舒浩文，苏昭棠，王兴军，周治平

（北京大学区域光纤通信网与新型光通信系统国家实验室 北京100871）

1 中红外波段下硅基光电子学的优势和挑战

根据红外辐射在大气层中的传输特性，红外光谱通常分为近红外（NIR）、中红外（MIR）和远红外（FIR）。其中，中红外光谱（2～20μm）由于谱带灵敏性高、基频振动强的特点，被广泛应用于环境监测、遥感技术等传感应用中。

硅基光电子学是一种可以用硅基集成电路上的设施、经验以及技术，设计、制造、封装光器件和光电集成电路，在集成度、可制造性和扩展性方面达到集成电路的水平，从而在成本、功耗、尺寸上取得突破的一种技术。在近红外波段，各个基于硅基光电子技术的通信器件都已经达到甚至超过了商用标准。

随着硅基光电子技术的不断发展，近年来，硅基光电子应用的波长范围逐渐从传统的通信波段延展至中红外和远红外波段。虽然目前集成硅基光电子器件的关注点着重在近红外数据通信应用中，但它在中红外波段的应用潜力不容小视。简单来说，将硅和其他IV族材料作为中红外应用器件的基本材料有以下3点优势。

（1）硅基器件中红外波段传输透明

硅材料在中红外波段存在低损耗透射窗口，因此关于低损耗中红外波段硅基波导实现的可能性成为近年来学术界热议的话题。随着大量实验工作的成功开展，这种可能性正逐渐走向现实。Baehr-Jones小组[1]在2010年实现了蓝宝石上硅波导4.5μm的TE单模传输。Miloevic等人[2]在2009年对3.4μm SOI波导的传输性能进行了大量的仿真。Soref在参考文献[3]中报道了目前美国华盛顿大学和英国萨里大学的研究人员正在致力于Ge-strip-on-SOI异质结构的波导研究，其在中红外波段也展现出良好的低损耗传输特性。图1为硅基器件各种基本材料的传输光谱特性，其中白色框代表透明传输区域。

（2）硅和其他族光电子材料在中红外波段具有很强的非线性效应

中红外波段的非线性效应是硅基光电子亟待研究的应用领域。首先，相比于普通光纤，硅基微纳波导的克尔系数要高出200倍，而拉曼增益系数更是高达3 000倍。其次，泵浦激光源的研究已经十分成熟，可以利用近红外激光二极管泵浦二阶和三阶非线性光学器件。当选择波长在合适范围（硅材料大于2.1μm，锗材料大于3.0μm）时，三阶非线性光学器件可以避免双光子吸收效应带来的负面影响；并且当IV族材料波导芯层的带隙变窄时，三阶电极化系数X(3)1111会有显著提升，其克尔效应也随之提升。最后，二阶非线性响应已经在许多有机聚合物和Ⅲ-Ⅴ/Ⅳ族复合材料中有良好应用。早在2007年UCLA（美国加利福尼亚大学洛杉矶分校）的Raghunathan小组[4]利用三阶拉曼非线性增益在硅中实现了3.39μm波段的拉曼放大，泵浦光源为2.88μm，其最大增益为12 dB，首次证明了中红外波段适合制作硅基光电子器件。2010年美国哥伦比亚大学和IBM研究所的研究人员[5]应用硅材料在2μm附近较大的X(3)1111系数实现了由2.17μm泵浦的SOI单模波导的四波混频技术，从而设计出中红外波段的光学参量放大器和光学参量振荡器。同年Zlatanovic小组[31]利用四波混频技术得到的2μm纳米脉冲作为泵浦光，在硅基波导中实现了带宽为630 nm的中红外波长转换。目前锗材料的非线性应用还在研究中，它拥有硅材料4倍的三阶电极化系数X(3)。此外，一旦利用量子级联激光器实现大于3μm的高功率泵浦光源，将在3.5～5μm波段实现更高效的光参量放大器和光参量振荡器。

（3）易于实现中红外应用器件片上集成

硅基光电子在中红外波段范围有许多潜在的应用，如工业/军事成像、光谱探测和传感、红外对抗、气体嗅探等，如图2所示。对于化学和生物传感应用，硅基光电子学充分发挥硅基微电子先进成熟的工艺技术、高密度集成、价格低廉以及光子极高带宽、超快传输速率和高抗干扰性的优势，使得片上集成传感系统可以成为现实。可以预见，CMOS兼容的中红外非线性硅基器件将在不远的未来实现单芯片集成。利用硅平台制造非线性光电子器件可以实现一整套由片上激光泵浦、编码、调制、非线性信号处理、片上探测和分析等组成的集成系统。

图1 硅基器件各种基本材料的传输光谱特性

图2 种类繁多的中红外应用

虽然硅基光电子学在中红外窗口的应用前景十分乐观，但其发展过程中存在的挑战也不容忽视。目前硅基光电子在中红外窗口首要的限制就是缺乏真正意义上的集成。目前大多数的集成系统都是基于分立元件的“组装”而不是一系列元件的无缝集成，芯片级的集成将给整个系统带来高性能、低成本、小尺寸等质的提升。其次，集成无源和有源器件的芯片是否能在室温下有良好的性能表现也是一个不小的挑战。集成系统中不同元件对工作温度的要求可能有所不同，当所有元件在同一室温下工作时，芯片的整体性能会受到相应的影响。为了使整体系统发挥出最高效率，局部制冷方案是不可或缺的，这也是目前光电子集成系统的一大难题。再者，单片集成的激光源和放大器在Ⅳ族材料为基础的光电子系统中依然是业界研究的难题。由于硅是间接带隙半导体材料，载流子直接跃迁复合的效率很低，因此很难实现高效率的发光器件。目前的设想是采用发光效率较高的Ⅲ-Ⅴ族半导体材料（主要是GaAs、InP、GaN）与硅 基微纳波导（主要是GeSn/SiGeSn多量子阱二极管和SiGeSn/GeSn/SiGeSn双异质结构）通过倏逝波耦合的方式实现混合单片集成。此外，量子级联激光器也为4～5μm波段激光的产生提供了解决办法。

以上对硅基光电子器件在中红外波段的应用优势和前景进行了分析，对其挑战和不足之处进行了总结。下面将结合具体的基本结构和器件对硅基光电子学的中红外应用进行介绍。

2 中红外硅基波导

波导是硅基光电子学中一个基本的无源器件，是光信号的传输通道。通常，尺寸大小和传输损耗是评估一种特定波导的性能指标。传输损耗可以分成2个部分，即固有损耗（如载流子吸收）和外在损耗（如侧壁散射和辐射到基底的损耗）。前者在基于掺杂的波导中为主要损耗，当波导尺寸相当小（如SOI波导）时，由于硅表面场强和界面粗糙，后者将起主要作用。在中红外波段，波导主要有绝缘体上硅（SOI）、蓝宝石上硅（SOS）、氮化硅上硅（SON）和SOI体上锗（Ge/SOI）几种类型。它们的低损耗传输波长阈值分别为SOI，3.7μm；SOS，4.4μm；SON，6.7μm；Ge/SOI，14.7μm。其中，SOI波导在1.1～2.5μm和2.9～3.6μm范围拥有低于2 dB/cm的低传输损耗，在2.5～2.9μm波段损耗十分突出。

近年来，研究人员主要通过改进材料和结构来降低波导的损耗问题，下面将从这两个方面介绍在中红外波段的发展现状。

2.1 传统SOI波导及其的结构改进

2.1.1 SOI条波导和SOI脊波导

在传统的近红外通信应用中，SOI结构一直被用于光电子器件的制造。对于SOI的常规波导结构，由于埋氧层（buried oxide cladding）的吸收损耗，限制了其在中红外波段的应用，然而对于在埋氧层吸收较低的3～4μm中红外波段，埋氧层对波导传输损耗的影响在可接受的范围内。2012年英国萨里大学的Miloevic小组[6]实验测试了SOI条波导在3.74μm波长下的传输性能，实验证实尺寸为1 400 nm×500 nm的SOI条波导传输损耗为4.6±1.1 dB/cm。同时该小组对SOI脊波导也进行了3.39μm、3.73μm和3.80μm波长下的损耗测试，结果如图3所示。在3个波长的损耗分别为：3.39μm，0.6±0.2 dB/cm（TE）、0.7±0.2 dB/cm（TE）；3.73μm，1.8±0.2 dB/cm（TE）；3.80μm，1.5±0.2 dB/cm（TE）。结果 证明，SOI波导在3～4μm波段埋氧层的损耗在合理范围内，依然是此波段硅基光电子器件的首选。

图3 SOI脊波导在3.39μm、3.73μm、3.80μm下的传输损耗曲线

2.1.2 SOI槽状波导

相比传统的SOI波导结构，槽状波导（slot waveguide）结构可以在波导间隙区域对电场进行放大（最高20倍），这恰好满足中红外硅基光电子传感器件的高敏感性要求。2013年，英国南安普顿大学的Reed小组[7]首次实现了中红外波段下的硅基槽状波导。器件生长平台采用6英寸的SOI晶片，工艺上采用电子束曝光和ICP刻蚀。槽宽、槽—脊转换间隙和波导长度均为变量，图4为其SEM照片。波导和末端的耦合光栅刻蚀深度均为220 nm，因此整个工艺流程中只有一步刻蚀。当槽宽度为130 nm时，脊波导和槽状波导转换区域的损耗为0.06 dB/面。实验中1.42μm的槽状波导损耗在9～10 dB。同时，增加波导宽度和侧壁加工平滑度可以进一步优化改器件性能。

图4 SOI槽状波导接口处SEM成像

2.1.3 SOI悬浮波导

为了延展SOI波导的应用范围，研究人员采用氢氟酸溶液腐蚀掉波导正下方的埋氧层，消除了埋氧层的影响，使得SOI材料低损耗工作波长覆盖到中红外和远红外波段，这种新型的波导结构为SOI悬浮波导（suspended waveguide）。2012年Cheng[8,9]设计了一种脊高为340 nm的悬浮波导，其制作过程为：首先在SOI片表面光刻、刻蚀脊波导；然后在脊波导两侧开小孔并刻蚀到埋氧层；最后将片子浸泡在氢氟酸溶液中，通过波导两侧的小孔掏空脊波导正下方的埋氧层，实现悬浮脊波导结构。实验测试得到在2.75μm波长下波导的损耗为3 dB/cm。同时Reed等人基于COMSOL和FEM仿真软件在理论上证明，此类SOI悬浮波导最大可将适用波长延展至7μm。图5为5～8μm波段的悬浮波导传输损耗的理论仿真（刻蚀深度150 nm，宽5μm）。

2.2 异质结结构波导

图5 悬浮波导有效折射率和传输损耗曲线

在2.6～2.9μm和4μm以上的红外窗口，二氧化硅对光的较大损耗限制了SOI波导在中红外波段的传输性能。通过替换波导包层的材料产生异质结结构可以使波导结构在中红外波段损耗降低。因此利用异质结结构制备中红外光波导是实现中红外低损耗光波导的有效办法。它利用了两种不同折射率材料间较大的折射率差将光场限制在低损耗的波导芯层，不但工艺比较简单、成熟，而且器件的设计思路和通信波段内的光波导设计思路类似，针对不同波长范围，可以选取不同的异质结结构。下面分别介绍SOS、SiPSi和SON 3种结构。

2.2.1 蓝宝石上硅波导

由于蓝宝石的低损耗传输窗口可到5.5μm，近年来关于蓝宝石上硅（SOS）波导的报道层出不穷。SOS波导分别在3.4μm、4.4μm、5.08μm和5.5μm实现了3.6 dB/cm、4.3 dB/cm、1.9 dB/cm和4 dB/cm的传输损耗[10～13]。2010年美国华盛顿大学的Alexander Spott小组[13]首次在5.4～5.6μm波段利用SOS波导实现了Q值达到3 000的40μm微环谐 振 器。2013年，Shankar小 组[14]报 道 了 基 于SOS波 导 在4.3～4.6μm波段Q值超过150 000的微环谐振器。为增加Q值减小波导损耗，研究人员采用了98%的硫酸和30%过氧化氢按体积比为2.4∶1组成的混合酸液进行食人鱼刻蚀，氢氟酸循环并退火。然而SOS材料也有一些不足的地方：蓝宝石是一种很坚硬的材料，使得端面外耦合时SOS波导端面不能进行端面抛光，这导致端面不平整，大大降低了端面耦合效率；SOS晶圆有更多的缺陷、更复杂的制作过程，价格上也更昂贵。

2.2.2 多孔硅上硅波导

采用多孔硅上硅（SiPSi）结构也可以扩大波导的应用波长范围。Mashanovich等人[15]最近报道了采用质子束曝光制造多孔硅上硅结构的方法：首先，由250 keV的质子束以1×1014cm-2的通量大小照射在硅片表面形成条波导区域；其次，把硅片放入氢氟酸溶液中进行电化学刻蚀，上表面形成的多孔硅用氢氧化钾去除掉；然后，再次将硅片放入氢氟酸溶液中进行电化学刻蚀形成衬底部分的多孔硅；最后，氧化、退火以减小波导表面的粗糙度。波导截面如图6（a）所示，这样包层多晶硅的反射系数可以低至1.4，对波导光传输有极大的限制作用。图6（b）是尺寸为4μm×2μm的SiPSi波导在近红外波段和中红外波段的损耗对比，1.55μm时损耗为2.1±0.2 dB/cm，3.39μm时损耗为3.9±0.2 dB/cm。

图6 多孔硅上硅波导

2.2.3 氮化硅上硅波导

图7 SON材料制备流程

氮化硅上硅（SON）也是目前一种新型的异质结波导结构。它的制备方法如图7所示：切割同样大小的两块SOI片和硅片；利用化学气相沉积（PECVD）在SOI片表面沉积一层氮化硅；利用PECVD在两个片子表面沉积一层二氧化硅，增大SOG的附着；键合、去SOI片的下表面硅和埋氧层。

2013年，Khan小组[16]报道了脊高为2μm的SON波导，它在3.39μm波长传输损耗为5.2 dB/cm。由于氮化硅的低损耗透射窗口能达到7μm，具有较低的反射系数（2附近），且SON结构简单，使得它能够在中红外范围内实现硅基器件良好的带宽特性。

2.2.4 锗硅波导

此外，锗硅也是一种前景良好的中红外波导材料。锗在中红外波段的吸收损耗比蓝宝石和硅都要低，且锗的反射系数很高，可以更紧密地束缚光场。理论上锗硅波导可以工作在1.9～16.7μm超宽光谱范围。采用SOS波导类似的制备方法理论上可以制备出损耗较小的锗硅波导，Alexander Spott等人[17]对这种波导进行了光场分散仿真，如图8（a）所示。

相比传输损耗而言，集成波导的色散和非线性特征更为可控。色散的光谱特征，比如零色散波长的位置和数量、色散斜率，都对非线性器件的带宽性能有重要影响。由于色散与材料的二阶非线性系数有关，故通过改变波导的形状和尺寸可以对波导色散加以控制。近来，Zhang Lin等人[18]提出了一种对集成高指数对比波导进行色散控制的技术。这种技术利用一种偏离中心的纳米级沟槽来控制波导器件在不同波长下的模式分布，得到十分平缓的色散变化分布，从而制造超宽带宽的非线性波导。图8(b)为锗硅波导不同模式下的色散关系。

3 中红外光分束器/合束器

分束器/合束器是高速光调制和光多路复用技术中的重要组成器件。随着硅基光电子的应用窗口延展至中红外波段，分束器/合束器在该波长范围下的工作性能也逐渐受到关注。下面结合最近的一些研究成果介绍3种器件：MMI（多模干涉分束器）、MZI（马赫—曾德尔干涉仪）和AMMI（多角度多模干涉多路复用器）。

MMI使得输入光的两个正交的偏振模式的光分别从不同端口输出。由于硅材料具有大的双折射率差的特点，基于SOI平台的集成回路通常会存在偏振敏感的缺点，因此偏振分束/合束器也是硅基光电子学中研究的一个重点。2013年，Nedeljkovic等人[19]设计了一种工作在3.8μm波长的MMI。通过精确控制器件的几何尺寸使得其性能表现良好。实验测得该器件使用SOI平台在3.8μm下插入损耗仅为0.1±0.01 dB，十分接近近红外波段下的MMI最小插入损耗。研究人员还采用多孔硅波导平台对相同器件进行了测试，损耗也比较理想（0.37±0.08 dB）。

图8 硅锗波导特性

MZI是硅基电光调制器和波长滤波器的重要组成部分。Nedeljkovic等人[20]设计的非等臂MZI结构短臂臂长为928 nm，臂差为350μm。该结构在3.7～3.9μm波段传输损耗为1.6～2.4 dB，最大消光比可达34 dB，FSR大约在10 nm，如图9所示。从结果可以看出，MZI器件在中红外领域的研究也已经趋于成熟。

图9 MZI结构的静态光传输谱线

AMMI是中红外高速数据传输和传感器应用器件的基础。如图10（a）所示，该器件的输入输出波导与轴向成一定角度θ。而输入输出波导间的轴向距离计算式为Li=。Nedeljkovic等人[7]设计的该器件能在3.8μm处实现30 nm相移的多路信号复用，实验测得器件有4～5 dB的插入损耗、-12 dB的通道间串扰损耗，如图10（b）所示。其工作损耗比近红外下稍高。随着信号传输速度要求的不断提高，器件还要向通道数增加、串扰和插入损耗降低的方向优化。

图10 AMMI结构与特性

4 中红外二极管

信号单向导通器件是集成光学中一种重要的基本元件。如何实现光信号的非互易导通，即二极管效应，是集成硅基光电子学研究的基本问题之一。在近红外波段，Fan等人[21]在2012年提出了利用硅基环型谐振腔来实现CMOS兼容的近红外全光二极管。这种方案采用的是双光子吸收（TPA）效应导致的热光现象来实现二极管单向导通，而硅材料的TPA效应范围十分有限（1.1～2.2μm），在中红外波段无法采用相同的方案实现二极管效应。同年，南开大学的研究小组[22]提出了一种基于自相位调制效应的中红外硅基全光二极管设计方案。此方案采用SOI悬浮波导为基本材料，包含了两个硅基微环谐振腔和一根硅基直波导。由于自相位调制效应的作用，环型谐振腔的谐振波长发生改变，进而可以实现光信号的单向导通，经过优化，此种类型的光二极管的最大非互易导通率（NTR）大于40 dB。

该二极管器件结构如图11所示。由于自相位调制效应的作用，光场在环型谐振腔中的谐振波长会发生红移，故而左侧谐振腔被设计在Pin=0时谐振波长等于信号光波长，而右侧谐振腔则被设计在Pin=Psignal时谐振波长等于工作波长。当信号光从左侧入射时，将损失一部分能量而不会发生谐振，当到达右侧谐振腔时，输入信号小于Psignal，也不会发生谐振；当信号光从右侧入射时，由于Pin=Psignal，信号光将在右侧环中发生谐振从而损失大部分能量，剩余的信号光到达左侧谐振腔时，由于Pin≈0，又将发生谐振使剩余能量进一步损耗，这样就实现了信号的单向导通。

图12分别为在2 mW信号功率下，正向入射和反向入射时的透过谱。可以看到，当信号光正向传输时，左侧微环的谐振波长移到了2 533.57 nm，对应信号光波长处的损耗为2.75 dB；而信号光进入右侧微环时，其谐振波长只移动到了2 533.544 nm，对应信号光处的损耗为1.2 dB；当信号光反向传输时，右侧微环的谐振波长即信号光波长，信号光的损耗为17 dB，而在左侧微环中，工作波长仍处于谐振状态，信号光的损耗为30 dB。这样，信号光的正向传输损耗为3.95 dB，而反向传输损耗大于45 dB，很好地实现了单向导通。

图11 二极管器件结构

图12 环型腔全光二极管透过谱

5 中红外激光源和放大器

就产生中红外激光方法而言，目前有线性光学产生的如半导体量子级联激光器、固体激光器、自由电子激光器、化学激光器、气体激光器；非线性方法产生光学倍频激光器、差频激光器和光参量激光器。本文主要介绍非线性激光器的研究进展。

由于光纤在1 550 nm左右拥有最低的传输损耗，目前光纤传输系统一般都工作在这个波长附近。但当系统中需要引入在高功率泵浦光下工作的非线性器件（如光参数放大器、波长转换器）时，双光子吸收效应（TPA）将对整个性能产生极大的限制[23～25]。TPA效应是指两个光子“合作”跨越能级带隙的过程。这个过程将产生一定数量的自由载流子，而硅是间接带隙材料，其载流子复合速率只有103～106/s，故而当泵浦光功率较高时，TPA效应产生的自由载流子数量将迅速累积，而这些自由载流子对光场的吸收效应使得泵浦光的效率大大降低。而在中红外波段，由于产生TPA效应的阈值为2.2μm，自由载流子损耗将大大降低，故而中红外波段是基于高功率泵浦光非线性光学器件的良好实现平台[26～29]。基于硅基光电集成技术的中红外光源及其他非线性器件将在医学组织灼烧去除技术、碳氢化合物排放探测等中红外应用中具有良好的前景[30]。下面将介绍最近几年红外激光源和放大器的研究情况。

5.1 基于FWM的中红外光学参量放大器

实现中红外参量放大有两种机制：受激斯托克斯拉曼散射（SSRS）和四波混频（FWM）技术。由于拉曼放大线宽约为1 nm，故而难以实现宽带的参量放大[4]；而四波混频技术只要通过控制相位匹配和反常色散参数，就可以在很宽的光谱范围内实现光学参量放大。

硅基光电子在中红外波段取得的一个重大突破正是2010年Green等人和Zlatanovic等人[31,32]分别独立提出的硅基光学参量放大器。两组研究人员均采用四波混频技术实现参量放大。Green小组采用的泵浦光波长选在TPA效应阈值2.2μm边缘，硅基波导长度为4 mm，有效截面积仅为0.3μm2（700 nm×425 nm）。实验测得该参量放大器的最高放大倍数为25 dB，有效克服了光纤耦合损耗和波导传输损耗，可以实现高达13 dB的片上总增益，如图13（a）所示。而Zlatanovic等人的器件波导长度为3.8 mm，有效截面积为0.35μm2，与Green的器件尺寸近似于相同。而与Green泵浦光采用2 200 nm的中红外钛：蓝宝石光参数振荡器光源不同，Zlatanovic等人采用的是结构精简的光纤激光器。将通信波段的1 300 nm和1 589 nm激光通过一个长度为8 m的高非线性系数光纤，产生了1 758 nm的信号光和2 388 nm的泵浦光，实现了光源的低成本和精简化。利用FWM技术，这类放大器最大转换效率为-36.8 dB。

同年，Green等人通过对之前研究结果进行优化的反常色散调控，利用截面为900 nm×220 nm、长度为2 cm的SOI波导，实现了带宽超过550 nm、片上总增益大于30 dB的超宽带光学参量放大器。采用相同结构，改变泵浦激光波长和相位匹配截面，选择合适的泵浦光功率，该器件同样实现了1 540～2 500 nm的超连续宽谱光源；通过选择合适的泵浦波长（1 946 nm），该器件还能实现通信波段（1 620 nm）和中红外波段（2 440 nm）之间的波长变换，如图13（b）所示。

5.2 基于硅基频率梳的中红外激光器

光学频率梳是指在一个波段范围内一系列相干光源组合，具有窄线宽、频率间隔小、光谱峰等距的特点。由于中红外波段存在大量的吸收峰，窄线宽的光学频率梳在气体分子探测中有着广泛的应用[33]。因此利用硅基光电子技术CMOS兼容、器件结构精简、批量制造成本低的优势，有望实现气体嗅探和浓度测量的片上集成。近年来，中红外光学频率梳的实现平台有光纤激光器、锁模激光器和光学参量振荡器等几种[34～36]。然而以上平台相对来说体积较大，集成困难。基于硅波导的超连续光谱具有带宽大、结构精简、CMOS兼容的特点，但产生这种光谱所需的泵浦光功率较高，且光谱峰间距约为100 MHz，无法满足精密探测的需求。另一种方法是采用量子级联激光器[37]，而活性物质在实现片上集成上也存在一定困难。

图13 实验结果

而基于微环谐振腔的频率梳由于具有宽带、精简、易于片上集成等特点，具有良好的研究前景。基于谐振腔的频率梳利用四波混频中的非线性参量过程，使得泵浦激光的能量通过非线性相位调制效应转移到泵浦光附近的谐振腔所支持的波长，从而产生了一系列间距与谐振腔自由光谱范围相等的相干激光。

图14 中红外频率梳结构与特性

在中红外波段，实现硅基微环频率梳的难点主要有两点：一是线性损耗，主要来自于器件刻蚀后表面粗糙导致的光学散射；二是2.2～3.3μm波段下的三光子吸收效应产生的自由载流子吸收效应[38,39]。2015年，美国康奈尔大学的Griffith等人[40]利用新型热氧化工艺和外加反向偏置电压的方法成功解决了上述损耗，基于微环谐振腔和外加1.2 W的2.59μm泵浦光得到了2.1～3.5μm范围 的频率梳。其频率间隔为127±2 GHz。图14为微环结构和器件截面SEM。

微环直径为200μm，铝电极与离子掺杂区实现欧姆接触，工作时外加反向电压用以加快三光子吸收效应产生的自由载流子。工艺方面，与传统的干法刻蚀工艺不同，研究人员通过氮化硅作为掩膜的热氧化技术避免了器件表面不平滑带来的功率散射和吸收[41～43]，使得器件本征状态下品质因数达到590 000，传输损耗为0.7 dB/cm。为了实现器件的高带宽，通过对改变波导截面的几何形状调控色散，使得FWM效应能够发生在较宽的范围[44,45]。图15为器件在2.2～3.0μm的色散系数和外加1 V反向偏置时的频率梳输出结果。

图15 MIR微环特性

5.3 量子级联激光器

不少研究人员将能产生宽谱激光的量子级联激光器列为中红外光源的重要选择。量子级联激光器是一种基于子带间电子跃迁的新型单极光源，将数个量子阱结构串联在一起。它的输出波长与有源区量子阱厚度有关，可通过温度或电流进行调谐。现已经研制出的量子级联激光器波长范围为3.4～17μm。到目前为止，中红外3～5μm量子级联激光器基本采用GaInAs/AlInAs材料。

6 中红外调制器和探测器

近年来，随着云计算和远程手术等新型应用概念的提出，全球基础通信数据量以每年50%的惊人速率飞速上升。陡峭增长的数据传输量对光通信提出了更高的要求。为了解决容量紧缩问题，中红外短波段（2～3μm）正逐渐进入科学家们的视野。研究人员在2～3μm的短波波段的新型的光纤、放大器和非线性过程进行了比较成熟的研究。为了发挥硅基光电子的成本优势，适用于中红外短波段的光收发机元件需要重新进行设计。光电收发机系统中两个最重要的元件是高速光电探测器和高速光学调制器。下面将分别介绍这两种元件在中红外短波波段的最新进展。

6.1 光电探测器

光电探测器是将入射光能量转化为电信号的光电子器件。它不像激光器那样必须是直接带隙的材料，因此硅基平台可以制备性能良好的探测器。在近红外通信波段，锗硅材料是目前最常用的实现高速探测的平台[46]。但由于锗在2～3μm波段传输透明性太强，近红外的锗硅探测器无法适用中红外短波波段。目前将探测器应用范围拓展至2～3μm波段的方法有3种：Ⅲ-Ⅴ硅基混合材料探测器[47]、石墨烯硅基探测器[48]、基于缺陷介导的硅基探测器[49]。而基于缺陷介导吸收的硅基探测器在通信波段中就表现出良好的集成能力。它的主要机理是：在禁带内引入缺陷状态，通过光学吸收和缺陷状态引起的热激发机制实现光子的吸收。在近红外波段，研究人员已经实现了带宽超过30 GHz、响应率为1 A/W的缺陷介导吸收探测器。在2μm和2.5μm波长下，响应率分别会下降3 dB和20 dB。造成响应度下降主要有两个原因：波导尺寸导致的光子和缺陷接触面积的降低，模场限制系数下降导致的基底吸收损耗和重掺杂离子吸收损耗。2014年，Thomson等人[50]率先实现了2～2.5μm波段下的缺陷介导探测器。该器件工作在10 Gbit/s速率、30 V反向偏压下，响应度约为0.1 A/W，器件制作采用的SOI脊波导尺寸为4.7μm×3.5μm。影响器件的关键因素是离子掺杂浓度，需要在掺杂导致的载流子吸收效应和载流子复合速率之间找到最优化的参数组合。2015年，Ackert等人[51]基于上述结构进行了优化，实现了带宽更宽、响应度更高、器件尺寸更小的缺陷介导探测器。其结构如图16所示。

器件在20 Gbit/s速率、27 V反向偏压下实现了0.3 A/W的响应度，暗电流小于1μA。值得注意的是，它的截面积只有0.22μm2，相比Thomson之前工作中的10μm2要精简很多。20 Gbit/s的工作速率也是目前为止2μm波长下最快的工作速率，如图17所示为眼图效果。

实现这类精简结构的探测器重要意义在于，实现了中红外波段探测器真正意义上的硅基集成，制作过程无需CMOS工艺外的其他工具。值得注意的是，由于温度敏感性对缺陷结构的影响[52]，缺陷的引入必须在整个工艺流程的后端。

6.2 调制器

6.2.1 基于等离子色散效应的中红外硅基调制器

图16 缺陷介导探测器结构示意

图17 探测器20 Gbit/s眼图工作结果示意

基于自由载流子注入，耗尽和累积式等多种调制方式的硅基等离子色散调制器目前已经拥有广泛的应用。等离子色散效应结合了CMOS兼容、性能可观、生产简易的特点，这使得它在调制器领域备受关注。通信波段下基于聚合物、锗、半导体材料和石墨烯等材料的高速调制器都已经成功实现。相比在1.3μm和1.55μm波段的广泛研究和应用，目前在中红外波段范围内，基于等离子色散效应的硅基调制器的研究工作十分有限。研究人员理论证实中红外波长下自由载流子浓度对硅材料反射系数的影响较通信波段来说要显著很多[53]。2015年英国南安普顿大学的Thompson等人利用载流子注入式可变光衰减器实验测试了近红外到中红外波段下（1.3μm、1.5μm、2μm、2.5μm）等离子色散效应对器件传输性能的影响[50]，并成功匹配了之前的理论值。实验器件主要组成部分是p-i-n结构二极管，本征区结构由波导构成。当器件上加载正向偏置时，自由载流子被注入本征区波导区域中，从而增加对传输光的吸收。通过测量输出光强度，得到了不同波长下归一化的传输损耗曲线如图18所示。

图18 等离子色散效应不同波长下光吸收曲线

可以看出，随着波长的增加，由等离子色散效应造成的波导光传输损耗也越加明显。这预示着工作在2μm窗口的等离子色散效应硅基调制器将拥有更加精简的结构和更低的驱动电压，器件的能耗也相比传统的通信波段大大降低。因此，在中红外窗口基于等离子色散效应的硅基调制器性能将随着波长的增加而提升。相比传统通信波段，此类调制器在中红外窗口的硅基集成和CMOS兼容方面将更加出色，可以预见此类调制器在中红外窗口的应用将解决传统通信波段日益紧张的传输容量限制问题。

6.2.2 基于双光子吸收效应的交叉吸收调制器

虽然非线性吸收在许多高功率的应用中是限制器件性能的缺陷项，但基于TPA效应的超快速特性，许多全光处理功能，例如脉冲整型、逻辑门、调制器和高速开关等得以实现[54,55]。2015年Li等 人[56]利用锗 上 硅在2μm波 长 附近的高βTPA参数提出了基于交叉吸收调制（XAM）的高速全光调制。由于锗的TPA效应产生范围相对于硅较宽[57]，其βTPA参数也较高，所以在2～3μm的中红外波段锗硅的硅光子器件可以通过双光子吸收效应实现高速率、高消光比的调制。这对未来自由空间通信系统向中红外波段的搬移以及超高速通信系统的搭建拥有极大的积极意义。

高强度的泵浦光子和另一加载在探针上的信号光子跨越能带在TPA效应的作用下被吸收，输出信号“0”；相反的，当信号为低或空时，光子能量无法跨越能带产生TPA效应，光子将通过器件，输出信号“1”。

XAM调制实验的平台搭建和实验过程如图19所示。高功率激光源通过锁模激光器和掺铥光纤产生周期为25 MHz，脉冲宽度为5 ps的1.95μm激光。通过分束器进入高功率泵浦和低功率探针，输出通过一个合束器进行合束并通过一个40倍的物镜耦合进入光纤。输出光信号经由第二个40倍物镜收集进入硒化铅前置放大光敏探测器进行信号功率的测量。

图19 XAM实验测试平台

通过控制探针的脉冲时延，泵浦功率为10 W时输出的平均功率仅为4 mW，图20绘制了此时输出信号的强度示意。测量所得到的反应速率清楚地显示出TPA效应出现时，硅波导具有超快的光吸收速率。因此对5 ps的信号能够达到大约200 GHz甚至THz量级的速率，从而实现超高速率的调制。值得注意的是，由于自由载流子复合的时间较长，TPA效应消失后依然存在自由载流子吸收效应，这使得光强较最大值有10%的衰减吸收。因此在这个调制系统中还需要添加快速消除自由载流子的方案。

图20 XAM调制输出信号波形

研究人员还对不同泵浦功率下的调制深度进行了实验测试，如图21所示。随着耦合输入功率的增加，器件的调制深度也不断增加。器件在泵浦功率为10 W时达到了目前所报道的IV族波导最高的调制深度8.1 dB。

图21 XAM调制深度对应泵浦功率曲线

7 结束语

CMOS兼容，成本低廉的硅基光电子技术在传统通信领域大放异彩的同时，在中红外应用器件的制造中也日渐凸显优势。本文主要介绍了近5年来研究人员面向中红外应用的硅基光电子器件的最新研究进展和成果。引入硅基光电子技术，可以显著改善目前中红外应用器件体积庞大、制造流程繁琐的缺陷，而片上实验系统概念的提出，使得基于非线性光学的各种传感器件有望实现大规模集成，从而显著提升器件的传输和监测效率。在通信方面，拓宽通信光谱至中红外波段，可以有效地解决目前数据传输爆炸效应带来的近红外通信容量紧缩的问题。并且由于硅基光电子在传统通信波段领域成熟的研究成果和中红外波段良好的传输、非线性性能，利用硅基光电子技术实现中红外通信将成为大势所趋。

1 Baehr-Jones T.Silicon-on-sapphire integrated waveguides for the mid-infrared.Opt Express,2010(18):12127～12135

3 Soref R.Mid-infrared photonics in silicon and germanium.Nature Photonics,2010,4(8):495～497

4 Raghunathan V,Borlaug D,Rice R R,et al.Demonstration of a mid-infrared silicon Raman amplifier.Opt Express,2007(15):14355～14362

5 Liu X,Osgood R M,Vlasov Y A,et al.Mid-infrared optical parametric amplifier using silicon nanophotonic waveguides.Nature Photon,2010(4):557～560

7 Nedeljkovic M.Silicon photonic devices and platforms for the mid-infrared.Optical Materials Express,2013,3(9)

8 Cheng Z.Focusing sub wavelength grating coupler for mid-infrared suspended membrane waveguide.Opt Lett,2012,37(7):1217～1219

9 Cheng Z.Mid-infrared suspended membrane waveguide and ring resonator on silicon-on-insulator.IEEE Phot J,2012,4(5):1510～1519

11 Baehr-Jones T.Silicon-on-sapphire integrated waveguides for the mid-infrared.Opt Express,2010,18(12):12127～12135

12 Li F.Low propagation loss silicon-on-sapphire waveguides for the mid-infrared.Opt Express,2011,19(16):15212～15220

13 Spott A.Silicon waveguides and ring resonators at 5.5μm.Appl Phys Lett,2010,97(21):213501

14 Shankar R.Integrated high-quality factor silicon-on-sapphire ring resonators for the mid-infrared.Appl Phys Lett,2013,102(5):051108

15 Mashanovich G Z.Low loss silicon waveguides for the mid-infrared.Opt Express,2011,19(8):7112～7119

16 Khan S,Chiles J,Fathpour S.Silicon-on-nitride waveguides for mid-and near-infrared integrated photonics.Appl Phys Lett,2013,102(12):121104

17 Spott A.Mid-infrared photonics in silicon.Proceedings of SPIE 2011,California,USA,2011

18 Zhang L,Yue Y,Beausoleil R G,et al.Flattened dispersion in silicon slot waveguides.Opt Express,2010(18):20529～20534

20 Reimer C.Mid-infrared photonic crystal waveguides in silicon.Opt Express,2012,20(28):29361～29368

21 Fan L,Wang J,Varghese L T,et al.An all-silicon passive optical diode.Science,2012(335)

22 Zhang X Z.All-optical diode in mid-infrared waveband based on self-phase modulation effect in silicon ring resonator.Acta Phys Sin,2013,62(2)

23 Bristow A D,Rotenberg N,van Driel H M.Two-photon absorption and Kerr coefficients of silicon for 850～2200 nm.Appl Phys Lett,2007(90):191104

24 Claps R,Raghunathan V,Dimitropoulos D,et al.Influence of nonlinear absorption on Raman amplification in Silicon waveguides.Opt Express,2004(12):2774～2780

25 Liang T K,Tsang H K.Role of free carriers from two-photon absorption in Raman amplification in silicon-on-insulator waveguides.Appl Phys Lett,2004(84):2745～2747

26 Soref R A,Emelett S J,Buchwald W R.Silicon waveguided components for the long-wave infrared region.J Opt,2006(8):840～848

27 J alali B.Prospects for silicon mid-IR Raman lasers.Selected Topics in Quantum Electronics,IEEE J Sel Top Quant Electron,2006(12):1618～1627

28 Jalali B,Fathpour S J.Silicon photonics.Lightwave Technol,2006(24):4600～4615

29 Soref R. Toward silicon-based longwave integrated optoelectronics(LIO).Proceedings of SPIE 6898,Bellingham,USA,2008

30 Ebrahim-Zadeh M,Sorokina I T.Mid-Infrared Coherent Sources and Applications.New York:Springer,2007

31 Liu X,Osgood R M J,Vlasov Y A,et al.Mid-infrared optical parametric amplifier using silicon nanophotonic waveguides.Nature Photon,2010(4):557～560

32 Zlatanovic S.Mid-infrared wavelength conversion in silicon waveguides using ultracompact telecom-band-derived pum p source.Nature Photon,2010(4):561～564

33 Schliesser A,Picque N,Ha¨nsch T W.Mid-infrared frequency combs.Nat Photonics,2012(6):440～449

34 Maddaloni P.Mid-infrared fibre-based optical comb.New J Phys,2006(8):262

35 Sorokin E,Sorokina I T,Mandon J,et al.Sensitive multiplex spectroscopy in the molecular fingerprint 2.4 mm region with a Cr2:ZnSe femtosecond laser.Opt Express,2007(15):16540～16545

36 Adler F.Phase-stabilized,1.5 W frequency comb at 2.8～4.8 mm.Opt Lett,2009(34):1330～1332

37 Hugi A,Villares G,Blaser S,et al.Mid-infrared frequency comb based on a quantum cascade laser.Nature,2012(492):229～233

38 Pearl S,Rotenberg N,van Driel H M.Three photon absorption in silicon for 2300～3300 nm.Appl Phys Lett,2008(93):131102

39 Lin Q,Painter O J,Agrawal G P.Nonlinear optical phenomena in silicon waveguides:modeling and applications.Opt Express,2007(15):16604～16644

40 Griffith A G.Silicon-chip mid-infrared frequency comb generation.Nat Commun,2015(6):6299

41 Oehrlein G S.Dry etching damage of silicon:a review.Mater Sci Eng,1989(4):441～450

42 Desiatov B,Goykhman I,Levy U.Demonstration of submicron square-like silicon waveguide using optimized LOCOS process.Opt Express,2010(18):18592～18597

43 Griffith A,Cardenas J,Poitras C B,et al.High quality factor and high confinement silicon resonators using process.Opt Express,2012(20):21341～21345

44 Levy J S.CMOS-compatible multiple-wavelength oscillator for on-chip optical interconnects.Nat Photonics,2009(4):37～40

45 Lamont M R E,Okawachi Y,Gaeta A L.Route to stabilized ultrabroadband microresonator-based frequency combs.Opt Lett,2013(38):3478～3481

46 Vivien L,Polzer A,Marris-Morini D,et al.Zero-bias 40 Gbit/s germanium waveguide photodetector on silicon.Opt Express,2012,20(2):1096～1101

47 Sheng Z,Liu L,Brouckaert J,et al.InGaAs PIN photodetectors integrated on silicon-on-insulator waveguides.Opt Express,2010,18(2):1756～1761

48 Wang X,Cheng Z,Xu K,et al.High responsivity graphene/silicon heterostructure waveguide photodetectors.Nat Photonics,2013,7(11):888～891

49 Logan D F,Jessop P E,Knights A P.Modeling defect enhanced detection at 1550 nm in integrated silicon waveguide photodetectors.J Lightwave Technol,2009,27(7):930～937

50 Thomson D.Optical detection and modulation at 2～2.5μm in silicon.Opt Express,2014(22):10825～10830

51 Ackert J J.High-speed detection at two micrometres with monolithic silicon photodiodes.Nat Photonics,2015(9):393～397

52 Foster P J,Doylend J K,Mascher P,et al.Optical attenuation in defect-engineered silicon rib waveguides.J Appl Phys,2006(99):073101

53 Nedeljkovic M,Soref R,Mashanovich G Z.Free-carrier electro-refraction and electro-absorption modulation predictions for silicon over the 1～14 um wavelength range.IEEE Journal of Photonics,2011,3(6):1171～1180

54 Sang X,Tien E K,Boyraz O.Applications of two photon absorption in silicon.J Optoelectron Adv Mater,2008(11)

55 Liang T K,Tsang H K,Day I E,et al.Silicon waveguide two-photon absorption detector at 1.5μm wavelength for autocorrelation measurements.Appl Phys Lett,2002(81)

56 Li S.Two-photon absorption and all-optical modulation in germanium-on-silicon waveguides for the mid-infrared.Opt Lett,2015(10):2213～2216

57 Hon N,Soref R,Jalali B.The third-order nonlinear optical coefficients of Si,Ge,and Si1-xGex in the midwave and longwave infrared.Appl Phys,2011(110)