La integración 3D permite velocidades ultrabajas - Aditivo de carbono Co., Ltd de Hubei

Nature volumen 620, páginas 78–85 (2023)Cite este artículo

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Detalles de métricas

Los circuitos integrados fotónicos se utilizan ampliamente en aplicaciones como telecomunicaciones e interconexiones de centros de datos1,2,3,4,5. Sin embargo, en sistemas ópticos como sintetizadores de microondas6, giroscopios ópticos7 y relojes atómicos8, los circuitos integrados fotónicos todavía se consideran soluciones inferiores a pesar de sus ventajas en tamaño, peso, consumo de energía y costo. Estas aplicaciones de alta precisión y coherencia favorecen que las fuentes láser de ruido ultrabajo se integren con otros componentes fotónicos en un formato compacto y alineado de manera robusta (es decir, en un solo chip) para que los circuitos integrados fotónicos reemplacen la óptica y las fibras a granel. Hay dos problemas principales que impiden la realización de los circuitos integrados fotónicos previstos: el alto ruido de fase de los láseres semiconductores y la dificultad de integrar aisladores ópticos directamente en el chip. Aquí desafiamos esta convención aprovechando la integración tridimensional que da como resultado láseres de ruido ultrabajo con funcionamiento sin aisladores para fotónica de silicio. A través de múltiples secuencias de procesamiento monolíticas y heterogéneas, se demuestra la integración directa en el chip de guías de ondas de nitruro de silicio de ganancia media III-V y pérdida ultrabaja con una pérdida óptica de alrededor de 0,5 decibeles por metro. En consecuencia, el circuito integrado fotónico demostrado entra en un régimen que da lugar a láseres de ruido ultrabajo y sintetizadores de microondas sin necesidad de aisladores ópticos, debido a la cavidad de factor de calidad ultraalto. Estos circuitos integrados fotónicos también ofrecen una escalabilidad superior para funcionalidades complejas y producción en volumen, así como una estabilidad y confiabilidad mejoradas a lo largo del tiempo. La integración tridimensional en circuitos integrados fotónicos de pérdida ultrabaja marca, por tanto, un paso crítico hacia sistemas y redes complejos basados en silicio.

Siguiendo el camino de los circuitos electrónicos integrados (EIC), la fotónica de silicio (Si) promete permitir circuitos fotónicos integrados (PIC) con altas densidades, funcionalidad avanzada y portabilidad. Aunque varias fundiciones de fotónica de Si están desarrollando rápidamente capacidades PIC (lo que permite la producción en volumen de moduladores, fotodetectores y, más recientemente, láseres), los PIC de Si aún tienen que cumplir los estrictos requisitos en materia de ruido láser y estabilidad general del sistema impuestos por muchas aplicaciones, como los osciladores de microondas y la física atómica. y metrología de precisión9,10,11. Los láseres semiconductores deben suprimir fuertemente el ruido de emisión espontánea amplificada para lograr un ancho de línea estrecho para estas aplicaciones12. También requerirán aislamiento del resto del sistema óptico; de lo contrario, la fuente láser será sensible a los reflejos de los componentes ópticos posteriores que están fuera del control del diseñador del PIC13. En muchas soluciones fotónicas integradas, se debe insertar un aislador óptico masivo entre el chip láser y el resto del sistema, lo que aumenta significativamente la complejidad, así como el coste de montaje y embalaje14.

Para enriquecer las capacidades de los PIC de Si y evitar el empaquetado óptico de múltiples chips, los materiales que no pertenecen al grupo IV deben integrarse de manera heterogénea para habilitar dispositivos cruciales, incluidos láseres, amplificadores y aisladores de alto rendimiento15,16,17. Ahora se ha reconocido ampliamente que se requieren materiales de los grupos III-V para proporcionar una ganancia óptica eficiente para láseres semiconductores y amplificadores en fotónica de Si, independientemente de la arquitectura de integración, pero aún persisten preocupaciones sobre una fábrica complementaria de semiconductores de óxido metálico (CMOS) para incorporan materiales magnéticos, que se utilizan actualmente en aisladores ópticos estándar de la industria18.

Afortunadamente, existe un camino sinérgico hacia un ruido láser ultrabajo y una baja sensibilidad de retroalimentación: el uso de cavidades de factor de calidad (Q) ultraalto para láseres que no solo reducen el ruido de fase sino que también mejoran la tolerancia a la retroalimentación en los enlaces descendentes. Estos efectos escalan con la cavidad Q y las cavidades de Q ultraalto dotarían a los láseres integrados de una coherencia y estabilidad sin precedentes19,20. El significado es doble. En primer lugar, la integración directa de láseres de ruido ultrabajo en PIC de Si sin necesidad de aisladores ópticos simplifica la fabricación y el empaquetado de PIC. Además, este enfoque no introduce materiales magnéticos en una fábrica CMOS, ya que los aisladores no son obligatorios para PIC tan completos.

Ahora consideramos desarrollar una arquitectura de integración y un flujo de proceso para integrar perfectamente los láseres basados en III-V con guías de ondas de pérdida ultrabaja (ULL). Entre las diversas plataformas de fotónica integrada de la ULL, el nitruro de silicio (SiN) se ha convertido en el principal actor y ha permitido una serie de avances en metrología, detección y telecomunicaciones21,22,23. Para lograr una pérdida de guía de onda ultrabaja, las guías de onda de SiN requieren un recocido a alta temperatura24,25,26,27 que viola el presupuesto térmico de los procesos de fabricación de semiconductores de final de línea. No obstante, las guías de ondas ULL SiN fabricadas al final de la línea son susceptibles a pasos de procesamiento posteriores que podrían introducir pérdidas adicionales, especialmente durante la integración heterogénea del láser, que implica múltiples grabados y deposiciones. Para abordar estos problemas, proponemos utilizar estructuras tridimensionales (3D) para la integración de láseres con guías de ondas ULL. Los últimos años han sido testigos del desarrollo de la integración 3D en la electrónica mediante la integración de capas de forma heterogénea o monolítica para aumentar las densidades y funcionalidades de los circuitos28,29. En fotónica, se ha investigado la integración 3D para dispositivos monolíticos (por ejemplo, guías de ondas, moduladores y fotodetectores (PD))30 y láseres heterogéneamente integrados31. Aquí combinamos la integración 3D monolítica y heterogénea para desbloquear completamente el potencial de habilitar circuitos integrados y dispositivos fotónicos complejos y de alto rendimiento.

Separamos efectivamente un PIC 3D Si en capas con respectivas funcionalidades fotónicas, como se muestra en la Fig. 1a. El dispositivo diseñado consta de cuatro capas de funcionalidad principales, incluida una capa de ganancia III-V, una capa Si PIC, una capa de redistribución SiN (RDL) y una capa SiN ULL. La separación de las capas de Si y ULL SiN es de aproximadamente 4,8 μm, de modo que la capa ULL SiN se puede aislar eficazmente de los pasos posteriores de procesamiento de Si y fosfuro de indio (InP), conservando así el rendimiento de ULL SiN (Datos ampliados, Figs. 1–3). Tal diseño necesita una transición entre capas a través de múltiples capas funcionales. A diferencia de los EIC que dependen de las vías metálicas entre capas para las interconexiones, los PIC 3D aprovechan el acoplamiento evanescente en múltiples capas y utilizan diseños de geometría de guía de ondas para lograr transiciones entre capas que de otro modo estarían prohibidas. Más específicamente, introducimos un RDL fotónico entre las capas Si y ULL SiN para el control del acoplamiento entre las capas activas superiores y la capa pasiva ULL inferior. El RDL puede proporcionar una transición de capa activa-pasiva altamente eficiente cuando sea necesario (Datos ampliados, figuras 1 y 2).

a, Izquierda: concepto de integración fotónica 3D de capas funcionales (arriba) y los dispositivos correspondientes en un PIC 3D fabricado (imagen del dispositivo que se muestra en la parte inferior). Este chip está formado por una oblea de 100 mm de diámetro completamente fabricada. El proceso de oblea de SiN se realiza en una oblea de 200 mm de diámetro fabricada en una fundición CMOS, que luego se transformó en obleas de 100 mm de diámetro para la fabricación con láser heterogéneo. Derecha: la sección transversal del PIC 3D demostrado en colores sólidos. Prevemos que los trabajos futuros permitirán funcionalidades adicionales, como la integración con moduladores de Si y PD de Ge/Si disponibles en fundición, y la integración heterogénea electrónica-fotónica 3D, que se muestran en colores transparentes. Se emplean procesos de integración tanto monolíticos como heterogéneos, en los que las transiciones 3D son fundamentales para la integración vertical de las capas de funcionalidad. b, Espectro láser III-V/Si DFB medido centrado en la banda C de telecomunicaciones en el PIC 3D (eje derecho) y pérdida de guía de onda ULL SiN medida (eje izquierdo, extraída del resonador Q instalado) a través de las telecomunicaciones S, C y L. bandas en la misma PIC 3D. c, Izquierda: imagen de microscopía electrónica de barrido con haz de iones enfocado en color falso del PIC 3D fabricado que muestra la sección transversal del láser. Derecha: imagen de microscopía electrónica de transmisión que muestra la pila epitaxial de InP en capas después de la unión y la eliminación del sustrato.

La sección transversal de los PIC 3D también se ilustra en la Fig. 1a, que muestra su compatibilidad con componentes fotónicos de Si disponibles en fundición, incluidos moduladores de Si y PD de Si/germanio (Ge). Además, dichos PIC podrían integrarse de manera más heterogénea con EIC para E-PIC 3D de alta densidad. En nuestra estructura de integración fotónica 3D, la separación espesa de óxido forma una barrera efectiva para los orígenes de pérdidas finales, de modo que los resonadores de Q ultraalto (con Q intrínseco ≈ 50 millones en la longitud de onda del láser) están completamente integrados con III–V/ de alto rendimiento. Láseres de retroalimentación distribuida (DFB) de Si (Fig. 1b). Cabe señalar que la integración 3D puede dar como resultado múltiples capas de funcionalidad fotónica superpuestas pero desacopladas, un objetivo que no fue posible en demostraciones anteriores de integración heterogénea31,32. Este desacoplamiento ahora es posible gracias a la gran separación de modos vertical, que está unida por el SiN RDL. La estructura multicapa del dispositivo fabricado y la pila de obleas InP epi se muestran en la Fig. 1c.

Aprovechamos el bloqueo de autoinyección de láseres InP/Si DFB a resonadores SiN de Q ultraalta sintonizables térmicamente para láseres de ruido ultrabajo en el PIC 3D Si. El principio de funcionamiento de dicho dispositivo se resume en la Fig. 2a, que requiere que las longitudes de onda de resonancia del anillo y del láser coincidan en el dominio de la frecuencia, así como que las señales hacia adelante y hacia atrás coincidan en fase en el dominio del tiempo. Para configurar el dispositivo en las condiciones de trabajo adecuadas, la longitud de onda del láser InP/Si se sintoniza mediante la corriente de ganancia aplicada, la resonancia del anillo SiN se sintoniza mediante el calentador térmico y las fases de avance y retroceso se sintonizan mediante el sintonizador de fase térmica colocado en las guías de ondas de Si. Una vez que se logran las condiciones de coincidencia de fase y longitud de onda, el láser de funcionamiento libre se fija en el resonador de Q ultra alto debido a la retrodispersión de Rayleigh, lo que da como resultado varias propiedades del láser definidas por el resonador (Datos ampliados, figuras 4 y 5).

a, Ilustración esquemática del bloqueo de autoinyección del láser, que requiere sintonizar la longitud de onda y la fase para funcionar. Hay tres mandos que se utilizan para controlar los regímenes de trabajo respectivamente: corriente láser, corriente del calentador de fase y corriente del calentador de anillo. b, La configuración experimental para caracterizar el rendimiento del láser y el proceso de bloqueo de autoinyección. c, La dependencia del bloqueo de autoinyección del láser de la potencia del sintonizador de fase. Arriba: el cambio en el espectro de latidos autoheterodinos retardados registrado por una ESA. Abajo: la potencia correspondiente registrada en el osciloscopio de un período de sintonización de fase que revela los estados bloqueado, caótico y desbloqueado. El modulador acústico-óptico (AOM) utilizado en este experimento tiene una frecuencia central de 27 MHz. d, La frecuencia del latido del láser con un láser de fibra durante el barrido de desplazamiento hacia el azul y el barrido hacia el rojo de la resonancia del anillo. Las flechas verticales marcan el rango de bloqueo de la autoinyección. El gráfico inferior es un cálculo del comportamiento del rango de bloqueo de frecuencia del láser asimétrico sin diafonía térmica para el barrido bidireccional. Las secciones azul y roja de la curva indican ramas estables e inestables, respectivamente. e, El ruido de frecuencia de la salida del láser tomado del puerto pasante y del puerto de caída del resonador de anillo de 30 GHz. Las comparaciones también muestran el ruido termorrefractivo (TRN) del resonador de anillo FSR de 30 GHz y la línea de separación β. La curva verde muestra el ruido de frecuencia del láser SIL informado en la ref. 32 y la curva discontinua gris muestra el piso de ruido del analizador de ruido de fase (PNA). PC, controlador de polarización; EDFA, amplificador de fibra dopada con erbio; ISO, aislador; OSA, analizador de espectro óptico; OSC, osciloscopio.

Investigamos la dinámica y el rendimiento del láser de autoinyección bloqueada (SIL) utilizando la configuración de medición que se muestra en la Fig. 2b. Gracias a la disponibilidad de un sintonizador de fase en chip entre el láser y el resonador anular, podemos revelar claramente la dinámica de bloqueo dependiente de la fase. En experimentos SIL de acoplamiento a tope anteriores, el ajuste de la fase de chip a chip también varía la pérdida de acoplamiento, es decir, la potencia de salida. Debido a que el láser de InP/Si y el resonador de SiN están integrados de forma heterogénea y la fase está sintonizada térmicamente en el chip, ahora están desacoplados en nuestro experimento. La Figura 2c muestra la dependencia de la coherencia del láser de la potencia del sintonizador de fase que causa el cambio de fase. La longitud de onda del láser está preestablecida para que coincida con una de las resonancias del anillo. Podemos observar una dependencia periódica de la coherencia del láser cuando la fase de láser a resonador se sintoniza mediante varios períodos π unidireccionales. Dentro de cada período, el láser pasa por regímenes de bloqueo de ruido de fase bajo, colapso de coherencia caótico y regímenes de funcionamiento libre de ruido de fase alto. Estos regímenes también se observan a partir de la traza de potencia en el dominio del tiempo registrada en un osciloscopio cuando la corriente en el sintonizador de fase recorre un período completo (Fig. 2c, abajo).

La resonancia del anillo es otro grado de libertad para controlar la dinámica de bloqueo. Al ajustar la corriente del sintonizador térmico en el anillo ULL SiN en ambas direcciones, el láser se puede cambiar entre el estado de funcionamiento libre y el estado bloqueado como se muestra en la Fig. 2d (arriba). Dependiendo de la fase, el rango de bloqueo puede ser diferente para el barrido bidireccional. Observamos rangos de bloqueo de aproximadamente 1,4 GHz y 2,4 GHz para el barrido bidireccional. Este rango de bloqueo medido también se ve afectado por la diafonía térmica durante la sintonización de resonancia, como lo demuestra el cambio de frecuencia del láser en el estado de funcionamiento libre. La Figura 2d (abajo) muestra el rango de bloqueo asimétrico modelado sin diafonía térmica en condiciones de fase coincidente. Los detalles del cálculo se pueden encontrar en la Sección complementaria V.

En los últimos años se ha estudiado ampliamente el ruido de frecuencia láser ultrabaja habilitado por el bloqueo de autoinyección33. Estas demostraciones, sin embargo, se basan principalmente en resonadores individuales de Q ultraalta, incluidos resonadores cristalinos en modo de galería de susurro34 y anillos de SiN35 o resonadores en espiral36. Por tanto, el láser y el resonador están separados y necesitan espacio libre o acoplamiento de fibras. Recientemente demostramos el bloqueo de autoinyección de láseres con resonadores diseñados por dispersión en un chip heterogéneo para la generación de micropeines de solitones32. Sin embargo, el ruido de la frecuencia del láser sigue siendo relativamente alto, especialmente en el rango de 1 kHz a 100 kHz, lo cual es fundamental para las aplicaciones de detección y microondas37. Nuestro dispositivo actual, con alrededor de 0,5 dB m-1 ULL integrado con láseres en el mismo chip, mostró el ruido de frecuencia láser más bajo para un dispositivo de un solo chip, con alrededor de 250 Hz2 Hz-1 y 2,3 Hz2 Hz-1 a 10 kHz. compensado y en el piso de ruido blanco, respectivamente, para el puerto pasante. El piso de ruido blanco para el puerto de caída es aún más bajo (1,7 Hz2 Hz−1), lo que muestra un ancho de línea fundamental de aproximadamente 5 Hz. Cabe señalar que estos resultados se logran con un resonador de rango espectral libre (FSR) relativamente compacto de 30 GHz, y el ruido de frecuencia del láser está limitado por el ruido termorrefractivo. Usando un radio de anillo más grande o un resonador en forma de espiral para reducir el ruido termorrefractivo, se debe lograr un ruido de frecuencia más baja (por ejemplo, ancho de línea láser fundamental subhertz) usando la misma estrategia de diseño y proceso de fabricación.

Además del ruido de frecuencia, la integración con la cavidad de Q ultraalta reduce notablemente la sensibilidad de retroalimentación38. Este objetivo se ha perseguido en muchas demostraciones, pero debido a la dificultad de integrar cavidades de Q ultraalta con láseres, la tolerancia a la retroalimentación es limitada, de modo que aún se requiere un aislador para operar en el régimen de retroalimentación fuerte (más de −10 dB)39 ,40.

En la configuración SIL actual con un resonador de anillo de adición y caída, la salida del láser se puede tomar tanto del puerto pasante como del de caída (Fig. 3a). El propio resonador de anillo actúa como un filtro de intensidad tanto para la salida hacia adelante como para las reflexiones hacia atrás. Esto da como resultado otro grado de libertad en el control de la sensibilidad de retroalimentación modificando el factor de carga del resonador de anillo. La dependencia de la retroalimentación se caracteriza utilizando la configuración experimental que se muestra en la Fig. 3b. La retroalimentación posterior da como resultado el cambio de la coherencia del láser en un láser sensible a la retroalimentación. El láser puede funcionar en varios regímenes diferentes dependiendo de la fuerza de retroalimentación13. El funcionamiento estable requiere que el láser permanezca en el régimen I donde se mantiene la coherencia del láser. Con un mayor nivel de retroalimentación, el láser pasa al régimen II, donde el ancho de la línea se rige por la fase de retroalimentación (la longitud de la cavidad externa). El nivel de retroalimentación crítico en el límite de los regímenes I y II (fr1) representa el nivel de retroalimentación más alto que un láser puede tolerar para mantener un funcionamiento estable. Después de que el láser entra en el régimen IV, la coherencia del láser colapsa. Nuestro láser no entró en el régimen III, en el que puede producirse una importante estabilización de frecuencia gracias a la retroalimentación óptica externa, independientemente de la fase de retroalimentación. En general, el régimen III es demasiado estrecho para observarlo en la mayoría de los láseres semiconductores.

a, Ilustración esquemática de la influencia de retroalimentación para el láser que funciona en estado de funcionamiento libre y en estado de bloqueo de autoinyección. En condiciones de bloqueo de autoinyección, se caracterizan tanto el puerto pasante como el puerto de caída. b, Configuración experimental para la caracterización de la sensibilidad de la retroalimentación. c, Cálculo de la dependencia del nivel de retroalimentación crítico (la reflexión más alta tolerable) para el límite del régimen I (fr1) en el dispositivo cargado en la cavidad. La retrodispersión (R) del resonador de Q ultraalta también afecta a las reflexiones descendentes más altas tolerables. d, La evolución de la forma de la línea espectral del láser registrada con un ESA mediante autoheterodinación con un AOM para el estado del láser de funcionamiento libre (arriba), la salida del puerto pasante SIL (centro) y la salida del puerto de caída SIL (abajo). Se indican diferentes regímenes de retroalimentación y los detalles de los regímenes se tratan en la Información complementaria. e, Ruido de frecuencia del puerto de caída en la condición SIL bajo diferentes niveles de retroalimentación en el chip. El panel superior muestra la evolución de la forma de la línea espectral del láser registrada bajo una retroalimentación máxima de −6,9 dB en el chip. CIR, circulador.

Calculamos el nivel de retroalimentación crítica en función de la Q cargada en la cavidad (Fig. 3c). Sujeto a diferentes intensidades de retrodispersión de Rayleigh (R), el láser sufre una tolerancia variable a la reflexión aguas abajo. En general, una gran retroalimentación de Q alto (la dispersión de Rayleigh del resonador de Q ultra alto) es beneficiosa para generar una alta tolerancia a la reflexión aguas abajo. Este efecto se satura con cierta Q cargada cuando la respuesta de fase proporcionada por el resonador no puede compensar las potencias reflejadas más grandes fuera del resonador.

Para verificar experimentalmente la alta tolerancia a la retroalimentación debido al láser integrado y al resonador de Q ultra alto, estudiamos la dinámica de coherencia del láser con una intensidad de reflexión descendente variada, y los resultados se resumen en la Fig. 3d. Para el estado de funcionamiento libre, el láser entra en el régimen II con un nivel de retroalimentación en el chip de −41 dB. Este nivel de retroalimentación puede ocurrir en acopladores y divisores de guías de onda típicos. Como resultado, dicha sensibilidad de retroalimentación impone un requisito estricto al diseño del dispositivo dentro o fuera del chip si se eliminan los aisladores. Por el contrario, el bloqueo de autoinyección con una cavidad de alta Q tanto en los puertos de paso como de caída ve un régimen I extendido claro. El nivel de retroalimentación crítico para el límite del régimen I aumenta a −14 dB y más de −10 dB. , respectivamente. Aumentamos aún más el nivel de retroalimentación en el chip descendente al puerto de caída SIL a −6,9 dB (limitado por la pérdida de acoplamiento de chip a fibra) y observamos un ancho de línea láser estable y constante, el mismo que se obtiene por debajo de reflexiones descendentes de −50 dB. (Figura 3e, arriba). Estas mejoras de 27 dB y más de 34 dB en la insensibilidad de retroalimentación son equivalentes al aislamiento efectivo que los aisladores ópticos pueden proporcionar para mantener la coherencia del láser y así permitir la integración del láser en chip sin aisladores con dispositivos posteriores que introducen una fuerte reflexión. , como filtros de rejilla de Bragg, cavidades resonantes de Fabry-Pérot y componentes acoplados al final del fuego, lo que enriquece significativamente la complejidad de los sistemas ópticos totalmente en chip41,42. El ruido de frecuencia bajo diferentes intensidades de retroalimentación de −50 dB a −6,9 dB también se resume en la Fig. 3e.

La capacidad de integrar láseres de ruido ultrabajo a escala de oblea abre la posibilidad de habilitar dispositivos fotónicos que no eran prácticos de integrar. Por ejemplo, las señales de frecuencia de microondas se pueden generar golpeando heterodinamente dos láseres de bajo ruido en un PD con una frecuencia láser compensada en el rango de microondas43,44. La frecuencia generada podría sintonizarse fácilmente sintonizando la frecuencia del láser. Este esquema se ilustra en la Fig. 4a. En tales esquemas de batido heterodino, el ruido de fase de la señal de microondas generado es la suma del ruido de fase de los láseres de batido heterodino. Históricamente, el fuerte ruido del láser semiconductor prohibía la síntesis de frecuencia de microondas de bajo ruido utilizando este esquema. Nuestros láseres de ruido ultrabajo demostrados proporcionan una ruta para la síntesis de frecuencia de microondas heterodina en un PD rápido directamente en un PIC, sin un estrechamiento adicional del ancho de línea fuera del chip. La ventaja de la insensibilidad a la retroalimentación también es fundamental en la síntesis directa de microondas en el chip, ya que varios componentes, incluidos los acopladores de 3 dB y los fotodiodos, deben seguir a los láseres y son fuentes potencialmente potentes de reflexión en el chip. Para verificar la viabilidad de nuestros láseres para la síntesis de microondas heterodinas, realizamos un experimento de síntesis de microondas sintonizables como se muestra en la Fig. 4b. Se puede utilizar un bucle óptico de fase bloqueada para impulsar la corriente del láser para mejorar la estabilidad a largo plazo, como se muestra en el recuadro inferior. Esta estabilidad podría mejorarse aún más mediante el embalaje del chip. La sintonización de la frecuencia de microondas se logra sintonizando las resonancias de anillo de un resonador de anillo mientras se mantiene fija la resonancia del otro anillo. Después del bloqueo de la autoinyección del láser, la frecuencia de la señal de microondas generada está determinada por el desplazamiento de frecuencia de las dos resonancias. El rango de frecuencia sintonizable generado está limitado en última instancia por el ancho de banda de PD, ya que para el bloqueo se pueden utilizar múltiples resonancias de anillo separadas por FSR de anillo. Para los láseres actuales, logramos una separación de longitud de onda de> 3 nm para los dos láseres SIL, correspondiente a una frecuencia heterodina de> 375 GHz (Datos ampliados, figura 4). La intensidad de la señal de microondas, aunque se ve afectada por la capacidad de respuesta del PD rápido y la pérdida de acoplamiento en la caracterización actual fuera del chip, podría mejorarse utilizando amplificadores III-V directamente en el chip, guías de ondas y divisores que sean totalmente compatibles con nuestro IMAGEN 3D45.

a, Ilustración del principio de funcionamiento de la generación de microondas heterodina ampliamente sintonizable basada en dos láseres SIL. F indica el FSR y Δf es el desplazamiento de resonancia de los dos resonadores anulares sin sintonización. Las regiones de color sombreado indican rangos de frecuencia de señales de microondas generadas para una sintonización FSR completa. b, Configuración experimental para la generación de microondas heterodinas ampliamente sintonizables y sin aisladores. El recuadro inferior muestra la mejora de la estabilidad a largo plazo de la generación de frecuencia de microondas utilizando un bucle de bloqueo de fase. c, Frecuencia de microondas generada al sintonizar un láser SIL mientras se mantiene el otro láser SIL en una longitud de onda fija. La frecuencia de microondas más alta generada está limitada por la PD utilizada en este experimento. d, Ruido de fase independiente de la frecuencia portadora de la señal de microondas generada. El ruido de fase de la señal de microondas heterodina está determinado directamente por los dos láseres SIL que laten, independientemente de la separación de frecuencia del láser, es decir, la frecuencia de microondas generada. El ajuste de la señal de microondas se muestra en la Fig. 6 de datos ampliados. OPLS, servo de bloqueo de fase desplazado; VGA, matriz de fibra con ranura en V.

Las señales de microondas generadas con sintonización de frecuencia de 0 a 50 GHz con un espaciado de 1 GHz se resumen en la Fig. 4c. La sintonización de frecuencia es continua y está determinada por el control del sintonizador de fase térmica en el resonador de anillo. Usando un PD con mayor ancho de banda, podemos ampliar aún más el rango de sintonización de frecuencia generada. Caracterizamos el ruido de fase de la señal de microondas generada a diferentes frecuencias, como se muestra en la Fig. 4d. Muestra claramente que el ruido de fase de la señal de microondas está determinado por el ruido de fase del láser y es invariante en todas las frecuencias de la portadora de microondas. Esta ventaja única de la síntesis de señales de microondas heterodinas es especialmente prometedora para la síntesis de frecuencias ampliamente sintonizables sin penalización de ruido en altas frecuencias, lo que proporciona una ruta práctica para la generación de ondas milimétricas y terahercios con bajo ruido. Además, no se utilizan aisladores en el experimento, lo que muestra que la insensibilidad a la retroalimentación podría simplificar enormemente la arquitectura del sistema y permitir un sintetizador de microondas totalmente integrado en el chip cuando los acopladores y los PD se integran en el mismo 3D Si PIC46. El prototipo de generación de microondas se puede optimizar utilizando la misma plataforma de integración. Por ejemplo, bloquear láseres en el mismo resonador puede aprovechar el rechazo de ruido común para reducciones de varios órdenes de magnitud en el ruido de fase47.

La integración 3D demostrada de láseres y guías de ondas de pérdida ultrabaja aprovecha las ventajas del acoplamiento evanescente para capas de funcionalidad fotónica espaciadas verticalmente. Esta arquitectura proporciona un espacio de diseño para sistemas fotónicos en chip complejos sin estar limitado por la incompatibilidad de procesos en el plano y la degradación del rendimiento (Datos ampliados, figura 7). Muchos dispositivos y sistemas ópticos basados en la integración de láseres con fibras ópticas o chips separados hoy en día se pueden traducir a un chip de Si utilizando nuestra integración láser 3D demostrada con tecnologías ULL, incluidos láseres Brillouin48, amplificadores dopados con erbio49, giroscopios ópticos50 y sintetizadores ópticos de frecuencia51. . Además, la integración 3D podría eliminar la falta de coincidencia en el espacio y la densidad del dispositivo entre diferentes plataformas de guías de ondas y utilizar el espacio vertical para mejorar la escalabilidad del dispositivo. Nuestra plataforma también podría usarse con capas gruesas de guía de ondas de SiN con confinamiento de modo estrecho para aplicaciones no lineales que requieren dispersión anómala y cavidades de alta Q25,26.

La incorporación de láseres de ruido ultrabajo insensibles a la retroalimentación a la fotónica de Si ampliará el volumen de producción de las fundiciones de fotónica de Si a aplicaciones que permanecen a pequeña escala. Dado que la integración 3D proporciona una solución eficaz para múltiples capas de funcionalidad sin comprometer el rendimiento, se pueden agregar más materiales y funcionalidades a la plataforma integrada existente siguiendo ciertas pautas del proceso de fabricación. Estos materiales incluyen niobato de litio52, carburo de silicio53, nitruro de aluminio54, materiales de puntos cuánticos III-V55, etc. Nuestra demostración impulsa tales exploraciones y permite nuevos componentes básicos en la fotónica integrada. Además, la integración heterogénea 3D con la electrónica puede unir los desarrollos de EIC 3D para habilitar un ecosistema E-PIC 3D y sentar las bases para una nueva clase de chips de Si.

Utilizando una serie de conos adiabáticos56, el modo óptico se transfiere a lo largo de una distancia vertical superior a 4,8 μm entre un modo híbrido InP/Si en la región activa del láser, a la capa de guía de ondas ULL SiN del resonador de Q ultraalta. El modo se transfiere primero desde la guía de ondas híbrida InP/Si a una guía de ondas de Si y posteriormente desde la guía de ondas de Si a una guía de ondas de SiN. Como estas capas de InP, Si y SiN se fabrican en contacto (en el caso de InP y Si) o muy cerca (en el caso de Si y SiN RDL), el modo óptico se transfiere rápidamente entre ellas y sus longitudes ahusadas son menos de 300 μm en total. En particular, la transición de la guía de ondas de costillas de InP a Si puede ser muy corta (alrededor de 25 μm), ya que InP y Si presentan índices de refracción similares45. Posteriormente, la guía de ondas de costillas de Si con una profundidad de grabado de 231 nm se estrecha a un ancho de 200 nm para transferir el modo a la guía de ondas de Si delgada con un espesor de 269 nm. El delgado Si se estrecha desde aproximadamente 3 μm hasta 150 nm para igualar el índice efectivo de la guía de ondas RDL SiN para una transferencia eficiente de energía Si-SiN. Para abarcar la distancia vertical que separa la capa SiN RDL y la capa ULL SiN en la que residen los resonadores de alta Q, el modo óptico evoluciona gradualmente desde la capa SiN superior a la capa SiN inferior. Las guías de ondas RDL SiN y ULL SiN presentan espesores de núcleo idénticos de 100 nm, de modo que sus índices efectivos coinciden fácilmente. Por lo tanto, el ancho de la guía de ondas RDL SiN se reduce de 2800 nm a 200 nm, al tiempo que se amplía el ancho de la guía de ondas ULL SiN de 200 nm a 2800 nm, en una distancia cercana a 1 cm de longitud. Este esquema permite una transferencia de potencia eficiente (pérdida de inserción <1 dB) desde la guía de ondas RDL SiN a la guía de ondas ULL SiN.

En guías de ondas ULL SiN débilmente confinadas, el modo óptico se extiende significativamente hacia el revestimiento de dióxido de silicio (SiO2). Trabajos anteriores31, en los que una guía de ondas ULL SiN se integró heterogéneamente en estrecha proximidad vertical con una guía de ondas híbrida InP/Si, dieron como resultado una pérdida de propagación relativamente alta de 0,43 dB cm-1. En este trabajo, una transición de capa 3D permite que la guía de ondas ULL SiN quede enterrada más profundamente dentro del revestimiento de SiO2, de modo que las impurezas que se originan en el proceso de integración heterogéneo final no influyan en el rendimiento de la guía de ondas ULL.

Para motivar la adición de un RDL de SiN en dicha transición de capa 3D, comparamos el rendimiento de una transición de guía de ondas de Si a SiN con una transición de guía de ondas de SiN a SiN. La longitud óptima de una transición de acoplador adiabático está dada por \({L}_{{\rm{opt}}}\approx \frac{3}{2}\frac{1}{\kappa \sqrt{{\epsilon }}}\), en el que κ representa el coeficiente de acoplamiento entre las guías de ondas en la región de acoplamiento, y ϵ = 0,01 representa la tolerancia de potencia transferida al modo de sistema antisimétrico no deseado (es decir, pérdida)56. Esta longitud óptima (mínima) se calcula en función de la separación vertical en la figura 1a de datos extendidos, que demuestra que una capa de SiN a SiN da como resultado una transición más eficiente (más corta) para una separación vertical superior a 2 μm.

Por lo tanto, la inclusión de un RDL de SiN debajo de la guía de ondas de Si proporciona una eficiencia de acoplamiento vertical mejorada, lo que permite que la guía de ondas ULL SiN quede enterrada más profundamente debajo. El SiN RDL está motivado además por preocupaciones adicionales de rendimiento y fabricación. La transferencia de potencia eficiente entre guías de ondas de Si y SiN requiere un ancho de Si muy estrecho para que coincida con las constantes de propagación de las guías de ondas respectivas, como se muestra en la figura complementaria 1b. Estas estrechas guías de ondas de Si presentan una importante pérdida por dispersión inducida por la rugosidad de las paredes laterales, lo que limita la longitud de dichas estructuras. Además, la combinación de un ancho estrecho y una longitud larga de una transición de Si a SiN capaz de abarcar una distancia de varios micrómetros produciría una estructura frágil que es susceptible a daños durante el proceso de fabricación. Como tal, la proximidad del SiN RDL a la guía de ondas de Si permite una transición corta de Si a SiN, lo que mejora el rendimiento del proceso. En este trabajo, se eligió que la longitud de transición de SiN a SiN fuera excesivamente larga (acercándose a 1 cm) para permitir flexibilidad en la elección de la separación vertical y al mismo tiempo conservar la eficiencia de la transición.

Para evaluar experimentalmente la eficiencia de transición alcanzable del RDL SiN al ULL SiN, se colocaron dos estructuras de transición de capas dentro de un resonador de pista de carreras. A diferencia de un enfoque de reducción, en el que se conectan en cascada múltiples estructuras idénticas en serie para extraer una pérdida de inserción agregada, una técnica de medición basada en resonador permite medir la pérdida de inserción de una estructura independientemente de las pérdidas de acoplamiento de fibra a chip. lo que resulta en una medición más precisa. Trabajos anteriores han demostrado que este enfoque mide con precisión pérdidas de inserción muy por debajo de 0,1 dB (ref. 57). El espectro de transmisión del resonador se midió y ajustó para extraer la pérdida interna de ida y vuelta, como se muestra en la figura complementaria 2. A partir de esta medición, se dedujo que la pérdida de inserción era inferior a 0,03 dB por transición. Sin embargo, la estructura de prueba basada en resonador se fabricó en una oblea separada que no pasó por ningún proceso de integración heterogéneo y presentaba un espesor de espaciador más estrecho, de aproximadamente 3,5 μm. Por lo tanto, esperamos de manera conservadora que la pérdida de inserción de la transición RDL a ULL dentro del láser heterogéneo esté muy por debajo de 1 dB.

La fabricación de las guías de ondas de SiN se realizó en Tower Semiconductor, una fundición comercial de CMOS, en una oblea de Si de 200 mm de diámetro con SiO2 térmico de 15 μm de espesor. La deposición química de vapor de SiN a baja presión con un espesor de 100 nm se depositó y modeló utilizando litografía paso a paso ultravioleta profunda (DUV) y grabado de iones reactivos para formar la capa de guía de ondas ULL. Se depositó óxido a base de ortosilicato de tetraetilo sobre la capa ULL, se recoció a 1150 °C y se sometió a un pulido químico mecánico para formar una capa espaciadora de aproximadamente 4 μm de espesor35. Para formar la transición de la guía de ondas RDL, se depositó y modeló mediante el mismo proceso otra deposición química de vapor de SiN a baja presión y 100 nm de espesor. En esta capa se definió y grabó el cono adiabático RDL. Se depositó, recoció y se sometió a un pulido químico mecánico adicional óxido a base de ortosilicato de tetraetilo para dejar SiO2 de alrededor de 500 nm de espesor encima del RDL. A continuación, la oblea procesada de 200 mm se sacaba de la fundición para su posterior procesamiento. La oblea se cortó en obleas de 100 mm para que fuera compatible con un paso a paso ASML DUV de 248 nm. Se unieron piezas de silicio sobre aislante cortadas en cubitos con una capa de dispositivo de Si de 500 nm de espesor sobre la superficie pulida de SiO2 mediante unión directa activada por plasma. El sustrato de Si se eliminó mediante pulido mecánico más grabado profundo de Si Bosch. La capa de SiO2 enterrada se eliminó mediante ácido fluorhídrico tamponado. La oblea fabricada de Si/SiN RDL/SiN ULL estuvo lista para el proceso heterogéneo de InP en Si similar a nuestros estudios anteriores31. En general, las guías de onda y los conos de Si se modelaron con un motor paso a paso DUV, mientras que la rejilla se modeló con litografía por haz de electrones con un período de 240 nm. La capa de Si se sometió a varios grabados estampados con diferentes profundidades de grabado. El primer grabado tuvo una profundidad de grabado de 231 nm para formar guías de ondas de nervaduras poco profundas grabadas en Si en las secciones de InP/Si y del sintonizador de fase. Luego se formaron las rejillas de Si y los conos delgados de Si, respectivamente, con una profundidad de grabado de 269 nm. Posteriormente se modelaron los canales de desgasificación de Si y se grabaron con una profundidad de grabado de 500 nm en el área que no tenía guías de ondas de Si. El grabado de Si se grabó con iones reactivos con un gas de grabado mixto de C4F8/SF6 y la profundidad del grabado se controló mediante un monitor de grabado Intellemetrics LEP400. Después del procesamiento de Si, se unieron matrices de InP con la pila de capas que se muestra en la Fig. 1c en los circuitos de Si fabricados, con el sustrato de InP eliminado mediante pulido mecánico y ácido clorhídrico: agua desionizada 3:1. Se formó una fina capa de metal de contacto tipo p Pd/Ge/Pd/Au mediante un proceso de despegue. La mesa de p-InP se grabó utilizando CH4/H2/Ar, con una máscara dura de SiO2. El grabado seco se controló utilizando un monitor de grabado y se detuvo en la capa del pozo cuántico (QW) de AlInGaAs. Después de otra ronda de litografía de capa QW, la capa QW se grabó usando una solución mixta de H2O/H2O2/H3PO4 15/5/1. Un grabado de mesa InP tipo n siguió al grabado QW para completar la definición de mesa con el mismo gas de grabado CH4/H2/Ar. El exceso de Si en la parte superior de los dispositivos de SiN se eliminó utilizando un grabado con gas isotrópico XeF2. Todo el chip se pasivaba utilizando SiO2 deuterado a baja temperatura (ref. 58), seguido de la apertura de la ventana de metal de contacto mediante grabado con plasma acoplado inductivamente a base de CF4. Se depositaron y formaron el metal de contacto tipo n Pd/Ge/Pd/Au y otra capa de Ti/Au encima del metal de contacto tipo p. Se realizó implantación de protones para definir los canales actuales. Se depositó Ti/Pt como calentadores para el sintonizador de fase en Si y el sintonizador de resonancia en SiN. El chip pasó por otra ronda de deposición de SiO2 y contacto mediante apertura. Se depositó el metal de la sonda Ti/Au para finalizar la fabricación de la oblea. La oblea PIC 3D de 100 mm de diámetro fabricada se cortó en cubitos y se pulió para exponer los acopladores de borde SiN para la caracterización del dispositivo acoplado por fibra. Los diagramas de flujo de proceso detallados se pueden encontrar en la Fig. 7 de datos ampliados.

Para analizar la distribución de impurezas a lo largo de la dirección de profundidad (perfil de profundidad), se utilizó un sistema de espectrometría de masas de iones secundarios (también conocido como microsondas de iones, CAMECA IMS 7f) para analizar los dispositivos. En la medición, se barrió un área de trama de 50 μm × 50 μm con el haz primario (para ionización y pulverización catódica) y la apertura de filtrado del instrumento recogió los iones secundarios generados solo en el área central de 20 μm × 20 μm para evitar impactos. de otras capas en el borde del agujero perforado. Para obtener la conductividad requerida para la espectrometría de masas de iones secundarios, se depositaron 20 nm de oro sobre las superficies del dispositivo. Para las calibraciones de concentraciones elementales se utilizaron dispositivos de referencia NIST SRM 610 y 612 (ref. 59) (National Institute of Standards and Technology Standard Reference Materials (NIST SRM)). La medición se implementó en un nivel de vacío de 3 × 10−9 torr. Para las mediciones de iones positivos, los iones O- fueron el haz principal. Para las mediciones de iones negativos, los iones Cs+ fueron el haz primario y el haz de electrones también se utilizó para neutralizar la muestra y evitar efectos de carga. Los resultados se representan en la figura 3 de datos ampliados.

El área de muestra medida aquí es una región de guía de ondas pura sin la estructura láser superior, pero que experimentó el proceso completo de final de línea. La aparición de átomos de boro indica el límite de la capa de revestimiento de óxido térmico inferior porque las obleas de Si del sustrato son de tipo p (resistividad de aproximadamente 100 Ω cm) para acelerar la oxidación térmica espesa. La aparición de grupos de Si-N y de C-N indica la delgada capa de guía de ondas de SiN porque los átomos de nitrógeno comienzan a aparecer en grandes cantidades. La coincidencia de las trazas B, Si – N y C – N se verifican entre sí y proporciona una posición de profundidad de la guía de ondas de SiN de 5,9 μm.

Los láseres se caracterizan en una etapa de cobre con temperatura controlada con un controlador de temperatura de precisión (Vescent SLICE-QTC) para la caracterización del dispositivo a 20 °C. Examinamos los láseres antes de la caracterización del bloqueo de la autoinyección, la medición del ruido de fase, etc. Los resultados de la medición de la corriente de luz láser se muestran en la figura 4a de datos extendidos, que exhibe un umbral láser de aproximadamente 74 mA, influenciado por la resistencia de la rejilla DFB. En comparación con los comportamientos típicos de la corriente de luz láser, una diferencia de dicho dispositivo resonador láser es que con el aumento de la corriente de ganancia del láser, la potencia registrada experimentaría varias caídas en la curva de corriente de luz cuando la potencia de salida del láser es filtrada por el resonador de anillo. El espaciado de las caídas de resonancia está determinado por el resonador de anillo FSR (30 GHz en este trabajo) cuando la longitud de onda del láser recorre múltiples resonancias durante el aumento de ganancia-corriente. Cabe señalar que en este barrido de corriente luminosa, la corriente de ganancia del láser se incrementa a 1 mA, por lo que no se pueden igualar y registrar todas las resonancias.

De este modo podemos bloquear el láser en diferentes resonancias ajustando la corriente de ganancia del láser. Además, la sintonización térmica de las resonancias de anillo permite la sintonización continua de las longitudes de onda del láser SIL a través de la longitud de onda del láser DFB. Esta capacidad es fundamental en la generación de microondas, ya que la frecuencia de las microondas se puede sintetizar con precisión basándose en los controles de resonancia del anillo y de ganancia del láser. Bloqueamos dos láseres SIL en dos resonancias con un espacio de longitud de onda de más de 3 nm y los espectros del láser se muestran en la Fig. 4b de datos ampliados. Esta separación de longitudes de onda promete una generación de ondas milimétricas de >375 GHz si se dispone de un PD rápido. Más importante aún, el ruido de fase será el mismo que el de las frecuencias portadoras bajas, ya que está determinado por el ruido de fase del láser.

Al ajustar la longitud de onda del láser a una resonancia del anillo, la luz retrodispersada del anillo fija la longitud de onda del láser a la resonancia siempre que la fase de la luz retrodispersada que llega al láser sea un múltiplo entero de 2π de la fase de salida directa del láser. En otras palabras, las longitudes de onda del láser y la resonancia coinciden en el dominio de la frecuencia, mientras que las fases del láser y la luz retrodispersada coinciden en el dominio del tiempo, como se muestra en la Fig. 2a. La coincidencia de las longitudes de onda se realiza sintonizando la corriente de ganancia del láser o la corriente del calentador de anillo, mientras que la coincidencia de las fases se realiza sintonizando la corriente del sintonizador de fase. Tanto la corriente de ganancia del láser como la corriente del sintonizador de fase funcionan con fuentes de corriente láser de bajo ruido (ILX Lightwave LDX-3620) para garantizar un funcionamiento estable y silencioso. La detección del estado de bloqueo de autoinyección se garantiza observando no sólo la disminución en la potencia de salida del anillo cuando la longitud de onda del láser llega a la resonancia, sino también la disminución en el ancho de línea del latido autoheterodino a medida que se bloquea la autoinyección. tiene lugar, como se muestra en la Fig. 2b. La configuración del interferómetro autoheterodino consta básicamente de un interferómetro Mach-Zehnder (construido a partir de dos acopladores de 3 dB) con un controlador de polarización y una línea de retardo corta en uno de sus brazos y un modulador acústico-óptico acoplado por fibra (Gooch & Housego 27 MHz) en el otro brazo, como se muestra en la Fig. 2b. La frecuencia de latido del interferómetro autoheterodino se detecta mediante un PD (Newport 1811) antes de enviarla a un analizador de espectro eléctrico (ESA) (Rohde & Schwarz FSWP). La corriente del sintonizador de fase se ajusta aproximadamente durante el proceso de bloqueo de autoinyección para permitir que se produzca el bloqueo y luego se ajusta con precisión para garantizar un bloqueo de autoinyección estable. Vale la pena mencionar aquí que el estado de bloqueo de autoinyección puede durar horas sin siquiera empaquetar el chip láser. Esto se puede atribuir a la integración del láser y el resonador en el mismo chip, lo que reduce la fluctuación de fase entre el láser y la luz retrodispersada del anillo.

La dinámica de la influencia del sintonizador de fase en el bloqueo de la autoinyección se investiga barriendo su energía eléctrica aplicada (Keithley 2604B) durante tres períodos de bloqueo de inyección 2π mientras se registra el espectrograma de la ESA del latido autoheterodino detectado del láser SIL (Fig. .2c, arriba). El espectrograma de los períodos de bloqueo de la inyección, que se muestra en la Fig. 2c, demuestra períodos SIL estables (regiones azul oscuro) seguidos de regiones caóticas (azul claro) y luego regiones desbloqueadas. La potencia del láser también se detecta en un osciloscopio (Tektronix MSO64B) durante la sintonización de fase durante un solo período, lo que muestra claramente el comportamiento mencionado (Fig. 2c, abajo). Otro parámetro importante es el rango de frecuencia en el que persiste el bloqueo de la autoinyección. Se puede obtener barriendo la frecuencia del láser sobre la resonancia del anillo o barriendo la resonancia del anillo sobre el láser. Seleccionamos el segundo esquema barriendo la corriente del calentador de anillo usando una señal triangular aplicada a la fuente de corriente (Keithley 2604B). Para detectar el cambio en el ancho de la línea del láser durante el barrido, se realiza un latido utilizando un acoplador de 3 dB entre el láser SIL y un láser de fibra de ancho de línea estrecho. El ritmo se amplifica ópticamente con un amplificador de fibra dopada con erbio (Amonics AEDFA-IL-18-B-FA) y se envía al PD rápido (Finisar HPDV2120R) que está conectado a la ESA, como se muestra en la rama inferior de la Fig. 2b. El espectrograma registrado durante el barrido de resonancia se muestra en la Fig. 2d. El ruido de frecuencia del láser y el ancho de línea fundamental resultante se toman de un analizador de ruido de fase láser comercial (OEwaves OE4000) que internamente realiza un promedio sobre el ruido de fase medido. No hemos observado diferencias significativas en nuestro espectro de ruido entre 1 kHz y 1 MHz durante varias mediciones, que son muy estables, y creemos que el espectro de ruido en este rango está dominado por el ruido termorrefractivo del resonador en comparación con los resultados de la simulación. (Figura 2e). A modo de comparación, la configuración autoheterodina retardada utiliza dos PD para recibir el latido heterodino60, que se ha utilizado previamente para caracterizaciones de ancho de línea láser de ruido ultrabajo36 y permite un análisis más detallado de los errores de medición estadística.

La Figura 3b muestra esquemáticamente las configuraciones experimentales para analizar la sensibilidad de la retroalimentación del láser. La emisión láser acoplada se envía a un divisor de haz de fibra 90/10, después del cual el 90% de la potencia acoplada se utilizará para retroalimentación óptica externa. El bucle de retroalimentación consta de una fibra monomodo de 8 m de longitud, un circulador óptico de tres puertos, un controlador de polarización y un atenuador óptico variable (VOA) que permite una atenuación que oscila entre 0 y 40 dB (EXFO MOA-3800 ). Cabe señalar que la sensibilidad de la retroalimentación del láser también depende de la polarización del campo reflejado, que debe ajustarse para maximizar la influencia de la retroalimentación antes de ejecutar el análisis. El 10% restante de la salida del láser se utiliza para la caracterización de la sensibilidad de la retroalimentación. Después de pasar a través de un aislador óptico, se transfiere a un analizador de ruido de fase (OEWaves OE4000) para la caracterización de frecuencia-ruido o a una configuración autoheterodina retardada para la verificación de coherencia láser basada en el espectro eléctrico.

En este estudio, la fuerza de retroalimentación está determinada por la potencia reflejada (Prefl) y la potencia de salida (Pout) a través de la siguiente relación:

Se deben considerar todas las pérdidas del circuito de retroalimentación para calcular la potencia reflejada y, por lo tanto, la intensidad de la retroalimentación. Después de optimizar la configuración, la pérdida de acoplamiento del chip de fibra es de −3 dB (la pérdida de acoplamiento de ida y vuelta es de −6 dB), las pérdidas totales del divisor de haz del 90%, el circulador óptico, la pérdida de inserción del VOA, el controlador de polarización y la fibra es −4,05 dB. Por lo tanto, la intensidad de la retroalimentación que representa la atenuación de la VOA se puede ajustar desde −10,05 dB a −50,05 dB.

Para reducir aún más la pérdida de configuración y así maximizar la fuerza de retroalimentación lo más posible, utilizamos un retrorreflector 100% de fibra (BKR, Thorlabs) para reemplazar las configuraciones después del puerto divisor de haz del 90%. La pérdida del bucle de retroalimentación se reduce entonces a −0,9 dB y la intensidad máxima de retroalimentación es de −6,9 dB.

Dos láseres son SIL para dos resonadores de anillo FSR de 30 GHz cuya frecuencia cambia en 10 GHz sin sintonizar la resonancia del anillo. Aunque cada resonador de anillo se puede sintonizar a más de 30 GHz aplicando alrededor de 0,5 W de energía eléctrica al calentador del anillo, utilizamos solo un calentador de anillo para la sintonización. El rango de sintonización para el primer FSR es de −10 GHz a 20 GHz, mientras que la siguiente sintonización FSR completa conduce a una sintonización de 20 GHz a 50 GHz al bloquear el segundo láser en la siguiente resonancia y, por lo tanto, cubrir los 50 GHz completos. Como se muestra en la Fig. 4b, las salidas de los dos láseres se recogen del chip mediante la matriz de ranura en V de fibra y se envían a un acoplador de fibra de 3 dB, luego al amplificador de fibra dopado con erbio antes de aplicar una PD rápida (Finisar HPDV2120R ) conectado a una ESA. Una pequeña porción de la salida del láser (1%) se envía a un analizador de espectro óptico (Yokogawa AQ6370C) para monitorear si los láseres están en la resonancia deseada. Aunque nuestro chip podría usarse para generar cualquier frecuencia de microondas arbitraria por encima de 50 GHz, se usa aquí para generar frecuencias de microondas en pasos de 1 GHz sobre los 50 GHz completos para demostración (Fig. 4c). Se utiliza un servocircuito de bloqueo de fase desplazado (Vescent D2-135) para mejorar la estabilidad a largo plazo de las señales de microondas generadas para frecuencias de hasta 10 GHz, bloqueando la fase de uno de los láseres con respecto al otro. La señal de retroalimentación de la caja de servocontrol se envía a uno de los calentadores de anillo del láser para bloquear su fase con la fase del segundo láser. De este modo, se generan señales de microondas estables con características de ruido de fase bajo de los láseres SIL y el ajuste de Voigt se representa en la figura 6 de datos ampliados.

Los datos utilizados para producir los gráficos de este artículo están disponibles en https://doi.org/10.5281/zenodo.7894620 (ref. 61).

El código utilizado para producir los gráficos de este artículo está disponible en https://doi.org/10.5281/zenodo.7894620 (ref. 61).

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Este trabajo cuenta con el apoyo de los programas MTO GRYPHON (HR0011-22-2-0009) y LUMOS (HR0011-20-2-0044) de la Agencia de Proyectos de Investigación Avanzada de Defensa (DARPA). Agradecemos a A. Netherton, M. Li, F. Quinlan y G. Keeler por las discusiones. OT reconoce el apoyo del programa Fulbright Scholar. Una parte de este trabajo se realizó en la Instalación de Nanofabricación de la UCSB, un laboratorio de acceso abierto.

Osama Terra

Dirección actual: Laboratorio de Tecnología Láser y Longitud Primaria, Instituto Nacional de Estándares, Giza, Egipto

Estos autores contribuyeron igualmente: Chao Xiang, Warren Jin, Osama Terra, Bozhang Dong

Departamento de Ingeniería Eléctrica e Informática, Universidad de California, Santa Bárbara, Santa Bárbara, CA, EE. UU.

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

Departamento de Ingeniería Eléctrica y Electrónica, Universidad de Hong Kong, Hong Kong, China

Chao Xiang

Ring Photonics, Santa Clara, California, EE. UU.

Warren Jin, Avi Feshali y Mario Paniccia

Laboratorio de Física Aplicada TJ Watson, Instituto de Tecnología de California, Pasadena, CA, EE. UU.

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

Departamento de Materiales, Universidad de California, Santa Bárbara, Santa Bárbara, CA, EE. UU.

Eamonn Hughes y John E. Bowers

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CX y WJ lideraron el diseño del dispositivo PIC 3D. CX lideró la integración heterogénea y la caracterización del dispositivo. WJ diseñó los dispositivos SiN y los acopladores 3D. WJ, AF y MP desarrollaron el proceso de fabricación de SiN bicapa y se encargaron del procesamiento de obleas de SiN. CX y JP fabricaron el dispositivo PIC 3D con la ayuda de WJOT y CX caracterizó y recopiló los datos experimentales del dispositivo, incluido el ruido del láser, los rangos de bloqueo, el ajuste de fase y la generación de microondas, con contribuciones de JG, BD, TJM y Q.-XJBD. , OT y CX realizaron la medición de la sensibilidad de la retroalimentación. HW proporcionó cálculos teóricos y análisis sobre la dinámica de bloqueo y la sensibilidad de la retroalimentación. LW realizó un análisis de concentración de espectrometría de masas de iones secundarios del dispositivo. EH tomó las imágenes de microscopía electrónica de barrido de haz de iones enfocado y microscopía electrónica de transmisión del dispositivo. CX escribió el artículo con aportaciones de WJ, HW, BD, OT y JG. Todos los autores comentaron y editaron el artículo. KJV y JEB supervisaron el proyecto.

Correspondencia a Chao Xiang o John E. Bowers.

JEB es cofundador y accionista de Nexus Photonics y Quintessent, empresas emergentes en fotónica de silicio.

Nature agradece a Victor Torres-Company y a los demás revisores anónimos por su contribución a la revisión por pares de este trabajo. Los informes de los revisores pares están disponibles.

Nota del editor Springer Nature se mantiene neutral con respecto a reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

a. Comparamos la longitud de transición mínima para una transición de SiN a SiN y una transición de Si a SiN en una distancia vertical que abarca de 2 μm a 5 μm. La transición de SiN a SiN transfiere energía de manera más eficiente para separaciones verticales superiores a 2 μm, lo que permite una longitud de transición correspondientemente más corta. b. Ejemplo del supermodo simétrico de una transición vertical de Si a SiN. C. Ejemplo de supermodo simétrico en una transición vertical de SiN a SiN.

Formado en un resonador, la pérdida de transición se determinó ajustando el espectro de transmisión del resonador, en varias longitudes de onda dentro de la banda C. Como la pérdida total de ida y vuelta es inferior a 0,06 dB, se deduce que la pérdida de inserción de una única transición es inferior a 0,03 dB (la mitad de la pérdida de ida y vuelta).

Los perfiles de impurezas muestran el aislamiento efectivo de los orígenes de las pérdidas de SiN ULL gracias al grueso revestimiento superior permitido por la integración 3D.

a. Medición de la longitud de onda láser y de la corriente luminosa del láser DFB tomada del acoplador de facetas de la guía de ondas SiN. Existen múltiples caídas en la potencia de salida durante el barrido actual debido al filtrado de intensidad del resonador de anillo FSR de 30 GHz. b. Espectros láser que muestran una separación de longitud de onda > 3 nm de los dos láseres SIL. La salida de los dos láseres se puede utilizar para generar señales heterodinas de ondas milimétricas de bajo ruido > 375 GHz.

a. Se muestran los espectros de transmisión de potencia medidos de dos resonancias de un resonador de anillo independiente (trazas azules). El resonador se origina a partir de una matriz adyacente de la misma oblea que los heterogéneos dispositivos láser y ha sido sometido a un procesamiento idéntico. Los espectros se miden mediante escaneo de frecuencia con un láser sintonizable de mesa, con la potencia transmitida recogida por un fotodiodo acoplado a fibra y con la velocidad de escaneo del láser calibrada simultáneamente por un interferómetro Mach-Zehnder de fibra con un desequilibrio de brazo de 10 m. Se ajusta un modelo de resonador de la transmisión (curvas rojas) a la forma de línea medida, a partir del cual se infieren los parámetros del resonador, incluida la pérdida de propagación, el acoplamiento y la reflexión retrodispersada. Se extrae una estimación de la retrodispersión del resonador del mismo modelo y se representa (curvas discontinuas en negro). La resonancia del panel izquierdo no muestra una división obvia en la forma de la línea, mientras que la resonancia del panel derecho sí. Sin embargo, se predice que ambas resonancias proporcionarán una retrodispersión sustancial. b. La reflexión máxima de cada longitud de onda de resonancia a través de las bandas S+C+L se extrae del mismo conjunto de datos que la Fig. 1b. C. Estadísticas de histograma de la reflexión máxima extraída para 505 resonancias. El área marcada de color rojo muestra los recuentos de resonancia (30) con una reflexión máxima inferior al 0,25 %. El pico de reflexión más probable es de alrededor del 3%. Si bien el coeficiente de reflexión es variable entre resonancias, la mayoría de las resonancias exhiben suficiente reflexión para el bloqueo de autoinyección. Teniendo en cuenta la capacidad de ajuste de resonancia, la reflexión de resonancia no afectaría el rendimiento del láser bloqueado por autoinyección. Se podría implementar un mayor control sobre la fuerza de la reflexión posterior aprovechando las estructuras de rejilla dentro del anillo resonador62.

El espectro de la señal de microondas generada con una frecuencia central de 10,8 GHz se representa con puntos azules, y se aplica el ajuste de Voigt (en rojo) para extraer el ancho de línea gaussiano de 15 kHz.

Los detalles de las respectivas capas se pueden encontrar en la Fig. 1. La diferencia en la sección III-V/Si entre los dos últimos gráficos y los gráficos anteriores son ilustraciones de la rejilla de Si grabada.

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Xiang, C., Jin, W., Terra, O. et al. La integración 3D permite láseres sin aisladores de ruido ultrabajo en fotónica de silicio. Naturaleza 620, 78–85 (2023). https://doi.org/10.1038/s41586-023-06251-w

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Recibido: 26 de diciembre de 2022

Aceptado: 23 de mayo de 2023

Publicado: 02 de agosto de 2023

Fecha de emisión: 03 de agosto de 2023

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

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