CN1979901A - 具有双吸收区结构的高效可调谐光探测器 - Google Patents

Abstract

一种具有双吸收区结构的高效可调谐光探测器件，其特征在于，其结构包括：一基片；一键合界面层，该键合界面层制作于基片之上；一第一反射镜，该第一反射镜制作于键合界面层之上，该第一反射镜由键合界面层的作用和基片牢固的粘合在一起；一外延层，该外延层制作于第一反射镜之上，该外延层构成共振腔的腔体部分；一第二反射镜，该第二反射镜制作于外延层之上；一保护层，该保护层制作在探测器有源区部分的表面和侧面；以及加热电极制作在保护层上，第一探测器电极和第二探测器电极制作在外延层上。

Description

具有双吸收区结构的高效可调谐光探测器

技术领域

本发明涉及一种长波长可调谐探测器的制作方法。特别涉及利用双吸收区结构制作的高效可调谐长波长(1.3～1.6μm波段)高效共振腔增强型探测器。

背景技术

随着信息时代的到来，全球通信业务量迅猛增长，通信网络的发展面临着前所未有的机遇和挑战。早在60年代光纤通讯就开始得到发展，单信道光纤通信已经不能满足通信量的日益增长的需求，人们开始寻求在一根光纤中同时传输多个波长的光信号，这就是波分复用(WDM)技术，90年代中期掺铒光纤放大器的成熟更是促进了波分复用器件的商品化，发展到今天波分复用技术已演化到密集波分技术。

波分复用系统关键性器件之一：下载话路用的解复用接收器，商用上目前普遍采用解复用(滤波器)+光电探测器的分立组合方式。目前常用的解复用器主要包括：薄膜干涉滤波器、反射型衍射光栅、阵列波导光栅、波导光栅型解复用器件、光纤耦合型解复用器件。这种分立组合方式的解复用接收器存在诸多缺点，比如插入损耗、体积大、稳定性差等。而解复用与探测器集成于一身的谐振腔增强型(Resonant Cavity Enhanced，RCE)探测器是一种首选的方案。谐振腔增强型探测器不但具备了解复用器所具有的波长选择性，而且由于谐振腔的增强作用在一定程度上解决了在传统光电探测器中存在的量子效率和响应速度之间相互制约的矛盾。与分立解复用接收器相比，共振腔的一个明显优势是集成度高。

共振腔探测器的基本结构包括上下反射镜以及中间光吸收区。在高频RCE探测器的设计中，吸收区的光学厚度普遍小于一个光学波长。随着吸收区厚度的减小，驻波效应对探测器的响应度影响越来越大。由于外延生长速度的微小偏差，各外延层的厚度与设计值之间会有一定的浮动，各结构层的厚度越大，其浮动量也越大，吸收区在的位置变化量也越大，严重时吸收区将从驻波场最大处移动到最小处这引起响应度大幅度减小，给器件的设计和制作带来不便。此外，探测器在调谐过程中吸收区在驻波场中的位置是不断变化的。虽然吸收区的厚度可以设计成一个驻波周期λ/2n，如G.Mutlu，M.O.Bora，O.Ekmel，andM.S.Unlu等在IEEE J.Quantum Electron.，vol.35，pp.208-215，1999发表的文章Design and Optimizationof High-Speed Resonant Cavity Enhanced SchottkyPhotodiodes中报道，此时吸收区的位置发生变化，量子效率保持不变，但是一个驻波周期的厚度大约为229nm，厚的吸收区不利于提高频率响应，也不利于获得窄的线宽。

为克服上述缺点，本发明在RCE-PD中引入了一种双吸收区结构，吸收区的厚度可以小到几个nm，探测器的响应度不随吸收区位置的改变而改变，是高频、高响应度RCE探测器的首选结构。

发明内容

本发明的目的在于揭示一种可保证高频RCE探测器的响应度在调谐过程中基本不变的外延层设计方法。与传统的单吸收区结构不同，此类双吸收区结构是指探测器中包含有两个其中心相隔为

(m为整数)光学厚度的吸收区。

本发明一种具有双吸收区结构的高效可调谐光探测器件，其特征在于，其结构包括：

一基片；

一键合界面层，该键合界面层制作于基片之上；

一第一反射镜，该第一反射镜制作于键合界面层之上，该第一反射镜由键合界面层的作用和基片牢固的粘合在一起；

一外延层，该外延层制作于第一反射镜之上，该外延层构成共振腔的腔体部分；

一第二反射镜，该第二反射镜制作于外延层之上；

一保护层，该保护层制作在探测器有源区部分的表面和侧面；以及

加热电极制作在保护层上，第一探测器电极和第二探测器电极制作在外延层上。

其中探测器的外延层吸收区采用两个厚度相等的双吸收区结构，其中心间隔为

，其中m为整数光学厚度，λ₀为对应的探测器的响应波长。

其中外延层的材料是IV族材料，III-V族，II-IV族材料或者有机物材料，对长波长波段1.3～1.6μm的光吸收性好。

其中键合界面层是键合介质退火后形成，该层对长波长波段1.3～1.6μm的光透过性好。

其中第一反射镜和第二反射镜所用的材料是介质膜SiO₂/Si，Al₂O₃/Si，SiNxOy/Si，TiO₂/Si。

附图说明

为进一步说明本发明的具体技术内容，以下结合实施例及附图详细说明如后，其中：

图1带有双吸收区的RCE探测器结构示意图；

图2光场在腔内的驻波分布示意图；

图3向应度和中心波长随有源区位置的关系；

图4量子效率和吸收区位置的关系；

图5中心波长和吸收区位置的关系；

图6(a)调谐过程中量子效率的波动，(b)精细计算后的响应曲线；

图7A-7G本专利所揭示的具有双吸收区结构可调谐探测器的制作工艺示意图；

图8是本专利所揭示的具有双吸收区结构可调谐探测器的俯视显微镜照片。

具体实施方法

请参阅图7G，本发明一种具有双吸收区结构的高效可调谐光探测器件，其结构包括：

一基片150；

一键合界面层104，该键合界面层104制作于基片150之上，该键合界面层104是键合介质退火后形成，该层对长波长波段1.3～1.6μm的光透过性好；

一第一反射镜102，该第一反射镜102制作于键合界面层104之上，该第一反射镜102由键合界面层104的作用和基片150牢固的粘合在一起；

一外延层101，该外延层101制作于第一反射镜102之上，该外延层101构成共振腔的腔体部分，该外延层10的材料是IV族材料，III-V族，II-VI族材料或者有机物材料，对长波长波段1.3～1.6μm的光吸收性好；

一第二反射镜114，该第二反射镜114制作于外延层101之上；

该第一反射镜102和第二反射镜114所用的材料是介质膜SiO₂/Si，Al₂O₃/Si，SiNxOy/Si，TiO₂/Si；

一保护层110，该保护层110制作在探测器有源区部分的表面和侧面；以及

加热电极113制作在保护层110上，第一探测器电极111和第二探测器电极112制作在外延层101上。

其中探测器的外延层吸收区采用两个厚度相等的双吸收区结构，其中心间隔为

，其中m为整数光学厚度，λ₀为对应的探测器的响应波长。

为达到提供本发明背景信息的目的，在表1中首先介绍具有单吸收区的可调谐RCE探测器外延层的结构。

表1单吸收区外延层的结构示意图

6	InP	80nm	undoping
				5	InGaAsP 1.3Q	816nm	P doping
4	InGaAsP 1.3Q	404nm	undoping
				3	InGaAs	40nm	undoping
2	InGaAsP 1.3Q	1106nm	undoping
				1	InGaAsP 1.3Q	300nm	N doping
0	Buffer and Sub.

在将双吸收区引入外延结构后，把表1所示的吸收区拆分成两个厚度相同的吸收区，加入1.3Q InGaAsP间隔层，同时保持总厚度不变，如表2所示，

表2双吸收区外延层结构

8	InP	80nm	undoping
				7	InGaAsP 1.3Q	816nm	P doping
6	InGaAsP 1.3Q	300nm	undoping
				5	InGaAs	20 nm	undoping

4	InGaAsP 1.3Q	94nm	undoping
				3	InGaAs	20nm	undoping
2	InGaAsP 1.3Q	1116nm	undoping
				1	InGaAsP 1.3Q	300nm	N doping
0	Buffer and Sub.

仅仅改变吸收区在腔体内的位置，同时保持总腔长不变，即改变表2中第2层和第7层的厚度，保持两者总厚度不变，由此计算了吸收区位置移动量0～210nm时量子效率以及中心波长的变化情况，其结果如图3所示，吸收区位置移动210nm，中心波长保持不变，量子效率浮动＜0.7％，其微小的误差来源于计算误差，可认为量子效率和吸收区的位置无关。

作为对比，我们计算了只有一个吸收区(吸收区的总厚度为40nm，吸收区总厚度以及其他参数保持一致)时的量子效率以及中心波长随有源区位置的关系。尤其是当吸收区的厚度很小时，吸收区在驻波最大值时量子效率最大，而当吸收区位于驻波最小值时，量子效率明显下降，吸收区的厚度越小其差别越大，如图4、图5所示。从图3和图4的对比上我们可以看出双吸收区的引入简化了RCE探测器的设计难度，有利于保持器件高的量子效率。

同样道理，双吸收区结构引入到MEMS可调谐RCE探测器中时能够有效减小调谐过程中量子效率的波动。图6给出了双吸收区RCE探测器在调谐过程中量子效率的波动情况。如图6所示，在60nm的调谐范围内量子效率大约有3％左右的起伏，这种起伏可以近似表示为大范围的缓慢起伏和局部快速振荡(长周期浮动和短周期浮动)，图6(b)给出了精细计算后的量子效率起伏(短周期浮动)。

把两个吸收区合并为一个吸收区，保持其他参数不变，分别计算总厚度为40、15、10nm情况下，在60nm调谐范围内量子效率的浮动幅度。从表3可以看出双吸收区的引入有利于减小量子效率的浮动，并且吸收区厚度越小，效果越明显。

表3量子效率的波动比较

	短周期浮动Δη(％)	长周期浮动Δη(％)
			双吸收区(总厚40nm)	2	3
单吸收区40nm	5	11
			单吸收区15nm	5.3	32
单吸收区10nm	5	34.3

可以对上述结论进行推广，把吸收区分成4部分，6部分，即偶数个吸收区(奇数个吸收区的作用是相反的)，每两个吸收区的中心间距为λ/4n，具有和双吸收区一样效果。

综上所述，双吸收区结构的RCE探测器的响应度和吸收区在共振腔中的位置无关，有利于减小设计难度，增加外延系统的容差，双吸收区结构可有效减小调谐过程中响应度的波动，包括微机械可调谐结构和热调谐结构，在保证高的响应度的前提下，可获得高达200GHz的极限频率。

这种双吸收区的可调谐RCE探测器的制作工艺简述如下：在第一基片100上生长外延层101(图7A)，外延后，接着在外延层上用PECVD(等离子体增强型气相沉积)或者电子束蒸发的方法生长SiO₂/Si布拉格下反射镜102(图7B)，在另一个最佳实施例中，SiO₂/Si用Al₂O₃/Si替代。然后对布拉格反射镜102和第二基片150进行化学清洗，烘干后旋涂上硅乳胶(sol-gel)(103，151)，贴在一起(图7C)。硅乳胶的配制参见“C.J.Brinker，K.D.Keefer，D.W.Schaefer and C.S.Ashley，“Sol-gel transition in simple silicates，”J.Non-Crystalline Solids，vol.48，pp.47-64，1982”，或者使用其他类似乳胶产品。接着进行热处理，先低温60～150℃烘烤3～10小时，在慢速升温到370℃并保持1～10个小时，进一步提高键合强度。退火时一般施加一定的压力，以获得厚度均匀强度较高的键合界面。之后，用化学腐蚀或者配合使用机械减薄的办法去除第一基片100(图7D)。在第二基片150上留下生长有高反射率的反射镜的外延层101。在一个最佳实施例中，第一基片100是InP基片，第二基片150是硅基片，去除InP基片的方法是使用HCl∶H₃PO₄＝1∶1腐蚀液(室温)，腐蚀速率大约为2.5～3.2μ/min。

使用硅乳胶键合的方法，工艺要求低，键合之前无需对反射镜进行抛光处理，而且用PECVD或者电子束蒸发的方法生长反射镜，比起使用外延设备(如分子束外延设备MBE或者金属有机物气相外延设备MOCVD)生长厚度较大的反射镜而言，其难度和成本都有大幅度降低，从而解决了长波长(尤其是1.55μm波段)共振腔探测器难以制作的难题。

接着在外延层按照常规工艺制作热调谐探测器，其步骤和常规普通结构的探测器一样，所不同的是最后光刻电极时用的光刻掩模有所不同，简要步骤描述如下：

一次掩膜及刻蚀后，在外延层上形成台面结构，并生长绝缘层110，如图7E所示。刻蚀台面一般采用干法刻蚀技术，其优点是侧向钻蚀(undercut)小。在一个最佳实施例中，外延结构如表2所示，刻蚀台面可以直接采用Br₂∶H₂O＝1∶1腐蚀液，这种腐蚀液的侧向钻蚀较小。根据器件功能，探测器的有源区部分101主要包括探测器的p电极(对应于表2中的第7层)，本征吸收区(对应于表2中的第3层和第5层)和n电极区(对应于表2中的第1层)，刻蚀台面时必须停在p电极层，也就是表2中的第7层，以形成良好的欧姆接触。接着刻蚀出电极孔，并利用带胶剥离技术生长电极，剥离后形成电极111、112和113，如图7F所示。在一个最佳实施例中，电极采用Ti/Pt/Au(24/62/284nm)，它的优点是粘附性好，稳定性好，并且上下电极一次性生长完成。在一个最佳实施例中，器件形状如图8(俯视图)所示。然后，带胶生长上反射镜114，剥离后形成的器件结构如图7G所示。在本实施例中，上反射镜采用SiO₂/Si材料，使用电子束蒸发的方法生长。自此，完成探测器的器件制作，解离、压焊后，在电极113上施加调谐电压，在电极111和112之间收集光电流。光线垂直入射。

带有双吸收区的RCE探测器结构如图1所示，此器件的有效吸收系数为：

${\mathrm{\α}}_{\mathrm{eff}}=\frac{1/2d\{{\∫}_0^d\mathrm{\α}\left(z\right){\left|E\right|}^2(z,\mathrm{\λ})\mathrm{dz}+{\∫}_{L_y}^{d+L_y}\mathrm{\α}\left(z\right){\left|E\right|}^2(z,\mathrm{\λ})\mathrm{dz}\}}{2/\mathrm{\λ}{\∫}_0^{\mathrm{\λ}/2}{\left|E\right|}^2(z,\mathrm{\λ})\mathrm{dz}}$

驻波效应SWE表示为：

$\mathrm{SWE}=\frac{{\mathrm{\α}}_{\mathrm{eff}}}{\mathrm{\α}}=\frac{1/2d\{{\∫}_{L_1}^{L_1+d}{\left|E\right|}^2\left(z\right)\mathrm{dz}+{\∫}_{L_1+L_y}^{L_1+L_y+d}{\left|E\right|}^2\left(z\right)\mathrm{dz}\}}{2/\mathrm{\λ}{\∫}_0^{\mathrm{\λ}/2}{\left|E\right|}^2\left(z\right)\mathrm{dz}}$

其中：α为材料吸收系数；

d为吸收层厚度；

L_y为两个吸收层间的间隔层厚度；

L₁为上反射镜到吸收层距离；

L₂为下反射镜到吸收层距离；

前向传输波 $E_f=\frac{t_1}{1-r_1{r}_2{e}^{-\mathrm{\αd}-{\mathrm{\α}}_{\mathrm{ex}}(L_1+L_2)-{\mathrm{\α}}_y{L}_y}{e}^{-j(2\mathrm{\βL}+{\mathrm{\ψ}}_1+{\mathrm{\ψ}}_2)}}{E}_i$

逆向传输波(Z＝L处的Eb)可以通过计算前向传输光波经腔镜的反射后得到：

$E_b=r_2{e}^{-\mathrm{\αd}/2}{e}^{-({\mathrm{\α}}_{\mathrm{ex}}/2)(L_1+L_2)}{e}^{-j(\mathrm{\βL}+{\mathrm{\ψ}}_2)}{E}_f$

腔内驻波的总电场E及其强度|E|²为：

E＝E_f(0)exp(-jβz)+E_b(L)exp[jβ(z-L)]

${\left|E\right|}^2={\left|E_f\left(0\right)\right|}^2+{\left|E_b\left(L\right)\right|}^2+2\mathrm{Re}\left\{E_f^{*}\left(z\right)E_b\left(z\right)\right\}$

将E_f、E_b代入上面两式中可得：

${\left|E\right|}^2=\frac{|1-r_1^2|}{{|1-{r_1{r}_{2}e}^{j(2\mathrm{\βL}+{\mathrm{\ψ}}_1+{\mathrm{\ψ}}_2)}|}^2}\{1+r_2^2+{2r}_2\cos \[2\mathrm{\β}(L-z)+{\mathrm{\ψ}}_2]\}{\left|E_{\mathrm{in}}\right|}^2$

上式计算过程中忽略了α_c＝(α_exL₁+α_exL₂+α_yL_y+αd)/L

上式中的分式项代表谐振腔的增强效应。在理想底镜(r₂＝1)的谐振条件下，该项简化为|1-r₁ ²|/|1-r₁|²＞1。此式随r₁而迅速增大，表明了谐振腔内的光场增强效应。它与位置坐标z的依赖性显示出驻波效应的影响。将上式带入到SWE公式中，并且略去与波长无关的因子，可得到驻波效应(SWE)与谐振腔参数的关系：

$\mathrm{SWE}=1+\frac{{2r}_2}{\mathrm{\βd}(1+r_2^2)}\sin \mathrm{\β}d\cos [2\mathrm{\β}(L-L_1)-{\mathrm{\βL}}_y-\mathrm{\βd}+{\mathrm{\ψ}}_2]{\cos \mathrm{\βL}}_y$

其中 $\mathrm{\β}=\frac{2\mathrm{n\π}}{{\mathrm{\λ}}_0}$

分析：

对于一个理想的底部反射镜(r₂＝1，ψ₂＝0)和一个实顶镜反射率(ψ₁＝0)，

设L₁＝L₂，驻波效应可简化为：

$\mathrm{SWE}=1+\frac{\sin \mathrm{\βd}}{\mathrm{\βd}}\cos \left[\mathrm{\β}({2L}_1+L_y+3d)\right]{\cos \mathrm{\βL}}_y;$

当吸收层很薄的时候，即d很小的时候：

L＝2L₁+2d+L_y≈2L₁+3d+L_y；

所以 $\mathrm{SWE}\≈1+\frac{\sin \mathrm{\βd}}{\mathrm{\βd}}\cos \mathrm{\βL}{\cos \mathrm{\βL}}_y;$

①由上式可知当 $L=\frac{{\mathrm{\λ}}_0}{2n}$ 的整数倍时，cosβL有极大、极小值；

当 $L_y=\frac{{\mathrm{\λ}}_0}{2n}$ 的整数倍时，cosβL_y有极大、极小值；

此时 $\mathrm{SWE}=1\±\frac{\sin \mathrm{\βd}}{\mathrm{\βd}};$ 式中+和-分别对应于有源层中心位于驻波最大和最小处的情况。可见总有效吸收系数将随吸收层所处位置而发生明显变化。

②当 $L_y=\frac{{\mathrm{\λ}}_0}{4n}$ 或者 $L=\frac{{\mathrm{\λ}}_0}{4n}$ 的奇数倍时，

${\cos \mathrm{\βL}}_y=\cos \left(\frac{2\mathrm{n\π}}{{\mathrm{\λ}}_0}\text{\·}\frac{{\mathrm{\λ}}_0}{4n}\right)=\cos \frac{\mathrm{\π}}{2}=0;$

所以SWE＝1，此时α_eff＝α·SWE＝α，吸收层整体位于包含有一对(或多对)驻波场的空间中，即一个吸收层在驻波增强处，一个在驻波削弱处时，整体器件的有效吸收系数不变。

也可以分析如下，共振腔中的光强分布

${\left|E\right|}^2=\left\{\frac{|1-r_1^2|}{{|1-r_1{r}_2{e}^{j(2\mathrm{\βL}+{\mathrm{\ψ}}_1{+}_{}{\mathrm{\ψ}}_2)}|}^2}\right\}\×[1+r_1^2+{2r}_2\cos [2\mathrm{\β}(L-z)+{\mathrm{\ψ}}_2\left]\right]{\left|E_{\mathrm{in}}\right|}^2$

可以简化为：

|E|²＝{C₀}×[1+C₁cos[2β(L′-Z)]]|E_in|²

针对于某一个波长、固定的上下反射镜、腔长以及波长而言，C₀，C₁，L′是常量，光场在腔体内的分布符合余弦函数规律，周期为λ₀/2n，如果我们把吸收区分成相等的两部分A和B，其中心间距为λ₀/4n，那么当其中一个吸收区位于驻波最小值时，另外一个吸收区必定位于驻波最大值，随着吸收区位置变化时，其中一者的吸收增强，另外一者的吸收必然减弱，但两个吸收区吸收的总光子数保持不变，如图2所示。

因此从理论上说，无论吸收区的厚度多小，器件的量子效率与吸收区在腔体内位置的关系无关，也就是说驻波效应被消除，这有利于减小设计的难度，而用于微机械(MEMS)、热调谐探测器上时有利于减小量子效率的波动。

特别地，本发明的一个目的在于揭示了一种方法，对于窄吸收区高速响应器件，使用双吸收区设计结构，可保证在调谐过程中其量子效率基本保持不变。

尽管本发明是通过各个实施例描述的，这不应该就认为它是本发明的所有内容或内涵。阅读完上面本发明的详细阐述后，毫无疑问，业内人士能够对本发明的那些技术进行各种各样的替换和修正。因此，可将本申请案的权利要求解释成涵盖在本发明原始精神与领域下的所有改变与修正。

Claims (5)

1、一种具有双吸收区结构的高效可调谐光探测器件，其特征在于，其结构包括：

一基片；

一键合界面层，该键合界面层制作于基片之上；

一第一反射镜，该第一反射镜制作于键合界面层之上，该第一反射镜由键合界面层的作用和基片牢固的粘合在一起；

一外延层，该外延层制作于第一反射镜之上，该外延层构成共振腔的腔体部分；

一第二反射镜，该第二反射镜制作于外延层之上；

一保护层，该保护层制作在探测器有源区部分的表面和侧面；以及

加热电极制作在保护层上，第一探测器电极和第二探测器电极制作在外延层上。

2、根据权利要求1所述的具有双吸收区结构的高效可调谐光探测器件，其特征在于，其中探测器的外延层吸收区采用两个厚度相等的双吸收区结构，其中心间隔为 ，其中m为整数光学厚度，λ₀为对应的探测器的响应波长。

3、根据权利要求1所述的具有双吸收区结构的高效可调谐光探测器件，其特征在于，其中外延层的材料是IV族材料，III-V族，II-VI族材料或者有机物材料，对长波长波段1.3～1.6μm的光吸收性好。

4、根据权利要求1所述的具有双吸收区结构的高效可调谐光探测器件，其特征在于，其中键合界面层是键合介质退火后形成，该层对长波长波段1.3～1.6μm的光透过性好。

5、根据权利要求1所述的具有双吸收区结构的高效可调谐光探测器件，其特征在于，其中第一反射镜和第二反射镜所用的材料是介质膜SiO₂/Si，Al₂O₃/Si，SiN_xO_y/Si，TiO₂/Si。

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