基于選區(qū)外延技術(shù)的單片集成陣列波導(dǎo)光柵與單載流子探測器的端對(duì)接設(shè)計(jì)?

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(xué)院半導(dǎo)體研究所,集成光電子學(xué)國家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室,北京 100083)

2)(中國科學(xué)院大學(xué)電子電氣與通信工程學(xué)院,北京 100049)

3)(中國科學(xué)院大學(xué)材料科學(xué)與光電技術(shù)學(xué)院,北京 100049)

1 引 言

近年來,人們對(duì)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(fù)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(fù)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(fù)用器的光電探測器芯片能夠?qū)崿F(xiàn)對(duì)多信道光信號(hào)的直接解復(fù)用探測.陣列波導(dǎo)光柵(arrayed waveguide grating,AWG)是最適合于單片集成的解復(fù)用器[7,8],它具有良好的波長分辨率、設(shè)計(jì)靈活性、較小的彎曲半徑以及偏振無關(guān)性等優(yōu)點(diǎn).由于研究較為成熟并廣泛應(yīng)用的PIN型探測器在面對(duì)不斷增長的傳輸速率要求時(shí)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(jié)構(gòu)應(yīng)運(yùn)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(shí)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(yīng)的影響,實(shí)現(xiàn)大帶寬與高線性度的要求,也因此受到了廣泛的關(guān)注與研究[10?12].

隨著半導(dǎo)體技術(shù)的飛速發(fā)展,先進(jìn)的材料生長技術(shù)也在不斷促進(jìn)單片集成工藝的發(fā)展.選區(qū)外延(selective area growth,SAG)技術(shù)由于能最大程度地實(shí)現(xiàn)不同區(qū)域的不同器件結(jié)構(gòu)與不同摻雜水平的結(jié)合以及器件設(shè)計(jì)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(duì)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(jié)構(gòu)兼容的集成結(jié)構(gòu)和方法,特別是解決無源波導(dǎo)器件與有源光收發(fā)器件間的光傳輸與耦合問題,實(shí)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(dǎo)結(jié)構(gòu)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(dǎo)的傳輸損耗,對(duì)波導(dǎo)結(jié)構(gòu)的光限制能力要求更高,而一次性外延生長難以同時(shí)保證波導(dǎo)內(nèi)的強(qiáng)光場限制與探測器的高量子效率.基于SAG技術(shù)的端對(duì)接(butt-joint)集成方法可以有效解決這一問題.然而SAG會(huì)導(dǎo)致在外延界面處的材料異常生長而破壞理想的對(duì)接結(jié)構(gòu)形貌,所以在器件設(shè)計(jì)時(shí)需要充分考慮SAG后界面形貌對(duì)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(duì)接處的光學(xué)仿真模型,通過器件中光場電矢量強(qiáng)度分布與有源區(qū)吸收效率系統(tǒng)地研究SAG對(duì)接界面形貌對(duì)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(duì)接方法與結(jié)構(gòu)參數(shù)同時(shí)實(shí)現(xiàn)了80%的模擬量子效率以及SAG技術(shù)與PD制備工藝良好的兼容性.實(shí)驗(yàn)上成功制備出AWG與UTC-PD集成芯片,其性能也很好地驗(yàn)證了該集成方案的有效性.

2 模擬與設(shè)計(jì)

單片集成AWG-UTC結(jié)構(gòu)的端對(duì)接結(jié)構(gòu)如圖1所示:它由一段AWG輸出單模波導(dǎo)通過耦合區(qū)與探測器臺(tái)面相連.PD區(qū)從探測器臺(tái)面的前端面開始,包含了完整的臺(tái)面結(jié)構(gòu):由下至上依次為N接觸層(亦為光學(xué)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(xué)匹配層與AWG的上包層連接.整個(gè)芯片通過一次外延生長出AWG結(jié)構(gòu)的下包層、芯層以及完整的探測器層結(jié)構(gòu),而AWG的上包層則通過SAG生長在AWG區(qū)域的芯層上.AWG結(jié)構(gòu)為4通道、O波段、20 nm的信道間隔,并采用“深脊型”波導(dǎo)結(jié)構(gòu)降低器件尺寸與偏振相關(guān)性[8].輸出單模波導(dǎo)寬度為2.7μm.SAG前的外延結(jié)構(gòu)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(duì)接結(jié)構(gòu)示意圖Fig.1.AWG-UTC butt-joint schematic.

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

光學(xué)仿真平臺(tái)為專業(yè)軟件FDTD-Solutions.在AWG輸出波導(dǎo)中采用兩個(gè)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(shè)100%理想的光電轉(zhuǎn)化效率).

2.1 伸長的光學(xué)匹配層對(duì)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(duì)齊到PD臺(tái)面前端(圖2(b))兩種情況下分別模擬器件內(nèi)的光學(xué)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(shí)的耦合區(qū)長度記為Ln.

圖2 光學(xué)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(lì)的器件中軸面內(nèi)(Y=0)電學(xué)矢量歸一化強(qiáng)度分布.從圖3(a)和3(b)可觀察到光場進(jìn)入耦合區(qū)后會(huì)在芯層與匹配層中互相耦合,其強(qiáng)度由于光場的橫向擴(kuò)展而隨著傳輸距離逐漸降低.而匹配層未伸出的對(duì)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(xué)矢量強(qiáng)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(duì)強(qiáng)度約0.5的電學(xué)矢量分布;同時(shí),在波導(dǎo)輸出端位置出現(xiàn)了較明顯的光場泄漏.圖4進(jìn)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(xué)矢量分布.對(duì)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(gè)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(dǎo)致光場模斑不匹配.對(duì)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(huì)產(chǎn)生光場路徑的向下移動(dòng).

圖3 TE基模光源下兩種情況的器件中軸面電學(xué)矢量歸一化(至光源)強(qiáng)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(jìn)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(kuò)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(shí),耦合區(qū)前端的模斑失配將導(dǎo)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(lì)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(duì)接更有利于光場的穩(wěn)定傳輸,同時(shí)也允許器件制備時(shí)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(tái)面盡量拉遠(yuǎn)外延邊界,避免SAG的影響.

圖4 耦合區(qū)橫截面內(nèi)電學(xué)矢量歸一化強(qiáng)度分布圖(a)Lc=10μm,PD臺(tái)面前6μm處;(b)Ln=10μm,PD臺(tái)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(duì)光傳輸?shù)挠绊?/h3>

在器件制備中,二次外延邊界相對(duì)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(jìn)一步討論該偏移距離對(duì)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(diǎn),偏移距離記為Le,方向以數(shù)值正負(fù)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(shí),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(shí)恢復(fù)至最大值85%.此時(shí)上包層理想地對(duì)接在PD臺(tái)面前端.我們進(jìn)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(gè)效率谷值47%(Le=15μm),并且同樣在上包層對(duì)接至PD臺(tái)面時(shí)(Le=20μm)恢復(fù)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(xué)矢量強(qiáng)度分布,如圖8所示.圖中選取Lc=20μm曲線中的兩個(gè)谷值((a)Le=6μm,(c)Le=15μm)與兩個(gè)峰值((b)Le=10μm,(d)Le=20μm)效率處的分布情況.觀察發(fā)現(xiàn),兩個(gè)谷值處分布的共同點(diǎn)是二次外延邊界正好處于光場強(qiáng)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(qiáng)度集中在匹配層中時(shí).反觀兩個(gè)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(duì)匹配層中的光場分布造成擾動(dòng),光路繼續(xù)向匹配層穩(wěn)定傳輸并耦合進(jìn)PD臺(tái)面.與裸露芯層的情況類似,上包層的突變導(dǎo)致了量子效率的強(qiáng)烈變化,不同之處在于此時(shí)的效率變化由于多模波導(dǎo)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(xué)矢量強(qiáng)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(duì)接PD臺(tái)面時(shí)量子效率有最大值,但此情況太過理想,實(shí)際制備中不可避免地會(huì)造成異常生長進(jìn)入PD臺(tái)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(duì)準(zhǔn)對(duì)接界面.這表明,需要將SAG掩膜邊界與對(duì)接界面對(duì)齊以保證最大的量子效率.

2.3 AWG刻蝕邊界位置對(duì)光傳輸?shù)挠绊?/h3>

AWG刻蝕邊界的位置也會(huì)影響對(duì)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(jìn)入耦合區(qū),造成一段波導(dǎo)尺寸的耦合區(qū)形貌.同樣以對(duì)接界面為原點(diǎn),偏移距離以Lm表示.

刻蝕邊界偏移距離對(duì)量子效率的影響示于圖10中.相比于前兩種情況,該偏移對(duì)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(huì)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?yàn)閷?shí)際情況中上包層會(huì)伸入匹配層上的掩膜上,導(dǎo)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(duì)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(duì)接耦合損耗,還需要合理優(yōu)化探測器結(jié)構(gòu)參數(shù).模擬選取對(duì)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(biāo)參量.與傳統(tǒng)PIN結(jié)構(gòu)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(jié)構(gòu)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(jìn)入效率的平緩區(qū).而收集層折射率對(duì)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(shí)效率迅速提高至80%.因此,本次實(shí)驗(yàn)確定的匹配層折射率與收集層折射率均為3.42,預(yù)期達(dá)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(guān)系可通過經(jīng)驗(yàn)擬合公式確定[21],其在O波段的變化曲線如圖13所示.對(duì)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(duì)應(yīng)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(tái)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(jìn)行AWG結(jié)構(gòu)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(huì)導(dǎo)致對(duì)接界面附近出現(xiàn)異常生長的脊型結(jié)構(gòu),如圖15(a)所示.上包層延伸進(jìn)入掩膜4.6μm,并且高度3.8μm.這也是在設(shè)計(jì)時(shí)將PD臺(tái)面通過匹配層拉遠(yuǎn)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(duì)齊.圖15(b)—(d)分別展示了PD探測器的結(jié)構(gòu)、AWG結(jié)構(gòu)和連接著輸出波導(dǎo)的探測器俯視圖.圖16為集成芯片的顯微鏡圖,整個(gè)芯片尺寸為4.5 mm×1.2 mm.可觀察到波導(dǎo)尾端距離PD臺(tái)面有9.6μm的距離,符合設(shè)計(jì)的耦合區(qū)長度.

進(jìn)一步通過探測器的光響應(yīng)測試結(jié)果驗(yàn)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(dǎo)體參數(shù)測試儀收集探測器的光電流信號(hào).我們分別測試了?3 V偏壓下AWG-UTC集成芯片的頻譜響應(yīng)(光耦合于圖16中的AWG輸入波導(dǎo)端)與解理AWG后的波導(dǎo)耦合器件響應(yīng)度(光耦合于圖15(d)的輸出波導(dǎo)端).兩者的差值為AWG結(jié)構(gòu)的片上損耗.測試結(jié)果列于表2.

圖14 集成芯片關(guān)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(duì)接界面的異常生長脊;(b)AWG刻蝕前的完整探測器結(jié)構(gòu)橫截面;(c)深脊刻蝕的AWG陣列波導(dǎo);(d)解理AWG后的波導(dǎo)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(jié)果Table 2.Measurement results of the device.

從圖17可看出4個(gè)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(yīng)度對(duì)應(yīng)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?dāng)_則可通過中心波長下的總響應(yīng)度與其他通道的響應(yīng)度差值讀出,?22 dB的低串?dāng)_值保證了各信道的獨(dú)立工作.波導(dǎo)耦合器件響應(yīng)度(0.28 A/W)則為扣除AWG片上損耗后的器件響應(yīng)度,它不僅包括了探測器的響應(yīng)度,還包括了光纖與長度為185μm的AWG單模輸出波導(dǎo)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(gè)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(gè)通道的探測器有均勻的響應(yīng)度與量子效率.

為了進(jìn)一步估算探測器的響應(yīng)度,將光纖與波導(dǎo)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(dǎo)的光傳輸損耗獲得.實(shí)驗(yàn)采取“光纖-直波導(dǎo)-光纖”的光路設(shè)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(yīng)度為0.81 A/W,對(duì)應(yīng)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(yīng)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(shí)驗(yàn)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(dǎo)結(jié)構(gòu)與探測器的光耦合效率符合優(yōu)化設(shè)計(jì)結(jié)果.

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

圖18 5 mW出纖功率下波導(dǎo)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(jié) 論

本文研究了基于SAG技術(shù)下InP基AWG與倏逝波耦合型UTC-PD的單片集成方法.重點(diǎn)討論了SAG異質(zhì)對(duì)接處的形貌對(duì)無源-有源光耦合效率的影響.通過伸長10μm的光學(xué)匹配層將探測器臺(tái)面與外延邊界拉遠(yuǎn),避免了SAG工藝造成的異常生長脊對(duì)器件制備工藝的不良影響.進(jìn)一步地,通過合理設(shè)計(jì)將外延生長邊界、異質(zhì)對(duì)接界面與AWG波導(dǎo)刻蝕邊界互相對(duì)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(shí),集成芯片展現(xiàn)了良好的解復(fù)用性能與低串?dāng)_特性,在波分復(fù)用WDM系統(tǒng)中具有很好的實(shí)用潛力.本文的研究對(duì)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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