基于選區(qū)外延技術的單片集成陣列波導光柵與單載流子探測器的端對接設計?

葉焓 韓勤2) 呂倩倩 潘盼 安俊明3) 王玉冰劉榮瑞 侯麗麗

1)(中國科學院半導體研究所,集成光電子學國家重點實驗室,北京 100083)

2)(中國科學院大學電子電氣與通信工程學院,北京 100049)

3)(中國科學院大學材料科學與光電技術學院,北京 100049)

1 引 言

近年來,人們對光纖通信系統(tǒng)傳輸容量的需求不斷增長,集成光電芯片,尤其是適于波分復用的收發(fā)芯片,也因此得到了大量研究與快速發(fā)展[1?3].InP基光子集成回路是最具潛力的解決方法,其優(yōu)勢在于能夠單片集成多種有源與無源光電器件,如激光器、調(diào)制器、放大器、探測器與(解)復用器等[4?6],能夠大大降低器件尺寸、封裝成本以及芯片間光傳輸損耗.

從光接收端的角度來說,單片集成解復用器的光電探測器芯片能夠?qū)崿F(xiàn)對多信道光信號的直接解復用探測.陣列波導光柵(arrayed waveguide grating,AWG)是最適合于單片集成的解復用器[7,8],它具有良好的波長分辨率、設計靈活性、較小的彎曲半徑以及偏振無關性等優(yōu)點.由于研究較為成熟并廣泛應用的PIN型探測器在面對不斷增長的傳輸速率要求時暴露出低帶寬與低線性度等不足之處,一種單載流子探測器(uni-traveling carrier photodiode,UTC-PD)的新型結構應運而生[9].它將吸收區(qū)與載流子漂移區(qū)(收集區(qū))分離,從而實現(xiàn)只有漂移速度更快的電子渡越本征區(qū)的目的,有效降低了空間電荷效應的影響,實現(xiàn)大帶寬與高線性度的要求,也因此受到了廣泛的關注與研究[10?12].

隨著半導體技術的飛速發(fā)展,先進的材料生長技術也在不斷促進單片集成工藝的發(fā)展.選區(qū)外延(selective area growth,SAG)技術由于能最大程度地實現(xiàn)不同區(qū)域的不同器件結構與不同摻雜水平的結合以及器件設計的靈活性,成為多功能器件單片集成的最有效的工藝方法之一[13?15].目前對于InP基單片光電集成研究,一方面在發(fā)展適于集成的光電器件及提高器件的性能,另一方面是在發(fā)展材料兼容、結構兼容的集成結構和方法,特別是解決無源波導器件與有源光收發(fā)器件間的光傳輸與耦合問題,實現(xiàn)高效的兼容集成[16?18].

采用倏逝波耦合方式能夠?qū)崿F(xiàn)波導結構與探測器的高效光耦合[19,20].但單片集成芯片要求最大限度地減小無源波導的傳輸損耗,對波導結構的光限制能力要求更高,而一次性外延生長難以同時保證波導內(nèi)的強光場限制與探測器的高量子效率.基于SAG技術的端對接(butt-joint)集成方法可以有效解決這一問題.然而SAG會導致在外延界面處的材料異常生長而破壞理想的對接結構形貌,所以在器件設計時需要充分考慮SAG后界面形貌對光傳輸與耦合效率的影響.

本文研究AWG與倏逝波耦合型UTC-PD的單片集成方法,建立集成芯片對接處的光學仿真模型,通過器件中光場電矢量強度分布與有源區(qū)吸收效率系統(tǒng)地研究SAG對接界面形貌對光耦合效率(亦探測器量子效率)的影響.采用優(yōu)化的界面對接方法與結構參數(shù)同時實現(xiàn)了80%的模擬量子效率以及SAG技術與PD制備工藝良好的兼容性.實驗上成功制備出AWG與UTC-PD集成芯片,其性能也很好地驗證了該集成方案的有效性.

2 模擬與設計

單片集成AWG-UTC結構的端對接結構如圖1所示:它由一段AWG輸出單模波導通過耦合區(qū)與探測器臺面相連.PD區(qū)從探測器臺面的前端面開始,包含了完整的臺面結構:由下至上依次為N接觸層(亦為光學匹配層)、收集區(qū)、吸收區(qū)、電子阻擋層以及P接觸層.耦合區(qū)通過伸長的光學匹配層與AWG的上包層連接.整個芯片通過一次外延生長出AWG結構的下包層、芯層以及完整的探測器層結構,而AWG的上包層則通過SAG生長在AWG區(qū)域的芯層上.AWG結構為4通道、O波段、20 nm的信道間隔,并采用“深脊型”波導結構降低器件尺寸與偏振相關性[8].輸出單模波導寬度為2.7μm.SAG前的外延結構列于表1,表中U.I.D表示在材料生長過程中不摻入雜質(zhì).

圖1 AWG-UTC端對接結構示意圖Fig.1.AWG-UTC butt-joint schematic.

表1 選區(qū)生長前的一次外延結構Table 1.Epitaxial structure before SAG.

光學仿真平臺為專業(yè)軟件FDTD-Solutions.在AWG輸出波導中采用兩個正交偏振(TE,TM)的基模光源作為輸入光場.通過直接考察探測器的量子效率即可說明耦合區(qū)與探測器間的光耦合效果.探測器吸收區(qū)內(nèi)單位體積的吸收功率Pabs由下式?jīng)Q定:

其中,P為Poynting矢量,ω為光波角頻率,|E|為電場矢量的模,ε為材料的介電系數(shù),由材料折射率決定.將Pabs在吸收區(qū)內(nèi)(5μm×40μm×0.59μm)求和即可算出總吸收功率,其與光源功率的比值即為探測器的量子效率(假設100%理想的光電轉(zhuǎn)化效率).

2.1 伸長的光學匹配層對量子效率的影響

首先在伸長的匹配層完全覆蓋耦合區(qū)(圖2(a))與不伸長的匹配層對齊到PD臺面前端(圖2(b))兩種情況下分別模擬器件內(nèi)的光學傳輸情況.其中,耦合區(qū)被匹配層完全覆蓋的長度記為Lc,而匹配層不伸出時的耦合區(qū)長度記為Ln.

圖2 光學匹配層情況 (a)伸入并覆蓋耦合區(qū);(b)未伸入耦合區(qū)Fig.2.Coupling region(a)with and(b)without extended coupling layer.

圖3 示出了兩種情況下TE模激勵的器件中軸面內(nèi)(Y=0)電學矢量歸一化強度分布.從圖3(a)和3(b)可觀察到光場進入耦合區(qū)后會在芯層與匹配層中互相耦合,其強度由于光場的橫向擴展而隨著傳輸距離逐漸降低.而匹配層未伸出的對比情況(圖3(c))則顯示不同的光場路徑:耦合區(qū)芯層內(nèi)電學矢量強度相比AWG區(qū)內(nèi)出現(xiàn)了一定程度的下移,并且在下包層內(nèi)也出現(xiàn)了相對強度約0.5的電學矢量分布;同時,在波導輸出端位置出現(xiàn)了較明顯的光場泄漏.圖4進一步示出了兩種情況下耦合區(qū)內(nèi)器件橫截面內(nèi)的電學矢量分布.對比看出,伸出的匹配層有效地降低了光場在耦合區(qū)前端向上下兩個方向的泄漏.光場泄漏源于芯層上的材料由高折射率(3.2)的上包層InP突變成低折射率(1.0)的空氣,而導致光場模斑不匹配.對于暴露著芯層的耦合區(qū)而言,光斑位置相比AWG區(qū)更靠近下包層,所以會產(chǎn)生光場路徑的向下移動.

圖3 TE基模光源下兩種情況的器件中軸面電學矢量歸一化(至光源)強度分布圖 (a)Lc=10μm;(b)Lc=25 μm;(c)Ln=10μmFig.3. Electrical vector distributions under fundamental TE mode source in the medial surface:(a)Lc=10 μm;(b)Lc=25 μm;(c)Ln=10 μm.

圖5 進一步定量地示出了兩種情況下探測器量子效率隨耦合區(qū)長度的變化曲線.無論匹配層是否伸出,由于光場在耦合區(qū)的橫向擴展,量子效率均隨匹配層的伸長而降低.明顯不同的是伸長的匹配層保證了量子效率更平緩地下降,并在7.5μm＜Lc＜15.0μm范圍內(nèi)穩(wěn)定維持在80%.而匹配層未伸出時,耦合區(qū)前端的模斑失配將導致量子效率驟降近30%,且損耗在垂直偏振方向的TM基模激勵下更大.所以,將二次外延的AWG上包層與伸長的匹配層直接對接更有利于光場的穩(wěn)定傳輸,同時也允許器件制備時有更大的工藝容差.我們將匹配層伸出的距離定為10μm,既保證了量子效率在一定的光刻誤差范圍內(nèi)仍然能保持穩(wěn)定,又能將PD臺面盡量拉遠外延邊界,避免SAG的影響.

圖4 耦合區(qū)橫截面內(nèi)電學矢量歸一化強度分布圖(a)Lc=10μm,PD臺面前6μm處;(b)Ln=10μm,PD臺面前8μm處Fig.4. Cross sections of electrical vector distribution at(a)6 μm before PD mesa(Lc=10 μm)and(b)8μm before PD(Ln=10μm).

圖5 量子效率隨耦合區(qū)長度的變化Fig.5.Quantum efficiency with increasing coupling region length.

2.2 二次外延生長邊界位置對光傳輸?shù)挠绊?/h3>

在器件制備中,二次外延邊界相對于耦合區(qū)前端位置的偏移可通過調(diào)節(jié)外延前的掩膜邊界位置確定.此小節(jié)進一步討論該偏移距離對光傳輸?shù)挠绊?如圖6所示,在耦合區(qū)長度為10μm情況下,以耦合區(qū)前端為原點,偏移距離記為Le,方向以數(shù)值正負性區(qū)分.

圖6 二次外延邊界位置 (a)停在AWG區(qū)內(nèi);(b)伸入耦合區(qū)內(nèi)Fig.6.Regrowth edge located at(a)AWG region and(b)coupling region.

圖7 給出了量子效率隨Le長度的變化.在Le＜0范圍內(nèi)(即外延邊界停在耦合區(qū)前),量子效率同樣由于裸露芯層而產(chǎn)生了驟降.而在Le＞0時,量子效率出現(xiàn)了劇烈的周期性振蕩趨勢,在5μm偏移距離下效率下降了近20%至最低值,但隨后又繼續(xù)回升直到Le=10μm時恢復至最大值85%.此時上包層理想地對接在PD臺面前端.我們進一步將耦合區(qū)長度延伸至20μm觀察更大偏移量范圍內(nèi)的效率變化.不難發(fā)現(xiàn),在0＜Le＜10μm范圍內(nèi),效率曲線的變化趨勢與Lc=10μm情況下相同,只是整體效率有10%的下降.但在10μm＜Le＜20μm范圍內(nèi)又出現(xiàn)了第二個效率谷值47%(Le=15μm),并且同樣在上包層對接至PD臺面時(Le=20μm)恢復到最大值.

圖7 量子效率隨外延邊界偏移距離的變化Fig.7.Quantum efficiency with increasing Le.

再次分析器件中軸面內(nèi)的電學矢量強度分布,如圖8所示.圖中選取Lc=20μm曲線中的兩個谷值((a)Le=6μm,(c)Le=15μm)與兩個峰值((b)Le=10μm,(d)Le=20μm)效率處的分布情況.觀察發(fā)現(xiàn),兩個谷值處分布的共同點是二次外延邊界正好處于光場強度集中在匹配層中的位置,即上包層折射率的突變發(fā)生在光場強度集中在匹配層中時.反觀兩個峰值效率情況,二次外延邊界位置正好處在光場集中在芯層的位置,所以未對匹配層中的光場分布造成擾動,光路繼續(xù)向匹配層穩(wěn)定傳輸并耦合進PD臺面.與裸露芯層的情況類似,上包層的突變導致了量子效率的強烈變化,不同之處在于此時的效率變化由于多模波導的存在而略顯緩慢,但仍然無法保證較好的工藝容差.

圖8 TE基模光源、Lc=20μm下器件中軸面電學矢量強度分布 (a)Le=6μm;(b)Le=10μm;(c)Le=15μm;(d)Le=20μmFig.8.(color online)Electrical vector distributions at the medial surface under fundamental TE mode source at Lc=20μm with:(a)Le=6μm;(b)Le=10μm;(c)Le=15μm;(d)Le=20μm.

雖然在上包層直接對接PD臺面時量子效率有最大值,但此情況太過理想,實際制備中不可避免地會造成異常生長進入PD臺面而影響后續(xù)工藝.因此,最佳選擇是將二次外延生長邊界對準對接界面.這表明,需要將SAG掩膜邊界與對接界面對齊以保證最大的量子效率.

2.3 AWG刻蝕邊界位置對光傳輸?shù)挠绊?/h3>

AWG刻蝕邊界的位置也會影響對接處形貌,如圖9所示.圖9(a)表示刻蝕邊界停在AWG區(qū)內(nèi),而圖9(b)表示刻蝕邊界進入耦合區(qū),造成一段波導尺寸的耦合區(qū)形貌.同樣以對接界面為原點,偏移距離以Lm表示.

刻蝕邊界偏移距離對量子效率的影響示于圖10中.相比于前兩種情況,該偏移對效率的影響很小,在±5μm的范圍內(nèi)只造成最多6%的效率降低.而在制備中,AWG的光刻誤差可以輕松控制在此范圍內(nèi),所以不會造成明顯的效率變化.

圖9 AWG刻蝕邊界位置 (a)停在AWG區(qū)內(nèi);(b)伸入耦合區(qū)內(nèi)Fig.9.AWG etching edge at(a)AWG region and(b)coupling region.

從圖10還可觀察到,Lm＞0后量子效率有緩慢上升趨勢,但這不能作為提高效率的有效途徑.因為實際情況中上包層會伸入匹配層上的掩膜上,導致較高的異常生長“脊”,而無法保證匹配層上的光刻精度.

圖10 量子效率隨AWG刻蝕邊界偏移距離的變化Fig.10.Quantum efficiency with increasing Lm.

2.4 探測器折射率對量子效率的影響

高探測器量子效率不僅需要盡量小的端對接耦合損耗,還需要合理優(yōu)化探測器結構參數(shù).模擬選取對光耦合最重要的匹配層折射率與收集層折射率作為優(yōu)化目標參量.與傳統(tǒng)PIN結構不同,UTC-PD的吸收層與光匹配層被低折射率的收集層隔開,光場不再直接從匹配層耦合至吸收層(PIN結構中的本征層),匹配層與收集層的折射率將直接影響探測器的量子效率.

圖11與圖12分別為量子效率隨匹配層參數(shù)與收集層折射率的變化曲線.圖11的優(yōu)化選取收集層折射率為3.42,而圖12的優(yōu)化同樣選取匹配層的折射率為3.42.可以看到,匹配層折射率大于3.34后均能保證較高的量子效率,區(qū)別在于效率隨耦合區(qū)長度變化的振蕩幅度:折射率越大,振蕩越明顯,但卻能在較短的距離下進入效率的平緩區(qū).而收集層折射率對效率的影響則非常顯著,在接近InP折射率的3.22處效率只有10%—15%,折射率增加到3.42時效率迅速提高至80%.因此,本次實驗確定的匹配層折射率與收集層折射率均為3.42,預期達到的量子效率為80%.

需要指出,匹配層與收集層的帶隙寬度需至少大于入射光子能量. 與InP晶格匹配的In1?xGaxAsyP1?y化合物的折射率和折射率隨組分的關系可通過經(jīng)驗擬合公式確定[21],其在O波段的變化曲線如圖13所示.對于最大的入射光子能量0.984 eV,折射率的最大取值為3.55(1.26μm)與3.44(1.36μm),才能保證匹配層與收集層基本無光吸收.本文所用折射率為3.42(1.31μm),對應As組分為y=0.485,Ga組分為x=0.223.

圖11 TE基模光源、不同匹配層折射率下量子效率隨耦合區(qū)長度的變化Fig.11.Quantum efficiencies with increasing Lcat different coupling layer refractive indices under fundamental TE mode source.

圖12 量子效率隨收集層折射率的變化Fig.12.Quantum efficiency with increasing collector refractive index.

圖13 In1?xGaxAsyP1?y折射率與帶隙寬度隨As組分的變化Fig.13.In1?xGaxAsyP1?yrefractive index and band-gap curves with increasing As composition.

3 制備與測試

集成芯片的制備思路為:在外延生長前先干法刻蝕PD臺面,并濕法腐蝕掉AWG區(qū)域內(nèi)的外延掩膜與匹配層(圖14(a));然后SAG 1.2μm的本征InP上包層(圖14(b))并去除掩膜;接著完成PD的剩余工藝;最后進行AWG結構的深脊刻蝕與解理.圖15為制備過程中的掃描電子顯微鏡照片.SAG工藝會導致對接界面附近出現(xiàn)異常生長的脊型結構,如圖15(a)所示.上包層延伸進入掩膜4.6μm,并且高度3.8μm.這也是在設計時將PD臺面通過匹配層拉遠外延邊界以避免影響后續(xù)光刻等工藝精度的原因.從圖15(a)中同樣可觀察到耦合層與掩膜的邊界恰好對齊.圖15(b)—(d)分別展示了PD探測器的結構、AWG結構和連接著輸出波導的探測器俯視圖.圖16為集成芯片的顯微鏡圖,整個芯片尺寸為4.5 mm×1.2 mm.可觀察到波導尾端距離PD臺面有9.6μm的距離,符合設計的耦合區(qū)長度.

進一步通過探測器的光響應測試結果驗證耦合方案的有效性.測試采用O波段可調(diào)諧激光器調(diào)節(jié)AWG的輸入波長,采用半導體參數(shù)測試儀收集探測器的光電流信號.我們分別測試了?3 V偏壓下AWG-UTC集成芯片的頻譜響應(光耦合于圖16中的AWG輸入波導端)與解理AWG后的波導耦合器件響應度(光耦合于圖15(d)的輸出波導端).兩者的差值為AWG結構的片上損耗.測試結果列于表2.

圖14 集成芯片關鍵工藝步驟 (a)二次外延前;(b)SAG工藝;(c)二次外延后Fig.14.Key steps of device fabrication:(a)Before regrowth;(b)SAG process;(c)after regrowth.

圖15 器件制備過程中的掃描電子顯微鏡照片 (a)SAG后對接界面的異常生長脊;(b)AWG刻蝕前的完整探測器結構橫截面;(c)深脊刻蝕的AWG陣列波導;(d)解理AWG后的波導耦合器件俯視圖Fig.15.Scanning electronic micrographs in device fabrication:(a)Abnormal ridge at butt-joint interface after SAG;(b)cross section of fabricated PD before AWG etching;(c)deep-ridge arrayed waveguides;(d)top view of single mode waveguide coupled PD with AWG cleaved off.

圖16 制備的集成器件顯微鏡俯視圖Fig.16.Top view of fabricated monolithic chip.

表2 集成芯片測試結果Table 2.Measurement results of the device.

從圖17可看出4個通道的中心波長依次為1347.0,1325.0,1308.0以及1286.5 nm.信道間隔為19.25 nm±2.25 nm.總響應度對應于中心波長處的光電流與AWG輸入端光纖出光功率的比值.信道串擾則可通過中心波長下的總響應度與其他通道的響應度差值讀出,?22 dB的低串擾值保證了各信道的獨立工作.波導耦合器件響應度(0.28 A/W)則為扣除AWG片上損耗后的器件響應度,它不僅包括了探測器的響應度,還包括了光纖與長度為185μm的AWG單模輸出波導端面的耦合損耗.從圖18可以看到,在5 mW的出纖功率下,4個通道的輸出電流均穩(wěn)定在1.5 mA,暗電流則保持在100 nA以下.這說明4個通道的探測器有均勻的響應度與量子效率.

為了進一步估算探測器的響應度,將光纖與波導端面的耦合損耗從0.28 A/W中扣除.耦合損耗通過測試一段短距離直波導的光傳輸損耗獲得.實驗采取“光纖-直波導-光纖”的光路設置,測得輸出光纖的光功率比輸入光纖光功率降低了9.3 dB,因此單端面的耦合損耗為4.65 dBm.去掉該損耗后,探測器的響應度為0.81 A/W,對應探測器的量子效率η為[22]

其中,R=0.81 A/W為扣除各損耗后探測器的響應度,h為普朗克常量,c為真空光速,e為單位電荷量,λ=1.31μm為真空波長.可見實驗所得探測器的量子效率76%與理論模擬值80%符合得很好,說明經(jīng)過二次外延后的波導結構與探測器的光耦合效率符合優(yōu)化設計結果.

圖17 4通道AWG-UTC集成器件的頻譜響應度曲線Fig.17.Spectral photo-response of 4 channel AWGUTC array.

圖18 5 mW出纖功率下波導耦合探測器的光(暗)電流曲線Fig.18.Photocurrent(and dark current)of waveguide coupled PDs under 5 mW f i ber output.

4 結 論

本文研究了基于SAG技術下InP基AWG與倏逝波耦合型UTC-PD的單片集成方法.重點討論了SAG異質(zhì)對接處的形貌對無源-有源光耦合效率的影響.通過伸長10μm的光學匹配層將探測器臺面與外延邊界拉遠,避免了SAG工藝造成的異常生長脊對器件制備工藝的不良影響.進一步地,通過合理設計將外延生長邊界、異質(zhì)對接界面與AWG波導刻蝕邊界互相對齊,不僅保證了80%的高效、穩(wěn)定的探測器量子效率,還確保了SAG工藝與成熟的探測器工藝的兼容性.成功制備出O波段4通道AWG與探測器陣列的單片集成光接收器,其76%的探測器量子效率與理論模擬值符合甚佳,證明了該耦合方案的有效性.同時,集成芯片展現(xiàn)了良好的解復用性能與低串擾特性,在波分復用WDM系統(tǒng)中具有很好的實用潛力.本文的研究對于有源-無源光器件的單片集成研究與制備具有很好的參考意義.

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