Die 3D-Integration ermöglicht Ultralow

Nature Band 620, Seiten 78–85 (2023)Diesen Artikel zitieren

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Photonische integrierte Schaltkreise werden häufig in Anwendungen wie der Telekommunikation und der Verbindung von Rechenzentren eingesetzt1,2,3,4,5. Allerdings gelten photonische integrierte Schaltkreise in optischen Systemen wie Mikrowellensynthesizern6, optischen Gyroskopen7 und Atomuhren8 trotz ihrer Vorteile in Bezug auf Größe, Gewicht, Stromverbrauch und Kosten immer noch als minderwertige Lösungen. Solche hochpräzisen und hochkohärenten Anwendungen begünstigen die Integration extrem rauscharmer Laserquellen mit anderen photonischen Komponenten in einem kompakten und robust ausgerichteten Format – also auf einem einzigen Chip – für photonische integrierte Schaltkreise, die Massenoptiken und Fasern ersetzen. Es gibt zwei Hauptprobleme, die die Realisierung der geplanten photonischen integrierten Schaltkreise verhindern: das hohe Phasenrauschen von Halbleiterlasern und die Schwierigkeit, optische Isolatoren direkt auf dem Chip zu integrieren. Hier stellen wir diese Konvention in Frage, indem wir die dreidimensionale Integration nutzen, die zu extrem rauscharmen Lasern mit isolatorfreiem Betrieb für die Siliziumphotonik führt. Durch mehrere monolithische und heterogene Verarbeitungssequenzen wird die direkte On-Chip-Integration von Siliziumnitrid-Wellenleitern mit mittlerer III-V-Verstärkung und extrem verlustarmen Siliziumnitrid-Wellenleitern mit einem optischen Verlust von etwa 0,5 Dezibel pro Meter demonstriert. Folglich tritt der demonstrierte photonische integrierte Schaltkreis in einen Bereich ein, der aufgrund des Hohlraums mit ultrahohem Qualitätsfaktor extrem rauscharme Laser und Mikrowellensynthesizer ohne die Notwendigkeit optischer Isolatoren ermöglicht. Solche photonischen integrierten Schaltkreise bieten außerdem eine hervorragende Skalierbarkeit für komplexe Funktionalitäten und die Massenproduktion sowie eine verbesserte Stabilität und Zuverlässigkeit im Laufe der Zeit. Die dreidimensionale Integration auf ultraverlustarmen photonischen integrierten Schaltkreisen markiert somit einen entscheidenden Schritt hin zu komplexen Systemen und Netzwerken auf Silizium.

Auf dem Weg der elektronischen integrierten Schaltkreise (EICs) verspricht die Silizium-Photonik (Si), photonische integrierte Schaltkreise (PICs) mit hoher Dichte, erweiterter Funktionalität und Portabilität zu ermöglichen. Obwohl verschiedene Si-Photonik-Gießereien rasch PIC-Fähigkeiten entwickeln, die die Massenproduktion von Modulatoren, Fotodetektoren und neuerdings auch Lasern ermöglichen, müssen Si-PICs noch die strengen Anforderungen an Laserrauschen und Gesamtsystemstabilität erfüllen, die für viele Anwendungen wie Mikrowellenoszillatoren und die Atomphysik gelten und Präzisionsmesstechnik9,10,11. Halbleiterlaser müssen verstärktes spontanes Emissionsrauschen stark unterdrücken, um für diese Anwendungen eine schmale Linienbreite zu erreichen12. Sie müssen außerdem vom Rest des optischen Systems isoliert werden, da die Laserquelle sonst empfindlich auf Rückreflexionen von nachgeschalteten optischen Komponenten reagiert, die außerhalb der Kontrolle des PIC-Designers liegen13. Bei vielen integrierten photonischen Lösungen muss zwischen dem Laserchip und dem Rest des Systems ein großer optischer Isolator eingefügt werden, was die Komplexität sowie die Kosten für Montage und Verpackung erheblich erhöht14.

Um die Fähigkeiten von Si-PICs zu erweitern und optische Mehrchip-Packungen zu vermeiden, müssen Nicht-Gruppe-IV-Materialien heterogen integriert werden, um wichtige Geräte, einschließlich Hochleistungslaser, Verstärker und Isolatoren, zu ermöglichen15,16,17. Es ist mittlerweile allgemein anerkannt, dass Materialien der Gruppe III–V erforderlich sind, um unabhängig von der Integrationsarchitektur eine effiziente optische Verstärkung für Halbleiterlaser und -verstärker in der Si-Photonik bereitzustellen, es bestehen jedoch weiterhin Bedenken hinsichtlich einer komplementären Metall-Oxid-Halbleiter-Fabrik (CMOS). enthalten magnetische Materialien, die derzeit in optischen Isolatoren nach Industriestandard verwendet werden18.

Glücklicherweise gibt es einen synergetischen Weg zu extrem niedrigem Laserrauschen und geringer Rückkopplungsempfindlichkeit – die Verwendung von Hohlräumen mit ultrahohem Qualitätsfaktor (Q) für Laser, die nicht nur das Phasenrauschen reduzieren, sondern auch die Rückkopplungstoleranz zu nachgeschalteten Verbindungen verbessern. Diese Effekte skalieren mit dem Hohlraum-Q und Hohlräumen mit ultrahohem Q und würden integrierten Lasern somit eine beispiellose Kohärenz und Stabilität verleihen19,20. Die Bedeutung ist zweifach. Erstens vereinfacht die direkte Integration von Lasern mit extrem geringem Rauschen auf Si-PICs ohne die Notwendigkeit optischer Isolatoren die Herstellung und Verpackung von PICs. Darüber hinaus führt dieser Ansatz keine magnetischen Materialien in eine CMOS-Fabrik ein, da Isolatoren für solche vollständigen PICs nicht obligatorisch sind.

Jetzt überlegen wir, eine Integrationsarchitektur und einen Prozessablauf zu entwickeln, um die III-V-basierten Laser nahtlos in ULL-Wellenleiter (Ultra Low Loss) zu integrieren. Unter den verschiedenen ULL-integrierten Photonikplattformen hat sich Siliziumnitrid (SiN) als Spitzenreiter herausgestellt und eine Reihe von Durchbrüchen in der Messtechnik, Sensorik und Telekommunikation ermöglicht21,22,23. Um einen extrem geringen Wellenleiterverlust zu erreichen, müssen SiN-Wellenleiter bei hoher Temperatur geglüht werden24,25,26,27, was das Wärmebudget von Back-End-of-Line-Halbleiterfertigungsprozessen verletzt. Dennoch sind ULL-SiN-Wellenleiter, die im Front-End-of-Line-Verfahren hergestellt werden, anfällig für nachfolgende Verarbeitungsschritte, die zu zusätzlichen Verlusten führen können, insbesondere bei der heterogenen Laserintegration, die mehrere Ätzungen und Abscheidungen erfordert. Um diese Probleme anzugehen, schlagen wir vor, dreidimensionale (3D) Strukturen für die Integration von Lasern mit ULL-Wellenleitern zu verwenden. In den letzten Jahren kam es zu einer Entwicklung der 3D-Integration in der Elektronik durch heterogene oder monolithische Integration von Schichten für erhöhte Schaltkreisdichten und Funktionalitäten28,29. In der Photonik wurde die 3D-Integration für monolithische Geräte (z. B. Wellenleiter, Modulatoren und Fotodetektoren (PDs))30 und heterogen integrierte Laser31 untersucht. Hier kombinieren wir monolithische und heterogene 3D-Integration, um das Potenzial für die Entwicklung komplexer und leistungsstarker photonischer Geräte und integrierter Schaltkreise voll auszuschöpfen.

Wir unterteilen einen 3D-Si-PIC effektiv in Schichten mit entsprechenden photonischen Funktionalitäten, wie in Abb. 1a dargestellt. Das entworfene Gerät besteht aus vier Hauptfunktionsschichten, darunter einer III-V-Verstärkungsschicht, einer Si-PIC-Schicht, einer SiN-Umverteilungsschicht (RDL) und einer SiN-ULL-Schicht. Der Abstand der Si- und der ULL-SiN-Schicht beträgt ungefähr 4,8 μm, so dass die ULL-SiN-Schicht effektiv von nachfolgenden Si- und Indiumphosphid (InP)-Verarbeitungsschritten isoliert werden kann, wodurch die Leistung des ULL-SiN erhalten bleibt (Extended Data Abb. 1–3). Ein solches Design erfordert einen Zwischenschichtübergang über mehrere Funktionsschichten hinweg. Im Gegensatz zu EICs, die für Verbindungen auf metallischen Durchkontaktierungen zwischen den Schichten basieren, nutzen 3D-PICs die evaneszente Kopplung über mehrere Schichten hinweg und verwenden Wellenleitergeometriedesigns, um Übergänge zwischen den Schichten zu erreichen, die sonst verboten wären. Genauer gesagt führen wir eine photonische RDL zwischen den Si- und ULL-SiN-Schichten ein, um die Kopplung zwischen den oberen aktiven Schichten und der unteren passiven ULL-Schicht zu steuern. Bei Bedarf kann der RDL einen hocheffizienten Aktiv-Passiv-Schichtübergang bereitstellen (Extended Data Abb. 1 und 2).

a, links: Konzept der 3D-photonischen Integration funktionaler Schichten (oben) und der entsprechenden Geräte auf einem hergestellten 3D-PIC (Gerätebild unten gezeigt). Dieser Chip wird aus einem vollständig gefertigten Wafer mit 100 mm Durchmesser vereinzelt. Der SiN-Waferprozess wird auf einem Wafer mit 200 mm Durchmesser durchgeführt, der in einer CMOS-Gießerei hergestellt wurde, der später für die heterogene Laserfertigung in Wafer mit 100 mm Durchmesser entkernt wurde. Rechts: der Querschnitt des gezeigten 3D-Bildes in Volltonfarben. Wir gehen davon aus, dass zukünftige Arbeiten zusätzliche Funktionen ermöglichen werden, wie z. B. die Integration mit gießereiverfügbaren Si-Modulatoren und Ge/Si-PDs sowie die elektronisch-photonische heterogene 3D-Integration, die in transparenten Farben dargestellt werden. Es kommen sowohl monolithische als auch heterogene Integrationsprozesse zum Einsatz, bei denen 3D-Übergänge für die vertikale Integration von Funktionsschichten entscheidend sind. b: Gemessenes III–V/Si-DFB-Laserspektrum, zentriert im Telekommunikations-C-Band auf dem 3D-PIC (rechte Achse) und gemessener ULL-SiN-Wellenleiterverlust (linke Achse, extrahiert aus dem angepassten Resonator Q) über die Telekommunikationsbereiche S, C und L Bänder auf demselben 3D-Bild. c, links: Falschfarbenes fokussiertes Ionenstrahl-Rasterelektronenmikroskopbild des hergestellten 3D-PIC, das den Laserquerschnitt zeigt. Rechts: Transmissionselektronenmikroskopie-Bild, das den geschichteten InP-Epitaxiestapel nach dem Bonden und Entfernen des Substrats zeigt.

Der Querschnitt der 3D-PICs ist auch in Abb. 1a dargestellt und zeigt ihre Kompatibilität mit gießereiverfügbaren photonischen Si-Komponenten, einschließlich Si-Modulatoren und Si/Germanium (Ge)-PDs. Darüber hinaus könnten solche PICs weiter heterogen mit EICs für hochdichte 3D-E-PICs integriert werden. In unserer photonischen 3D-Integrationsstruktur bildet die dicke Oxidtrennung eine wirksame Barriere für Back-End-Verlustursprünge, sodass Resonatoren mit ultrahohem Q (mit intrinsischem Q ≈ 50 Millionen bei der Laserwellenlänge) vollständig mit leistungsstarken III–V/ integriert sind. Si-Laser mit verteilter Rückkopplung (DFB) (Abb. 1b). Es muss beachtet werden, dass die 3D-Integration zu mehreren überlappenden, aber entkoppelten Schichten photonischer Funktionalität führen kann – ein Ziel, das in früheren Demonstrationen heterogener Integration nicht erreicht werden konnte31,32. Diese Entkopplung wird nun durch die große vertikale Modentrennung ermöglicht, die durch die SiN-RDL überbrückt wird. Die mehrschichtige Struktur des hergestellten Geräts und des InP-Epi-Wafer-Stapels ist in Abb. 1c dargestellt.

Wir nutzen die Selbstinjektionsverriegelung von InP/Si-DFB-Lasern mit thermisch abstimmbaren SiN-Resonatoren mit ultrahohem Q für extrem rauscharme Laser auf dem 3D-Si-PIC. Das Funktionsprinzip eines solchen Geräts ist in Abb. 2a zusammengefasst. Dabei müssen die Laser- und Ringresonanzwellenlängen im Frequenzbereich übereinstimmen und die Vorwärts- und Rückwärtssignale im Zeitbereich phasenübereinstimmen. Um das Gerät auf die richtigen Betriebsbedingungen einzustellen, wird die Wellenlänge des InP/Si-Lasers durch den angelegten Verstärkungsstrom abgestimmt, die SiN-Ringresonanz wird durch die thermische Heizung abgestimmt und die Vorwärts- und Rückwärtsphasen werden durch den angebrachten thermischen Phasentuner abgestimmt die Si-Wellenleiter. Sobald sowohl Wellenlängen- als auch Phasenanpassungsbedingungen erreicht sind, rastet der freilaufende Laser aufgrund der Rayleigh-Rückstreuung auf den Resonator mit ultrahohem Q ein, was zu mehreren resonatordefinierten Lasereigenschaften führt (Erweiterte Daten, Abb. 4 und 5).

a, Schematische Darstellung der Selbstinjektionsverriegelung des Lasers, die eine Abstimmung der Wellenlänge und Phase erfordert, um zu funktionieren. Es gibt drei Knöpfe, mit denen die Arbeitsmodi gesteuert werden: Laserstrom, Phasenheizstrom und Ringheizstrom. b, Der Versuchsaufbau zur Charakterisierung der Laserleistung und des Selbstinjektions-Verriegelungsprozesses. c, Die Abhängigkeit der Selbstinjektionsverriegelung des Lasers von der Phasentunerleistung. Oben: Die von einer ESA aufgezeichnete Änderung des verzögerten Selbstheterodyn-Beat-Spektrums. Unten: Die entsprechende, auf dem Oszilloskop aufgezeichnete Leistung einer Phasenabstimmperiode, die den verriegelten, chaotischen und entriegelten Zustand erkennen lässt. Der in diesem Experiment verwendete akustisch-optische Modulator (AOM) hat eine Mittenfrequenz von 27 MHz. d, Die Laserschwebungsfrequenz mit einem Faserlaser während des Ringresonanz-Blauverschiebungs-Sweeps und Rotverschiebungs-Sweeps. Die vertikalen Pfeile markieren den Sperrbereich der Selbstinjektion. Das untere Diagramm ist eine Berechnung des asymmetrischen Laser-Frequenzverriegelungsbereichsverhaltens ohne thermisches Übersprechen für den bidirektionalen Sweep. Die blauen und roten Abschnitte der Kurve zeigen stabile bzw. instabile Zweige an. e, Das Frequenzrauschen des Laserausgangs, aufgenommen vom Durchgangs- und Abzweiganschluss des 30-GHz-Ringresonators. Vergleiche zeigen auch das thermorefraktive Rauschen (TRN) des 30-GHz-FSR-Ringresonators und der β-Trennlinie. Die grüne Kurve zeigt das Frequenzrauschen des in Lit. angegebenen SIL-Lasers. 32 und die graue gestrichelte Kurve zeigt das Grundrauschen des Phasenrauschanalysators (PNA). PC, Polarisationsregler; EDFA, Erbium-dotierter Faserverstärker; ISO, Isolator; OSA, optischer Spektrumanalysator; OSC, Oszilloskop.

Wir untersuchen die Dynamik und Leistung des Self-Injection Locked (SIL)-Lasers mit dem in Abb. 2b gezeigten Messaufbau. Dank der Verfügbarkeit eines On-Chip-Phasentuners zwischen Laser und Ringresonator können wir die phasenabhängige Verriegelungsdynamik klar aufdecken. In früheren stumpfgekoppelten SIL-Experimenten variierte die Abstimmung der Chip-zu-Chip-Phase auch den Kopplungsverlust, also die Ausgangsleistung. Da der InP/Si-Laser und der SiN-Resonator heterogen integriert sind und die Phase auf dem Chip thermisch abgestimmt wird, sind diese in unserem Experiment nun entkoppelt. Abbildung 2c zeigt die Abhängigkeit der Laserkohärenz von der Phasentunerleistung, die die Phasenverschiebung verursacht. Die Laserwellenlänge ist so voreingestellt, dass sie zu einer der Ringresonanzen passt. Wir können eine periodische Abhängigkeit der Laserkohärenz beobachten, wenn die Laser-Resonator-Phase durch mehrere π-Perioden in einer Richtung abgestimmt wird. Innerhalb jeder Periode durchläuft der Laser die Phasenverriegelung mit geringem Phasenrauschen, den chaotischen Kohärenzkollaps und den Freilaufmodus mit hohem Phasenrauschen. Diese Regime lassen sich auch anhand der Zeitbereichs-Leistungskurve beobachten, die auf einem Oszilloskop aufgezeichnet wird, wenn der Strom am Phasentuner über eine gesamte Periode läuft (Abb. 2c, unten).

Die Ringresonanz ist ein weiterer Freiheitsgrad zur Steuerung der Verriegelungsdynamik. Durch Einstellen des thermischen Tunerstroms am ULL-SiN-Ring in beide Richtungen kann der Laser zwischen dem freilaufenden Zustand und dem gesperrten Zustand umgeschaltet werden, wie in Abb. 2d (oben) dargestellt. Abhängig von der Phase kann der Sperrbereich für den bidirektionalen Sweep unterschiedlich sein. Wir haben etwa 1,4-GHz- und 2,4-GHz-Verriegelungsbereiche für den bidirektionalen Sweep beobachtet. Dieser gemessene Sperrbereich wird auch durch das thermische Übersprechen während der Resonanzabstimmung beeinflusst, was durch die Laserfrequenzverschiebung im Freilaufzustand belegt wird. Abbildung 2d (unten) zeigt den modellierten asymmetrischen Sperrbereich ohne thermisches Übersprechen bei phasenangepassten Bedingungen. Einzelheiten zur Berechnung finden Sie im Ergänzungsabschnitt V.

Ultraniedriges Laserfrequenzrauschen, das durch Selbstinjektionsverriegelung ermöglicht wird, wurde in den letzten Jahren ausführlich untersucht33. Diese Demonstrationen basieren jedoch meist auf einzelnen Resonatoren mit ultrahohem Q, einschließlich kristalliner Flüstergalerie-Resonatoren34 und SiN-Ring-35 oder Spiralresonatoren36. Der Laser und der Resonator sind somit getrennt und benötigen Freiraum oder Faserkopplung. Wir haben kürzlich die Selbstinjektionsverriegelung von Lasern mit Dispersions-Resonatoren auf einem heterogenen Chip für die Erzeugung von Soliton-Mikrokämmen demonstriert32. Allerdings ist das Laserfrequenzrauschen immer noch relativ hoch, insbesondere im Bereich von 1 kHz bis 100 kHz, was für Mikrowellen- und Sensoranwendungen von entscheidender Bedeutung ist37. Unser aktuelles Gerät mit etwa 0,5 dB m−1 ULL, integriert mit Lasern auf demselben Chip, zeigte mit etwa 250 Hz2 Hz−1 und 2,3 Hz2 Hz−1 bei 10 kHz das niedrigste Laserfrequenzrauschen für ein Einzelchipgerät Offset bzw. auf dem Grundrauschen des weißen Rauschens für den Durchgangsanschluss. Der Grundpegel des weißen Rauschens für den Drop-Port ist sogar noch niedriger (1,7 Hz2 Hz−1) und zeigt eine Grundlinienbreite von etwa 5 Hz. Es ist zu beachten, dass diese Ergebnisse mit einem relativ kompakten 30-GHz-Resonator im freien Spektralbereich (FSR) erzielt werden und das Laserfrequenzrauschen durch das thermorefraktive Rauschen begrenzt wird. Durch die Verwendung eines größeren Ringradius oder eines spiralförmigen Resonators zur Reduzierung des thermorefraktiven Rauschens sollte mit derselben Designstrategie und demselben Herstellungsprozess ein niedrigerfrequentes Rauschen (z. B. eine Grundlaserlinienbreite im Subhertz-Bereich) erreicht werden.

Zusätzlich zum Frequenzrauschen verringert die Integration mit dem Hohlraum mit ultrahohem Q die Rückkopplungsempfindlichkeit deutlich38. Dieses Ziel wurde durch viele Demonstrationen verfolgt, aber aufgrund der Schwierigkeit, Hohlräume mit ultrahohem Q in Laser zu integrieren, ist die Rückkopplungstoleranz begrenzt, sodass immer noch ein Isolator erforderlich ist, um im starken Rückkopplungsbereich (mehr als –10 dB) zu arbeiten39 ,40.

In der aktuellen SIL-Konfiguration mit einem Add-Drop-Ringresonator kann die Laserleistung sowohl vom Durchgangs- als auch vom Drop-Port übernommen werden (Abb. 3a). Der Ringresonator selbst fungiert als Intensitätsfilter sowohl für die Vorwärtsausgabe als auch für die Rückwärtsreflexionen. Dadurch ergibt sich ein weiterer Freiheitsgrad bei der Steuerung der Rückkopplungsempfindlichkeit durch Modifizierung des Belastungsfaktors des Ringresonators. Die Abhängigkeit von der Rückkopplung wird anhand des in Abb. 3b dargestellten Versuchsaufbaus charakterisiert. Die nachgeschaltete Rückkopplung führt bei einem rückkopplungsempfindlichen Laser zu einer Änderung der Laserkohärenz. Der Laser kann je nach Feedbackstärke in verschiedenen Regimen arbeiten13. Für einen stabilen Betrieb muss der Laser im Regime I bleiben, in dem die Laserkohärenz aufrechterhalten wird. Mit einem erhöhten Rückkopplungspegel geht der Laser in Regime II über, wo die Linienbreite durch die Rückkopplungsphase (die Länge des externen Hohlraums) bestimmt wird. Der kritische Rückkopplungspegel an der Grenze der Regime I und II (fr1) stellt den höchsten Rückkopplungspegel dar, den ein Laser tolerieren kann, um einen stabilen Betrieb aufrechtzuerhalten. Nachdem der Laser in Regime IV eintritt, bricht die Laserkohärenz zusammen. Unser Laser ist nicht in den Bereich III eingetreten, in dem unabhängig von der Rückkopplungsphase eine signifikante Frequenzstabilisierung aufgrund externer optischer Rückkopplung stattfinden kann. Im Allgemeinen ist Regime III zu schmal, um in den meisten Halbleiterlasern beobachtet zu werden.

a, Schematische Darstellung des Rückkopplungseinflusses für den Laser, der im Freilaufzustand und im Selbstinjektions-Verriegelungszustand arbeitet. Unter Bedingungen der Selbstinjektionsverriegelung werden sowohl die Durchgangsöffnung als auch die Abwurföffnung charakterisiert. b, Versuchsaufbau zur Charakterisierung der Rückkopplungsempfindlichkeit. c, Berechnung der Abhängigkeit des kritischen Rückkopplungspegels (der höchsten tolerierbaren Reflexion) für die Grenze des Regimes I (fr1) vom mit Hohlraum beladenen Gerät. Die Rückstreuung (R) des Ultra-High-Q-Resonators beeinflusst auch die höchsten tolerierbaren Downstream-Reflexionen. d, Die Entwicklung der spektralen Linienform des Lasers, aufgezeichnet mit einem ESA durch Selbstheterodynierung mit einem AOM für den freilaufenden Laserzustand (oben), den SIL-Durchgangsausgang (Mitte) und den SIL-Drop-Port-Ausgang (unten). Verschiedene Feedback-Systeme werden angegeben und Einzelheiten zu den Systemen werden in den Zusatzinformationen behandelt. e, Frequenzrauschen des Drop-Ports im SIL-Zustand unter verschiedenen Rückkopplungspegeln auf dem Chip. Das obere Feld zeigt die aufgezeichnete Entwicklung der spektralen Linienform des Lasers bei einer maximalen On-Chip-Rückkopplung von –6,9 dB. CIR, Zirkulator.

Wir haben den kritischen Rückkopplungspegel als Funktion des hohlraumbeladenen Q berechnet (Abb. 3c). Unter Berücksichtigung unterschiedlicher Rayleigh-Rückstreustärken (R) unterliegt der Laser einer unterschiedlichen Toleranz gegenüber nachgeschalteter Reflexion. Im Allgemeinen ist eine große Rückkopplung mit hohem Gütefaktor (die Rayleigh-Streuung vom Resonator mit ultrahohem Gütefaktor) vorteilhaft, da sie zu einer hohen Downstream-Reflexionstoleranz führt. Dieser Effekt sättigt bei einem bestimmten belasteten Q, wenn die vom Resonator bereitgestellte Phasenantwort größere reflektierte Leistungen außerhalb des Resonators nicht kompensieren kann.

Um die hohe Rückkopplungstoleranz aufgrund des integrierten Lasers und des Ultrahoch-Q-Resonators experimentell zu verifizieren, haben wir die Laserkohärenzdynamik mit unterschiedlicher Downstream-Reflexionsstärke untersucht. Die Ergebnisse sind in Abb. 3d zusammengefasst. Im Freilaufzustand tritt der Laser mit einem Rückkopplungspegel auf dem Chip von –41 dB in Regime II ein. Dieses Maß an Rückkopplung kann in typischen Wellenleiterkopplern und -teilern auftreten. Daher stellt eine solche Rückkopplungsempfindlichkeit strenge Anforderungen an das On-Chip- oder Off-Chip-Gerätedesign, wenn Isolatoren entfernt werden. Im Gegensatz dazu führt die Selbstinjektionsverriegelung mit einem Hohlraum mit hoher Güte sowohl an den Durchgangs- als auch an den Drop-Ports zu einem deutlich erweiterten Regime I. Der kritische Rückkopplungspegel für die Grenze des Regimes I wird auf –14 dB und mehr als –10 dB erhöht , jeweils. Wir haben den Downstream-On-Chip-Rückkopplungspegel zum SIL-Drop-Port weiter auf –6,9 dB erhöht (begrenzt durch den Chip-zu-Faser-Kopplungsverlust) und eine stabile und konstante Laserlinienbreite beobachtet – die gleiche, die unterhalb von Downstream-Reflexionen von –50 dB erhalten wird (Abb. 3e, oben). Eine solche Verbesserung der Rückkopplungsunempfindlichkeit um 27 dB und über 34 dB entspricht der effektiven Isolierung, die optische Isolatoren bieten können, um die Laserkohärenz aufrechtzuerhalten und so eine isolatorfreie On-Chip-Laserintegration mit nachgeschalteten Geräten zu ermöglichen, die eine starke Reflexion verursachen , wie Bragg-Gitterfilter, Fabry-Pérot-Resonanzhohlräume und endfeuergekoppelte Komponenten, was die Komplexität vollständig auf dem Chip befindlicher optischer Systeme erheblich erhöht41,42. Das Frequenzrauschen bei unterschiedlichen Rückkopplungsstärken von –50 dB bis –6,9 dB ist ebenfalls in Abb. 3e zusammengefasst.

Die Möglichkeit, extrem rauscharme Laser auf Waferebene zu integrieren, eröffnet die Möglichkeit, photonische Geräte zu ermöglichen, deren Integration bisher unpraktisch war. Beispielsweise können Mikrowellenfrequenzsignale durch Überlagerung zweier rauscharmer Laser auf einem PD mit einem Laserfrequenzversatz im Mikrowellenbereich erzeugt werden43,44. Die erzeugte Frequenz könnte einfach durch Einstellen der Laserfrequenz abgestimmt werden. Dieses Schema ist in Abb. 4a dargestellt. Bei solchen Heterodyn-Schwebungssystemen ist das erzeugte Phasenrauschen des Mikrowellensignals die Summe des Phasenrauschens der Heterodyn-Schwebungslaser. In der Vergangenheit verhinderte starkes Halbleiterlaserrauschen eine rauscharme Mikrowellenfrequenzsynthese nach diesem Schema. Unsere demonstrierten Laser mit extrem geringem Rauschen bieten einen Weg für die Heterodyn-Mikrowellenfrequenzsynthese auf einem schnellen PD direkt auf einem PIC, ohne zusätzliche Verengung der Linienbreite außerhalb des Chips. Der Vorteil der Rückkopplungsunempfindlichkeit ist auch bei der direkten Mikrowellensynthese auf dem Chip von entscheidender Bedeutung, da mehrere Komponenten, einschließlich der 3-dB-Koppler und Fotodioden, den Lasern folgen müssen und potenziell starke Quellen für On-Chip-Reflexion darstellen. Um die Eignung unserer Laser für die Heterodyn-Mikrowellensynthese zu überprüfen, führten wir ein abstimmbares Mikrowellensyntheseexperiment durch, wie in Abb. 4b gezeigt. Ein optischer Phasenregelkreis zur Ansteuerung des Laserstroms kann zur Verbesserung der Langzeitstabilität verwendet werden, wie im unteren Einschub gezeigt. Diese Stabilität könnte durch die Chipverpackung noch weiter verbessert werden. Die Mikrowellenfrequenzabstimmung wird erreicht, indem die Ringresonanzen eines Ringresonators abgestimmt werden, während die andere Ringresonanz fixiert bleibt. Nach der Selbstinjektionsverriegelung des Lasers wird die Frequenz des erzeugten Mikrowellensignals durch den Frequenzversatz der beiden Resonanzen bestimmt. Der erzeugte abstimmbare Frequenzbereich wird letztendlich durch die PD-Bandbreite begrenzt, da mehrere durch Ring-FSRs getrennte Ringresonanzen für die Verriegelung verwendet werden können. Bei den aktuellen Lasern haben wir einen Wellenlängenabstand von >3 nm für die beiden SIL-Laser erreicht, was einer Heterodynfrequenz von >375 GHz entspricht (Erweiterte Daten, Abb. 4). Obwohl die Intensität des Mikrowellensignals durch die Reaktionsfähigkeit des schnellen PD und den Kopplungsverlust bei der aktuellen Off-Chip-Charakterisierung beeinflusst wird, könnte sie durch die Verwendung direkt auf dem Chip befindlicher III-V-Verstärker sowie Wellenleiter und Splitter verbessert werden, die vollständig mit unseren kompatibel sind 3D PIC45.

a, Darstellung des Funktionsprinzips der weitgehend abstimmbaren Heterodyn-Mikrowellenerzeugung basierend auf zwei SIL-Lasern. F bezeichnet das FSR und Δf ist der Resonanzversatz der beiden Ringresonatoren ohne Abstimmung. Die schattierten Farbbereiche zeigen die erzeugten Mikrowellensignalfrequenzbereiche für eine vollständige FSR-Abstimmung an. b, Versuchsaufbau für die isolatorfreie, weitgehend abstimmbare Heterodyn-Mikrowellenerzeugung. Der untere Einschub zeigt die langfristige Stabilitätsverbesserung der Mikrowellenfrequenzerzeugung mithilfe eines Phasenregelkreises. c: Mikrowellenfrequenz, die durch Abstimmen eines SIL-Lasers erzeugt wird, während der andere SIL-Laser auf einer festen Wellenlänge gehalten wird. Die höchste erzeugte Mikrowellenfrequenz wird durch die in diesem Experiment verwendete PD begrenzt. d, Trägerfrequenzunabhängiges Phasenrauschen des erzeugten Mikrowellensignals. Das Phasenrauschen des Heterodyn-Mikrowellensignals wird direkt durch die beiden schlagenden SIL-Laser bestimmt, unabhängig vom Laserfrequenzabstand, d. h. der erzeugten Mikrowellenfrequenz. Die Anpassung des Mikrowellensignals ist in Abb. 6 der erweiterten Daten dargestellt. OPLS, Offset-Phase-Lock-Servo; VGA, Glasfaser-V-Groove-Array.

Die erzeugten Mikrowellensignale mit einer Frequenzabstimmung von 0 bis 50 GHz im Abstand von 1 GHz sind in Abb. 4c zusammengefasst. Die Frequenzabstimmung erfolgt kontinuierlich und wird durch die thermische Phasentunersteuerung am Ringresonator bestimmt. Durch den Einsatz eines PD mit höherer Bandbreite können wir den erzeugten Frequenzabstimmbereich weiter erweitern. Wir haben das Phasenrauschen des erzeugten Mikrowellensignals bei verschiedenen Frequenzen charakterisiert, wie in Abb. 4d dargestellt. Es zeigt deutlich, dass das Phasenrauschen des Mikrowellensignals durch das Phasenrauschen des Lasers bestimmt wird und über die Mikrowellenträgerfrequenzen hinweg invariant ist. Dieser einzigartige Vorteil der Heterodyn-Mikrowellensignalsynthese ist besonders vielversprechend für eine weitgehend abstimmbare Frequenzsynthese ohne Rauscheinbußen bei hohen Frequenzen, was einen praktischen Weg für die rauscharme Millimeterwellen- und Terahertz-Erzeugung bietet. Darüber hinaus werden in dem Experiment keine Isolatoren verwendet, was zeigt, dass die Rückkopplungsunempfindlichkeit die Systemarchitektur erheblich vereinfachen und einen vollständig auf dem Chip integrierten Mikrowellensynthesizer ermöglichen könnte, wenn Koppler und PDs auf demselben 3D-Si-PIC46 integriert sind. Der Prototyp der Mikrowellenerzeugung kann mit derselben Integrationsplattform optimiert werden. Wenn beispielsweise Laser an denselben Resonator angeschlossen werden, kann die gemeinsame Rauschunterdrückung zu einer Reduzierung des Phasenrauschens um mehrere Größenordnungen führen47.

Die demonstrierte 3D-Integration von Lasern und Wellenleitern mit extrem geringem Verlust nutzt die Vorteile der evaneszenten Kopplung für vertikal beabstandete photonische Funktionsschichten. Diese Architektur bietet einen Entwurfsraum für komplexe photonische On-Chip-Systeme, ohne durch Prozessinkompatibilität und Leistungseinbußen auf der Ebene eingeschränkt zu werden (Extended Data, Abb. 7). Viele optische Geräte und Systeme, die heutzutage auf der Integration von Lasern mit optischen Fasern oder separaten Chips basieren, können mithilfe unserer demonstrierten 3D-Laserintegration mit ULL-Technologien auf einen Si-Chip übertragen werden, darunter Brillouin-Laser48, Erbium-dotierte Verstärker49, optische Gyroskope50 und optische Frequenzsynthesizer51 . Darüber hinaus könnte die 3D-Integration die Diskrepanz zwischen Gerätegrundfläche und -dichte zwischen verschiedenen Wellenleiterplattformen beseitigen und den vertikalen Raum nutzen, um die Skalierbarkeit des Geräts zu verbessern. Unsere Plattform könnte auch mit dicken SiN-Wellenleiterschichten mit enger Modenbeschränkung für nichtlineare Anwendungen verwendet werden, die sowohl anomale Dispersion als auch Hohlräume mit hohem Q erfordern25,26.

Die Ergänzung der Si-Photonik um rückkopplungsunempfindliche Laser mit extrem geringem Rauschen wird die Massenproduktion von Si-Photonik-Gießereien auf Anwendungen erweitern, die weiterhin in kleinen Maßstäben verbleiben. Da die 3D-Integration eine effektive Lösung für mehrere Funktionsebenen ohne Leistungseinbußen bietet, können unter Einhaltung bestimmter Herstellungsprozessrichtlinien weitere Materialien und Funktionalitäten zur bestehenden integrierten Plattform hinzugefügt werden. Zu diesen Materialien gehören Lithiumniobat52, Siliziumkarbid53, Aluminiumnitrid54, III–V-Quantenpunktmaterialien55 und so weiter. Unsere Demonstration treibt solche Erkundungen voran und ermöglicht neue Bausteine in der integrierten Photonik. Darüber hinaus kann die heterogene 3D-Integration mit der Elektronik die Entwicklungen von 3D-EICs vereinen, um ein 3D-E-PIC-Ökosystem zu ermöglichen und den Grundstein für eine neue Klasse von Si-Chips zu legen.

Mithilfe einer Reihe adiabatischer Verjüngungen56 wird der optische Modus über eine vertikale Distanz von mehr als 4,8 μm zwischen einem InP/Si-Hybridmodus im laseraktiven Bereich und der ULL-SiN-Wellenleiterschicht des Ultrahoch-Q-Resonators übertragen. Der Modus wird zunächst vom InP/Si-Hybridwellenleiter in einen Si-Wellenleiter und anschließend vom Si-Wellenleiter in einen SiN-RDL übertragen. Da diese InP-, Si- und SiN-Schichten entweder in Kontakt (im Fall von InP und Si) oder in unmittelbarer Nähe (im Fall von Si- und SiN-RDL) hergestellt werden, erfolgt die Übertragung der optischen Mode zwischen ihnen schnell und ihre Verjüngungslängen sind unterschiedlich insgesamt weniger als 300 μm. Insbesondere der Übergang von InP zu Si-Rippenwellenleitern kann sehr kurz sein (ca. 25 μm), da InP und Si ähnliche Brechungsindizes aufweisen45. Der Si-Rippenwellenleiter mit einer Ätztiefe von 231 nm wird anschließend auf eine Breite von 200 nm verjüngt, um den Modus auf den dünnen Si-Wellenleiter mit einer Dicke von 269 nm zu übertragen. Das dünne Si verjüngt sich von etwa 3 μm auf 150 nm, um dem effektiven Index des RDL-SiN-Wellenleiters zu entsprechen und eine effiziente Si-SiN-Leistungsübertragung zu ermöglichen. Um den vertikalen Abstand zwischen der SiN-RDL- und der ULL-SiN-Schicht, auf der sich die Resonatoren mit hohem Q befinden, zu überbrücken, wird der optische Modus schrittweise von der oberen SiN- zur unteren SiN-Schicht entwickelt. Die RDL-SiN- und ULL-SiN-Wellenleiter weisen identische Kerndicken von 100 nm auf, sodass ihre effektiven Indizes problemlos übereinstimmen. Die Breite des RDL-SiN-Wellenleiters verjüngt sich somit von 2.800 nm auf 200 nm, während gleichzeitig die Breite des ULL-SiN-Wellenleiters von 200 nm auf 2.800 nm über eine Distanz von annähernd 1 cm Länge verbreitert wird. Dieses Schema ermöglicht eine effiziente Leistungsübertragung (<1 dB Einfügedämpfung) vom RDL-SiN-Wellenleiter zum ULL-SiN-Wellenleiter.

In schwach begrenzten ULL-SiN-Wellenleitern erstreckt sich der optische Modus deutlich bis in die Siliziumdioxid (SiO2)-Umhüllung hinein. Frühere Arbeiten31, bei denen ein ULL-SiN-Wellenleiter heterogen in enger vertikaler Nähe mit einem InP/Si-Hybridwellenleiter integriert wurde, führten zu einem relativ hohen Ausbreitungsverlust von 0,43 dB cm−1. In dieser Arbeit ermöglicht ein 3D-Schichtübergang, dass der ULL-SiN-Wellenleiter tiefer in der SiO2-Hülle vergraben wird, sodass Verunreinigungen, die aus dem heterogenen Back-End-Integrationsprozess stammen, die Leistung des ULL-Wellenleiters nicht beeinflussen.

Um die Hinzufügung einer SiN-RDL in einem solchen 3D-Schichtübergang zu motivieren, vergleichen wir die Leistung eines Si-zu-SiN-Wellenleiterübergangs mit einem SiN-zu-SiN-Wellenleiterübergang. Die optimale Länge eines adiabatischen Kopplerübergangs ist gegeben durch \({L}_{{\rm{opt}}}\ approx \frac{3}{2}\frac{1}{\kappa \sqrt{{\epsilon }}}\), wobei κ den Kopplungskoeffizienten zwischen den Wellenleitern im Kopplungsbereich darstellt und ϵ = 0,01 die Toleranz der auf den unerwünschten, antisymmetrischen Systemmodus (d. h. Verlust) übertragenen Leistung darstellt (d. h. Verlust)56. Diese optimale (minimale) Länge wird als Funktion des vertikalen Abstands in Abb. 1a der erweiterten Daten berechnet. Dies zeigt, dass eine SiN-zu-SiN-Schicht zu einem effizienteren (kürzeren) Übergang für einen vertikalen Abstand von mehr als 2 μm führt.

Somit sorgt der Einbau eines SiN-RDL unter dem Si-Wellenleiter für eine verbesserte vertikale Kopplungseffizienz, wodurch der ULL-SiN-Wellenleiter tiefer darunter vergraben werden kann. Der SiN RDL wird außerdem durch zusätzliche Leistungs- und Herstellungsbedenken motiviert. Eine effiziente Leistungsübertragung zwischen Si- und SiN-Wellenleitern erfordert eine sehr schmale Si-Breite, um den Ausbreitungskonstanten der jeweiligen Wellenleiter zu entsprechen, wie in der ergänzenden Abbildung 1b dargestellt. Solche schmalen Si-Wellenleiter weisen einen durch die Seitenwandrauheit verursachten Streuverlust auf, der die Länge solcher Strukturen begrenzt. Darüber hinaus würde die Kombination aus geringer Breite und großer Länge eines Si-zu-SiN-Übergangs, der mehrere Mikrometer Abstand überbrücken kann, eine fragile Struktur ergeben, die während des Herstellungsprozesses anfällig für Beschädigungen ist. Daher ermöglicht die unmittelbare Nähe des SiN-RDL zum Si-Wellenleiter einen kurzen Si-zu-SiN-Übergang und verbessert so die Prozessausbeute. In dieser Arbeit wurde die SiN-zu-SiN-Übergangslänge übermäßig lang gewählt (nahezu 1 cm), um Flexibilität bei der Wahl der vertikalen Trennung zu ermöglichen und gleichzeitig die Übergangseffizienz beizubehalten.

Um die erreichbare Übergangseffizienz vom RDL-SiN zum ULL-SiN experimentell zu bewerten, wurden zwei solcher Schichtübergangsstrukturen in einem Rennstreckenresonator platziert. Im Gegensatz zu einem Cut-Back-Ansatz, bei dem mehrere identische Strukturen in Reihe geschaltet werden, um eine Gesamteinfügungsdämpfung zu extrahieren, ermöglicht eine resonatorbasierte Messtechnik die Messung der Einfügungsdämpfung einer Struktur unabhängig von den Kopplungsverlusten zwischen Faser und Chip. was zu einer genaueren Messung führt. Frühere Arbeiten haben gezeigt, dass mit diesem Ansatz Einfügungsverluste deutlich unter 0,1 dB genau gemessen werden können (Lit. 57). Das Transmissionsspektrum des Resonators wurde gemessen und angepasst, um den internen Umlaufverlust zu extrahieren, wie in der ergänzenden Abbildung 2 dargestellt. Aus dieser Messung wurde abgeleitet, dass der Einfügungsverlust unter 0,03 dB pro Übergang liegt. Die resonatorbasierte Teststruktur wurde jedoch auf einem separaten Wafer hergestellt, der keinen heterogenen Integrationsprozess durchlief und eine geringere Abstandshalterdicke von etwa 3,5 μm aufwies. Daher erwarten wir konservativ, dass der Einfügungsverlust des RDL-zu-ULL-Übergangs innerhalb des heterogenen Lasers deutlich unter 1 dB liegt.

Die Herstellung der SiN-Wellenleiter erfolgte bei Tower Semiconductor, einer kommerziellen CMOS-Gießerei, auf einem Si-Wafer mit 200 mm Durchmesser und 15 μm dickem thermischem SiO2. Durch chemische Niederdruck-Gasphasenabscheidung wurde SiN mit einer Dicke von 100 nm abgeschieden und mithilfe von Stepper-Lithographie im tiefen Ultraviolett (DUV) und reaktivem Ionenätzen strukturiert, um die ULL-Wellenleiterschicht zu bilden. Auf der ULL-Schicht wurde ein auf Tetraethylorthosilikat basierendes Oxid abgeschieden, bei 1.150 °C getempert und chemisch-mechanisch poliert, um eine etwa 4 μm dicke Abstandsschicht zu bilden35. Um den RDL-Wellenleiterübergang zu bilden, wurde ein weiteres 100 nm dickes, durch Niederdruck-chemische Gasphasenabscheidung hergestelltes SiN mit demselben Verfahren abgeschieden und strukturiert. Die adiabatische RDL-Verjüngung wurde auf dieser Schicht definiert und geätzt. Zusätzliches Oxid auf Tetraethylorthosilikatbasis wurde abgeschieden, getempert und einem chemisch-mechanischen Polieren unterzogen, um etwa 500 nm dickes SiO2 auf der RDL zu hinterlassen. Der bearbeitete 200-mm-Wafer wurde dann zur weiteren Bearbeitung aus der Gießerei transportiert. Der Wafer wurde in 100-mm-Wafer entkernt, um mit einem ASML 248-nm-DUV-Stepper kompatibel zu sein. Gewürfelte Silizium-auf-Isolator-Stücke mit einer 500 nm dicken Si-Bauelementschicht wurden mittels plasmaaktiviertem Direktbonden auf die polierte SiO2-Oberfläche gebondet. Das Si-Substrat wurde durch mechanisches Polieren und tiefes Si-Bosch-Ätzen entfernt. Die vergrabene SiO2-Schicht wurde mit gepufferter Flusssäure entfernt. Der hergestellte Si/SiN-RDL/SiN-ULL-Wafer war dann für den heterogenen InP-Prozess auf Si bereit, ähnlich wie in unseren vorherigen Studien31. Im Allgemeinen wurden Si-Wellenleiter und -Taper mit einem DUV-Stepper strukturiert, während das Gitter mit Elektronenstrahllithographie mit einer Periode von 240 nm strukturiert wurde. Die Si-Schicht wurde mehreren strukturierten Ätzungen mit unterschiedlichen Ätztiefen unterzogen. Die erste Ätzung hatte eine Ätztiefe von 231 nm, um flach geätzte Si-Rippenwellenleiter in den InP/Si- und Phasentuner-Abschnitten zu bilden. Dann wurden die Si-Gitter und die dünnen Si-Kegel mit einer Ätztiefe von jeweils 269 nm gebildet. Si-Ausgasungskanäle wurden später strukturiert und mit einer Ätztiefe von 500 nm in dem Bereich geätzt, der keine Si-Wellenleiter aufwies. Die Si-Ätzung erfolgte durch reaktives Ionenätzen mit einem gemischten Ätzgas aus C4F8/SF6 und die Ätztiefe wurde durch einen Ätzmonitor Intellemetrics LEP400 kontrolliert. Nach der Si-Verarbeitung wurden InP-Chips mit dem in Abb. 1c gezeigten Schichtstapel auf die hergestellten Si-Schaltkreise geklebt, wobei das InP-Substrat durch mechanisches Polieren und 3:1 Salzsäure:entionisiertes Wasser entfernt wurde. Mithilfe eines Lift-off-Verfahrens wurde eine dünne Schicht aus p-Typ-Kontaktmetall Pd/Ge/Pd/Au gebildet. Die p-InP-Mesa wurde mit CH4/H2/Ar und einer SiO2-Hartmaske geätzt. Die Trockenätzung wurde mit einem Ätzmonitor überwacht und an der AlInGaAs-Quantentopfschicht (QW) gestoppt. Nach einer weiteren Runde QW-Schichtlithographie wurde die QW-Schicht mit einer Mischlösung aus H2O/H2O2/H3PO4 15/5/1 geätzt. Auf die QW-Ätzung folgte eine InP-Mesa-Ätzung vom n-Typ, um die Mesa-Definition mit demselben Ätzgas CH4/H2/Ar zu vervollständigen. Das überschüssige Si auf der Oberseite der SiN-Bauelemente wurde mithilfe einer isotropen XeF2-Gasätzung entfernt. Der gesamte Chip wurde mit bei niedriger Temperatur deuteriertem SiO2 (Ref. 58) passiviert, gefolgt von der Öffnung des Kontaktmetallfensters durch induktiv gekoppeltes Plasmaätzen auf CF4-Basis. Das Kontaktmetall vom n-Typ Pd/Ge/Pd/Au und eine weitere Schicht aus Ti/Au auf dem Kontaktmetall vom p-Typ wurden abgeschieden und geformt. Zur Definition der Stromkanäle wurde eine Protonenimplantation durchgeführt. Ti/Pt wurde als Heizer für den Phasentuner auf Si und den Resonanztuner auf SiN abgeschieden. Der Chip durchlief eine weitere Runde der SiO2-Abscheidung und Kontakt-Via-Öffnung. Das Ti/Au-Sondenmetall wurde abgeschieden, um die Waferherstellung abzuschließen. Der hergestellte 3D-PIC-Wafer mit 100 mm Durchmesser wurde in Würfel geschnitten und poliert, um die SiN-Kantenkoppler für die Charakterisierung fasergekoppelter Geräte freizulegen. Die detaillierten Prozessablaufdiagramme finden Sie in Extended Data Abb. 7.

Um die Verunreinigungsverteilung entlang der Tiefenrichtung zu analysieren (Tiefenprofilierung), wurde ein Sekundärionen-Massenspektrometriesystem (auch bekannt als Ionenmikrosonden, CAMECA IMS 7f) zur Analyse der Geräte verwendet. Bei der Messung wurde ein Rasterbereich von 50 μm × 50 μm mit dem Primärstrahl überstrichen (zur Ionisierung und Sputterung) und Sekundärionen, die nur im zentralen Bereich von 20 μm × 20 μm erzeugt wurden, wurden durch die Filteröffnung des Instruments gesammelt, um Stöße zu verhindern von anderen Schichten am Rand des gebohrten Lochs. Um die für die Sekundärionen-Massenspektrometrie erforderliche Leitfähigkeit zu erreichen, wurden 20 nm Gold auf Geräteoberflächen abgeschieden. Für die Kalibrierung der Elementarkonzentrationen wurden die Referenzgeräte NIST SRM 610 und 612 (Ref. 59) (National Institute of Standards and Technology Standard Reference Materials (NIST SRM)) verwendet. Die Messung wurde bei einem Vakuumniveau von 3 × 10−9 Torr durchgeführt. Bei den Positivionenmessungen waren O−-Ionen der Primärstrahl. Bei den Negativionenmessungen waren Cs+-Ionen der Primärstrahl, und der Elektronenstrahl wurde auch zur Neutralisierung der Probe eingesetzt, um Aufladungseffekte zu vermeiden. Die Ergebnisse sind in Extended Data Abb. 3 dargestellt.

Der hier gemessene Probenbereich ist ein reiner Wellenleiterbereich ohne die obere Laserstruktur, der jedoch den vollständigen Back-End-of-Line-Prozess durchlaufen hat. Das Auftreten von Boratomen weist auf die Grenze der unteren thermischen Oxidmantelschicht hin, da die Si-Wafer des Substrats vom p-Typ sind (Widerstand etwa 100 Ω·cm), um die thermische Oxidation dicker Schichten zu beschleunigen. Das Auftreten sowohl von Si-N-Clustern als auch von CN-Clustern weist auf die dünne SiN-Wellenleiterschicht hin, da Stickstoffatome in großen Mengen aufzutreten beginnen. Das Zusammentreffen der B-, Si-N- und CN-Spuren bestätigt sich gegenseitig und ergibt die Tiefenposition des SiN-Wellenleiters von 5,9 μm.

Die Laser werden auf einem temperaturgesteuerten Kupfertisch mit einem Präzisionstemperaturregler (Vescent SLICE-QTC) zur Gerätecharakterisierung bei 20 °C charakterisiert. Wir haben die Laser vor der Charakterisierung der Selbstinjektionsverriegelung, der Messung des Phasenrauschens usw. überprüft. Die Ergebnisse der Laserlichtstrommessung sind in Abb. 4a der erweiterten Daten dargestellt. Sie zeigen einen Laserschwellenwert von etwa 74 mA, der von der DFB-Gitterstärke beeinflusst wird. Im Vergleich zum typischen Laserlichtstromverhalten besteht ein Unterschied eines solchen Laserresonatorgeräts darin, dass mit zunehmendem Laserverstärkungsstrom die aufgezeichnete Leistung mehrere Einbrüche in der Lichtstromkurve erfahren würde, wenn die Laserausgangsleistung durch gefiltert wird Ringresonator. Der Abstand der Resonanzeinbrüche wird durch den Ringresonator FSR (in dieser Arbeit 30 GHz) bestimmt, wenn die Laserwellenlänge während des Verstärkungsstromanstiegs über mehrere Resonanzen gewobbelt wird. Es ist zu beachten, dass bei diesem Lichtstromdurchlauf der Laserverstärkungsstrom auf 1 mA erhöht wird, sodass nicht jede Resonanz abgeglichen und aufgezeichnet werden kann.

Wir können den Laser somit auf unterschiedliche Resonanzen einstellen, indem wir den Laserverstärkungsstrom abstimmen. Darüber hinaus ermöglicht die thermische Abstimmung von Ringresonanzen die kontinuierliche Abstimmung der SIL-Laserwellenlängen über die DFB-Laserwellenlänge. Diese Fähigkeit ist bei der Mikrowellenerzeugung von entscheidender Bedeutung, da die Mikrowellenfrequenz basierend auf der Laserverstärkung und den Ringresonanzsteuerungen präzise synthetisiert werden kann. Wir sperren zwei SIL-Laser bei zwei Resonanzen mit einem Wellenlängenraum von über 3 nm und die Laserspektren sind in der erweiterten Datenabbildung 4b dargestellt. Diese Wellenlängentrennung verspricht eine Millimeterwellenerzeugung von >375 GHz, wenn eine schnelle PD verfügbar ist. Noch wichtiger ist, dass das Phasenrauschen das gleiche ist wie bei niedrigen Trägerfrequenzen, da es durch das Laserphasenrauschen bestimmt wird.

Durch Abstimmung der Laserwellenlänge auf eine Resonanz vom Ring fixiert das vom Ring rückgestreute Licht die Laserwellenlänge auf die Resonanz, vorausgesetzt, dass die Phase des am Laser ankommenden rückgestreuten Lichts ein ganzzahliges Vielfaches von 2π der Vorwärts-Laserausgangsphase ist. Mit anderen Worten: Die Wellenlängen des Lasers und der Resonanz stimmen im Frequenzbereich überein, während die Phasen des Lasers und des rückgestreuten Lichts im Zeitbereich übereinstimmen, wie in Abb. 2a dargestellt. Die Anpassung der Wellenlängen erfolgt durch Abstimmung entweder des Laserverstärkungsstroms oder des Ringheizstroms, während die Anpassung der Phasen durch Abstimmung des Phasentunerstroms erfolgt. Sowohl der Laserverstärkungsstrom als auch der Phasentunerstrom werden mit rauscharmen Laserstromquellen (ILX Lightwave LDX-3620) betrieben, um einen stabilen und rauscharmen Betrieb zu gewährleisten. Die Erkennung des Selbstinjektions-Verriegelungszustands wird sichergestellt, indem nicht nur die Abnahme der Ausgangsleistung des Rings beobachtet wird, wenn die Laserwellenlänge auf die Resonanz trifft, sondern auch die Abnahme der Linienbreite des Selbstheterodyn-Schlags als Selbstinjektions-Verriegelung erfolgt, wie in Abb. 2b dargestellt. Der Aufbau des Selbstheterodyn-Interferometers besteht im Wesentlichen aus einem Mach-Zehnder-Interferometer (hergestellt aus zwei 3-dB-Kopplern) mit einem Polarisationsregler und einer kurzen Verzögerungsleitung in einem seiner Arme sowie einem fasergekoppelten akustisch-optischen Modulator (Gooch & Housego 27 MHz) im anderen Arm, wie in Abb. 2b gezeigt. Die Schwebungsfrequenz des Selbstheterodyn-Interferometers wird mit einem PD (Newport 1811) erfasst, bevor sie an einen elektrischen Spektrumanalysator (ESA) (Rohde & Schwarz FSWP) gesendet wird. Der Phasenabstimmungsstrom wird während des Selbstinjektions-Verriegelungsprozesses grob eingestellt, um die Verriegelung zu ermöglichen, und anschließend fein abgestimmt, um eine stabile Selbstinjektions-Verriegelung sicherzustellen. Erwähnenswert ist hier, dass der Zustand der Selbstinjektionsverriegelung stundenlang anhalten kann, ohne dass der Laserchip überhaupt verpackt werden muss. Dies ist auf die Integration von Laser und Resonator auf demselben Chip zurückzuführen, wodurch die Phasenschwankung zwischen Laser und dem vom Ring zurückgestreuten Licht verringert wird.

Die Dynamik des Einflusses des Phasentuners auf die Selbstinjektionsverriegelung wird untersucht, indem die angelegte elektrische Leistung (Keithley 2604B) über drei 2π-Injektionsverriegelungsperioden geführt wird, während das ESA-Spektrogramm des erkannten Selbstheterodynschlags des SIL-Lasers aufgezeichnet wird (Abb . 2c, oben). Das in Abb. 2c dargestellte Spektrogramm der Injektionssperrperioden zeigt stabile SIL-Perioden (dunkelblaue Regionen), gefolgt von chaotischen Regionen (hellblau) und dann entsperrten Regionen. Die Laserleistung wird auch auf einem Oszilloskop (Tektronix MSO64B) während der Phasenabstimmung über nur eine Periode erfasst, was das erwähnte Verhalten deutlich zeigt (Abb. 2c, unten). Ein weiterer wichtiger Parameter ist der Frequenzbereich, in dem die Selbstinjektionssperre bestehen bleibt. Dies kann entweder dadurch erreicht werden, dass die Laserfrequenz über die Ringresonanz geführt wird oder indem die Ringresonanz über den Laser geführt wird. Wir haben das zweite Schema gewählt, indem wir den Strom der Ringheizung mithilfe eines an die Stromquelle angelegten Dreiecksignals (Keithley 2604B) durchlaufen haben. Um die Änderung der Laserlinienbreite während des Abtastens zu erkennen, wird mithilfe eines 3-dB-Kopplers eine Schwebung zwischen dem SIL-Laser und einem Faserlaser mit schmaler Linienbreite erzeugt. Die Schwebung wird mit einem mit Erbium dotierten Faserverstärker (Amonics AEDFA-IL-18-B-FA) optisch verstärkt und an den schnellen PD (Finisar HPDV2120R) gesendet, der mit der ESA verbunden ist, wie im unteren Zweig von Abb. 2b. Das während des Resonanzdurchlaufs aufgezeichnete Spektrogramm ist in Abb. 2d dargestellt. Das Laserfrequenzrauschen und die resultierende Grundlinienbreite werden von einem kommerziellen Laser-Phasenrauschanalysator (OEwaves OE4000) übernommen, der intern eine Mittelung über das gemessene Phasenrauschen durchführt. Wir haben in unserem Rauschspektrum zwischen 1 kHz und 1 MHz bei mehreren Messläufen, die sehr stabil sind, keine signifikanten Unterschiede beobachtet und gehen im Vergleich mit den Simulationsergebnissen davon aus, dass das Rauschspektrum in diesem Bereich durch das thermorefraktive Rauschen des Resonators dominiert wird (Abb. 2e). Zum Vergleich: Der verzögerte Selbstheterodyn-Aufbau verwendet zwei PDs, um den Heterodyn-Schlag zu empfangen60, der zuvor für die Charakterisierung der Laserlinienbreite mit extrem geringem Rauschen36 verwendet wurde und eine detailliertere Analyse statistischer Messfehler ermöglicht.

Abbildung 3b zeigt schematisch die experimentellen Konfigurationen zur Analyse der Laser-Feedback-Empfindlichkeit. Die gekoppelte Laseremission wird an einen 90/10-Faserstrahlteiler gesendet, wonach 90 % der gekoppelten Leistung für die externe optische Rückmeldung verwendet werden. Die Rückkopplungsschleife besteht aus einer 8 m langen Singlemode-Faser, einem optischen Zirkulator mit drei Anschlüssen, einem Polarisationsregler und einem variablen optischen Dämpfer (VOA), der eine Dämpfung im Bereich von 0 bis 40 dB ermöglicht (EXFO MOA-3800). ). Es ist zu beachten, dass die Laser-Feedback-Empfindlichkeit auch von der Polarisation des reflektierten Feldes abhängt, die angepasst werden muss, um den Feedback-Einfluss vor der Analyse zu maximieren. Die restlichen 10 % der Laserleistung werden für die Charakterisierung der Rückkopplungsempfindlichkeit verwendet. Nach dem Durchlaufen eines optischen Isolators wird es entweder an einen Phasenrauschanalysator (OEWaves OE4000) zur Charakterisierung des Frequenzrauschens oder an einen verzögerten Selbstheterodyn-Aufbau für die auf dem elektrischen Spektrum basierende Laserkohärenzprüfung übertragen.

In dieser Studie wird die Rückkopplungsstärke durch die reflektierte Leistung (Prefl) und die Ausgangsleistung (Pout) durch die folgende Beziehung bestimmt:

Zur Berechnung der reflektierten Leistung und damit der Rückkopplungsstärke sollten alle Verluste aus der Rückkopplungsschleife berücksichtigt werden. Nach der Optimierung des Aufbaus beträgt der Faser-Chip-Kopplungsverlust –3 dB (der Hin- und Rückkopplungsverlust beträgt –6 dB), die Gesamtverluste des 90 %-Strahlteilers, des optischen Zirkulators, der Einfügungsverlust des VOA usw Polarisationsregler und der Faser beträgt −4,05 dB. Die Rückkopplungsstärke, die für die Dämpfung von VOA verantwortlich ist, kann somit von –10,05 dB bis –50,05 dB eingestellt werden.

Um den Verlust durch den Aufbau weiter zu reduzieren und so die Rückkopplungsstärke so weit wie möglich zu maximieren, verwenden wir einen 100 %-Faser-Rückreflektor (BKR, Thorlabs), um die Konfigurationen nach dem 90 %-Strahlteiler-Port zu ersetzen. Der Verlust aus der Rückkopplungsschleife wird dann auf –0,9 dB reduziert und die maximale Rückkopplungsstärke beträgt –6,9 dB.

Zwei Laser sind SIL an zwei 30-GHz-FSR-Ringresonatoren, deren Frequenz um 10 GHz verschoben ist, ohne auf die Ringresonanz abzustimmen. Obwohl jeder Ringresonator durch Anlegen einer elektrischen Leistung von etwa 0,5 W an die Heizung am Ring auf über 30 GHz abgestimmt werden kann, haben wir für die Abstimmung nur eine Ringheizung verwendet. Der Abstimmbereich für den ersten FSR beträgt –10 GHz bis 20 GHz, während die nächste vollständige FSR-Abstimmung zu einer Abstimmung von 20 GHz bis 50 GHz führt, indem der zweite Laser auf die nächste Resonanz fixiert wird und somit die gesamten 50 GHz abdeckt. Wie in Abb. 4b dargestellt, werden die Ausgänge der beiden Laser vom Chip durch das Faser-V-Nuten-Array gesammelt und an einen 3-dB-Faserkoppler und dann an den Erbium-dotierten Faserverstärker gesendet, bevor sie auf einen schnellen PD (Finisar HPDV2120R) übertragen werden ) an eine ESA angeschlossen. Ein kleiner Teil der Laserleistung (1 %) wird an einen optischen Spektrumanalysator (Yokogawa AQ6370C) gesendet, um zu überwachen, ob sich die Laser in der beabsichtigten Resonanz befinden. Obwohl unser Chip zur Erzeugung jeder beliebigen Mikrowellenfrequenz über 50 GHz verwendet werden könnte, wird er hier zur Demonstration zur Erzeugung von Mikrowellenfrequenzen in Schritten von 1 GHz über die gesamten 50 GHz verwendet (Abb. 4c). Eine versetzte phasenverriegelnde Servoschaltung (Vescent D2-135) wird verwendet, um die Langzeitstabilität der erzeugten Mikrowellensignale für Frequenzen bis zu 10 GHz zu verbessern, indem die Phase eines der Laser an die des anderen gekoppelt wird. Das Rückmeldungssignal von der Servosteuerbox wird an einen der Ringheizer des Lasers gesendet, um seine Phase an die Phase des zweiten Lasers anzupassen. Dadurch werden stabile Mikrowellensignale mit geringem Phasenrauschen der SIL-Laser erzeugt und die Voigt-Anpassung ist in Extended Data Abb. 6 dargestellt.

Die zur Erstellung der Diagramme in diesem Dokument verwendeten Daten sind unter https://doi.org/10.5281/zenodo.7894620 (Ref. 61) verfügbar.

Der zur Erstellung der Diagramme in diesem Dokument verwendete Code ist unter https://doi.org/10.5281/zenodo.7894620 (Ref. 61) verfügbar.

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Diese Arbeit wird von den Programmen MTO GRYPHON (HR0011-22-2-0009) und LUMOS (HR0011-20-2-0044) der Defense Advanced Research Projects Agency (DARPA) unterstützt. Wir danken A. Netherton, M. Li, F. Quinlan und G. Keeler für Diskussionen. OT dankt dem Fulbright Scholar Program für seine Unterstützung. Ein Teil dieser Arbeit wurde in der UCSB Nanofabrication Facility, einem frei zugänglichen Labor, durchgeführt.

Osama Terra

Aktuelle Adresse: Primary Length and Laser Technology Lab, National Institute of Standards, Gizeh, Ägypten

Diese Autoren haben gleichermaßen beigetragen: Chao Xiang, Warren Jin, Osama Terra, Bozhang Dong

Fakultät für Elektrotechnik und Informationstechnik, University of California, Santa Barbara, Santa Barbara, CA, USA

Chao Xiang, Warren Jin, Osama Terra, Bozhang Dong, Heming Wang, Joel Guo, Theodore J. Morin, Jonathan Peters und John E. Bowers

Fakultät für Elektrotechnik und Elektronik, Universität Hongkong, Hongkong, China

Chao Xiang

Ring Photonics, Santa Clara, CA, USA

Warren Jin, Avi Feshali und Mario Paniccia

TJ Watson Laboratory of Applied Physics, California Institute of Technology, Pasadena, CA, USA

Lue Wu, Qing-Xin Ji & Kerry J. Vahala

Materialabteilung, University of California, Santa Barbara, Santa Barbara, CA, USA

Eamonn Hughes und John E. Bowers

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CX und WJ leiteten das 3D-PIC-Gerätedesign. CX leitete die heterogene Integration und Gerätecharakterisierung. WJ hat die SiN-Geräte und 3D-Koppler entworfen. WJ, AF und MP entwickelten den zweischichtigen SiN-Herstellungsprozess und kümmerten sich um die SiN-Wafer-Verarbeitung. CX und JP stellten das 3D-PIC-Gerät mit Unterstützung von WJOT her und CX charakterisierte und sammelte die experimentellen Daten des Geräts, einschließlich Laserrauschen, Verriegelungsbereiche, Phasenabstimmung und Mikrowellenerzeugung, mit Beiträgen von JG, BD, TJM und Q.-XJBD , OT und CX führten die Messung der Feedback-Empfindlichkeit durch. HW lieferte theoretische Berechnungen und Analysen zur Verriegelungsdynamik und Rückkopplungsempfindlichkeit. LW führte eine Sekundärionen-Massenspektrometrie-Konzentrationsanalyse des Geräts durch. EH nahm die fokussierten Ionenstrahl-Rasterelektronenmikroskopie- und Transmissionselektronenmikroskopie-Bilder des Geräts auf. CX hat den Artikel mit Beiträgen von WJ, HW, BD, OT und JG verfasst. Alle Autoren haben den Artikel kommentiert und bearbeitet. KJV und JEB betreuten das Projekt.

Korrespondenz mit Chao Xiang oder John E. Bowers.

JEB ist Mitbegründer und Anteilseigner von Nexus Photonics und Quintessent, Start-ups im Bereich Siliziumphotonik.

Nature dankt Victor Torres-Company und den anderen, anonymen Gutachtern für ihren Beitrag zum Peer-Review dieser Arbeit. Peer-Reviewer-Berichte sind verfügbar.

Anmerkung des Herausgebers Springer Nature bleibt hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten neutral.

A. Wir vergleichen die minimale Übergangslänge für einen SiN-zu-SiN-Übergang und einen Si-zu-SiN-Übergang über einen vertikalen Abstand von 2 μm bis 5 μm. Der SiN-zu-SiN-Übergang überträgt die Leistung bei vertikalen Abständen von mehr als 2 μm effizienter und ermöglicht eine entsprechend kürzere Übergangslänge. B. Beispiel für die symmetrische Supermode eines vertikalen Si-zu-SiN-Übergangs. C. Beispiel einer symmetrischen Supermode in einem vertikalen SiN-zu-SiN-Übergang.

Zu einem Resonator geformt, wurde der Übergangsverlust durch Anpassen des Resonator-Transmissionsspektrums bei verschiedenen Wellenlängen innerhalb des C-Bands bestimmt. Da die Gesamtumlaufdämpfung unter 0,06 dB liegt, wird angenommen, dass die Einfügungsdämpfung eines einzelnen Übergangs unter 0,03 dB liegt (die Hälfte der Umlaufdämpfung).

Die Verunreinigungsprofile zeigen die wirksame Isolierung der Verlustquellen von SiN ULL dank der dicken oberen Ummantelung, die durch die 3D-Integration ermöglicht wird.

A. Lichtstrom- und Laserwellenlängenmessung des DFB-Lasers, aufgenommen vom SiN-Wellenleiter-Facettenkoppler. Aufgrund der Intensitätsfilterung des 30-GHz-FSR-Ringresonators kommt es während des Stromdurchlaufs zu mehreren Einbrüchen in der Ausgangsleistung. B. Laserspektren, die einen Wellenlängenabstand der beiden SIL-Laser von > 3 nm zeigen. Die Leistung der beiden Laser kann zur Erzeugung rauscharmer Millimeterwellen-Heterodynsignale mit > 375 GHz genutzt werden.

A. Dargestellt sind gemessene Leistungsübertragungsspektren zweier Resonanzen eines unabhängigen Ringresonators (blaue Kurven). Der Resonator stammt von einem benachbarten Chip desselben Wafers wie die heterogenen Lasergeräte und wurde einer identischen Verarbeitung unterzogen. Die Spektren werden durch Frequenzabtastung eines abstimmbaren Tischlasers gemessen, wobei die übertragene Leistung von einer fasergekoppelten Fotodiode erfasst und die Laserabtastrate gleichzeitig von einem Faser-Mach-Zehnder-Interferometer mit 10-m-Armunwucht kalibriert wird. An die gemessene Linienform wird ein Resonatormodell der Übertragung angepasst (rote Kurven), aus dem die Resonatorparameter, einschließlich Ausbreitungsverlust, Kopplung und Rückstreureflexion, abgeleitet werden. Eine Schätzung der Resonatorrückstreuung wird aus demselben Modell extrahiert und aufgezeichnet (gestrichelte schwarze Kurven). Die Resonanz im linken Feld weist keine offensichtliche Aufspaltung der Linienform auf, während dies bei der Resonanz im rechten Feld der Fall ist. Es wird jedoch vorhergesagt, dass beide Resonanzen eine erhebliche Rückstreuung bewirken. B. Die Spitzenreflexion jeder Resonanzwellenlänge über die S+C+L-Bänder wird aus demselben Datensatz wie Abb. 1b extrahiert. C. Histogrammstatistik der extrahierten Spitzenreflexion für 505 Resonanzen. Der rot markierte Bereich zeigt die Resonanzzahlen (30) mit einer Spitzenreflexion unter 0,25 %. Die wahrscheinlichste Spitzenreflexion liegt bei etwa 3 %. Während der Reflexionskoeffizient zwischen den Resonanzen variiert, weisen die meisten Resonanzen eine ausreichende Reflexion für die Selbstinjektionsverriegelung auf. In Anbetracht der Möglichkeit der Resonanzabstimmung würde die Resonanzreflexion keinen Einfluss auf die selbstinjektionsgesperrte Laserausbeute haben. Eine bessere Kontrolle der Rückreflexionsstärke könnte durch die Nutzung von Gitterstrukturen innerhalb des Ringresonators62 erreicht werden.

Das Spektrum des erzeugten Mikrowellensignals mit einer Mittenfrequenz von 10,8 GHz ist in gepunktetem Blau dargestellt, wobei die Voigt-Anpassung (in Rot) angewendet wurde, um die Gaußsche Linienbreite von 15 kHz zu extrahieren.

Die Einzelheiten zu den jeweiligen Schichten sind in Abb. 1 zu finden. Der Unterschied im III-V/Si-Abschnitt zwischen den letzten beiden Diagrammen und den vorherigen Diagrammen sind Darstellungen des geätzten Si-Gitters.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Xiang, C., Jin, W., Terra, O. et al. Die 3D-Integration ermöglicht extrem rauscharme, isolatorfreie Laser in der Siliziumphotonik. Natur 620, 78–85 (2023). https://doi.org/10.1038/s41586-023-06251-w

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Eingegangen: 26. Dezember 2022

Angenommen: 23. Mai 2023

Veröffentlicht: 02. August 2023

Ausgabedatum: 03. August 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41586-023-06251-w

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