端固定处外）。覆盖薄膜中固有的应力，连同顶部 SiO₂ 中定制的交叉肋图案，使悬臂梁从 PIC 平面中向上卷曲。这些器件上使用的标准 Si₃N₄ 波导宽 400 nm，厚 300 nm。波导两侧有约 400 nm 宽的 SiO₂ 包层缓冲，顶部包层厚度约为 400 nm，底部包层厚度约为 850 nm。

电接触焊盘使用布线金属和钨通孔，将信号独立地路由至单电极悬臂梁的顶部和底部电极。分立电极器件共用一个接地层，但使用独立的信号焊盘来控制左右执行器。电信号通过 GSG(SG) 探针或引线键合至定制 PCB 传输到这些焊盘。激光通过边缘耦合透镜光纤或全封装的光纤到光栅耦合器系统引导至“光子跳台”。

著录信息

Saha, M., Wen, Y.H., Greenspon, A.S. et al. Nanophotonic waveguide chip-to-world beam scanning. Nature 651, 356–363 (2026). https://doi.org/10.1038/s41586-025-10038-6