Erweiterung des Spektrums der vollständig integrierten Photonik auf Wellenlängen im Submikrometerbereich

Nature Band 610, Seiten 54–60 (2022)Diesen Artikel zitieren

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Die integrierte Photonik hat eine Vielzahl von Technologien, die der modernen Gesellschaft zugrunde liegen, tiefgreifend beeinflusst1,2,3,4. Die Möglichkeit, ein komplettes optisches System auf einem Chip herzustellen, bietet unübertroffene Skalierbarkeit, Gewicht, Kosten und Energieeffizienz5,6. Im letzten Jahrzehnt hat der Fortschritt von reinen III-V-Materialplattformen zur Siliziumphotonik den Anwendungsbereich der integrierten Photonik erheblich erweitert, indem integrierte Laser mit den hochvolumigen, fortschrittlichen Fertigungskapazitäten der kommerziellen Elektronikindustrie kombiniert wurden7,8. Doch trotz bemerkenswerter Herstellungsvorteile schränkt die Abhängigkeit von Wellenleitern auf Siliziumbasis derzeit das für photonische integrierte Schaltkreise (PICs) verfügbare Spektralfenster ein. Hier präsentieren wir eine neue Generation integrierter Photonik durch die direkte Vereinigung von III–V-Materialien mit Siliziumnitrid-Wellenleitern auf Si-Wafern. Mithilfe dieser Technologie präsentieren wir einen vollständig integrierten PIC bei Photonenenergien größer als die Bandlücke von Silizium und demonstrieren wesentliche photonische Bausteine, darunter Laser, Verstärker, Fotodetektoren, Modulatoren und Passive, die alle bei Wellenlängen im Submikrometerbereich arbeiten. Mit dieser Plattform erreichen wir eine beispiellose Kohärenz und Abstimmbarkeit in einem integrierten Laser bei kurzer Wellenlänge. Darüber hinaus demonstrieren wir durch die Nutzung dieser höheren Photonenenergie eine hervorragende Hochtemperaturleistung und grundlegende Linienbreiten im kHz-Bereich bei erhöhten Temperaturen. Angesichts der vielen potenziellen Anwendungen bei kurzen Wellenlängen eröffnet der Erfolg dieser Integrationsstrategie ein breites Spektrum neuer integrierter Photonikanwendungen.

Die integrierte Photonik hat in den letzten zwei Jahrzehnten rasante Fortschritte gemacht, und die wichtigsten Schritte in diesem Fortschritt waren die Entstehung neuartiger Integrationsplattformen (Abb. 1a). Die früheste photonische Integration basierte ausschließlich auf III–V-Materialien auf nativen Substraten9, bei denen aktive und passive photonische Komponenten auf einem Chip zu optischen Systemen kombiniert wurden. Dieser Ansatz führte zur ersten Generation kommerziell nutzbarer photonischer Technologien. Seitdem hat die integrierte Photonik von der Expansion der Elektronikindustrie profitiert, was zu einer großvolumigen Einführung der Siliziumphotonik (SiPh) geführt hat. Während die III-V-Herstellung mit Silizium nicht so schnell gewachsen ist, ist es möglich, photonische integrierte Schaltkreise (PICs) auf großformatigen Silizium-auf-Isolator-Wafern (SOI) herzustellen, indem III-V-Epitaxie auf verschiedene Arten heterogen gebondet wird10. Durch die Nutzung ausgereifter, komplementärer Metall-Oxid-Halbleiter-Foundry-Infrastrukturen reduziert die integrierte Photonik-Plattform von SOI die Kosten für Photonik-Chips im großen Maßstab erheblich.

a, Die Entwicklung vollständig integrierter photonischer Plattformen: Die reine III-V-Plattform basiert auf mehreren epitaktischen Nachwachsen, um aktive und passive Strukturen zu kombinieren. heterogenes III–V auf SOI erfordert zwei Bindungsverfahren: die „Smart-Cut“-Methode zur Herstellung eines integrierten Si-Films und die III–V-Bindung zur Übertragung von III–V-Epitaxieschichten vom nativen Substrat auf SOI; Die heterogene III-V-auf-SiN-Plattform erfordert nur eine direkte SiN-Abscheidung zur Integration des SiN-Films und nur einen Wafer-Bonding-Prozess zum Hinzufügen der III-V-Schicht. b, Die spektrale Abdeckung vollständig integrierter PICs: Kästchen stellen das Transparenzfenster passiver Plattformen auf Basis verschiedener Materialien (InP52, GaAs53, Si54,55, SiN22,24,56) dar, die für vollständig integrierte PICs verwendet werden können, Punkte stellen dar Der aktuelle Stand der Technik bei diesen passiven Wellenleitern und Wafermarkergrößen stellt die derzeit maximale Wafergröße in Gießereien dar. Die Symbole auf der oberen Seite stellen Anwendungen vollständig integrierter PICs auf der Spektrumkarte dar. Lila Symbole kennzeichnen Anwendungen, die sowohl für bestehende, vollständig integrierte PICs als auch für die III–V/SiN-Plattform dieses Artikels zugänglich sind; Blaue Symbole entsprechen Anwendungen, die durch die heterogene III–V/SiN-Plattform ermöglicht werden.

Ein weiterer Schlüsselfaktor für die Entwicklung der integrierten Photonik ist der geringe Ausbreitungsverlust. Da SOI-Wellenleiter Ausbreitungsverluste aufweisen, die um eine Größenordnung geringer sind als III-V-Wellenleiter6, können SiPh-PICs mehr einzelne Komponenten aufnehmen und somit komplexere photonische Systeme unterstützen. Darüber hinaus steigern geringere Verluste die Leistung passiver Strukturen und kohärenter Lichtquellen. Diese Vorteile haben zu einem explosionsartigen Wachstum bei SiPh geführt und eine Fülle neuer Anwendungen eröffnet, von Rechenzentren6 über neuronale Netze11 bis hin zu Lidar12 und Quantenphotonik13.

Mit dieser Ausweitung des Anwendungsbereichs beginnen jedoch die Grenzen der SOI-Plattform ans Licht zu kommen. Eine davon ergibt sich aus der Bandlückenwellenlänge von Silizium von etwa 1,1 μm (Abb. 1b). Unterhalb dieser Wellenlänge werden SOI-Wellenleiter stark absorbierend. Daher sind ultraviolettes (UV), sichtbares und ein erheblicher Teil des nahen Infrarots (nahes IR) derzeit für die integrierte Photonik auf dem neuesten Stand der Technik nicht zugänglich. Diese Einschränkung verbietet On-Chip-Lösungen in wichtigen Bereichen wie Atomphysik, Augmented Reality/Virtual Reality, Biosensorik und Quantenkommunikation14,15,16,17,18,19,20, wie in Abb. 1b dargestellt.

Ein vielversprechender Weg zur Lösung dieses Problems ist die Implementierung passiver Strukturen mit Siliziumnitrid (SiN)21, deren Wellenleiter bei Telekommunikationswellenlängen äußerst geringe Verluste von weniger als 0,1 dB m−1 aufweisen22,23 und bis unter 460 nm streuungsbegrenzt bleiben ( Ref. 24), was sie für Mikrokavitäten mit ultrahohem Q, Laser mit schmaler Linienbreite und nichtlineare Geräte wie Mikrokammquellen und On-Chip-Frequenzwandler attraktiv macht. Da SiN-Wafer durch direkte Abscheidung auf einem Si-Substrat hergestellt werden, ist darüber hinaus kein teurer Smart-Cut-Prozess erforderlich, was eine Möglichkeit darstellt, die Kosten für gießereigefertigte PICs weiter zu senken.

Allerdings wurde die Integration aktiver Komponenten auf SiN-PICs bis vor kurzem durch die große Indexinkongruenz zwischen SiN (ungefähr 2) und III–V-Materialien (>3) behindert. SiN- und III-V-Strukturen wurden auf demselben Substrat integriert, um hochkohärente Laser und Mikrokämme bei Telekommunikationswellenlängen zu bilden, allerdings nur mit einer dazwischenliegenden Si-Schicht für Passiv-Aktiv-Übergänge, die immer noch den Betrieb bei kurzen Wellenlängen verhindert25,26.

Diese Arbeit stellt eine neue Generation integrierter Photonik mit aktiven und passiven Elementen vor, die in einer heterogen integrierten III-V/SiN-Plattform vereint sind. Dieses Integrationsschema bietet eine vollständig integrierte Submikrometer-Photonikplattform mit vielseitigen Bausteinen, darunter Laser, optische Halbleiterverstärker (SOAs), Modulatoren, Fotodetektoren und verschiedene passive Elemente. Die Kombination eines III-V-Verstärkungsabschnitts mit externen SiN-Hohlräumen ergibt einen heterogen integrierten, breit abstimmbaren Laser mit schmaler Linienbreite, der über die Bandlückenenergie von Si hinaus arbeitet, ein Gerät mit enormen Auswirkungen auf die Atomphysik, die Sensorik und die präzise Messtechnik. Darüber hinaus weist die Kurzwellenplattform im Vergleich zu kohärenten Lichtquellen eine überlegene Hochtemperaturleistung auf, die zur Verbesserung der Energieeffizienz in Rechenzentren und anderen heißen Umgebungen eingesetzt werden kann. Diese Ergebnisse läuten die Massenproduktion von PICs ein, die ein viel breiteres Spektrum abdecken und Türen für viele neue Anwendungen öffnen.

Heterogene III-V/SiN-Photonikgeräte bestehen aus III-V-basierten epitaktischen Schichtstrukturen, die auf SiN-Wellenleitern befestigt sind. Ein vereinfachter Herstellungsprozessablauf für heterogene photonische III-V/SiN-Bauelemente ist in Abb. 2a dargestellt. Eine detaillierte Beschreibung finden Sie in den Methoden. Abbildung 2b zeigt ein Foto eines fertigen Wafers mit Hunderten von Lasern, die auf einem 4-Zoll-Siliziumsubstrat hergestellt wurden. Rasterelektronenmikroskopbilder (Abb. 2c (I–IV)) zeigen einen einzelnen SiN-Wellenleiter, einen Koppler, einen III–V-Wellenleiter mit III–V/SiN-Koppler auf einer Seite und eine Reihe von Lasern, die über eine Reihe von Fotodioden verbunden sind SiN-Wellenleiter bzw.

a, Vereinfachter Prozessablauf im Wafer-Maßstab. Gezeigte Schritte: (1) SiN-Abscheidung auf einem thermisch oxidierten Si-Substrat; (2) SiN-Wellenleiterstrukturierung; (3) Bindung mehrerer epitaktischer III-V-Strukturen; (4) Substratentfernung der III-V-Epitaxie; (5) III–V-Verarbeitung, einschließlich mehrerer Trocken-/Nassätzungen zur Bildung der pn-Übergänge für aktive Geräte; (6) Abscheidung der dielektrischen Umhüllung, Durchkontaktierung und Metallisierung, die die Herstellung des Geräts vervollständigen. b, Ein Foto eines vollständig verarbeiteten 4-Zoll-Wafers, der Tausende von Geräten enthält. c, Rasterelektronenmikroskopbilder von (I) einem SiN-Wellenleiter, (II) einem Wellenleiterkoppler, (III) einem III-V-Wellenleiter und elektrischen Kontakten für aktive Komponenten und (IV) einer Reihe von Lasern und Fotodioden, die durch SiN-Wellenleiter verbunden sind. d, Geplantes Schema eines vollständig integrierten Atomuhrensystems, hergestellt auf einem einzigen Chip. e, Aktive und passive Funktionalitäten, die auf der Plattform unterstützt werden, mit charakteristischer Leistung. Von links nach rechts: FP-Laser, ein Fabry-Perot-Laser mit integrierten Breitbandspiegeln, der eine Stromschwelle von weniger als 12 mA und eine Ausgangsleistung von mehr als 25 mW an einen SiN-Wellenleiter hat; SOA, ein optischer Halbleiterverstärker mit einer maximalen Verstärkung von 22 dB bei 980 nm und 100 mA Vorstrom (die 3-dB-Bandbreite der Verstärkung bei 100 mA erstreckt sich über 20 nm); passiver Wellenleiter, SiN-Wellenleiter mit Ausbreitungsverlust unter dB cm−1 im Wellenlängenbereich von 900–980 nm (grüne Schattierung zeigt den Standardfehler aus der linearen Anpassung des Cutback-Verlusts nach Mittelung des Geräteverlusts über identische Teststrukturen von einem einzelnen Wafer); Modulator, ein Mach-Zehnder-Interferometer mit Phasenmodulatoren, die Vπ = 2,4 V und ein Extinktionsverhältnis (ER) von mehr als 20 dB zeigen; PD, eine Fotodiode mit einer Empfindlichkeit von mehr als 0,6 A W−1 bei 980 nm und einem Dunkelstrom im nA-Bereich.

Ein wesentliches Merkmal der Plattform ist die effiziente Lichtkopplung zwischen III–V- und SiN-Wellenleitern. Der große Brechungsindex von III-V-Material im Vergleich zu SiN führt zu einem stark lokalisierten optischen Modus in der III-V-Schicht für einen heterogenen III-V/SiN-Wellenleiter. Dies ist ein grundlegender Unterschied zu einem typischen heterogenen III-V/Si-Wellenleiter, bei dem die ähnlichen Brechungsindizes von Si und III-V eine Hybridisierung des optischen Modus in beiden Materialien ermöglichen27. Infolgedessen eignet sich das übliche adiabatische Kopplungsschema auf Basis evaneszenter Felder zwar gut für die III–V/Si-Photonik, eignet sich jedoch nicht gut für III–V/SiN. Vorteilhaft ist in diesem Fall die Stoßkopplung, ein nicht-adiabatisches Verfahren, das in der konventionellen Optik weit verbreitet ist. Eine effiziente Stoßkopplung erfordert jedoch eine maximale räumliche Überlappung zwischen den zu koppelnden Wellenleitern, was bei einer heterogenen Integrationsplattform im Wafer-Maßstab nicht erreichbar ist, da die verbundenen Schichten nicht vertikal ausgerichtet werden können. Die folgende III-V/SiN-Kopplerstruktur begegnet dieser Herausforderung, indem sie beide oben genannten Kopplungsschemata kombiniert: Ein Zwischenwellenleiter wird in der dielektrischen Umhüllung zwischen den III-V- und SiN-Wellenleitern strukturiert; am III–V-Ende ist die Geometrie des Zwischenwellenleiters für die Stoßkopplung optimiert; und am SiN-Ende ist es für die adiabatische evaneszente Kopplung an den SiN-Wellenleiter optimiert. In der ersten Generation wurde ein Kopplungswirkungsgrad von bis zu 70 % nachgewiesen, bei optimalem Design sind 90 % Wirkungsgrad erreichbar28. Weitere Einzelheiten sind in den Zusatzinformationen beschrieben.

Abbildung 2d zeigt einen vorgeschlagenen integrierten PIC für ein integriertes Atomuhrsystem und veranschaulicht das Potenzial eines vollständig integrierten PIC-Ökosystems mit kurzer Wellenlänge und direkter III-V/SiN-Kopplung. Die wesentlichen Komponenten wurden um 980 nm herum implementiert und charakterisiert, wie in Abb. 2e dargestellt. Als Lichtquelle dienen Fabry-Perot-Laser (FP), die auf der Rückseite nahezu 100 % aus Schleifenspiegeln und auf der Vorderseite zu 10 % aus Spiegeln bestehen. Ein 800 μm langer FP-Laser weist einen niedrigen Schwellenstrom von 12 mA auf, während die Ausgangsleistung und die Steigungseffizienz 25 mW bzw. 0,38 W A−1 übersteigen. Integrierte SOAs werden mit einer optischen Verstärkung von mehr als 22 dB und einer Bandbreite von 20 nm und 3 dB hergestellt. Zur Detektion weisen III–V-Fotodioden (PDs) einen Dunkelstrom im nA-Bereich und eine Empfindlichkeit von mehr als 0,6 A W−1 und eine Quanteneffizienz von 80 % bei 980 nm auf. Wir demonstrieren auch einen 2 mm langen Phasenschieber unter Verwendung des gleichen epitaktischen GaAs-Materials mit einem Vπ von nur 2,4 V und Mach-Zehnder-Modulatoren mit einem Extinktionsverhältnis von mehr als 22 dB, gemessen bei einer Wellenlänge von 1.060 nm. Die aktiven III–V-Elemente werden durch passive SiN-Wellenleiter ergänzt, deren Verlust unter 0,5 dB cm−1 liegt, gemessen in der Nähe von 980 nm, was einem Qualitätsfaktor (Q) über 1,5 × 106 entspricht.

Es ist auch erwähnenswert, dass kürzlich entwickelte SiN-Wellenleiter mit extrem geringem Verlust24,29 den Wellenleiterverlust um zwei Größenordnungen weiter reduzieren können. Diese dünne SiN-Plattform weist eine größere effektive Indexfehlanpassung zwischen passiven und aktiven Wellenleitern auf, eine effiziente Kopplung kann jedoch dennoch mit derselben Kopplungsstrategie erreicht werden.

Eine Schlüsselanwendung der heterogenen Photonik ist das kohärente Lasern. Im Telekommunikationsband wurden beispielsweise verlustarme Siliziumwellenleiter mit InP-basiertem optischem Verstärkungsmaterial gepaart, um integrierte Laser mit schmaler Linienbreite zu erzeugen30. Durch die Kombination hochwertiger SiN-Passivbauteile mit kurzwelliger III–V-Verstärkung bietet unsere Plattform eine ähnliche Fähigkeit über die Silizium-Bandlückengrenze hinaus.

Als Proof of Concept wird ein integrierter Laser vorgestellt, der bei 980 nm arbeitet und aus einem GaAs-Verstärkungsbereich und einem externen SiN-Hohlraum besteht. Abbildung 3a,b zeigt das Prinzip der Vernier-Ringe und den schematischen Aufbau des Lasers, dessen Einzelheiten in den Methoden aufgeführt sind. Die Ausgangsleistung des Lasers beträgt in der Nähe der Verstärkungsspitze mehr als 10 mW, wie in der LI-Kurve (Lichtstrom) in Abb. 3c dargestellt, wo die Leistung gemessen wird, während die Wellenlänge bei etwa 976,5 nm gehalten wird. Bei einem festen Verstärkungsstrom von 75 mA wird über den gesamten Wellenlängenbereich eine Ausgangsleistung von mehr als 6 mW gemessen.

a, Die Wellenlängenantwort einzelner Ringresonatoren und das daraus resultierende gemessene Vernier-Spektrum mit zwei Ringen unterschiedlichen freien Spektralbereichs. b, Schema eines abstimmbaren Dual-Ring-Lasers mit einem Rückspiegel, der aus zwei Ringresonatoren in einem 100 % Schleifenspiegel besteht, einem vorderen Schleifenspiegel mit 50 % Reflexionsvermögen und einem GaAs-basierten SOA-Abschnitt dazwischen. Auf den Ringen und einem Teil des Laserhohlraums werden thermische Mikroheizer hergestellt, um die Ringe auszurichten, die Wellenlänge auszuwählen und die Umlaufphasenakkumulation abzustimmen. Das Foto zeigt einen abstimmbaren Laserchip mit einem Formfaktor von weniger als 3 × 0,3 mm2. c, LI-Charakteristik des Lasers bei einer festen Wellenlänge, die einen Schwellenstrom von 30,3 mA und eine Ausgangsleistung von mehr als 10 mW zeigt. Einschub: Singlemode-Laserspektrum. d, Verbesserte Linienbreite mit verlustarmem SiN-Außenhohlraum. e, Frequenzrauschspektrum, simuliertes thermorefraktives Rauschen und ein Grundrauschen von 450 Hz2/Hz, entsprechend einer Lorentz-Linienbreite von 2,8 kHz (2π-faches Grundrauschen von Weiß). Einschub: Lorentzsche Linienbreite bei 25 °C über den gesamten Laserabstimmbereich. f, Relatives Intensitätsrauschen (RIN), weniger als −155 dB Hz−1 außerhalb der Relaxationsschwingungsresonanz. g: Der große Abstimmbereich ermöglicht den Zugriff auf viele Atomresonanzen. h, Vernier-Wellenlängenabstimmung von mehr als 20 nm Wellenlänge mit hohen SMSRs über den gesamten Bereich. i, Ein „UCSB“-Logo, das durch zeitliche Abstufung der Wellenlänge des Lasers entsteht. Die Farbe jedes Punkts gibt den gemessenen SMSR zu diesem Zeitpunkt an. j, Mechanismus zum Sperren einer Resonanz mit einem einzigen kontinuierlichen Abstimmungsparameter, der für die Sperrung atomarer Übergänge entscheidend ist. k, Modensprungfreie, kontinuierliche Abstimmung der III-V/SiN-Laserfrequenz, die über mehr als 8 GHz durch alleiniges Durchlaufen des Phasenabstimmungsabschnitts erreicht wird. l, Ein „Nexus“-Logo, das durch Abstimmung der Laserfrequenz ohne Modensprung erstellt wurde und große Stabilität und präzise Kontrolle über die Zeit zeigt.

Ein kompakter Laser mit einer Grundfläche von weniger als 1 mm2, wie in Abb. 3b dargestellt, ist für eine Vielzahl von Anwendungen bei kurzen Wellenlängen wertvoll31. Ein wichtiges Beispiel ist die Atomphysik. Der hier beschriebene heterogene III-V/SiN-Laser bietet eine Leistung, die mit einem sperrigen Diodenlaser mit externem Hohlraum vergleichbar ist32,33, jedoch mit dem Formfaktor eines vollständig integrierten Geräts. Abbildung 3e zeigt die zweiseitige spektrale Leistungsdichte des Laserrauschens bei einer Wellenlänge von 980 nm, gemessen mit einem verzögerten Selbstheterodyn-Aufbau und einer Kreuzkorrelationstechnik (Methoden). Das Spektrum wird von 1/f-Rauschen im niedrigen Offset-Frequenzbereich (f) dominiert, wie es häufig bei Halbleiterlasern beobachtet wird. Zwischen 100 kHz und 30 MHz wird das Laserrauschen hauptsächlich durch thermorefraktives Rauschen dominiert (Methoden). Bei einer Offsetfrequenz von etwa 30 MHz wird ein Grundrauschen von 450 Hz2/Hz erreicht, was einer Lorentz-Linienbreite von 2,8 kHz entspricht, mit einer Linienbreite von 10 kHz über den gesamten Abstimmbereich (Abb. 3e). Im Gegensatz zu früheren integrierten reinen III-V-Lasern, deren Grundlinienbreiten (typischerweise über 100 kHz (Lit. 6)) breiter sind als viele atomare Übergangslinien 34, 35, erzielt der hier vorgestellte heterogene III-V/SiN-Laser eine erhebliche Rauschreduzierung aufgrund seiner niedrigen -Verlust-SiN-Ringresonator-Spiegel, der den Zugang zu diesen schmalen atomaren Übergängen ermöglicht. Der heterogene III-V/SiN-Laser zeigt auch eine gute Amplitudenrauschleistung mit einem relativen Intensitätsrauschen von weniger als −155 dB Hz−1 (Grundrauschen des Messgeräts) außerhalb der Relaxationsschwingungsresonanz nahe der 2-GHz-Offsetfrequenz, wie in gezeigt Abb. 3f.

Ein weiteres wichtiges Merkmal des Vernier-Laserdesigns ist seine breite Abstimmbarkeit. Da die Möglichkeit zur Abstimmung nur begrenzt ist, erfordert die Erzeugung spezifischer Wellenlängen (z. B. zur gezielten Ausrichtung auf atomare Übergänge) enge Fertigungstoleranzen. Mithilfe von Mikroheizern, die oben auf den Ringresonatoren platziert werden, kann man den thermooptischen Effekt nutzen, um jeden Ringkamm abzustimmen und die Vernier-Position auf die gewünschten Wellenlängen zu verschieben. Dieses einfache Vernier-Kammprinzip bietet einen Mechanismus, um einen rekonfigurierbaren optischen Filter auf dem Chip zu erhalten, der der Schlüssel zu einem umfassend abstimmbaren Laser ist. Abbildung 3h zeigt die Laserspektren, die durch grobe Abstufung der Wellenlänge in 1-nm-Schritten gemessen und bei 25 °C charakterisiert wurden. Der Abstimmbereich beträgt etwa 20 nm (entspricht etwa 6 THz) und wird hauptsächlich durch die Verstärkungsbandbreite der 980 Quantentöpfe begrenzt. Das Seitenmodenunterdrückungsverhältnis (SMSR) des Lasers ist über den gesamten Abstimmbereich größer als 35 dB und nähert sich 50 dB, wenn die Laserwellenlänge in der Nähe der Verstärkungsspitze liegt, wie in der nebenstehenden Abbildung gezeigt. Die Wellenlänge des Lasers kann über einen weiten Bereich wiederholt abgestuft werden, ohne dass die SMSR darunter leidet, wie in Abb. 3i dargestellt, in der die Y-Achse die Laserwellenlänge als Funktion der Zeit zeigt und die Punktfarbe die SMSR des Lasermodus angibt.

Zusätzlich zur breiten Abstimmung ist beim Fixieren eines Lasers auf einen Hohlraum mit hohem Gütefaktor oder auf Atomübergänge häufig eine kontinuierliche Feinabstimmung über einen kleineren Bereich erforderlich. Wie in Abb. 3k gezeigt, unterstützt unser Laser durch einfaches Durchlaufen des Phasentuners einen modensprungfreien Abstimmbereich von 8 GHz. Beachten Sie, dass ein viel größerer modensprungfreier Abstimmbereich durch gleichzeitiges Abstimmen der Ringe und des Phasenabschnitts erreicht werden kann36. Wie in Abb. 3l gezeigt, kann die Frequenz auch über mehrere GHz wiederholbar und präzise gesteuert werden.

Eine große Herausforderung für die integrierte Photonik ist die Notwendigkeit einer aktiven Kühlung. Da die Leistung von Diodenlasern bei erhöhten Temperaturen abnimmt, ist es notwendig, die PICs zu kühlen, um die Leistung aufrechtzuerhalten. Die thermische Verschlechterung von Lasern wird durch eine Verringerung der Verstärkung aufgrund der breiteren Ausbreitung der Fermi-Verteilung von Ladungsträgern bei erhöhter Temperatur37 und durch den Verlust von Strahlungsträgern über verschiedene Mechanismen verursacht, insbesondere einschließlich Ladungsträgerverlust über Heterobarrieren38, Auger-Rekombination38,39 und Intervallband Absorption40,41 (Abb. 4a), die alle exponentiell mit der Temperatur ansteigen. Von diesen drei Trägerverlustmechanismen nehmen sowohl die Auger-Rekombination als auch die Intervallband-Rekombination exponentiell mit der Materialbandlücke ab38,41. Daher sind Laser mit kürzerer Wellenlänge von Natur aus widerstandsfähiger gegenüber diesen strahlungslosen Verlustprozessen. Darüber hinaus weisen die auf GaAs-Substraten gewachsenen Materialsysteme, die für Laser im nahen IR- bis sichtbaren Wellenlängenbereich verwendet werden, einen vorteilhaft größeren Leitungsbandversatz als das InP-System mit längeren Wellenlängen und damit höhere Quantentopfbarrieren und eine bessere Trägereingrenzung bei erhöhten Wellenlängen auf Temperatur38. Zusammengenommen verleihen die oben genannten Effekte der kurzwelligen GaAs-Plattform eine überlegene Hochtemperaturleistung (Abb. 4b), wodurch der Stromverbrauch durch den Betrieb nur mit passiver Kühlung erheblich gesenkt werden könnte.

a, Vereinfachtes Banddiagramm des Lasers und Darstellung der wichtigsten Rekombinations- und Leckageprozesse von Trägern, einschließlich (I) Strahlungsrekombination, (II) Auger-Rekombination, (III) Intervallbandabsorption und (IV) Trägerleckage über die Heterobarrieren. b, Die Temperaturabhängigkeit von Trägerrekombinationsprozessen für vollständig integrierte langwellige Laser und die kurzwelligen Laser in dieser Arbeit. Die strahlungslose Rekombination nimmt exponentiell mit der Temperatur zu, der Effekt ist jedoch in einer kurzwelligen GaAs-Plattform aufgrund der größeren Energiebandlücke und der Quantentopftiefe geringer. Die zulässige Arbeitstemperatur wird durch die Länge des massiven Stabs dargestellt. Ein Kühlvorgang ist erforderlich, wenn die Freilauftemperatur des Geräts den Arbeitstemperaturbereich überschreitet. c, LI-Eigenschaften von SiN-heterogenen FP-Lasern von 25 °C bis 185 °C. d, Schwellenstrom des Lasers in Abhängigkeit von der Temperatur, extrahiert aus den LI-Kurven. Charakteristische Temperatur T0 = 148 K innerhalb von 20 °C–90 °C; T0 = 110 K im Bereich von 90 °C bis 150 °C, der höchsten in einem kommerziellen heterogen integrierten Laser gemeldeten Lasertemperatur1, und T0 = 61 K über 150 °C. Einschub: charakteristische Temperaturen T0 in den ersten beiden Bereichen (20 °C–90 °C und 90 °C–150 °C) von FP-Lasern mit unterschiedlicher Resonatorlänge. e, FP-Laserwellenlänge im Verhältnis zur Temperatur, was eine lineare Verstärkung der Rotverschiebung von 0,33 nm K−1 veranschaulicht. f, FP-Laserspektren bei ausgewählten Temperaturen. g, Ausgewählte Frequenzrauschspektren des abstimmbaren Singlemode-Lasers, gemessen bei erhöhten Temperaturen, die selbst bei 145 °C eine Lorentz-Linienbreite von weniger als 10 kHz zeigen. Einschub: Grundlinienbreite im Vergleich zur Temperatur von 35 °C bis 145 °C.

Um die thermische Leistung zu untersuchen, wurden unsere heterogenen III-V/SiN-FP-Laser durch LI-Messungen bei Bühnentemperaturen von 25 °C bis 185 °C charakterisiert, wie in Abb. 4c dargestellt. Dauerstrichlaser wurde bis zu 185 °C erreicht, was die höchste Betriebstemperatur aller bisher auf einem Siliziumchip integrierten Laser ist und deutlich über dem bisherigen Rekord (150 °C)1 liegt. Schwellenströme bis zu 90 °C werden durch ein Exponentialmodell mit einem charakteristischen T0 von 148 K (Abb. 4d) gut beschrieben, was der besten thermischen Leistung unter Diodenlasern auf nativem Substrat gleichkommt. Darüber hinaus deuten Spektralmessungen auf eine Rotverschiebung des Laserwellenlängenfensters mit einer Rate von 0,33 nm K−1 hin, mit einer maximalen Laserwellenlänge von 1.044,5 nm bei 185 °C, was, wie gezeigt, mehr als 50 nm rötlicher ist als bei Raumtemperatur in Abb. 4e,f.

Über das einfache Lasern hinaus demonstriert die heterogene III-V/SiN-Plattform auch integrierte Laser mit schmaler Linienbreite bei erhöhter Temperatur, was vielversprechend für Anwendungen ist, darunter kohärente Kommunikation in Rechenzentren, Fernerkundung oder Messtechnik in rauen Umgebungen. Ringresonatorbasierte abstimmbare Laser (ähnlich denen im vorherigen Abschnitt) wurden charakterisiert. Phasenrauschmessungen wurden bei Temperaturen von 35 °C bis 145 °C durchgeführt (Methoden). Die beste insgesamt gemessene Grundlinienbreite lag unter 7 kHz, und bei 145 °C wurde eine Linienbreite von weniger als 10 kHz gemessen. Es wurde nur eine minimale Verschlechterung der Linienbreite beobachtet (Abb. 4e). Beachten Sie, dass die Integration von III-V und SiN auf demselben Substrat eine robuste Kopplung zwischen der Verstärkung und dem externen Hohlraum über einen breiten Temperaturbereich gewährleistet, während andere Methoden zur Verengung der Linienbreite, wie z. B. die Hybridintegration mit Chip-zu-Chip-Stoßkopplung23, 29,43, stehen vor Problemen bei der Positionsfehlausrichtung aufgrund der unterschiedlichen Wärmeausdehnung zwischen verschiedenen Elementen.

Mit der in dieser Arbeit demonstrierten Integrationsstrategie kann der Wellenlängenbereich der Siliziumphotonik mit GaAs-basiertem Material (GaP, InGaP, AlGaAs) bis hin zu grünen Wellenlängen und durch den Einbau von GaN-basiertem Material in den blauen, violetten und UV-Bereich erweitert werden . Mit dem extrem verlustarmen SiN-Wellenleiter, der kürzlich bei blauen und violetten Wellenlängen24 charakterisiert wurde, wird es möglich sein, skalierbare PICs über den gesamten sichtbaren Wellenlängenbereich herzustellen. Durch die Verwendung von SiN-Hohlräumen mit hohem Q können auf dieser Plattform auch vollständig integrierte nichtlineare Systeme realisiert werden, wie etwa Mikrokämme44,45,46, stimulierte Brillouin-Laser47 und starke Frequenzumwandlungssysteme48. Die gleiche Integrationsstrategie eignet sich gut für unterschiedliche Dicken von SiN-Wellenleitern, einschließlich dünnerer (<100 nm) für Ultra-High-Q oder dickes SiN (>700 nm) für die Mikrokammerzeugung im anomalen Dispersionsbereich. Andere Materialien wie LiNbO3, AlN, SiC, AlGaAs und Chalkogenidglas können zeitweise auch als Medien für passive Wellenleiter verwendet werden, was den Werkzeugkasten der integrierten Photonik weiter bereichert und das Spektrum von PICs in Richtung längerer Wellenlängen (>10 μm) erweitert unterstützt durch aktuelle PICs.

PICs mit kurzer Wellenlänge haben das Potenzial, die Karte der Photonikanwendungen neu zu schreiben. In der Atomphysik werden Kurzwellen-PICs On-Chip-Atomuhren und Quantencomputer mit gefangenen Ionen-Qubits unterstützen14. Mit einer Plattform, die den großen Wellenlängenbereich vom sichtbaren bis zur Telekommunikation abdeckt, können kohärente Verbindungen entworfen werden, um oktavübergreifende Selbstreferenzsysteme für die Zeit-Frequenz-Messtechnik49 und die Verschränkung von sichtbarem und Telekommunikation in der Quantenkommunikation50 zu unterstützen. Auf dem Verbrauchermarkt wird eine verbesserte Hochtemperaturleistung den Kühlbedarf photonischer Geräte verringern und eine energieeffiziente Lösung für Rechenzentren und photonische Berechnungen bieten. Durch die Kombination hochkohärenter Lichtquellen im sichtbaren Bereich mit verlustarmen optischen Phasenarrays51 kann die Plattform für heterogene III-V/SiN-Photonik möglicherweise sperrige Linsenabbildungssysteme aus Augmented-Reality-/Virtual-Reality-Geräten entfernen und diese leichter und energieeffizienter machen.

Da die Herstellung dieser Plattform schließlich mit bestehenden photonischen Gießereien zur Herstellung heterogener III-V/Si-Photonik kompatibel ist, gehen wir davon aus, dass diese Technologie bald für die Massenproduktion in größerem Maßstab übernommen wird. Da die Materialkosten von SiN-auf-Isolator niedriger sind als die von SOI, wird diese Entwicklung III-V/SiN wirtschaftlich gegenüber dem mittlerweile allgegenwärtigen III-V/Si vorziehen, was die Kosten in der gesamten Branche senken und die integrierte Photonik wirklich revolutionieren wird.

Ein Siliziumsubstrat wurde thermisch oxidiert, um eine geeignete SiO2-Basisschicht für die Wellenleiterummantelung zu bilden. Als nächstes wurde durch chemische Niederdruckdampfabscheidung ein 350 nm dicker SiN-Film abgeschieden, der dann mit einem fotolithografischen Steppersystem strukturiert und trockengeätzt wurde, um passive Wellenleiterstrukturen zu bilden. Die III–V-Epitaxie wurde in einem optimierten Molekularbondprozess direkt auf die Nitridwafer gebondet. Da III–V nicht vorher strukturiert wird, war für das Bonden keine präzise Ausrichtung erforderlich, was eine Massenproduktion im Wafermaßstab ermöglicht. Dies ist ein wesentlicher Vorteil der heterogenen Integration gegenüber anderen Integrationsstrategien, wie z. B. Chip-zu-Chip-Packaging oder Transferdruck. In dieser Arbeit handelte es sich bei der III-V-Epitaxie um eine GaAs/AlGaAs-basierte Schichtstruktur mit InGaAs/GaAsP-Quantentöpfen. Obwohl GaAs/AlGaAs-Materialien mit Quantenpunkten bereits zuvor heterogen auf SOI-Wellenleitern integriert wurden57, werden GaAs/AlGaAs-Quantentöpfe hier zum ersten Mal heterogen integriert. Den detaillierten Schichtaufbau finden Sie in den Zusatzinformationen. Um die Bindungsstärke zwischen GaAs/AlGaAs und SiN zu verbessern, haben wir vor dem Bonden eine 7 nm dicke Al2O3-Schicht als Haftschicht auf der Epi-Oberfläche abgeschieden. Um den großen Unterschied im Wärmeausdehnungskoeffizienten zwischen GaAs und Si zu bewältigen, wurde das Post-Bond-Tempern bei niedriger Temperatur (150 °C), aber mit langer Dauer (bis zu 12 Stunden) durchgeführt, um die Bondfestigkeit zu verbessern. Die III–V-Substrate wurden dann durch mechanisches Polieren und selektives Nassätzen entfernt, bevor der III–V-Prozess zur Bildung aktiver Komponenten fortgesetzt wurde. Ein Deckendielektrikum wurde abgeschieden, um die obere Ummantelung für SiN- und III-V-Wellenleiter sowie den Isolator zwischen den Metallabschnitten zu bilden. Schließlich wurden Durchkontaktierungen geöffnet und Metallpads aufgebracht, um elektrische Kontakte zu den Geräten herzustellen. Eine detailliertere Beschreibung des Herstellungsprozesses finden Sie in den Zusatzinformationen.

Abbildung 3b zeigt den schematischen Aufbau des Lasers, dessen Rückspiegel aus zwei Ringresonatoren besteht, die in einer Add-Drop-Konfiguration innerhalb einer Schleife kaskadiert sind. Jeder Ringresonator bildet im Wellenlängenbereich einen Kamm, wobei benachbarte Kammlinien durch einen freien Spektralbereich getrennt sind. Wie in Abb. 3a gezeigt, ist das Reflexionsspektrum des Doppelringspiegels, das das Produkt dieser beiden Kämme ist, ein Vernier-Kamm, indem die Radien für die Ringe so gewählt werden, dass die freien Spektralbereiche der beiden Kämme leicht unterschiedlich sind nur eine einzige dominante Kammlinie, an der die beiden einzelnen Kammlinien ausgerichtet sind. Zusätzlich zum abstimmbaren Vernier-Ringspiegel verfügt der Laser auch über ein Phasenabstimmungselement und eine On-Chip-Monitor-Fotodiode.

Die Messungen des verzögerten selbstheterodynen Phasenrauschens wurden mit einer 1 km langen Verzögerungsleitung und einem akustooptischen Modulator von Brimrose (TEM-110-10-55-980-2FP) an gegenüberliegenden Armen eines Mach-Zehnder-Interferometers durchgeführt. Die beiden Ausgangssignale wurden an Newport-Fotoempfänger mit geringem Rauschen (Modell 1801) gesendet und mit einem Mixed-Signal-Oszilloskop der Tektronix 5-Serie zur Kreuzkorrelationsanalyse wie in Lit. aufgezeichnet. 58. Während der Messung wurden alle Lasereingänge und der thermoelektrische Kühler der Messstufe (siehe unten) durch extrem rauscharme Batteriestromquellen Lightwave ILX LDX-3620B gesteuert.

Hier leiten wir das thermorefraktive Rauschen des integrierten Laserresonators auf der Grundlage des Fluktuations-Dissipations-Theorems59 ab und simulieren das thermorefraktive Rauschen des abstimmbaren Dual-Ring-Lasers in Abb. 3 mit einem COMSOL-Multiphysik-Finite-Elemente-Methodenlöser. Für einen einzelnen optischen Modus innerhalb des Resonators kann durch Lösen der Helmholtz-Gleichung die optische Resonanzwinkelfrequenz ωopt ausgedrückt werden als:

Dabei ist E das modale elektrische Feld, r der Raumkoordinatenvektor, c die Vakuumlichtgeschwindigkeit und n0 der Brechungsindex des Materials.

Bei thermischen Verschiebungen kann die Änderung des Brechungsindex ∆n als ∆n = n0βnδT ausgedrückt werden, wobei βn der thermooptische Koeffizient ist. Die Resonanzfrequenzverschiebung δωopt kann wie folgt gelöst werden

wobei N die Normalisierung für die Intensität des optischen Modus ist, N = ∫n0ng |E|2d3r.

Der Resonator befindet sich in einem Wärmereservoir mit der Temperatur T0 und die Temperaturabweichung vom thermischen Gleichgewicht folgt der Wärmegleichung im Frequenzbereich:

Dabei ist ρ die Materialdichte, cp die Wärmekapazität, κ die Wärmeleitfähigkeit und Qext die fiktive externe Wärmequelle, gegeben durch

Hier ist f0 eine Umrechnungseinheit in Energie.

Die resultierende Verlustleistung Wdiss kann wie folgt berechnet werden:

Gemäß dem Fluktuations-Dissipations-Theorem kann die zweiseitige spektrale Leistungsdichte (SD) der Resonanzfrequenz ω ausgedrückt werden als:

Die bei der Simulation thermischer Eigenschaften verwendeten kritischen Parameter sind: ρ(Si3N4) = 2,2 × 103 kg m−3 (Ref. 60), ρ(SiO2) = 2,2 × 103 kg m−3 und C(Si3N4) = 600 J kg −1 K−1 (Lit. 60), C(SiO2) = 740 J kg−1 K−1, κ(Si3N4) = 2,23 W m−1 K−1 (Lit. 61), κ(SiO2) = 1,4 W m−1 K−1, βn(Si3N4) = 2,4 × 10−5 K−1, βn(SiO2) = 1,0 × 10−5 K−1 und Umgebungstemperatur von 293,15 K.

Die Hochtemperatur-Messstufe bestand aus vier Ebenen: einer Heizung, einem Wärmeverteiler, einem thermoelektrischen Kühler und der Messstufe. Zusätzlich wurde Polyimidband angebracht, um den Wärmefluss in die Luft zu reduzieren, und eine haubenartige Struktur aus Aluminium wurde hinzugefügt, um das zu testende Gerät vor Luftströmungen zu schützen. Die Temperatur wurde mithilfe eines Vescent SLICE-QTC-Controllers mit EPCOS-TDK-Thermistoren (B57540G1103F005) im Tisch und im Wärmeverteiler überwacht. Die Ausgangsleistung wurde mit einer kalibrierten Newport-Ulbrichtkugel (819C-UV-5.3-CAL) gemessen. Die Laserwellenlänge wurde durch Messung der Spektren mit einem optischen Spektrumanalysator von Yokogawa (AQ6374) bestimmt.

Die in den Zahlen dieses Papiers dargestellten Daten sind unter https://zenodo.org/record/6757842#.YrknDtLMKV4 verfügbar.

Die Codes, die die Ergebnisse dieser Studie stützen, sind auf begründete Anfrage bei den entsprechenden Autoren erhältlich.

Jones, R. et al. Heterogen integrierte InP/Silizium-Photonik: Herstellung voll funktionsfähiger Transceiver. IEEE Nanotechnologie. Mag. 13, 17–26 (2019).

Artikel Google Scholar

Doerr, C., Chen, L., Chen, L. & Ton, D. Lineare 2D-Strahllenkung mit einem großen Fokussierungsgitter über Brennpunktbewegung und Wellenlänge. IEEE Photon. Technol. Lette. 33, 935–938 (2021).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Wang, J. et al. Integrierte, markierungsfreie optofluidische Biosensoren auf Siliziumbasis: neueste Fortschritte und Roadmap. Adv. Mater. Technol. 5, 1901138 (2020).

Artikel CAS Google Scholar

Shen, Y. et al. Deep Learning mit kohärenten nanophotonischen Schaltkreisen. Nat. Photon. 11, 441–446 (2017).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Heck, MJR, Bauters, JF, Davenport, ML, Spencer, DT & Bowers, JE Ultra-verlustarme Wellenleiterplattform und ihre Integration mit Siliziumphotonik. Laserphoton. Rev. 8, 667–686 (2014).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Margalit, N. et al. Perspektive auf die Zukunft der Siliziumphotonik und -elektronik. Appl. Physik. Lette. 118, 220501 (2021).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Atabaki, AH et al. Integration von Photonik mit Silizium-Nanoelektronik für die nächste Generation von Systemen auf einem Chip. Natur 556, 349–354 (2018).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Fathololoumi, S. et al. Integrierter Silizium-Photonik-Schaltkreis mit 1,6 Tbit/s und 800-Gbit/s-Photonik-Engine für die Demonstration des Switch-Co-Packaging. J. Lightwave Technol. 39, 1155–1161 (2021).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Merz, JL, Yuan, YR & Vawter, GA Photonik für integrierte Schaltkreise und Kommunikation. Opt. Ing. 24, 214–219 (1985).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Komljenovic, T. et al. Photonische integrierte Schaltkreise mit heterogener Integration auf Silizium. Proz. IEEE 106, 2246–2257 (2018).

Artikel CAS Google Scholar

Zhang, Q., Xing, Z. & Huang, D. Implementierung eines beschnittenen neuronalen Backpropagation-Netzwerks basierend auf photonischen integrierten Schaltkreisen. Photonik 8, 363 (2021).

Artikel Google Scholar

Poulton, CV et al. Kohärenter Festkörper-LIDAR mit photonischen optischen Phased-Arrays aus Silizium. Opt. Lette. 42, 4091–4094 (2017).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Qiang, X. et al. Groß angelegte Silizium-Quantenphotonik, die eine beliebige Zwei-Qubit-Verarbeitung implementiert. Nat. Photon. 12, 534–539 (2018).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Mehta, KK et al. Integrierte optische Multiionen-Quantenlogik. Natur 586, 533–537 (2020).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Niffenegger, RJ et al. Integrierte Multiwellenlängensteuerung eines Ionen-Qubits. Natur 586, 538–542 (2020).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Hummon, MT et al. Photonischer Chip zur Laserstabilisierung gegenüber einem Atomdampf mit 10−11 Instabilität. Optica 5, 443–449 (2018).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Masood, T. & Egger, J. Augmented Reality: Fokus auf Photonik in Industrie 4.0. IEEE J. Sel. Spitze. Quantenelektron. 27, 1–11 (2021).

Artikel Google Scholar

Zinoviev, KE, Gonzalez-Guerrero, AB, Dominguez, C. & Lechuga, LM Integrierter bimodaler interferometrischer Wellenleiter-Biosensor für markierungsfreie Analyse. J. Lightwave Technol. 29, 1926–1930 (2011).

Artikel ADS Google Scholar

Orieux, A. & Diamanti, E. Jüngste Fortschritte bei der integrierten Quantenkommunikation. J. Opt. 18, 083002 (2016).

Artikel ADS Google Scholar

Blumenthal, DJ Photonische Integration für UV- bis IR-Anwendungen. APL Photon. 5, 020903 (2020).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Krückel, CJ, Fülöp, A., Ye, Z., Andrekson, PA & Torres-Company, V. Optische Bandlückentechnik in nichtlinearen Siliziumnitrid-Wellenleitern. Opt. Express 25, 15370–15380 (2017).

Artikel ADS PubMed Google Scholar

Puckett, MW et al. Planar integrierter All-Wellenleiter-Resonator mit einem intrinsischen Qualitätsfaktor von 422 Millionen und einer Linienbreite im Sub-MHz-Bereich. Nat. Komm. 12, 934 (2021).

Artikel ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Li, B. et al. Erreichen der Faserlaser-Kohärenz in der integrierten Photonik. Opt. Lette. 46, 5201–5204 (2021).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Morin, TJ et al. Blaue und violette Photonik auf CMOS-Foundry-Basis. Optica 8, 755–756 (2021).

Artikel ADS Google Scholar

Xiang, C. et al. III-V/Si/Si3N4-Laser mit schmaler Linienbreite und mehrschichtiger heterogener Integration. Optica 7, 20–21 (2020).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Op de Beeck, C. et al. Heterogenes III–V auf Siliziumnitrid-Verstärkern und -Lasern mittels Mikrotransferdruck. Optica 7, 386–393 (2020).

Artikel ADS Google Scholar

Fang, AW et al. Elektrisch gepumpter hybrider evaneszenter AlGaInAs-Silizium-Laser. Opt. Express 14, 9203–9210 (2006).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Park, H., Zhang, C., Tran, MA & Komljenovic, T. Heterogene Siliziumnitrid-Photonik. Optica 7, 336–337 (2020).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Jin, W. et al. Hertz-Linienbreiten-Halbleiterlaser mit CMOS-fähigen Ultra-High-Q-Mikroresonatoren. Nat. Photon. 15, 346–353 (2021).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Tran, MA, Huang, D. & Bowers, JE Tutorial zu abstimmbaren Halbleiterlasern mit schmaler Linienbreite und heterogener Si/III-V-Integration. APL Photon. 4, 111101 (2019).

Artikel ADS Google Scholar

Wieman, CE & Hollberg, L. Verwendung von Diodenlasern für die Atomphysik. Rev. Sci. Instrument. 62, 1–20 (1991).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Arnold, AS, Wilson, JS & Boshier, MG Ein einfacher Diodenlaser mit erweitertem Resonator. Rev. Sci. Instrument. 69, 1236–1239 (1998).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Liu, K. & Littman, MG Neuartige Geometrie für das Singlemode-Scannen abstimmbarer Laser. Opt. Lette. 6, 117–118 (1981).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Vogel, KR, Dinneen, TP, Gallagher, A. & Hall, JL Schmallinien-Doppler-Kühlung von Strontium bis zur Rückstoßgrenze. IEEE Trans. Instrument. Mess. 48, 618–621 (1999).

Artikel CAS Google Scholar

McFerran, JJ & Luiten, AN Bruchfrequenzinstabilität im 10-14-Bereich mit einer optischen Frequenzreferenz mit thermischem Strahl. J. Opt. Soc. Bin. B 27, 277–285 (2010).

Artikel ADS CAS Google Scholar

van Rees, A. et al. Ringresonator verbesserte modensprungfreie Wellenlängenabstimmung eines integrierten Lasers mit erweitertem Resonator. Opt. Express 28, 5669–5683 (2020).

Artikel ADS PubMed Google Scholar

Piprek, J., Abraham, P. & Bowers, JE Selbstkonsistente Analyse von Hochtemperatureffekten auf InGaAsP-InP-Laser mit verspannter Schicht und mehreren Quantenmulden. IEEE J. Quantum Electron. 36, 366–374 (2000).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Coldren, LA, Corzine, SW & Mashanovitch, ML Diodenlaser und photonische integrierte Schaltkreise (John Wiley & Sons, 2012).

Braithwaite, J., Silver, M., Wilkinson, VA, O'Reilly, EP & Adams, AR Rolle strahlender und nichtstrahlender Prozesse auf die Temperaturempfindlichkeit von gespannten und ungespannten 1,5 μm InGaAs(P)-Quantentopflasern. Appl. Physik. Lette. 67, 3546–3548 (1995).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Childs, GN, Brand, S. & Abram, RA Intervallbandabsorption in Halbleiterlasermaterialien. Halbleiter. Wissenschaft. Technol. 1, 116–120 (1986).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Adams, AR, O'Reilly, EP & Silver, M. in Semiconductor Lasers I (Hrsg. Kapon, E.) 123–176 (Academic Press, 1999).

Derry, PL et al. Hochtemperaturbetrieb von InGaAs/AlGaAs-Lasern mit verspanntem Quantentopf bei niedrigem Schwellenstrom. IEEE Photon. Technol. Lette. 4, 1189–1191 (1992).

Artikel ADS Google Scholar

Franken, CAA et al. Hybrid-integrierter Diodenlaser im sichtbaren Spektralbereich. Opt. Lette. 46, 4904–4907 (2021).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Shen, B. et al. Integrierte schlüsselfertige Soliton-Mikrokämme. Natur 582, 365–369 (2020).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Gaeta, AL, Lipson, M. & Kippenberg, TJ Photonische Chip-basierte Frequenzkämme. Nat. Photon. 13, 158–169 (2019).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Chang, L., Liu, S. & Bowers, JE Integrierte optische Frequenzkammtechnologien. Nat. Photon. 16, 95–108 (2022).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Gundavarapu, S. et al. Photonisch integrierter Brillouin-Laser mit grundlegender Linienbreite im Subhertz-Bereich. Nat. Photon. 13, 60–67 (2019).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Lu, X., Moille, G., Rao, A., Westly, DA & Srinivasan, K. Effiziente photoinduzierte Erzeugung der zweiten Harmonischen in der Siliziumnitrid-Photonik. Nat. Photon. 15, 131–136 (2021).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Kues, M. et al. Quantenoptische Mikrokämme. Nat. Photon. 13, 170–179 (2019).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Reimer, C. et al. Erzeugung multiphotonenverschränkter Quantenzustände mittels integrierter Frequenzkämme. Science 351, 1176–1180 (2016).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Poulton, CV et al. Großflächige nanophotonische Phased-Arrays aus Siliziumnitrid im infraroten und sichtbaren Wellenlängenbereich. Opt. Lette. 42, 21–24 (2017).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

D'Agostino, D. et al. Verlustarme passive Wellenleiter in einem generischen InP-Gießereiprozess durch lokale Diffusion von Zink. Opt. Express 23, 25143–25157 (2015).

Artikel ADS PubMed Google Scholar

Ferguson, A. et al. Verlustarme Singlemode-GaAs/AlGaAs-Wellenleiter mit großer Kerndicke. IEE Proc. Optoelektron. 153, 51–56 (2006).

Artikel CAS Google Scholar

Biberman, A., Shaw, MJ, Timurdogan, E., Wright, JB & Watts, MR Ultra-verlustarme Silizium-Ringresonatoren. Opt. Lette. 37, 4236–4238 (2012).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Bellegarde, C. et al. Verbesserung der Seitenwandrauheit von Submikron-SOI-Wellenleitern durch Wasserstoffplasma und Tempern. IEEE Photon. Technol. Lette. 30, 591–594 (2018).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Chauhan, N. et al. Photonisch integrierter Brillouin-Laser mit sichtbarem Licht. Nat. Komm. 12, 4685 (2021).

Artikel ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Wan, Y. et al. Abklingende Hochgeschwindigkeits-Quantenpunktlaser auf Si. Laserphoton. Rev. 15, 2100057 (2021).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Wang, H., Wu, L., Yuan, Z. & Vahala, K. in Conference on Lasers and Electro-Optics (Hrsg. Kang, J. et al.) SF2O. 2 (Optica Publishing Group, 2021).

Levin, Y. Fluktuations-Dissipations-Theorem für thermorefraktives Rauschen. Physik. Lette. A 372, 1941–1944 (2008).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Kaloyeros, AE, Pan, Y., Goff, J. & Arkles, B. Review – Siliziumnitrid und siliziumnitridreiche Dünnschichttechnologien: modernste Verarbeitungstechnologien, Eigenschaften und Anwendungen. ECS J. Solid State Sci. Technol. 9, 063006 (2020).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Arx, MV, Paul, O. & Baltes, H. Prozessabhängige Dünnschicht-Wärmeleitfähigkeiten für thermische CMOS-MEMS. J. Mikroelektromech. Syst. 9, 136–145 (2000).

Artikel Google Scholar

Referenzen herunterladen

Wir danken B. Dong und D. Kinghorn für die Unterstützung bei den Messungen, S. Palmer für die fruchtbare Diskussion, Z. Zhou für Formatänderungen und L. McKinney, B. Long und Y. Chen für grafische Skizzen. Wir danken außerdem L. Coldren für die Diskussion der Hochtemperaturlaserleistung sowie D. Weld und J. Wang für die Diskussion atomphysikalischer Anwendungen. Ein Teil dieser Arbeit wurde in der UCSB Nanofabrication Facility, einem frei zugänglichen Labor, durchgeführt. Ein Teil dieser Arbeit und des Materials (im Zusammenhang mit UCSB und Caltech) basiert auf Arbeiten, die von der Defense Advanced Research Projects Agency (DARPA) im Rahmen der Vertragsnummer unterstützt werden. HR001-20-2-0044. Alle in diesem Material geäußerten Meinungen, Erkenntnisse und Schlussfolgerungen oder Empfehlungen sind die des Autors/der Autoren und spiegeln nicht unbedingt die Ansichten der Defense Advanced Research Projects Agency (DARPA) wider.

Diese Autoren haben gleichermaßen beigetragen: Minh A. Tran, Chong Zhang, Theodore J. Morin

Nexus Photonics, Goleta, Kalifornien, USA

Minh A. Tran, Chong Zhang, Sabyasachi Barik, Woonghee Lee, Glenn Kim, Aditya Malik, Zeyu Zhang, Hyundai Park & Tin Komljenovic

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

Theodore J. Morin, Lin Chang, Joel Guo und John E. Bowers

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

Zhiquan Yuan, Heming Wang, Boqiang Shen, Lue Wu und Kerry Vahala

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Alle Geräte wurden von HP, TK, CZ und MAT entworfen und von CZ, MAT, WL und GK hergestellt. Die Gerätecharakterisierung wurde von HP, SB, AM und ZZ durchgeführt. Die Hochtemperatur- und Rauschcharakterisierung wurde von TJM, MAT, LC und JG durchgeführt , mit Unterstützung von ZY, HW, BS und LW. Die theoretische Untersuchung des Phasenrauschens wurde von ZY, HW und BS durchgeführt. Das Manuskript wurde von MAT, TJM und LC mit Unterstützung aller anderen Autoren erstellt. TK überwachte alle Vorgänge bei Nexus Photonics, einschließlich Design, Fertigung und Charakterisierungen, und LC, JEB und KV überwachten die fortgeschrittene Charakterisierung bei UCSB und Caltech.

Korrespondenz mit Lin Chang oder Tin Komljenovic.

JEB ist Mitbegründer von Nexus Photonics.

Nature dankt David Moss und den anderen, anonymen Gutachtern für ihren Beitrag zum Peer-Review dieser Arbeit.

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

Ergänzende Anmerkungen 1–4 und Abb. 1–9.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Tran, MA, Zhang, C., Morin, TJ et al. Erweiterung des Spektrums der vollständig integrierten Photonik auf Wellenlängen im Submikrometerbereich. Natur 610, 54–60 (2022). https://doi.org/10.1038/s41586-022-05119-9

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Eingegangen: 06. Dezember 2021

Angenommen: 18. Juli 2022

Veröffentlicht: 28. September 2022

Ausgabedatum: 06. Oktober 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41586-022-05119-9

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