[精品]集成光电子学进

[精品]集成光电子学进 集 成 光 电 子 学 进 展 Progress in Integrated Optoelectronics 第11号 主办单位 集成光电子学国家联合重点实验室 2003年2月 顾问委员会 (按姓氏笔划排序) 王启明 陈良惠 张以谟 高鼎三 梁春广 简水生 编委会 (按姓氏笔划排序) 主 任: 罗 副主任: 委 员:王玉堂 刘式墉 任晓敏 余金中 杨 辉 林世鸣 范希武 董孝义 责任主编:王 莉 集成光电子学进展通信处: 北京912 邮编:100083 电话:82304315 E-mail: lwang@red.semi.ac.cn 目录 半导体有源材料和器件 1.55微米锗硅光电探测器的研究进展 (2) 硅发光与砷化镓发光一样好 (9) Si基高速OEIC光接收机芯片的研究 (11) 光纤光栅外腔半导体激光器 (19) 量子信息学 量子信息学的奥秘 (28) 高技术简讯 由环形布拉格光栅构成的微齿轮激光器 (37 纳米晶体激光器发射蓝光 (37) 微型激光器引发芯片革命 (37) 新型可调谐激光器 (38) 双色光栅耦合红外光电探测器 (39) 超晶格和阻隔势垒构造出多波长红外探测器 (39) 制成碳纳米管场效应晶体管 (39) 南加州大学的聚合物微电-光调制器首次亮相 (40) 采用微机电系统调谐激光 (40) 光纤传输速度理论极限提高10倍 (40) 半导体有源材料和器件 *1.55微米锗硅光电探测器的研究进展 李传波 黄昌俊 王启明 ,中国科学院半导体研究所集成光电子学国家重点实验室 北京 100083, 摘 要 本文从材料的生长、器件结构的选择等方面对1.55μm锗硅光电探测器的研究进展 关键词 锗硅,探测器,量子点,RCE 随着光通信技术的发展，制备响应波长在1.3和1.55μm(石英光纤低色散低损耗窗口)并具有高速度、高量子效率和低暗电流的光电探测器以及实现光电集成一直是人们追求的目 [1]标。早在1995年，Ejeckam将InGaAs/InP材料键合在硅衬底上制备了响应波长在1.55μm、外量子效率为80,的PIN结构的光电探测器，在,5V时其暗电流只有0.29nA。虽然?,?材料在这方面的工艺已经比较成熟并已进入产业化阶段，但其昂贵的价格(比硅材料贵十倍以上)、较差的热学机械性能、比较差的晶体质量以及不能与现有的成熟的硅工艺兼容等缺点限制了其在硅基器件方面的应用。SiGe材料可与现有的成熟的硅工艺完全兼容，通过调节锗的组分和引入表面起伏可以使探测器响应波长工作在1.3和1.55μm，引起了人们很大的兴 一 对于光 硅锗材料之间存在4.2,的失配，直接在硅材料上生长锗层会产生较大的应力，从而引 * 国家重点基础研究发展规化(973)项目(No.G200036603)和国家自然科学重大基金(No.69896260)项目资助 李传波，男，1976年7月出生，博士研究生 生长高质量的硅锗合金多量子阱是一种可行之法并用之成功地制备了响应波长在1.3μ [2]m的探测器。但由于受临界厚度和量子限制效应的限制，难于制作1.55μm的探测器，为 1( 1生长渐变缓冲弛豫层，而后生长高组分的硅锗量子阱或纯锗层 [3] 1984年，luryi等首次在渐变缓冲弛豫层上制成PIN结构1.55μm锗探测器。材料的 62线位错密度降到10/cm量级，比直接在硅上生长纯锗层引入的线位错密度降低4个数量级。 2[4]但是毫安量级的暗电流(0.15 mA/cm)对探测器来讲仍是不可忍受的，而且该法另一个缺 1(2 先低温生长缓冲层再外延比较厚的锗层 该法与上一种 方法 快递客服问题件处理详细方法山木方法pdf计算方法pdf华与华方法下载八字理论方法下载 的原理类似，因失配引起的应力会在低温生长的锗层内释放，再高温 [2][5,6]生长类似同质结构，可得到位错密度较低的纯锗层。L.Colace用热壁超高真空化学气相沉积技术先在350?下生长30nm厚的锗层，然后在600?生长1μm厚锗层，而后经900?/780?交替退火将线位错降到很小的值。光电探测器在1.55μm有250mA/W的光电流响应， [5]2外量子效率大于20,，但是该法也会引入较大的失配位错，暗电流为30mA/cm 1(3 生长高组分表面起 图1 表面起伏的SiGe多量子阱TEM照片 图2 SiGe多量子阱低温PL谱 0.50.50.50.5 有两种方式可以释放硅锗失配引起的应力:产生位错和形成表面起伏。在较大应力下(高 表1不同研究小组得到的关于锗量子点光荧光的一些数据 量子点特征 测试方法 结 果 参考文献 底宽为20，30nm、 低温PL谱 峰位位于0.8eV [11] 高度为1.2nm 650?生长～面密度为1×低温PL谱 峰值响应1.55μm 10-210cm～底宽为50nm 金字塔型 低温PL谱 0.75，0.9eV [13] 带间吸收峰值波长为1.7 单层Ge量子点 PIN光电探测器 [14] μm～单层锗膜无该吸收 峰值在1.46μm处～响应波长可1nmGe量子点/20nmSi超晶格 低温PL谱 [15] 扩展到1.55μm 320?生长锗量子点～而后在低PL谱 峰位位于0.8eV [16] 于685?条件下快速退火60s 600?生长～底宽为80nm PL谱 0.77eV [17] 峰位于0.82eV～难于实现对1.55700?生长 PL谱 [18～19] μm响应 [7][8]有位错产生，释放失配引起的应力。IBM的Tromp给出了发生转折的具体数值:锗组分小于0.2不会形成表面起伏，即不生成3D岛，材料平面生长直至产生位错释放应力;锗组分大于0.6类似纯锗的SK模式三维生长;锗组分介于0.2,0.6之间生成硅锗合金，将会导致台阶形成，诱导生成均匀的3D 图1给出了SiGe合金多量子阱的TEM图象，从中可以看出多量子阱材料发生了明显的起伏，0.50.5 没有位错产生。低温PL谱表明(图2)，表面起伏的SiGe多量子阱材料的响应波长可延0.50.5[9]伸到1.6μm，可以实现1.55μm的光响应。加拿大的Dan-Xia Xu用超高真空化学气相沉积(UHVCVD)方法在525?生长了表面起伏的SiGe多量子阱材料，做成MSM结构的光电0.50.5[10]探测器对1.52μm的光有0.12A/W的响应 1(4 生长锗岛超晶格 1(4(1 锗量子点对制作1.55μm 理论和实验表明，用锗量子点作1.55μm探测器是可能的，表1给出了近期的一些研究结果，从中我们可以看出不同特征的量子点都可以实现1.55μm的光响应，这些数据为 图3 Ge/Si超晶格中的能带图 图4 量子效率与波长的关系 .55μm 采用锗量子点材料作1 [20] 德国Schmidt通过理论计算指出，由于应力作用，锗岛超晶格属?型能带结构，为锗内空穴与硅内电子之间的复合，最小带隙可达0.4eV(对应纯锗)，见图3。这说明1.55μm锗量子点探测器的光响应远离该材料的吸收边，应当有较大的吸收系数，弥补了?型量子 1(4(2 由于锗的分凝效应、空位协助硅扩散、热互混效应和应力驱动的合金效应会影响岛中锗 [11,21,22,27]的组分，生长时将产生互混。互混的程度主要与生长温度、生长速度、后续退火的温度以及退火时间有关。由于具体的生长条件、测试方式方法(TEM、PL、XPS、XAFS(X-ray absorption fine structure)、Raman波谱)不同，不同研究小组给出的互混程度的数值与生长温度的关系也存在一些差别，表2 表2 生长温度,?, 锗组分 测试手段 参考文献 550 50% TEM [21] 600 合金化 Raman波谱 [23] 600 50% XAFS [22] 550 100, XPS [24] 850 72% XPS [24] 575 64.5% RBS [25] 700 55, 掠入射X射线 [26] 从表2中可以看出，不同温度生长的量子点材料发生了不同程度的互混，虽说锗组分为 [20]50,也可实现1.55μm的光响应，但是该组分下吸收边位于1.55μm，吸收系数较小，很难制备高性能的探测器，为了使1.55μm探测器有更强的光响应，有更大的吸收系数，生长 1(4(3 锗量子点的生长 硅锗之间存在4.2,的失配，而且因为锗的表面能比硅的小，在硅衬底上生长的锗层为半浸润，是典型的SK模式生长。自从1990年贝尔实验室的Eaglesham等首次用TEM证实无 [28]位错Ge岛以来 [29] 下层量子点对硅间隔层会产生应力作用，上层锗岛将优先在应力最小的地方成核，出 [30]现所谓的量子点自组装效应，表现出垂直耦合特性，使量子点尺度的均匀性提高。正是由于最低层锗量子点会成为上层锗量子点的晶种，对其上锗的形成产生调制作用，上层锗岛的 [31,32]形成早于常规临界厚度(小于4个原子层(ML))，而且随着量子阱层数增加，量子点的 [33]底宽和高度增加。当硅间隔层大于20nm时，浸润层厚度不受间隔层的影响，硅间隔层小 [34]于20nm时，随层数增加，浸润层越来越小 [35,37] J.Drucker指出，随着衬底温度升高，量子点尺寸均匀性提高。600?左右生长的 [38]Ge量子点均匀性偏差在7%,8%，生长6ML时三维岛完全为金字塔型，9ML时有部分转换为 [33]圆頂型。虽说低于600?生长将导致量子点不均匀，但是探测器对量子点的均匀性要求并不是很高，所以生长材料时应在保证晶体质量的前提下尽可能地降低生长温度，以减小互混。 虽然形成三维岛可在一定程度上释放因失配引起的应力，但并非可以无限度的释放该应力，当锗层长到一定厚度无法通过起伏释放该应力时将产生位错。G.Capellini指出，岛的 [39]边缘为应力最大的地方，应力会最先在此释放形成位错。日本的M.Lchimura通过拉曼波 [40]谱和XPS指出，锗层长到10ML就会出现位错 [41] 硅间隔层的厚度也应合理控制，当其厚度太小时(小于22nm)将引入锥形缺陷 二 随着光通信事业的不断发展和半导体新材料的不断开拓，对光电接收机的关键部件--光电探测器要求越来越高，除了拓展传统光电探测器的性能外，新型光 从光的入射方向来讲，探测器可分为面入射和边入射结构两种类型。PIN结构和MSM机构是典型的面入射结构，而波导型结构是典型的边入射结构。从探测器内部有无增益来讲，探测器可分为普通PIN结构探测器和有内部增益的探测器(如雪崩倍增二极管(APD)和异质结光敏晶体管(HPT) 传统的PIN光电二极管为了提高响应度，一般做法是将吸收区的厚度设计为一个吸收长度，使得入射光能够在探测器中得到充分的吸收，从而提高探测器的量子效率。然而由于间接带隙材料吸收系数较小，吸收长度的量级为几个μm以上，这就限制了探测器的响应速度。 现代光通信带宽和容量的不断提高，探测器需要有很快的响应速度，这就要求吸收层的厚度不能太厚。另外从探测器与电子电路集成的角度考虑，吸收层也不能太厚，这就使得探测器的量子效率难以进一步提高。为了提高探测器的量子效率，一种方法是将探测器结构设计成波导型，在这种结构中光的传播和吸收沿波导方向，而载流子输运则沿与之相垂直的方 复旦大学李宝军用应变SiGe多量子阱材料做成1.55μm波导型光电探测器，在1.550.50.5[42,43]μm处量子效率高达18.2,，暗电流为nA量级(-5V)。SOI材料是波导型结构中常采用的衬底，硅衬底上生长的低组分SiGe合金也是常用的波导层，其上生长20个周期的锗0.980.02[44]量子点吸收区，做成的PIN光电探测器在室温下对1.5μm有3mA/W的光响应 对于吸收系数较小的硅锗材料来讲，要得到高的量子效率，波导长度就要做的很长，这就会使探测器的面积增大、响应速度减慢，未能从根本上解决速度与效率的矛盾，只能在带宽和效率上做折中选择，而且由于波导层较薄，耦合效率低成为制约量子效率提高的一个不 APD采用内部增益可以将微弱信号放大从而可以提高探测器的性能，但是它同时也将暗电流进行放大，使得噪声很大，不是一种理想的选择。HPT能有选择的放大有效信号，被认 近年来，发展起来的另一种更为有效的器件是共振腔增强型(RCE)PIN探测器，该结构既可以提高探测器的量子效率带宽积，又具有波长选择性，是当前被看好的适用于波分复用技术的探测器，具有广阔的应用前景。该结构可以将较薄有源区的器件的量子效率和速度做的很高，这对锗量子点材料尤为重要。由于受临界厚度的限制，有源区量子点材料不可能做 [45]的太厚，所以RCE PIN结构是最为理想的选择。RCE理论最早是由Chin和Chang提出，并由他们首次实验研制了InGaAlAs Schottky光电二极管，观察到了共振现象，证实了RCE探测器的共振增强作用。采用RCE结构可将较薄有源区的探测器的效率和带宽做的很高，而 [46,47] 中科院半导体所王启明院士领导的研究组首次采用该结构，研制出1.3μm的SiGe/Si多量子阱(MQW)光电探测器。他们以SIMOX为衬底，其上用分子束外延生长了SiGe/Si MQW吸收区。由于SIMOX衬底中隐埋的SiO底镜和最上层淀积SiO/Si 顶镜所构成的谐振腔22 的共振增强作用，使得器件在1.3μm处量子效率达到3.5%，最大击穿电压达到40V以上， [48]比目前国际上报道的Ge组份为0.5的正入射PIN探测器的效率提高了3,4倍，而暗电流减小了一个量级。这一成果被《laser focus World》做过追踪报道，为硅锗材料在光电器件方面的应用写下了新篇章。在此基础上，该研究小组又采用背入射结构解决了正入射结构中 [47]底镜反射率难于提高的限制，取得了很好的效果。由于受临界厚度和量子限制效应的制约，SiGe/Si多量子阱材料难于实现1.55μm的光响应，生长高质量的Ge量子点超晶格是一种很好的选择。该小组应用超高真空化学气相沉积(UHVCVD)方法生长出了高质量的Ge量子点材料，从理论和实验上分析了不同生长条件下自组织Ge岛形貌的演化过程，首次提出锗岛垂直耦合现象的无损伤检测手段，发现了Ge岛生长的反常演化路径及合金效应引起的自覆盖效应[49,51] 事实上，采用背入射结构后高质量底镜的制备就变得容易的多，由于Ge量子点材料为?型，仍属间接带隙，吸收系数较小。而且由于受临界厚度的限制，Ge量子点材料不能生长的太厚，使得其吸收因子(αd)仍然较小。为满足R1,R2exp(-2αd)这一关系，就要求R1有较大的数值。能否将R1的数值提高成为制备高性能Ge量子点探测器的关键，采用背面减薄 理论计算表明，在保证底镜反射率为0.99的前提下，随着R1的增加，探测器的效率会指数增加，在满足R1,R2exp(-2αd)时达最大，并且半高宽更小。如果可以把底镜和顶镜的反射率做的很高(R1和R2分别为0.99和0.98)，RCE探测器即使在吸收因子(αd)比较小时，也可以达到很高的量子效率(图4)，这说明用锗量子点做RCE探测器完全可行，并且是一种很好的选择。 三 展 望 如前所述，采用RCE结构以锗量子点超晶格为材料做1.55μm的光电探测器在理论上是可行的，而且借助RCE结构和量子点材料FK [52] 一方面量子点材料比量子阱材料有更强的抗辐射能力;用于光电探测器时因对载流子 [53有侧向收集作用，可以明显地减小暗电流;由于量子点对入射光具有散射作用]，可以增加对光的吸收长度，从而可以提高探测器的量子效率;而且，硅锗材料为间接带隙材料，通过 另一方面，结合RCE效应，可以使共振波长处的光电转换效率大幅提高，有效减小吸收波长处的半高宽，同时因吸收区较薄，可使器件具有很好的高频特性，从而解决量子效率与 相信在不久的将来，锗量子点光电探测器将走入光通信领域，为硅基集成化光电接收机 芯 参考文献 [1] F. E.Ejeck am, C.L.Chua, Z.H.Zhu, and Y.H.Lo, Appl. Phys.Lett. Vol67(26),3936,1995. [2] L. Colace, G.Masini, F.Galluzzi, and G.Assanto, Appl. Phys.Lett. Vol72(24),3175,1998. [3] S.Luryi, A.Kastalsky, and J.Bean, IEEE Transactions On electron Devices, VolED-31,No.9,1135, 1984. [4] S. B.Samavedam, M.T.Currie, T.A.Langdo, and E.A.Fitzgerald, Appl. Phys. Lett Vol.73(15), 2125, 1998. [5] L. Colace, G.Masini, and G.Assanto, Appl. Phys.Lett. Vol. 76(10), 1231, 2000. [6] Ian S. Osborne，Science, March 24, Vol.287, 2117,2000. [7] J. Tersoff and F.K.LeGoues, Phys. Review Lett. Vol. 72(22), 3570, 1994. [8] R. M.Tomp, F.M.Ross,and M.C.Reuter, Phys. Review Lett. Vol. 84(20), 4641, 2000. [9] H.Lafontaine, N.L.Rowell, S.Janz and D.X.Xu, J. Appl. Phys. Vol. 86(3), 1287,1999. [10] D. X.Xu, S.Janz, H.Lafontaine, M.R.T.Pearson, SPIE Vol.3630,50,1999. [11] M. W.Dashiell, U.Denker, C.Muller, G.Costantini, C, Manzano, K.Kern, and O.G.Schmidt, Appl. Phys.Lett. Vol. 80(7),1279, 2002. [12] C. Hernandez, Y.Campidelli, D.Simon, D.Bensahel, I.Sagnes, G.Patriarche, P.Boucaud and S.Sauvage, J. Appl. Phys. Vol.86(2),1145,1999. [13] J. H.Seok and J.Y.Kim, Appl. Phys.Lett. Vol. 78(20),3124,2001. [14] A. I.Yakimov, A.V.Dvurechenskii,Y.Y.Proskuryakov, A.I.Nikiforov, O.P.Pchelyakov, S.A.Teys and A.K.Gutakovskii, Appl. Phys.Lett. Vol. 75(10),1413, 1999. [15] S. Tong, J.L.Liu, J.Wan,and K.L.Wang, Appl. Phys.Lett. Vol. 80(7),1189, 2002. [16] M. W.Dashiell, U.Denker, and O.G.Schmidt, Appl. Phys.Lett. Vol. 79(14),2261, 2001. [17] O. G.Schmidt, C.Lange and K.Eberl, Appl. Phys.Lett. Vol. 75(13),1905, 1999. [18] H. Sunamura,N.Usami and Y.Shiraki, S.Fukatsu, Appl. Phys.Lett. Vol. 66(22),3024, 1995. [19] P. Schittenhelm, M.Gail, J.F.Nutzel, and G.Abstreiter Appl. Phys.Lett. Vol.67(9),1292,1995. [20] O.G.Schmidt, K.Eberl, Y.Rau, Phys.Review B, Vol.62(24),16715, 2000-?. [21] G. Patriarche, I.Sagnes, P.Boucaud, V.L.Thanh,D.Bouchier,C.Hernandez, Y.Campidelli, and D.Bensahel, Appl. Phys.Lett.77(3),370,2000. [22] F. Boscherini,G.Capellini and L.D.Gaspare, F.Rosei and N.Motta, S,Mobilio, Appl. Phys.Lett.76(6),682,2000. [23] P.Y.Yu, Appl. Phys.Lett.78(8),1160,2001. [24] G. Capellini, M.D.Seta, and F.Evangelisti, Appl. Phys.Lett.78(3),303, 2001. [25] J. Wan, G.L.Jin, Y.H.LuoJ.L.Liu, and K.L.Wang Appl. Phys. Lett.78(12),1763,2001. [26] Z. M.Jiang, X.M.Jiang, W.R.Jiang, Q.J.Jia, W.L.Zheng, and D.C. Qian, Appl. Phys. Lett 76(23), 3397,2000. [27] F. Liu and M.G.Lagally, Physical Review Letters, Vol.76(17),3156,1996. [28] D. J.Eaglesham and M.Cerullo, Physical Review Letters, Vol.64(16),1943,1990. [29] J. Tersoff, C.Teichert, and M.G.Lagally, Physical Review Letters, Vol.76(10),1675,1996. [30] C.Teichert, M.G.Lagally, L.J.Peticolas, J.C.Bean, and J.Tersoff Physical Review B, Vol.53(24),16334, 1996-?. [31] O. G.Schmidt, O.Kienzle, Y.Hao, and K.Eberl, F.Ernst, Appl. Phys. Lett. 74(9), 1272, 1999. [32] A. Dunbar, M.Halsall, P.Dawson, U.Bangert, M.Miura and Y.Shiraki, Appl. Phys. Lett. 78(12), 1658, 2001. [33] C. P.Liu, J.M.Gibson, S.G.Cahill, T.I.Kamins, D.P.Basile, and R.S.Williams, Physical Review Letters, Vol.84(9),1958,2000. [34] M. Herbst, C.Schramm, K.Brunner, T.Asperger, H.Riedl, G.Abstreiter, A.Vorckel, H.Kurz, E.Muller, Mater. Sci. and EngB, Vol. 89, no. ER1-3, 54, 2002. [35] J. Drucker and S.Chaparro, Appl. Phys. Lett. 71(5) , 614,1997. [36] J.Drucker, IEEE J.Quant Elect. Vol. 38(8), 975, 2002. [37] C. J. Huang, D. Z. Li, Z. Yu, B. W. Cheng, J. Z. Yu, and Q. M. Wang, Appl. Phys. Lett. 77(3), 391, 2000. [38] J. L.Liu, G.Jin, Y.S.Tang, Y.H.Luo, and K.L.Wang, Appl. Phys. Lett. 78(8) ,1162, 2001. [39] G. Capellini, L.D.Gaspare, F.Evangelisti, E.Palange, A.Notargiacomo, C.Spinella, and S.Lombardo, Semicond.Sci.Technol. 14,L21,1999. [40] M.Lchimura, A.Usami, A.Wakahara and A.Sasaki J.Appl.Phys.77(10),5114,1995. [41] V.L.Thanh, V.Yam and P.Boucaud, F.Fortuna,C.Ulysse, D.Bouchier, L.Vervoort, and J.M.Lourtioz, Physical Review B, Vol.60(8), 5851,1999-?. [42] B. J.Li, Z.M.Jiang, C.W.Pei, J.Qin, X.Wang, G.Z.Li, J.J.Wang, and E.K.Liu, Appl. Phys. Lett. 74(12), 1163, 1999. [43] B. J.Li, G.Z.Li, E.K.Liu Z.M.Jiang, J.Qin, X.Wang, Appl. Phys. Lett. 73(24) ,3504, 1998. [44] M. Elkurdi, P.Boucaud, S.Sauvage, O.Kermarrec, Y.Campidelli, D.Bensahelm, G.G.Girons and I.Sagnes, Appl. Phys. Lett. 80(3) ,509, 2002. [45] A. Chin, T.Chang, J. Vac. Sci. Technol. B8(2), 339, 1990. [46] C. Li, Q.Q.Yang, H.J.Wang, J.Z.Yu, Q.M.Wang, Y.K.Li, J.M.Zhou, C.L.Lin, Appl. Phys. Lett. 77(2) ,157, 2000. [47] C. Li, Q.Q.Yang, H.J.Wang, J.Z.Yu, Q.M.Wang, Y.K.Li, J.M.Zhou, H.Huang, X.M.Ren, IEEE Photonics Technology Letter, Vol.12(10),1373,2000. [48] F. Y. Huang, X. Zhu, M. D. Tanner, and K. L. Wang, Appl. Phys. Lett. 67(4), 566,1995. [49] C. J. Huang, Y. H. Zuo, D. Z. Li, B. W. Cheng, L. P. Luo, J. Z. Yu, and Q. M. Wang，Appl. Phys. Lett. 78(24) , 3881，2001. [50] C. J. Huang, Y. Tang, D. Z. Li, B. W. Cheng, L. P. Luo, J. Z. Yu, and Q. M. Wang, Appl. Phys. Lett. 78(14) , 2006，2001. [51] C. J. Huang, D. Z. Li, B. W. Cheng, J. Z. Yu, and Q. M. Wang, Appl. Phys. Lett 77(18) , 2852，2000. [52] C.Ribbat, R.Sellin, M.Grundmann, D.Binberg, N.A.Sobolev, and M.C.Carmo stElectronics Letters, Vol.37(3),1 Feb. 2001. [53] M. A. Green, J. Zhao, A. Wang, P. J. Reece, and M. Gal. Nature, 412, 805 (2001). Progress of research on 1.55μm SiGe photodetectors Li Chuanbo, Huang Changjun, Wang Qiming (State Key Laboratory on Integrated Optoelectronics,Institute of Semiconductors,The Chinese Academy of Sciences, Beijing, 100083) Abstract: Recent studies on the 1.55μm photodetector were reviewed with focus on the growth of SiGe material and the choice of detector’s structure。The underling importance of the Ge quantum dot photodetector was also discussed. Keyword: SiGe; photodetector;quantum dot;RCE 硅发光与砷化镓发光一样好 Peter Singer* *作者为《Semiconductor International》主编 多年来，研究人员一直致力于用硅材料制备出发光器件。他们已证明了其可行性。但是它的发光强度很低，实际用途很少。STMicroelectronics公司通过一种新方法，克服了这个难题。他们的新方法是用离子注入技术注入稀土元素(RE)的离子，如铒(erbium)、铈(cerium)使硅基发光器件的发光效率与传统的化合物半导体发光材料(如砷化镓材料)的发光效率相 这一新技术是由意大利的ST公司的R&D部门开发出来的，他们创造了一个硅发光的世界纪录。他们发明了一种创新性的结构，即在一种富硅的SiO中(Silicon rich Oxide-SRO)2 离子注入铒、铈等稀土离子，在这些富硅的SiO中，硅呈直径为1,2nm 2 该公司负责突破性研究工作的经理Salro Coffa说:“我们研究出来的发光器件的外量子效率达到10%，它与 标准 excel标准偏差excel标准偏差函数exl标准差函数国标检验抽样标准表免费下载红头文件格式标准下载 的?,?族化合物材料的LED的外量子效率相当。在相同的测试设备上证实了LED的发光功率与驱动电源之间达到了这一发光效率，这一结果比以往的硅基发 硅LED的发光频率与所选用的RE元素的种类有关。ST公司已经申请了在硅中离子注入稀土离子的关键技术的专利。Coffa报告说:“使用铒元素进行掺杂，我们制备的LED的发光波长是1.54μm(标准光通信波长)，掺铽(Tb,Terbium)元素能发绿光，掺铈(Ce,Cerium) Coffa解释说，硅中RE离子的发光有两种“泵浦”途径，一种是嵌入SiO的导带的热电2子所“泵浦”;另一个途径是嵌入富硅SiO中的RE离子通过电子复合入纳米结构的硅从而把2 能量转移给靠近纳米结构的SiO中的RE离子。由于量子限制效应，纳米结构的硅的禁带宽2 度变宽，本身就具备一种非辐射的消激发过程，这一过程牵制着掺RE离子体硅材料的室温发 Coffa还说，这种新器件的制备工艺与标准的制备工艺相兼容，仅仅是稀土元素的掺杂工艺是非标准的。他们改进了标准离子注入机上用的离子源进行RE元素的离子注入，并申请了一个专利。他们用的SRO氧化层是用PECVD 要使用ST公司的技术，首先要建立一个功率控制器件。在这一功率控制器件中，功率开关晶体管与控制电路之间在电性上是相互隔离的，通常在某些应用中，出于安全的考虑，这种电性隔离是必不可少的。为此，需要用外部器件来达到这一要求，需要使用如继电器、变 ST公司还申请了结构方面的专利。专利的内容是，芯片上集成了两种电路，这两种电路是用SiO分隔开的，相互之间通过硅的发光器件和探测器件来进行光讯号传输，实现相互连2 系的。这些器件将有很多用途，包括马达的控制、提供电源、固体继电器和类似于高压控制电路方面的处理电路等。在2002 从长远看，ST公司正在研制用先进的CMOS电路技术研制光学数据传输系统，在这种先进的CMOS电路中，时钟讯号将以光的速度传输分布在整个芯片内，ST公司还正在研制低成本的光纤通信用的DWDM 鸣谢: EDN China 电子设计技术公司 彭晔责任编辑提供了《Semiconductor International 本文由中科院半导体所杨泌清、胡雄伟研究员编译自《Semiconductor International》Vol.25,No.14,pp26. * Si基高速OEIC光接收机芯片的研究 成步文 (中国科学院半导体研究所～北京 100083) 摘 要 Si基光电子集成,OEIC,光接收机在光通信系统接入网、光互连、光存储等方面有着广泛的应用前景。本文综述Si基OEIC光接收机芯片的研究现状～分析了其发展趋势～探 关键词 Si 一 引 言 价格昂贵的光电子组件和光学模块一直只限于应用在高性能和长距离光通信系统中。随着光通信技术的迅速发展，城域网、局域网、接入网和光互连等对高性能光电子组件和模块的需求在飞速增长，要求光电子模块必须有高的工作性能、低廉的价格、高的可靠性、高的集成化水平，而其中价格是影响光通信网络发展和普及的重要因素。尤其对接入网，它直接面对用户，低廉的造价成为光网络得以普及的关键因素。 (Vertical Cavity Surface Emitting Laser, VCSEL)的制造能够采用自动化工艺、成品率高、价格可以大幅度降低，因而已成为接入网光源首选目标。目前的光通信系统骨干网普遍采用长波长(1.3μm和1.5μm)光通信系统，很自然，人们希望接入网也采用同一波段光，这样会方便得多。但是工作于1.3μm,1.5μm波段的InGaAsP/InP激光器，由于异质材料间的折射率差很小，难以有效研制出高反射率的DBR(Distributed Bragg Reflector)反射镜来实现VCSEL结构。而GaAs基的垂直腔面发射激光器的研究和制造已经很成熟，价格已经非常便宜，2,3美元就可以买到，并且价格还有下降的空间。有鉴于此，现在光通信界正热衷于采用GaAs基的850nm波长的廉价的VCSEL 同样重要的是接入网的光接收机也必须是廉价的，使得用户能够普遍接受。Si材料对850nm波段的光有良好的响应，因而Si光电探测器(Photodetector, PD)是理想的选择对象。Si-PD完全与Si微电子工艺兼容，能实现自动化规模生产，从而能使Si-PD造价降到很低。将Si光电探测器与信号放大电路和处理电路集成制作的Si基OEIC光接收芯片理所当然地 图1 OEIC光接收机芯片电路示意图 成为光通信网络中接入网光接收器的首要选择。当然它在甚短距离传输(VSR，very short reach)等光互连、高速光存储系统中都有很重要的应用。例如在2000年到2001年间光学 *863计划,No.2002AA312010,和973计划,No.G2000036603,资助项目。 成步文～副研究员～主要从事Si基异质结构材料生长和光电子器件的研究 网络互联论坛(OIF，Optical Internetworking Forum)相继通过的VSR的4个标准(VSR-1, VSR-2, VSR-3和VSR-4)中，除VSR-2采用1310nm光进行传输外，其它三个标准都是用850nm的光进行传输的，它要求每一路的传输速度分别为1.244Gbps、2.488Gbps和9.95Gbps，可以用廉价的中心波长为850nm的GaAs/AlGaAs VCSEL作为光源，用Si基OEIC光接收机芯片 一个最简单的OEIC光接收芯片由集成的光电探测器和前置放大器组成。图1为一个典型的OEIC光接收芯片电路示意图，载有信号的光束被光电探测器接收，并转化为电信号，经前置放大电路放大，输出电压信号。自从1985年第一个Si基高速光电集成(Optoelectronic Integrated Circuit, OEIC)光接收芯片报道以来，人们投入了大量的研究力量来提高Si基OEIC光接收芯片的速度，包括器件工艺的改进、新器件结构的运用、新型Si基材料的应用等。Si基高速OEIC光接收机的研究之所以受到人们的关注和重视，除了它在光接入网中有潜在的巨大需求外，还在于它在先进的光互连、光存储、空间通信和主动式测距和引爆等领域都有重要而广泛的应用前景。本文介绍Si基OEIC光接收芯片的研究现状，分析其发展趋势，探讨进一步提高其性能的途径。 二 Si基高速OEIC光接收机研究现状 Si基高速OEIC光接收机芯片的研究主要是在近十年内开展起来的，但发展的速度很快，在材料、工艺、器件结构等方面都有所突破。按照其研制所用的材料和工艺来划分，主要 图2 基于Si CMOS工艺的OEIC光接收芯片示意图 可以分为Si材料MOS工艺OEIC、SOI(Silicon on Insulator)材料MOS工艺OEIC和SiGe/Si异质结构材料HBT(Heterojunction Bipolar Transistor)工艺OEIC 2.1 Si MOS工艺OEIC光接收机 近10年内，在Si基单片集成光接收机的研究方面，人们已投入了大量的人力物力，并取得了一批很好的结果。图2为一种典型的Si CMOS OEIC光接收机芯片示意图。这种基于Si CMOS工艺的OEIC光接收机是在CMOS工艺中同时制作出一个pin光电探测器，基本不改变标准CMOS工艺，是研制高速Si基OEIC光接收机最简单有效的方法。1985年，Hartmann等报道了第一个Si基高速OEIC光接收机，速率达到500Mb/s。1995年，Kuchta等研制出基于0.6μm BiCMOS工艺的单片集成光接收芯片，速率达到622Mb/s，工作在845nm时的探测灵敏度为-13.1dBm，而工作在670nm时的探测灵敏度为-16.6dBm。1998年Bell实验室的T. K. Woodward和A. V. Krishnamoorthy等研制出工作于1Gb/s的OEIC光接收机。采用的工艺是标准的0.35μm CMOS工艺，其中探测器的工作电压为10V、放大电路的工作电压为2.2V、探测灵敏度为-6.3dBm、工作波长为850nm。 德克萨斯大学的C. L. Schow等则采用1.0μm NMOS技术研制出了速度为1Gb/s的Si OEIC光接收机，但其光探测器的工作电压为30V，应用起来不是太方便，人们希望光接收机的探测器和放大电路等最好能在单一供电电源下工作。德国Christian-Albrechts大学的H. Z.mmermann等则用1.0μm CMOS技术实现了OEIC光接收机单片集成，采用3.3V单一电源工作，工作波长为638nm、速度为622Mb/s，其中光探测器的3dB带宽达到1.7GHz。从这些工作可以看出，限制OEIC光接收机的速度的主要因素是放大电路的带宽，随着亚μm技术的应用，Si基OEIC单片光接收机的速度已经基本达到1Gb/s的水平。但是，单靠加工尺寸的减小来进一步提高工作速度显然有很大的局限性，而且发展 的空间也不是很大。另外，由于Si的光吸收系数比直接带隙材料小，这使得它的光吸收长度很大，对850nm波长的光的吸收长度达到15μm，因而制作高于1Gb/s的高速探测器也存在一定的困难。所以新材料和新结构的运用是突破Si基OEIC光接收机速 2.2 以SOI为衬底的高速Si OEIC光接收机 SOI(Silicon on Insulator)材料主要是用来代替Si体材料来制作CMOS电路的，用它制作CMOS电路主要有以下几方面的优点:(1)减小器件隔离区面积;(2)减少工艺步骤;(3)抑制衬底电流;(4)避免闩锁效应;(5)具有低的寄生电容，从而可以降低功耗，实现更高速的电路。正是看中了它在制作高速电路上的优势，人们试图将SOI材料用于高速Si OEIC光接收机的研制。SOI还有另一个很重要的优点，即可以提高Si探测器的速度。限制Si探 -1测器速度的一个很重要的原因是Si的吸收系数小，对850nm光的吸收系数为0.06μm，也就是说，它的吸收长度约15μm。如果用Si衬底材料来制作850nm光电探测器，在远离探测器强电场区域，光生载流子会经扩散到达探测器的电极，这是一个很慢的过程，从而影响探测器的响应速度。如果用SOI衬底，由于表面Si器件层下有SiO层，它可以隔离掉光子在2 SiO下层Si中产生的载流子，从而可以提高Si探测器的速度。1998年，T. Yashida等首次2 报道了SOI衬底上制作的Si OEIC光接收芯片，实现了1.0Gb/s的工作速度。2001年，德克萨斯大学的J. D. Schaub等采用1.0μm NMOS技术，在SOI上研制出Si OEIC光接收机芯片，在探测器偏置电压为5V时，接收灵敏度为-12.0dBm、响应速度为1.5Gb/s，当探测器偏置电压为20V时，工作速度则可达到2.0Gb/s。2002年，德克萨斯大学报道的高速Si单片集成光接收机采用130nm CMOS工艺，以SOI为衬底，工作波长850nm、探测器的量子效率为10%，接收机工作在1，2，3.125和5Gb/s时的灵敏度分别为-19, -16.6, -15.4,和-10.9dBm SOI材料可以提高OEIC光接收机芯片中放大电路的速度，同时可以提高探测器的速度，从而提高OEIC光接收机芯片的性能。但从技术上来讲，还是停留在MOS工艺上，没有大的突破，改进的幅度还是很有限，不能根本解决Si OEIC光接收机的速度问题，以满足光通信等 2.3 SiGe/Si OEIC光接收机 SiGe/Si异质结技术的发展为Si基高速器件的发展开辟了一条广阔的道路。近年来，最引人瞩目的是SiGe/Si异质结双极晶体管(HBT)的研究及其在高速电路中的应用，IBM公司在2001年底已经报道了截止频率为210GHz的SiGe/Si HBT。2002年，Meyerson教授报道了速度超过110GHz的SiGe环形振荡器，延迟时间为4.3ps，比已报道的最快的InP基环形振荡器电路的延迟时间4.6ps少了0.3ps。在十多年的时间里，IBM公司已经发展了第四代SiGe工艺。在商品方面，IBM公司已经推出了几款工作于900MHz和1800MHz的SiGe功率放大器供TDMA和CDMA系统应用。可以说，在高速电路方面，SiGe技术完全可以与其它化合物半导体相媲美，人们在惊呼:“我们非常严重地低估了Si的发展潜力”。SiGe技术在将Si基器件的速度提高到一个又一个新的水平的同时，由于它与Si工艺兼容，而保持有价格低、可靠性好、易于多功能集成等优点，而且与CMOS工艺比较，它有更低的噪声和更好的功率效率。用SiGe HBT制作高速OEIC的放大电路显然有很大的优势和发展空间。而从Si基OEIC高速光接收芯片的另一重要部分——光探测器的角度来看，由于Si的带隙限制，它只能实现对短波长光的探测，而如果用SiGe作为光吸收响应介质，则可以将光吸收谱向长波方向移动，实现对长波长光信号的接收。由于吸收光谱向长波方向移动，在短波长范围，它可以得到比Si高得多的吸收系数，获得更高的量子效率，实现更高的探测速度。所以，将SiGe材料和技术应用于Si [10] Michigan大学的J. S. Rieh等在1998年首次报道了基于SiGe HBT技术的Si基OEIC光接收机芯片，SiGe HBT放大电路的带宽为1.6GHz，但由于探测器的带宽只有460MHz，整个接收机芯片的带宽为450MHz。2000年底，他们又报道了单片集成的SiGe/Si 8通道光接收 [11]集成芯片，每一通道的光学带宽为0.8GHz 应该提出的一点是，J. S. Rieh等在OEIC的研制中，虽然采用了SiGe/Si异质结新材料，使放大电路有高的带宽，但探测器还是普通的Si探测器，没有用SiGe作为光探测器的光吸收介质，也没有采用新型的结构，因而未能有效地提高探测器的响应速度，使得整个光 随着SiGe/Si HBT和SiGe MOS工艺的研究和发展，可以预见，在不久的将来，速度高达40GHz的SiGe电路将走向市场。对于Si基高速OEIC光接收机的研究来说，SiGe/Si异质结材料的应用已能解决放大电路的问题，剩下的关键问题将是集成的高速探测器的研制，它是限制Si基高速OEIC光接收机芯片发展的瓶颈。本文的下一部分将回顾Si基高速光电探测器的研究成果，探讨进一步发展的可能途径。 三 Si基高速光电探测器 要使Si基高速OEIC光接收机向更高速发展，高速Si基光电探测器性能的提高是不可回避的问题。研究最多的高速Si基光电探测器结构主要有两种:PIN和MSM探测器。对于PIN结构的探测器又可以分为垂直结构和水平结构两种。 图3 a)俯视图～,b,剖面图 -1Si对850nm光的吸收系数很低，只有0.06μm。一般的垂直结构Si PIN探测器的响应度和响应速度将相互制约。要获得高的响应度，则必须有长的光吸收长度，也就是说在P型层和N型层中间要有厚的低掺杂I层，这会使光生载流子的渡越时间增大，器件的响应速度下降。这一制约关系不解除，则难以制作出高速、具有合适光响应度的Si基光电探器。 水平结构的MSM探测器和PIN探测器使光的传播方向与光生载流子的运动方向垂直，从而可以分别控制光吸收长度和光生载流子的渡越长度。但是一般的水平结构的PIN和MSM探测器的电场分布集中在样品的表面，由表面向内部迅速减小。虽然它们可以达到高的光响应速度，但只有在近表面产生的光生载流子才可以在强电场作用下迅速到达电极，较深层处的载流子会在低电场的情况下缓慢地到达探测器的电极，对光电流产生贡献，这将使探测器的响应速度大大降低。IBM的Min Yang等采用挖槽的办法较好地解决了这一问题。的器件结构如图3 所示。他们在Si片上用反应离子刻蚀制作出叉指状的深槽，深度为7μm，在表面处槽的宽度为0.35μm、指间距离为3.3μm。然后用掺P和掺B的非晶硅分别填满深槽，再进行高温退火，使非晶硅结晶成多晶，同时激活掺杂杂质，并使杂质向Si中作一定的扩散，在离开深槽界面一定距离的Si中形成pn结，最后制作硅化物和金属接触。深槽的制作使在7μm的深度范围内的电场强而均匀，该范围内产生的光生载流子在强电场下能快速漂移到达电极。这使光电探测器的量子效率和响应速度都有所提高，但还是有部分深层的光生载流子要通过扩散的过程才能到达电极，这会影响器件的响应速度。他们研制的器件在845nm处的响应度为0.47A/W，频率响应谱有一个低频拖尾，6dB带宽为1.5GHz。在670nm处，3V下的 图4 制作在有纹理结构的Si薄膜上的高速MSM光电探测器 3dB带宽为2.5GHz。 为了提高Si探测器的速度，必须使光生载流子处于可以使它们达到饱和漂移速度的强电场中，同时采取措施将不在强电场中的光生载流子屏蔽掉，避免这一部分载流子通过慢过程的漂移或扩散到达光电探测器的电极，影响其响应速度。当然，这会牺牲器件的量子效率，所以，在量子效率和响应速度之间要作出合理的折中考虑。一种方法是将探测器制作在Si [13]薄膜上，图4为美国Colorado大学的H. C. Lee等研制的制作在Si薄膜上的MSM结构光电探测器，Si薄膜的厚度为3,7μm，具有纹理结构的不平整下表面是为了提高器件的响应度。更常用的手段是将探测器制作在SOI上，利用埋层的SiO，避免在其下面的Si衬底内2 的光生载流子被探测器收集，影响其速度。目前报道的最快响应的Si探测器是Liu等用SOI材料研制的，他们所用的SOI材料表面Si层厚度为100nm，在780nm下，响应度为5.7mA/W、带宽为140GHz。虽然速度很快，但低的响应度使它难以得到实际应用。要提高器件的响应度，可以适当增加表面Si 要研制实用化的高速Si基光电探测器，解除探测器量子效率与响应速度的相互制约，人们提出了一些新的思路。其中之一就是制作具有微结构的Si表面，利用光在微结构Si表面 [13]处的全内反射，增加光吸收。如文献中研制出了Si薄膜型MSM光电探测器，他们将薄膜表面用等离子刻蚀成一些微结构，用以增加对光的吸收，提高量子效率。Bell实验室的B.F.Levine等则用SOI为材料，用高密度等离子源刻蚀表面，使表面粗糙化，形成尺度约0.1μm的微结构，3μm厚的Si对进入其中的880nm光的吸收效率超过50%。另一个解除探测器量子效率与响应速度制约的有效方法是制作共振腔增强(RCE，Resonant Cavity Enhanced)结构，即将光吸收响应介质材料置于一法布里—珀洛腔中，符合共振条件的光将在腔中产生共振，被共振增强吸收。这样，即使是较薄的光吸收材料也能得到较大的量子效率。最简单的Si RCE探测器可以用SOI来实现，适当设计表面Si层和SiO层的厚度，由于Si与SiO22的折射率差较大，在界面处可以形成较大的反射，成为下反射镜，而Si表面与空气界面可以成为另一反射镜，两反射镜之间的Si层为光吸收介质，从而可以实现RCE光电探测器结构。 但是SOI材料只有一层SiO，形成的底反射镜的反射率低，要充分发挥RCE结构的优势，底2 反射镜的反射率越高越好，所以有必要进一步提高底反射镜的反射率。美国Boston大学的Matthew K. Emsley等用键合和智能剥离的方法制作了具有双SiO层的SOI衬底，反射率达2 到90%以上。图5是其制作过程示意图。首先将Si片A表面氧化，并注入H，然后将SOI样品B与样品A片键合，将样品升温，在较低温度下，在A片中H浓度峰值附近发生剥离，在高温中加强键合，从而制作出具有双SiO层的SOI材料。利用该材料研制的RCE探测器工作2 波长为860nm、量子效率达到40%、响应时间29ps、带宽可以超过10GHz。人们还研究了多种制作高反射率底镜的方法，以便制作高性能的Si基RCE光电探测器，包括合 图5 双SiO层SOI材料的制作过程 2 并外延层过生长(MELO，Merged Epitaxial Layer Overgrowth)、多次O离子注入形成SiO2埋层和Si外延制作多周期Si/SiO反射镜、硅乳胶键合与智能剥离相结合，将薄层单晶Si2 制作在高反射率的Si/SiO反射镜上、用SiGe/Si 2 还有一个提高Si基光电探测器性能的思路，就是利用Si基新材料代替Si作为光探测吸收介质，要求它对所要探测的光的吸收系数比Si高。目前比较成熟的就是SiGe合金。在0.5μm,1.0μm的光谱范围内，Si的吸收系数随波长的增加而下降，SiGe由于比Si带隙小，可以将吸收谱向长波方向移动，可以对长波长光进行探测，同时，在850nm等短波长范围内，有比Si高的吸收系数。用SiGe合金代替Si来研制850nm等短波长光电探测器，有望获得更好的结果。需要考虑的不足之处是:(1)材料的兼容性，SiGe探测器材料与要研制高速放大电路用的SiGe/Si HBT材料或MOS器件材料如何实现兼容,(2)SiGe合金与Si的晶格常数不同，生长在Si衬底上的SiGe合金为应变材料，其厚度将受到临界厚度的限制，超过临界厚度后，将会形成大量的位错以释放应力，所以有限的SiGe层的厚度将限制高速SiGe光电探测器的研制。当然，在Si衬底上生长化合物半导体材料，利用化合物材料在光电特性上的优点来研制Si基上的高速光探测器也是一种可行的途径,但其与Si工艺不兼容，必将影响产业 综上所述，研制高速Si基光电探测器的途径比较多，材料和结构的综合优化将是最有效的途径，如SiGe RCE 四 展 望 目前，Si基OEIC光接收机芯片的研究基本上处于1GHz的水平，可以满足部分接入网、光互连和光存储的应用需要。分立的Si基放大电路和光电探测器的研究水平比集成器件要高些。特别是随着SiGe/Si材料和器件研究的进步，研制40GHz的Si基高速电路已成为可能。利用共振腔增强等新结构，Si基光电探测器的带宽也已经达到10GHz的水平，同时量子效率达到40%。所以，从现有的技术来看，研制出单片集成的带宽达10GHz的Si基OEIC光接收 机是可能的，这将可以满足目前大部分短波长光通信系统、光互联等的需要。如果在Si基高 速光电探测器研究上有新的突破，将有可能研制出带宽达40GHZ的Si基OEIC芯片，使Si 感谢:感谢王启明院士的宝贵意见和讨论。 Si-based high-speed OEIC photoreceivers chip Abstract Si-based optoelectronic integrated circuits (OEIC) photoreceivers can be applied in access networks, optical interconnects and advanced optical storage systems This paper reviewed the research on Si-based OEIC photoreceivers The approaches to improve the performance were discussed. Key words Si-based;Optoelectronic integrated circuits (OEIC);Photoreceiver 参考文献 [1] D. Hartmann, M. Grace, and C. Ryan, “A monolithic silicon photodetector/amplifier IC for fiber and integrated optics application”, J. Lightwave Technol., vol. LT-3, p.729, 1985. [2] D. M. Kuchta, H. A. Ainspan, F. J. Canora, and R. P. Schneider,“ Performance of fiber-optic data links using 670nm CW VCSELs and a monolithic Si photodetector and CMOS preamplifier”, IBM J. Res. Develop. 39(1/2), pp.63-72, 1995. [3] T. K. Woodward and A. V. Krishnamoorthy, “1 Gbit/s CMOS photoreceiver with integrated detector operating at 850nm”, Electronics Letters 34(12), pp.1252-1253, 1998. [4] C. L. Schow, J. D. Schaub, R. Li, J. Qi, and J. C. Campbell, “A monolithically integrated 1Gb/s silicon photoreceiver”, IEEE Photonics Technology Letters 11(1), pp.120-121, 1999. [5] H. Zimmermann, T. Heide, and A. Ghazi, “Monolithic high-speed CMOS-photoreceiver”, IEEE Photonics Technology Letters 11(2),pp.254-256, 1999. [6] T. Yoshida, Y. Ohtomo, and M. Shimaya,“ A novel p-I-n photodetector fabricated on SIMOX for 1GHz 2V CMOS OEICs”, in IEDM digest Technical papers, pp.29-32, 1998. [7] J. D. Schaub, R. Li, S. M. Csutak, and J. C. Campbell, “High-speed monolithic Silicon photoreceivers on high resistivity and SOI substrates”, J. of Lightwave Technology, 19(2), p.272, 2001. [8] S. M. Csutak, J. D. Schaub, W. E. Wu, and J. C. Campbell, “High-speed monolithically integrated silicon optical receiver fabricated in 130nm CMOS technology”, IEEE Photonics Technology Letters, 14(4), pp.516-518, 2002. [9] S. J. Jeng, B. Jagannathan, J. S. Rieh, J. Johnson, K. T. Schonenberg, D. Greenberg, A. Stricker, H. Chen, M. Khater, D. Ahlgren, G. Freeman, K. Stein, and S. Subbanna, “A 210GHz fT SiGe HBT with a non-self-aligned structure”, IEEE Electron Device Letters, 22(11), pp.542-544, 2001. [10] J. S. Rieh, D. Klotzkin, O. Qasaimeh, L. H. Lu, K. Yang, L. P. B. Katehi, P. Bhattacharya, and E. T. Croke, “Monolithically integrated SiGe-Si PIN-HBT front-end photoreceivers”, IEEE Photonics Technology Letters, 10(3), p.415, 1998. [11] O. Qasaimeh, Zhenqiang Ma, Pallab Bhattacharya, and E. T. Croke, “Monolithically integrated multichannel SiGe/Si p-i-n-HBT photoreceiver arrays”, J. of Lightwave Technology, 18(11), pp.1548, 2000. [12] M. Yang, K. Rim, D. L. Rogers, J. D. Schaub, J. J. Welser, D. M. Kuchta, D. C. Boyd, F. Rodier, P. A. Rabidoux, J. T. Marsh, A. D. Ticknor, Q. Yang, A. Upham, and S. C. Ramac, “A high-speed, high-sensitivity silicon lateral trench phtodetector”, IEEE Electron Device Letters, 23(7), pp.395-397, 2002. [13] H. C. Lee, and B. V. Zeghbroeck, “A novel high-speed silicon MSM photodetector operating at 830nm wavelength”, IEEE Electron Device Letters, 16(5), pp.175-177, 1995. [14] B. F. Levine, J. D. Wynn, F. P. Klemens, and Sarusi, “1 Gb/s Si high quantum efficiency monolithically integrable 0.88μm detector”, Appl.Phys. Lett., 66(22), pp.2984-2986, 1995. [15] M. K. Emsley, O. Dosunmu, and M. S. Unlu,“High-speed resonant-cavity enhanced silicon photodetectors on reflecting silicon-on insulator substrates”, IEEE Photonics Technology Letters, 14(4), pp.519-521, 2002. [16] J. D. Schuab, R. Li, C. L. Schow, and J. C. Campbell, “Resonant-cavity-enhanced high-speed Si photodiode grown by epitaxial lateral overgrowth”, IEEE Photonics Technology Letters, 11(12), pp.1647-1649, 1999. [17] Y. Ishikawa, N. Shibata, and S. Fukastu, “Epitaxy-ready Si/SiO Bragg 2 reflectors by multi-separation by implanted-oxygen”, Appl. Phys. Lett., 69(25), pp.3881-3883, 1996. [18] C. Li, Q. Yang, H. Wang, and Q. Wang, “Low-cost, high-reflectivity silicon-on-reflector for optoelectronic device application”, Chinese J. of Semiconductors, 22(3), p.261, 2001. [19] S. S. Murtaza, H. Nie, J. C. Campbell, J. C. Bean, and L. J. Peticolas, “Short-wavelength, high-speed, Si-based resonant-cavity photodetector”, IEEE Photonics Technology Letters, 8(7), pp.927-929, 1996. 光纤光栅外腔半导体激光器 —DWDM通信光源的一种解决 方案 气瓶 现场处置方案 .pdf气瓶 现场处置方案 .doc见习基地管理方案.doc关于群访事件的化解方案建筑工地扬尘治理专项方案下载 — 陈少武 ,中国科学院半导体研究所 集成光电子国家重点实验室 北京 100083) 摘 要 本文介绍光纤光栅外腔半导体激光器的器件结构、分析方法、工作模式、性能特点 和涉及的关键工艺。光纤光栅外腔激光器具有单频性好、窄线宽、边模抑制比高、波长可精 确控制并能微调、波长稳定性好、在高频调制下频率啁啾小、信道间串扰低等一系列优点。 工作于锁模脉冲模式时，能够以10Gbit/s的码率将信号传输27000km。这些优点决定了光纤 光栅外腔激光器作为DWDM 关键词 外腔半导体激光器;孤子光源;光纤光栅;线宽;锁模;密集波分复用 一 引 言 密集波分复用(DWDM)技术作为高速大容量宽带光纤传输网的一种重要解决方案，已经 [1，2]被人们所公认并逐渐应用到实际通信网络中。在这项技术中，光波在频域被划分为几个到几十个、甚至上百个相互隔离的信道，每个信道中传输一路不同波长的光信号而互不干扰。目前，国际电信联合会(ITU)规定:DWDM波长定位标准取中心频率为193THz，对应于1550nm，信道间隔为100GHz(0.8nm)，甚至50GHz、25GHz。如此密集排列的波长信道对光源(半导体激光器)提出了严峻的挑战，除具备一般单信道通信用半导体激光器的性能外，还要求具备以下素质:1)单频性好(单纵模运转);2)窄线宽，边模抑制比高:3)波长可精确控制并能微调，波长稳定性好;4)在高频调制下频率啁啾小、信道间串扰低等一系列特性。DFB激光器和C3激光器(cleaved-coupled-cavity)具有良好的静态单纵模特性，在直接调制下可成功地用于调制频率达到1Gbits/s的通信系统，传输距离达到100km。但当其应用于超高码率的通信系统时，由于直接调制不可避免地引起频率啁啾，导致信号严重的功率惩罚(power penalty)。因此，在超高速光通信系统中DFB激光器均采用外调制方法，例如DFB激光器和电吸收(EA)调制器的单片集成。目前，国内正在进行通信容量为8×10Gbit/s的DFB激光器发射模块的研制工作。由于DWDM技术要求每一个光源的波长精确对准于DWDM的通信信道，因此用DFB激光器作DWDM光源将会碰到以下问题:DFB激光器在制作时其工作波长不能够精确控制，因此只能挑选波长恰好与DWDM信道重合的管芯使用，成品率难以提高;另外DFB激光器在工作时为稳定波长需要精确控温，使用成本较高。对于相干光通信系统，要求光源的线宽窄于1MHz，而通常DFB激光器的线宽在50MHz的量级。因此，需要寻求一种新的解决方案，以满足稳定、可靠、成本低廉的要求。光纤光栅外腔激光器正是能够满足这些要求的一种新型半导体激光光源，其外腔光栅结构能够有效地压窄半导体激光器的线宽(几十到几百KHz)，可以得到主边模抑制比很高的单频输出。光纤光栅外腔激光器比起DFB激光器还具有调制工作时波长啁啾小的特点。另外，由于外腔光栅的布拉格波长随温度的变化率只有0.01nm/?，比半导体激光器波长的温度变化率小一个数量级，因此工作时对制冷要求不高，甚至可以无制冷工作。值得指出的是，由于光纤光栅外腔激光器是由F-P腔半导体激光器同光纤光栅耦合构成的，因此可用同一个wafer解理的管芯和不同反射波长的光纤光栅耦合，制成覆盖全部信道的所有光源，而不同反射波长的光纤光栅是很容易制备的，能够将波长精度控制在0.1nm以下。这一优势是其它各类通信用激光器所无法比拟的。如果进一步对光纤光栅采用应变/温度控制技术，将固定波长激光器转变成可调谐激光器，则一个这样的可调谐激光器就可以使其工作波长覆盖若干个DWDM信道，从而大大减少备用激光器的库存量，为用 [3，4] 国外从八十年代中期开始对光纤光栅外腔激光器开展研究，随后一些著名公司例如美国的Lucent，SDL，ETEK和英国的BT等都先后对此进行了产品研发工作，并逐渐有产品投放市场。国内也于九十年代中后期开始对此开展研究，主要有中科院半导体研究所、中科院上海光机所、北京大学和清华大学等单位。其中，半导体研究所王圩院士的研究组在国内首 [5]次对光纤光栅外腔激光器进行高频耦合封装，并得到了良好的结果 以下从光纤光栅外腔激光器的器件结构、分析方法、工作模式、关键工艺等方面给予介绍。 二 光纤光栅外腔半导体激光器的结构 图1是光纤光栅外腔半导体激光器的基本结构示意图，整个器件由F-P腔半导体激光器管芯和光纤光栅耦合而成。其中激光器管芯为激光振荡提供必要的增益，光纤光栅作为外腔反射器起选频反馈作用，光纤光栅和激光器管芯外端面共同构成激光谐振腔，激光从光纤光栅一侧输出。为了提高光纤光栅和激光器管芯的耦合效率，光纤端面一般加工成锥形透镜，以改善器件的阈值特性。为了减小管芯F-P模式的影响，管芯内端面和光纤端面应镀增透膜 -3(AR)，尽可能降低端面残余反射率，因为十分微弱的反射(甚至10)都能引起注入电流升高时输出功率的扭折和模式跳变。光纤光栅根据器件不同的工作模式既可以是一段周期均匀布拉格光栅(含切趾光栅)，也可以是线性啁啾光栅，以提高稳定性，并使器件的锁模调制频率在一定范围内连续可调。封装好的光纤光栅外腔激光器模块还包含有制冷器、光功率检测用光电二极管、光隔离器、微波匹配电路等辅助元件。 图1 光纤光栅外腔激光器的基本结构示意图 图2 光纤光栅外腔激光器的耦合腔模型 三 光纤光栅外腔激光器的分析方法 3.1 静态工作分析 光纤光栅外腔激光器的分析可参照研究C3激光器时所采用的耦合腔理论，这种方法适用于激光器静态工作时的模式分析和光谱模拟。光纤光栅外腔激光器实质上也是一种耦合腔结构，由两个光学腔耦合而成，如图2所示。左侧腔为半导体管芯，右侧为光纤端面和光纤光栅构成的光学腔，两个光学腔中间是空气间隙。r’、r是管芯两端的反射系数，r、r’是1122[6]光纤腔两端的反射系数。两个腔中的电磁场可以用一个散射矩阵联系起来 , ESSE，，111121，，，， (1) ,,,,,,,,SSE21222E2，，，，,,，， 122222r1,rtr1,rtt1,r1,r,,，，，，，，，，g1221g12gS,S,,, (2) S,r,S,r,12211112221,rrt1,rrt1,rrt12g12g12g t=exp(2iβL)，=k+i/2是计入损耗后场在空气间隙中的复传播常数。由散gggg0g r'tSS221221, (3) 1,r'Rt,0R,S，1eff111eff1,r'tS2222 式中t=exp(i2βL)，n=1，2，是电磁场在各光学腔中来回传播一周后的相移因子。Rnnneff电磁场在管芯右侧面的有效反射系数，一般情况下为复数，可表示为R=|R|exp(iΦ)，effeff模和幅角都是光波长或频率的函数。由本征方程可以得到耦合腔结构激光器的损耗(对应于 ,,11,, (4) ,,,,gln,,Lr'R11eff,, ,4nL，，11 (5) ,,gL，,(,),2m,1,,,，， 式中m为纵模指数，γ是线宽展宽因子，g是增益系数，γgL项表示增益对管芯有源区材料1 折射率的影响。就光纤光栅外腔激光器而言，r’具体为光纤光栅的反射系数。如果是均匀2 22,,,ˆ,sinh,L，，fg'r, (6) 22222ˆˆˆ，，，，,sinh,,,L，i,cosh,,,Lfgfg ˆ式中Lk是耦合因子，,,,，,，其中δ=β-π/Λ=2πn(1/λfgeff-1/λ)，σ=2πδnη，β是传播常数，Λ是光纤光栅的周期，λ是布拉格波长，δfgefffgeff是光纤折射率空间调制幅度的平均值。由式(4)和式(5)可分别在g-λ坐标系中得到一组曲线，两组曲线的交点就对应着一个可以振荡的模式，如图3所示。如果进一步假定增益在光纤光栅的布拉格波长附近(?5nm)为一个常量，结合式(4)和式(5)求出各个激射模式 图3 光纤光栅外腔激光器的损耗谱和纵模等相位曲线 图4 光纤光栅外腔激光器的纵模光谱模拟 ,N,/ (7) S,m (c/n)(,,g)gm ξ是自发辐射因子，N是载流子浓度，τ是载流子寿命，n是模式的群折射率 g 3.2 动态工作分析 光纤光栅外腔激光器的动态分析需要数值求解一组改进的速率方程，这种改进是针对光 [7]纤光栅的反射率依赖于波长并利用Green函数方法而得到的 ,,BdG,，，,,，，，，1，A,i,1,i,,，Ft (8) ,,,dt2,,, dN2，，,C,S,G,，Ft (9) Ndt 式中 β是光场的复振幅，α是线宽增强因子，γ是光子寿命，G是增益(受激发射的净速1 率)，N是有源区的电子数，C是载流子产生速率，S代表自发复合引起的载流子损失速率，F(t)和FN(t)分别是表示光子和电子涨落的Langevin噪声源。A和B是依赖于频率的反β ,,d1dr1,,， (10) AB，，，，,,,rd,,d,00 式中 r=|r(ω)|exp[iΦ(ω)]是激光器管芯内端面的有效反射系数，τ是光子在管芯腔内0的往返一周的时间。为了从(8)式导出强度和相位方程，可将光场复振幅改写为 ，，,,Iexp,i,，I表示有源区的光子数，增益变化ΔG=ΔG+ΔG，ΔG和ΔG分别是电NINI 1，A，B,G，1，A,GI，R,,，，，，Ft，，dINII,， (11) 221222dt，，,，，1，A，B,,，，，，1，A，B, ,,1，A,G,B,G，,G，，，，，，Ft，，d,1NNI,,， (12) 221222dt2，，，，,1，A，B,,，，，，1，A，B, 式中 R是自发辐射率。为了研究外腔光反馈对激光器张弛振荡特性的影响，需要进一步分析外腔激光器的小信号调制响应。设p(t)，n(t)，Φ(t)分别为I，N，Φ相对其稳态值的偏移，于是增益变化可写为ΔG=Gn，ΔG=-Gp，其中G,,G,N是增益系数，ΔG代表光NNIIIN 谱烧孔引起的非线性增益降低。对方程(9)，(11)，(12)分别以p(t)，n(t)，Φ(t)进行线 dpdt,,,，GIndndt,,,n,Gp，C (13), (14) INNm ，，d,dt,,Gn，,Gp2 (15) NI 式中 C是调制注入电流，Γ,dS/dN+GI，分别表示电子数和光子数的衰,,RI，GImNNII 减系数。受外腔光反馈影响的参数包括R，α，G和G nI 1，A,B，，,,R,R, (16), (17) ,221，A，B，，，，1，A，B, 1，，1，ABA,,(18), (19) GGGGNNII2222，，，，，，，，1，，,1，，,ABAB B,, (20) ，，,1，A 13)和(14)可以导出张弛振荡的频率和阻尼因子( ，，,,,，,2 (21), (22) ,,GGIINN 代入(16),(20)，并考虑到对Γ 2,1，A,1，A，BG,, (23), (24) 22222G,,，，，，1，A，B,，，，，1，A，B,000 式中 Ω和Γ是孤立激光器的张弛振荡频率和阻尼因子。根据以上方程可得到Ω/Ω和Γ/000[8]Γ随A，B变化的关系曲线，如图5所示。总体来看，较小的A有利于获得高的张弛振荡0 频率。如果取α=6，当A=0，B接近于α时，张弛振荡频率将增大约2倍。张弛振荡的阻尼因子Γ总是随B的增大而减小，但为了尽可能减小Γ的降低需要选取较小的A，在最低损耗波长处A取其最大值。因此，为得到较小的A，外腔激光器的工作点选取应避开最低损耗波长点。如果不考虑激光器的寄生参数，小信号调制带宽由张弛振荡频率决定:，因,,,2,m此从光通信系统应用的角度考虑，希望外腔激光器的张弛振荡频率尽量增大，而张弛振荡的阻尼因子Γ尽量保持较高的水平，以期获得很高的调制带宽。但实际上A和B不能相互独立选取，例如当B=4时，A=0.5，张弛振荡频率可增大50%，但同时Γ也将减小50%左右。如果外腔激光器受到频率为ω的正弦波电流调制，且?,，则啁啾-功率比CPR(Chirp-to-power mmI ratio 图5 张弛振荡频率和阻尼因子同反馈因子 图6 光纤光栅外腔激光器的纵模光谱 G,1ICPR, (25) 21，A，B 因此，外腔激光器的频率啁啾比无外腔反馈的普通孤立激光器要小F=1+A+B倍。此外， 2,,R1，,0 (26) ,,,,224IF,，，1AB，， 其中 Δν是普通孤立激光器的线宽。说明外腔激光器的线宽比无外腔反馈的普通孤立激光02器要小F倍，在实际的外腔激光器中F可以达到30，意味着线宽可以压窄3个数量级，在1mW输出功率下Δν,100KHz。激光器的线宽是低频相位涨落的量度，但高频相位涨落不仅取决于线宽，还与B的值有关，较大的B有利于减小相位噪声，这对于相干通信系统特别重要。总之，外腔谐振反馈压窄了激光器的线宽，减小了激光器的频率啁啾，小的频率啁啾意味着小的光脉冲色散展宽，这一特性不仅为小信号调制所具有，对大信号调制同样有效，只是在大信号调制的情况下，张弛振荡阻尼因子的减小同时造成了光脉冲的畸变。 四 光纤光栅外腔激光器的工作模式分类 光纤光栅外腔激光器按其工作状态可分为单纵模模式和锁模脉冲模式。在每种工作模式下又可根据耦合外腔的长短和反射光栅的类型(均匀光栅或啁啾光栅)进一步分为若干种各 4.1 在这种工作模式下，光纤光栅离半导体激光器管芯内端面比较近，光纤光栅构成激光谐振腔的一个反射面，所用光纤光栅的反射带宽设计得非常窄，通常为0.1nm,0.3nm，起到选频和稳频的双重作用，器件输出为稳定的单频激光。由于谐振腔内光子寿命与外腔结构的腔长直接有关，太长的腔长造成光子寿命过长，不利于在高频条件下直接调制，因此长腔光纤光栅外腔激光器的调制带宽较小。此外，长腔激光器的纵模模式间隔较小，各纵模模式的阈值增益差也较小，不利于得到单纵模输出，激射谱的主边模抑制比也较低。因此，为获得主边模抑制比高的单纵模输出，一般采取缩短腔长的措施，外腔长度(光纤端面到光纤光栅的距离)应小于5mm。短腔激光器的纵模模式间距大，有利于得到单纵模输出，并且短腔激光器不同于长腔激光器的一个显著特点是，当注入电流增大引起增益增大时，主模的强度会随之增大，但边模强度基本维持不变，因此可获得极高的主边模抑制比。如果光纤光栅由均匀光栅改为切趾光栅，主边模抑制比可能会进一步增大。短腔激光器的光子寿命短，可进行直接高频调制，因此适用于DWDM光源。但长腔激光器在较低的调制频率下也可得到应用，例如用于毫米波光纤PSK子载波传输链路的光源。F.N.Timofeev等人制作了直接调制速率高达 [9]10Gbit/s的单纵模光纤光栅外腔激光器，所用的F-P腔InGaAsP/InP多量子阱激光器芯片的腔长为200μm，管芯后端面反射率为90%，与光纤耦合的内端面镀减反射膜，残余反射率低于1%，外腔光纤光栅的长度为8mm、峰值反射率为50%、FWHM反射带宽约0.3nm。单纵模工作时相对于管芯F-P腔边模的主边模抑制比优于45dB，相对于外腔边模的主边模抑制比为15,35dB，具体数值依赖于激光器温度、外腔长度和驱动电流。图6是这种单纵模光纤光栅外腔激光器的光谱模拟图和实测图，插图是线宽测试结果。当外腔有效腔长为8mm、输出功率为2.5mW时，激射模线宽小于25kHz，在10MHz频率下测量的相对强度噪声小于-150dB/Hz。静态波长啁啾降低因子取决于外腔有效长度和管芯F-P腔有效长度的比率，外腔有效长度越长，纵模主模的静态波长啁啾越小，外腔有效腔长为8mm时的静态波长啁啾dλ/dI,0.66pm/mA，波长随温度移动的系数dλ/dT,4.6pm/K，与F-P腔模的波长温度系数的比率越趋于静态波长啁啾降低因子，波长温度系数的降低使得在无制冷运行下，纵模无跳模的温度范围达到11?。缩短管芯F-P腔和外腔的长度有利于提高纵模的主边模抑制比和直接调制带宽，但缩短外腔长度将导致静态波长啁啾增大和无跳模的温度范围减小。外腔有效腔长为8mm时的大信号直接调制速率达到10Gbit/s，信号可以在标准单模光纤中传输40km 4.2 锁模脉冲模式 在锁模脉冲模式下运行的光纤光栅外腔激光器可作为光脉冲源应用于多种场合，例如光孤子传输系统、光电测试系统、光电处理系统(例如光开关系统)的时钟信号源。光孤子传输系统对孤子源的要求是能够产生近变换极限的光脉冲串，且脉宽和波长可精确控制，脉冲重复频率与系统时钟频率要相对准。为了实现稳定的锁模，光子在光学谐振腔内往返一周的时间倒数必须等于或非常接近射频调制频率。均匀光纤光栅外腔激光器可以实现锁模，但对调制频率的控制要求苛刻，当工作参数改变时输出光谱变得不稳定，甚至出现双模同时激射。啁啾光纤光栅外腔激光器作为锁模脉冲光源有极宽的锁模频率范围，可在工作频率范围内精确控制锁模频率，并且工作稳定，在大范围的驱动条件下可得到一致的输出。在一项孤子传 [10]输实验中，信号以10Gb/s的码率成功地传输了27000km。这种光纤光栅外腔激光器的外腔长度较长，对于10GHz锁模所需的外腔长度约1cm，在锁模工作时，光脉冲的脉宽为几十个ps。在主动锁模运转时需要在激光器驱动电流的直流偏置上迭加一个射频分量，为了在宽范围的射频调制下实现锁模，光纤光栅需要设计成线性啁啾光栅，以使其有效腔长变得依赖于波长。这样当锁模频率改变时，外腔激光器就能够“自调谐”其工作波长以改变腔长，保持同调制频率相谐振。脉冲宽度主要由光纤光栅的色散(有效啁啾率)和激光器的线宽增强因子决定，但脉宽也会随射频驱动功率而变化，驱动功率越大，脉宽越短，直流偏置约小，脉 [10]宽越短。P.A.Morton等人研制成功了这样一种基于光纤光栅外腔激光器的孤子脉冲源， 其中外腔反射镜为线性啁啾光栅，反射率为43%、FWHM带宽为0.3nm、线性啁啾率为0.64nm/cm、外腔长度约为4 cm、锁模频率为2.488G、工作波长为1.557μm、脉冲宽度为20ps。当给激光器加上11mA直流偏置和频率为2.488GHz、功率为21dBm正弦波射频调制时，产生的脉冲峰值功率为5.5mW、脉宽为19.5ps。图7和图8分别是输出脉冲的波形和光谱，可以看出主边模抑制比大于40dB、光谱的FWHM带宽为19GHz、脉冲宽度为19.5ps、时间带宽为0.37。这种孤子源的一项重要优点是其可以在很宽的驱动参数范围内保持稳定工作，例如当射频功率变化超过一个数量级时，脉冲宽度基本保持在20 ps左右，时间带宽积略为增加，但保持在0.4以下。当直流偏置电流从8mA增大到18mA时，脉宽仍然保持不变。由于线性啁啾光栅的空间延伸特性，当调制频率改变时，器件表现出一种“波长(频率)自调谐”制，即器件可以自动选择工作波长，以改变外腔长度使之与调制频率相协调，从而可以在很宽的 图7 光纤光栅外腔激光器锁模脉冲波形 图8 用扫描Fabry-Perot干涉仪测量的光孤子光谱 调制频率范围内保持稳定的锁模运转。当调制频率从2.3GHz变化到2.95GHz时，脉宽始终保持在20ps左右。“波长自调谐”特性使得光纤光栅的位置容差较大，即使光栅的位置有所变动，器件也可以在预定的锁模频率下工作。还可以通过控制改变光纤光栅的温度来调谐工作波长，调谐量可以达到0.7nm。光孤子传输实验证明，当调制速率为10Gbit/s时，无误码(BER,-910)传输距离长达27000km 五 光纤光栅外腔激光器的关键制备工艺 光纤光栅外腔激光器所用的激光器管芯为普通的F-P腔量子阱激光器，其制备工艺(包括制备高频电极)已经非常成熟了。因此，光纤光栅外腔激光器的关键制备工艺主要为以下三个方面:1)作为外腔选频元件的光纤光栅的设计制备;2)管芯内腔面的增透膜制备;3)管芯的光纤耦合。这三方面都对光纤光栅外腔激光器的性能有极大的影响，必须进行优化设 5.1 光纤光栅的设计制备 光纤光栅是利用纤芯材料的光敏性，用紫外激光直接写入纤芯的一种周期性一维相位光栅结构。光敏性来自于掺杂石英材料中的点缺陷，利用高压载氢的方法可以对普通商用单模光纤进行增敏处理，使其光敏性达到写入弱光栅的程度。写入方法主要有双光束干涉法和相位掩模版复印法。光纤光栅的反射峰波长由纤芯折射率扰动的空间周期和纤芯的有效折射率决定，而反射峰波长锁定了外腔激光器的激射波长。为了满足DWDM应用中信道波长精确定位的要求，光纤光栅的峰值反射波长必须非常稳定。新制备出的光纤光栅的峰值反射率和峰值反射波长总是随时间发生缓慢的变化，为此可采用高温褪火工艺使其快速达到稳定状态。为了减小光纤光栅在使用中随环境温度的变化，可采用主动控温方法，或者对光纤光栅进行无源温度自补偿封装。光纤光栅以两种形态应用于外腔激光器中，一种是用于单纵模激光器的均匀光纤光栅，另一种是用于锁模激光器的线性啁啾光栅。均匀光纤光栅折射率扰动的空间周期为固定值，折射率扰动幅度保持不变，由于F-P效应，在反射峰两侧会形成多个幅度逐 渐递减的反射次峰(旁瓣)，这样就会影响外腔激光器的模式选择，使主边模抑制比降低，损害器件的动态单模性能，在高频调制下容易出现跳模。解决办法是用特殊工艺形成折射率扰动幅度中心大、两侧逐渐递减的所谓“切趾”光栅，也称Taper型光栅。“切趾”光栅的主边模抑制比可达到60dB，远高于均匀光栅的主边模抑制比(一般小于10dB)。线性啁啾光栅用于锁模激光器中，其折射率扰动空间周期沿纤芯方向线性变化，较之于均匀光栅有较大的反射带宽，并且由于不同波长反射位置的空间延伸性，使其有一定的色散量和光脉冲时延特性。应用线性啁啾光栅可以允许外腔激光器的射频调制频率和激射波长在一定范围内发生变化， 5.2 管芯内腔面减反射处理 光纤光栅外腔激光器的性能与管芯内端面的反射率密切相关，为了减小管芯F-P模式的影响，要求管芯内端面蒸镀增透膜，增透膜可采用单层膜结构，为达到最佳增透效果，膜层 1/2的光学厚度必须等于λ/4，同时膜层材料的折射率应为n=(nn)，n=1是空气折射率，1020 n=3.2是有源区波导材料折射率，n的最佳值为1.79。但实际上由于制备工艺和镀膜材料的21 原因，膜层材料的折射率和光学厚度均不可能达到最佳值，因此增透处理后仍然存在一定的 -3剩余反射率。这种剩余反射率即使非常微弱(,10)也能引起注入电流升高时输出功率的扭折和激射模式的跳变。因此必须尽可能降低端面剩余反射率。除了给端面镀制高质量的增透膜外，一种有效的解决方案是设计弯曲波导或倾斜波导来进一步降低剩余反射。普通F-P腔激光器的条形波导和腔面垂直，由于有源层材料的折射率(,3.2)和空气折射率相差很大，端面Frenel反射高达27%。采用如图所示的斜波导管芯结构，并在管芯内解理面上蒸镀增透 -5膜，可使剩余反射率降低到10量级。管芯外解理面上需要蒸镀高反射膜，这样制备出的管芯有别于直波导管芯，一般不能够直接激射，必须和光纤光栅耦合后才能实现激射。激射后 5.3 管芯和光纤的耦合效率 管芯和光纤的耦合效率一般只有40%，为了降低光纤光栅外腔激光器的阈值电流，需要设法提高光纤耦合效率。解决的办法是在光纤端面用微细加工法形成特定形状的微透镜，H.M.Presby等人设计了一种双曲面形状的光纤微透镜，用数控激光精密车床加工，端面镀膜后耦合效率高达近100%。光纤耦合效率不仅影响器件的阈值电流，还对器件的单纵模特性有一定影响。由于阈值增益谱(损耗谱)由光纤光栅反射谱和F-P腔(由管芯内端面-光纤光栅构成)纵模模式共同决定。一般情况下在损耗谱中由于F-P腔纵模模式的影响而出现振荡，产生多个损耗极小点，出现这种情况不利于光栅选频，因此需要增大管芯和光纤的耦合效率尽可能减小F-P腔的影响。当耦合效率大于60%时，对应光纤光栅反射带宽的损耗谱低谷内就不会出现阈值增益的振荡，即可实现单纵模运转。耦合效率还影响线宽压缩因子，耦合效率越高，线宽压缩因子越大，当耦合效率低于50%时，线宽压缩因子随耦合效率的降低快速 5.4 器件的封装 封装是光纤光栅外腔激光器的重要工艺环节，重点解决的问题是如何保证器件的长期工作稳定、可靠。其中如何保持管芯内端面和光纤微透镜的相对位置长期固定不变是具有挑战性的技术问题，因为管芯和光纤相对位置的微小变化都会引起纵模模式的跳变和激射光谱的变化。为此需要将光纤和管芯的最佳耦合位置“永久”固化起来。用紫外固化胶粘接虽然工艺简单易行，但由于胶体的老化和弹性形变而存在长期稳定性差的问题。为此需要对光纤头进行金属化处理，然后用激光焊接工艺加以固定。同时，为了减小外界环境温度变化和震动 图9 E-TEK公司光纤光栅外腔激光器的耦合封装结构 对光纤光栅反射谱的影响，需要对光纤光栅采取适当的恒温和防震措施，加有制冷器的器件其单纵模工作温度范围更宽。当然，在单纵模特性要求不高、使用环境温度相对稳定的情况下也可省去恒温装置。此外，为了对器件进行直接高频调制，还需附加高频匹配电路。图9是E-TEK公司的一种器件封装结构示意图，器件采取了双端耦合结构，管芯后端面镀增透膜后用一对非球面透镜和光纤光栅耦合形成外腔，管芯前端面保留一定的反射率以便激光输出，经过一对非球面透镜和一个光隔离器后耦合到输出尾纤中，这种封装结构的优点在于:光纤光栅和输出尾纤分离，一方面可以使用反射率很高(峰值反射率可接近100%)的光纤光栅，以提高光纤光栅的选频作用，降低阈值电流，同时可在管芯另一端耦合输出较强的激光;另一方面可以避免尾纤将外界机械扰动传递到光纤光栅上，有利于器件的稳频。此外，封装结构内还包含有制冷器、温度传感器(热敏电阻)和光探测器，可以说是一种实用化的封装结 六 结束语 本文介绍了光纤光栅外腔激光器的结构、分析方法、工作模式、性能特点和涉及的关键工艺。光纤光栅外腔激光器具有以下优点:1)单频性好;2)窄线宽、边模抑制比高;3)波长可精确控制并能微调，波长稳定性好;4)在高频调制下频率啁啾小、信道间串扰低等一系列特性。同DFB激光器和C3激光器相比，光纤光栅外腔激光器能够满足DWDM通信对光源的特殊要求，同时其制造成本较为低廉。外腔光栅结构能够有效地压窄半导体激光器的线宽(几十到几百KHz)，可以得到主边模抑制比很高的单频输出。由于外腔光栅的布拉格波长随温度的变化率只有0.01nm/?，比半导体激光器波长的温度变化率小一个数量级，因此工作时对制冷要求不高，甚至可以无制冷工作。值得指出的是，由于光纤光栅外腔激光器是由F-P腔半导体激光器同光纤光栅耦合构成的，因此可用同一个wafer解理的管芯和不同反射波长的光纤光栅耦合，制成覆盖全部信道的所有光源，而不同反射波长的光纤光栅是很容易制备的，能够将波长精度控制在0.1nm以下。这一优势是其它各类通信用激光器所无法比拟的。光纤光栅外腔激光器比起DFB激光器还具有调制工作时波长啁啾小的特点。这些优势决定了光纤光栅外腔激光器作为DWDM 参考文献 123(3):8-14，2001. 223(4):8-12，2001. 3Brinkmayer, WBrennecke, MZurn, and RUlrich, Fiber Bragg reflector for mode selection and line-narrowing of injection laser, Electro.Lett. , Vol.22, pp.134-135, 1986. 4C.A.Park, C.J.Rowe, et.al., Single-mode behavior of a multimode 1.55μm laser with a fiber grating external cavity, Electro.Lett. , Vol.22, pp.1132-1134, 1986. 5 博士研究生学位论文，1999. 6G.P.Agrawal, N.K.Dutta, Semiconductor Lasers (second edition), Chapter 8, Van Nostrand Reinhold, 1993. 7C.H.Henry, Theory of spontaneous emission noise in open resonators and its applications to lasers and optical amplifiers, J.Lightwave Technol., Vol.LT-4, pp.288-297, 1986. 8G.P.Agrawal, C.H.Henry, Modulation performance of a semiconductor laser coupled to an external high-Q resonator, Quantum Electronics, Vol.24, pp.134-142, 1988. 9F.N.Timofeev, I.A.Kostko, et.al., 10Gbit/s directly modulated, high temperature-stability external fibre grating laser for dense WDM networks, Electro.Lett. , Vol.35, pp.1737-1739, 1999. 10P.A.Morton, V.Mizrahi, et.al., Packaged hybrid soliton pulse source results and 270 Terabitkm/sec soliton transmission, Photonics Technology Letters, Vol.7, pp.111-113, 1995. 量 子 信 息 学 *Michael A.Nielsen 过去数十年间，科学家已经认识到简单的规则能够产生非常复杂的行为。国际象棋就是 一个很好的例子。试想你是一名象棋高手，结识了一位自称懂得下棋的人。下过几盘之后， 你便会发觉此公虽然知道象棋的规则，但对于如何才能下得好却一窍不通。他常常走出一些 荒唐的昏招，比如有时用后去兑一个兵，有时又莫名其妙地白丢一个车。其实，此人并没有 真正“懂得”国际象棋，他对象棋高手所熟谙的高级原则和盘面判断等一无所知。这些原则 就是国际象棋的各棋子关联原则和突变原则;它们源自于棋盘上各棋子之间复杂的相互作用， *目前科学家对量子力学的认识，与一位悟性较差的象棋新手所处的状况有几分相似。早 澳大利亚昆士兰大学物理系副教授～与麻省理工学院的L.Scholar合著了《量子计算机与量子信息》。 在70多年前我们便已经知道了量子力学的基本规则，而且我们还走出了在某些特殊场合中颇 能见效的几着高招，但对于那些熟练驾驭整个棋局所必须掌握的高级原则，我们眼下还只是 找出这些高级原则是量子信息学的目标，而量子信息学则是一门具有根本重要性的全新 研究领域，它随着认识世界的一条新途径的问世而迅速崛起。目前，关于量子信息学的许多 论文偏重于它的技术用途。例如，有的研究小组通过“远距传物”(teleport)的手段把量子 状态从一个位置转移到另一个位置;其他一些物理学家则利用量子状态打造出绝对不会被破 译的加密钥;信息科学家设计出假想的量子力学计算机的算法，其速度之快令常规计算机现 有的最佳算法也望尘莫及[读者如欲阅览《科学美国人》杂志上发表过的有关这些进展的论文， 请上网访问该杂志网站www(sciam(com] 这些技术的确令人着迷，而关于这些技术的火爆宣传容易使人忽略一个事实，即它们不 过是对一些深奥的科学新问题进行研究后得到的副产物。如量子远距离传物的应用，就与蒸 汽机及其他机器在18世纪和19世纪推动热力学发展具有异曲同工之妙。热力学的兴起应归 功于若干深刻的基本物理问题，包括能量、热以及温度之间的相互关系，这些物理量在物理 过程中的转换以及熵的关键作用等。类似地，研究量子信息与量子信息单位之间的关系、处 理量子信息的新途径以及一种名为“缠结”(entanglement)的量子特性所起的关键作用等(缠 结涉及到不同客体之间的某些奇特联系) 在通俗的介绍中，缠结往往被说成是一种“要么全部，要么全不”的特性:量子粒子只能在缠结与非缠结二种状态中取其一，没有中间道路。量子信息科学家已经揭示，缠结同能量一样是一种可量子化的物理资源，它的作用是使信息处理得以实现。某些系统只有少量缠结，其他一些系统则有大量缠结。一个系统可用的缠结越多，就越适合于量子信息处理。此外，研究人员已经着手推导非常有用的定量缠结法则(类似于支配能量的热力学定律)，这些 量子信息学是一门初露头角的新学科，研究人员还只是刚刚开始研究它的本性;一些问题众说纷纭，莫衷一是。本文介绍了作者自己的观点:量子信息学的中心目标应该是建立有助于我们认识量子世界的复杂性的一般原理(例如关于量子缠结的法则) 一 量子与复杂性 对复杂性问题的众多研究集中在诸如天气或沙滩之类由经典物理学——而非量子物理学——描述的系统上。这种倾向是很自然的，因为复杂系统通常都属于由许多组分构成的宏观系统，而随着系统尺度的增大，多数系统便逐渐失去其量子特性。之所以会出现这种由量子物理学向经典物理学的转变，是因为大尺度量子系统通常将与其环境发生较强的相互作用，引起所谓“退相干”的过程，从而使系统失去量子特性[请参阅本刊2001年5月号的《量子之谜百年史》一文] 作为退相干的一个例子，我们来考虑一下埃尔文?薛定谔关在盒子里的那只著名的猫。原则上此猫最终将陷于一种生与死之间的奇异量子状态，说它还活着或者说它已死去是毫无意义的。然而，在真正的实验中，这只倒霉的猫将通过交换光、热及声音而与盒子发生相互作用，盒子又将与周围环境发生类似的相互作用。这样，在几纳秒的时间内，这些过程便完全破坏了盒子内脆弱的量子状态，代之以能够用经典物理学法则相当精确地近似描述的另一些状态。而实际上盒子里的猫将非死即活，不再处于某种既非死又非生的神秘的非经典状态 要想在一个复杂系统中观察到货真价实的量子行为，关键在于必须把这个系统同其周围世界完全隔绝开来，以保护脆弱易变的量子状态，防止退相干的发生。对于较小的系统—例如悬浮在置于真空的磁捕集器中的原子——这种隔绝是比较容易实现的。但是，对于表现出复杂行为的较大系统，实现完全隔绝的难度就令人望而生畏了。物理学家曾在实验室里意外地发现过一些值得注意的现象，例如超导性和量子霍尔效应等，这些发现便是较大的量子系统达到与外界高度隔绝的实例。上述现象证明，量子力学的简单规则能够引导出支配复杂行 二 图1 一个基本问题 为了认识决定这些具有复杂量子特性的罕见系统的高级原则，我们对经典信息理论的工具进行了抽象化、改造和扩充。2001年，Kenyon学院的W(Schumacher捉出，信息科学(包括经典信息学与量子信息学) (1)确定一项物理资源。人们熟知的经典实例是数据串。虽然这种由0和1组成的数据位常常被视为抽象的概念，但所有信息最终都必须用实在的物理客体来编码，因此数据串应当 (2)确定可以利用上述第1步中的物理资源来执行的信息处理任务。这类任务的经典实例就是下面这个包含两步的信息处理过程:把某一信息源(例如一部书中的文字)的输出压缩成数据串，然后对其解压(也就是把压缩后的数据串复原成原先的信息) (3)确定第2步中所述的任务是否顺利完成的判别准则。在我们所举的例子中，判断的标准可以是看解压步骤的输出是否与压缩步骤的输入完全吻合。 因此，信息科学的根本问题是:“为了完成以判别准则(3)来判断是否成功的信息处理任务(2)，我们最低限度需要多少物理资源(1)?”虽然这个问题并没有把信息科学的各个方面完全囊括进来，但它却提供了一个帮助我们仔细观察这个领域很大一部分研究工作的高倍放大镜[参见本刊第47页的附文]。 经典信息科学的基本问题是，为了存储某一信息源所产生的信息，最少需要多少数据位?1948年，E(Shannon发表了堪称信息理论奠基之作的著名论文，解决了这个基本问题。在解决这个问题时，Shannon量化了一个信息源所产生的信息含量，把它定义为可靠地存储该信息的输出所需的最低数目的数据位。Shannon推导出的信息含量数学表达式现在称为Shannon 图2 量子位的解释 Shannon熵的提出，解决了与经典信息处理有关的一个简单而根本的问题。因此，研究Shannon熵的性质，对于分析比数据压缩复杂得多的过程起了极大的作用，就不足以为奇了。例如，在计算通过一条有噪声的信道能够可靠传送的信息量时，Shannon熵起了关键的作用。甚至连赌博乃至股市行情之类的现象，Shannon熵在其中也大有用武之地。信息科学中的一条普遍规律就是，研究有关基本过程的问题常常会得出一些统一的观念，而这些统一的观念 量子信息学进一步丰富了Schumacher提出的上述三个基本要素。量子力学为我们准备了哪些新的物理资源呢?我们可以指望执行哪些信息处理任务呢?判断成功与否的标准又是什么呢?量子力学提供的物理资源包括叠加态(就像薛定谔的那只非死非活的理想化的猫所处的状态)。信息处理过程可能涉及操控相距很远的物体之间的缠结(一种神奇的量子相关性)。而判断成功与否的标准则比经典信息学中的标准更加复杂和微妙。这是因为，要想取得一项量子信息处理任务的结果，我们就必须观察(测量)该系统，而这种观察或测量行为几乎肯定会改变该系统，从而破坏量子物理学所独有的特殊叠加态。 三 量 子 量子信息学的第一步是把基本的经典信息资源——数据位——加以推广，得到“量子位”(qubit)的概念。数据位是从经典物理学原理抽象出来的理想化概念，类似地，量子位也是从量子力学原理抽象出的理想化量子概念。经典数据位可以用磁盘上的磁畴、电路中的电压或铅笔留在纸上的石墨记号来表示，而这些经典物理状态作为数据位的功能与它们实现这一功能的具体细节无关。类似地，量子位的性质也与其具体的物理表示方式——例如是用原子核的自旋还是用光的偏振来表示——无关。数据位用它的状态(0或1)来描述，而量子位则用其量子状态来描述。一个量子位的两种可能的量子状态分别对应于经典数据位的0与1。然而，在量子力学中，任何一个具有两种不同状态的客体都必定存在一系列其他的可能状态。这些状态称为叠加态，它们在不同程度上同时涉及两种基本状态。一个量子位的允许状态正好就是一个经典位在移植到量子世界后原则上必定能拥有的所有状态。量子位的状态对应于一个 球面上的各点，其中0与1分别由南极和北极代表[参看图2]。量子位状态在0与1之间的 一个量子位中能够存储多少经典信息呢?下面这样一条思路表明，一个量子位能够存储无限多的经典信息。为了确定一个量子状态，我们必须规定球面上相应的点的经度和纬度，而原则上经度和纬度都可以以任意精度给出。这两个参数可以编码一长串的数据位。例如，0 1 1 1 0 1 1 0 1„可以编码为一个其纬度为0 1度1 1分0 1(1 0 1 尽管这种推想貌似有理，其实却是不正确的。我们可以把无限多的经典信息编码进一个量子位中，但却永远无法从该量子位中重新取得这些信息。读出该量子位状态的最简单的方法是对它进行标准的直接测量，而这一测量得出的结果不是0就是1(即不是南极就是北极)，每种结果出现的概率由原始状态的纬度决定。你当然也可以选择另一种测量方法，例如以“墨尔本—亚速尔群岛”轴线为基准而不是以南北极轴为基准进行测量，但即使这样你依然只能提取出一位信息，只是现在你得到的结果其出现的概率与原始状态的经度和纬度之间存在另一种依赖关系了。不管你采用何种测量，你的测量过程必将擦掉量子位中存储的所有信息， 不管我们对量子位的编码如何的巧妙，也无论我们随后测量量子位时所用的方法是如何高明，量子力学的基本原理使我们永远也无法从一个量子位中取得一位以上的信息。美国电报电话公司贝尔实验室的J(P(Gordon于1964年提出了此猜想，而莫斯科斯捷克洛夫数学研究所的S(Holevo则在1973年证明了这个令人惊讶的结果。量子位中似乎存储着我们能够操纵但却无法直接检索的隐信息。然而，更恰当的见解是我们应当把这一隐信息视为一个量 我们应当注意，这个例子与Schumacher为信息科学技术提出的模式如出一辙。Gordon和Holevo的问题是，为了存储给定数量的经典信息(任务)，使得所存储的信息能够被可靠地检索出来(成功标准)，需要多少个量子位(物理资源)。为了回答这个问题，Gordon和Holevo引入了一个现在被称为Holevo x(用希腊字母x表示)的数学概念。此后这一概念就被用来简化复杂现象的分析，与Shannon的熵所起的简化作用大同小异。例如，波兰格但斯克大学的Horodecki已经证明，Holevo x可以用来分析一个量子信息源所产生的量子状态的压缩问题，这可以说是Shannon所考虑的经典数据压缩问题的量子翻版。 图3 填补量子空白 四 单个的量子位相当引人人胜，若干个量子位合在一起的情况则更令人神往。量子信息学的一个关键就是，我们已经认识到两个或两个以上量子客体所构成的群体可以具有缠结在一起的状态。这些缠结状态的特性与经典物理学有天壤之别;科学家已经开始把它们视为一类可以用来执行新任务的全新物理资源。 图4 解开缠结 缠结的概念令薛定谔怦然心动，以致他在1935年——也就是他那只著名的猫粉墨登场的那一年——的一篇出色论文中称缠结“不是量子力学的特性之一，而是量子力学的唯一特性，是导致量子力学与经典思路彻底决裂的唯一特性。”一组缠结客体中的成员不存在各自单独的 量子状态。只有整个群体才具有一种确定的状态[见图4]。这一现象之神奇，令单个粒子的叠加态相形见绌(单个粒子本身有一种确定的量子状态，尽管该状态可能叠加在不同的经典状态上) 缠结的客体不论相距多远，似乎都是彼此联系在一起的。距离的遥远丝毫没有减弱它们之间的缠结关系。如果某个客体进入了与其他客体缠结的状态，那么对它进行测量的同时也就提供了关于其缠结伙伴的信息。这种现象很容易令人产生误解，以为我们可以利用缠结来使信号的传播速度超过光速，从而推翻爱因斯坦的狭义相对论。实际上，量子力学的或然性将使这 尽管缠结现象奇妙莫测，但在很长一段时间中，物理学家只是把它看作一种新奇玩意，对它报以很大程度的忽视。这种情况直到上世纪60年代才有所变化，当时欧洲粒子物理实验室(CERN)的S(Bell预言缠结的量子状态将使一些旨在区分量子力学与经典物理学的关键检验得以实现。BeH预言(而且实验物理学家也已证实)缠结的量子系统表现出经典世界所不可能具备的行为，即使人们能够改变物理学法则以尝试在不论何种经典框架内模仿量子力学的预测，经典世界也不可能具备缠结量子系统的行为。缠结代表了我们这个世界的一种全新特性，甚至专家都觉得对此难以理解。我们可以利用量子理论的数学公式对缠结进行推理，然而一旦我们想要通过比喻来理解缠结时，这些比喻的经典特性非常容易使我们对缠结产生误 在上世纪90年代初期，缠结完全摆脱了经典物理学的束缚，这一认识促使研究人员开始探讨是否能把缠结作为一种资源，通过新的途径来解决信息处理问题。答案是肯定的。1991年，剑桥大学的K(Ekert阐述了如何利用缠结来分配无法破译的加密钥，此后缠结的各种应用实例就层出不穷。1992年，IBM公司的H(Bennett和特拉维夫大学的Wiesner证明，缠结可以用来支持经典信息从一个地方到另一个地方的传送。(这一方法称为超密编码，它可以用本来似乎只能携带一位信息的粒子传递两位信息。)1993年，由6名合作者组成的一个国际研究小组阐明了如何利用缠结来把一种量子状态从某一地点远距离移物到另一地点。其他各 五 单个的量子位可以用多种不同的物理实体来表示，类似地，缠结的性质也与其物理表示方法无关。出于实际的需要，有时选择某种系统或另一种系统可能更方便一些，但原则上选择何种系统无关紧要。例如，我们可以用一对缠结的光子来进行量子加密，也可以用一对缠 既然缠结的性质与其物理表示无关，这就提示我们可以对缠结和能量作一个令人浮想联翩的类比。任何一种能量——无论是化学能、核能还是其他形式的能量——均服从热力学定律。我们能否循着与热力学定律相似的思路，打造出一种具有普遍意义的缠结理论呢? 上世纪90年代后半期，研究人员证明不同形式的缠结在性质上是等价的(一种状态的缠结可以转移到另一种状态上，与能量的流动——比如说从充电器流到电池中——十分相似)，从而使上述期望更加吊人胃口。依靠这些定性关系，研究人员开始引入衡量缠结的定量指标。目前，这方面的进展仍在持续，而研究人员对于量化缠结的最佳途径尚未取得一致见解。目前，最成功的方案采用了标准缠结单位，一如标准的能量或质量单位那样[见图4] 这一方案的基本原理酷似运用天平来测定质量。确定一个物体的质量时，我们要看需用 多少个标准砝码才能使天平持平。量子信息科学家已经提出了一种理论上的“缠结天平”以比较两种不同状态中的缠结。为了确定某一状态的缠结程度，我们应当看需要多少个固定的标准缠结单位才能使缠结天平平衡。应当指出，这种量化缠结的方法是信息科学基本问题的又一个实例。我们已经确定了一种物理资源(即我们的缠结状态的拷贝)及一项任务，同时也有了判定成功与否的准则。我们通过探讨需要多少物理资源才能成功地执行我们的任务，定 遵循这一方案制定出的缠结量化指标是极为有用的统一概念，可以非常出色地描述多种不同现象。缠结指标增强了研究人员分析诸如量子移物之类任务的能力以及分析量子力学计算机算法的能力。在这方面用能量来作类比也有助于说明问题:为了解化学反应或发动机运行之类的过程，我们要研究能量在系统各部分之间的流动情况，同时确定这些能量在各个不同位置和时刻必须如何约束。类似地，我们也可以分析执行一项量子信息处理任务所需的缠结流动(从一个子系统流向另一个子系统)，从而获得对执行该任务所需的资源的约束条件。 图5 纠错技巧各显神通 打造缠结理论是“由下到上”的研究路线的一个实例——我们从关于称量缠结的简单问题人手，逐步洞悉越来越复杂的各种现象。反观另外几个例子则是科学家通过认识上的大飞跃推测极为复杂的现象，从而使量子信息学实现由上到下的发展。这方面最著名的例子是美国电报电话公司贝尔实验室的W(Shor在1994年提出的一个算法，它可以迅速地找出合数的素数因子。在经典计算机上，随着被分解的数越来越大，现有的最佳算法所需的计算资源以指数速率迅速增长。分解一个500位的数，所需的计算步骤为分解一个250位的数的1亿倍。而Shor的算法其成本仅以多项式速率增长——分解一个500位的数，所需的计算步骤仅为分解一个250位的数的8 Shor的算法是信息学基本模式的又一个实例(找出一个n位整数的素数因子需要多少计算时间?)，但这个算法似乎与量子信息学的其他大多数结果没有什么关系[见图3]。乍看起来，Shor算法好象只是一种巧妙的编程技术，并无根本的重要性。但这种表象其实是误导人的;科学家已经证明，Shor算法可以解释为确定量子系统能级的一种方法的实例之一，而确定量子系统的能级显然属于根本性的问题。随着时间的推移，我们将填补越来越多的空白，因此应当能更容易地掌握Shor 最后一项用途——量子纠错——是迄今为止最有力的证据，证明量子信息学为研究世界 提供了一个有用的方案。量子状态十分脆弱，极易被杂散相互作用(即噪声)所破坏，因此必 经典计算与通信拥有多种成熟的纠错代码，以保护信息免遭噪声的破坏。一种简单的经典纠错措施就是所谓重复码[见图5]。此项纠错方案用3个数据来表示0与1，即用0 0 0表示0，而用1 1 l表示1。在噪声比较弱的场合，它可能偶尔会使3个数据位中的1位改变，比如说把0 0 0变成0 1 0，但是噪声使3个数据位中的两位同时改变的情况是非常罕见的。因此，每当我们遇到0 1 0(或1 0 0或0 0 1)时，我们几乎可以肯定正确的值是0 0 0，也就是代表0 六 由于量子力学使我们无法肯定地了解一个量子客体的未知状态(这又是尝试从一个量子位中取得一位以上的信息所带来的障碍)，因此开发量子纠错代码在当初似乎是不可能的事情。简单的经典三重码对于量子信息来说是行不通的，因为我们不可能检查一个量子位的每一拷贝并确定其中一个拷贝必须舍弃，而在这一过程中又不破坏任何一个拷贝。更糟的是，开始时作出数据位的拷贝本身就决非轻而易举的事情，因为量子力学不允许我们取一个未知的数据位并可靠地对其进行复制(这一结果称为不可克隆原理) 在上世纪90年代中期，情况看来是很不乐观的，当时若干位大名鼎鼎的物理学家——包括已故的IBM公司的科学家Rolf Landauer——发表了一些持怀疑态度的论文，指出量子纠错对于量子计算来说将是必不可少的，但标准的经典纠错方法不可能用于量子世界中。实际上量子纠错的发展应该大大地感谢Landauer所持的怀疑态度，因为他指出了这个领域必须克 幸运的是，Shor以及牛津大学的M(Steane在1995年各自提出了一些巧妙的构想，阐明了我们应该如何进行量子纠错而又不需要探知量子位的状态，也无需克隆量子位。同三重纠错码一样，他们的方案把每个值用一组量子位来表示，然后让这些量子位经过一个电路(经典逻辑门的量子翻版)。该电路将成功地纠正任何一个量子位出现的错误，但不需要真正读出所有的单个状态。比如说，假定让0 1 0这三个数据位通过电路，那么电路将能够发现中间的那个数据位与众不同，并将其纠正过来，但在这整个过程中电路用不着去弄清这三个数据 量子纠错码是科学奏响的又一曲凯歌。信息科学的概念与基础量子力学的概念双剑合璧，创下了某些杰出人士一度认为不可能完成的业绩——保护量子状态不受噪声的干扰。这些方法如今已经在美国洛斯阿拉莫斯国家实验室、IBM公司及麻省理工学院所进行的实验中获得 量子纠错也推动了许多新设想的脱颖而出。例如，目前世界上最好的时钟的精度受到量子力学噪声的限制，而研究人员正在探索是否能够利用量子纠错技术来进一步提高这些时钟的精度。加州理工学院的Kitaev提出的另一项构想是，有些物理系统可能拥有某种天然的容噪本领。这些系统或许是在无人干预的情况下自主地利用量子纠错技术，并且可能显示出一 我们已经探讨了量子信息学如何从根本问题出发，一步步地形成并完善我们对更复杂的系统的认识。未来的前景如何呢?遵循Schumacher的方案，我们肯定将进一步窥知关于宇宙的信息处理能力的种种新奥秘。量子信息学的方法甚至可能会让我们洞悉某些传统上并未被列入信息处理系统的研究对象。例如，凝聚态物质表现出的诸如高温超导性和分数量子霍耳效应等复杂现象。这些现象涉及缠结之类的量子特性，但此类特性所起的作用目前尚不明朗。利用从量子信息学获得的认识，我们也许能大大提高与复杂的量子世界进行象棋大赛的过招 参考文献 附:概述/量子信息 ?信息并不是纯粹的数学概念～它总得有一种物理载体。在传统信息学中～信息的载体遵循经典的(或者说非量子的)物理学。量子信息学这一新兴领域把信息置于量子力学的背景中。 ?经典信息的基本资源是数据位～它的值不是0就是1。量子信息则用量子位(qubit)表示。量子位可以呈叠加态～即同时包含0和1。成组的量子位还可以处于“缠结”状态～这使得 ?处理量子位(特别是缠结量子位)的量子计算机其性能足以令经典计算机相形见绌。缠结的 ?量子信息学的目标是认识并掌握支配复杂量子系统(如量子计算机)的普遍的高级原理。这些原理与量子力学基本法则之间的关系～一如国际象棋高手的盘面判断技巧与象棋基本规则之间的关系一样。 高 技 术 简 由环形布拉格光栅构成的微齿轮激光器 日本横滨大学的研究人员研制成功了一种光泵浦的微齿轮激光器，它是由一个微型圆盘和一个旋转对称的布拉格光栅构成。在一种设计方案中，微齿轮激光器有20个齿。光栅使 得盘边缘的辐射场降到了最小，从而提高了谐振腔振荡模式的Q因子，该模式是以沿盘边缘 这种激光器是用GaInAsP,InP材料制成，带有5nm厚压缩的量子阱。它在室温下由980nm的激光二极管从顶部泵浦。激光器发射波长在1(6,1(67μm之间，阈值功率为17μW。这 22种微齿轮激光器的阈值功率密度为280W,cm，低于相似尺寸的微型圆盘激光器(420W,cm)。由于制作过程中的各向异性，一些微齿轮激光器的形状是椭圆形的。这些激光器输出的激光模式被认为带有方向性。下一步研究人员想要开发准周期的光子晶体来制作微谐振腔以适合各种激光模式。 纳米晶体激光器发射蓝光 密执安大学的研究人员报道，电泵浦Nd:AlOnm晶体粉末在室温下获得404(1 nm、23 408(1 nm和409(6nm连续波激光发射。这种粉末有可能用于照明、化学传感、光刻和显示。 由于nm晶体粉末强烈散射入射光，在实验中研究人员选用2,10keV的电子束泵浦，而 微型激光器引发芯片革命 约 非常小的激光器可能取代在许多家用和商业电脑中能够看到的计算机芯片内的布线，缘于约翰?霍普金斯大学开发的一种工艺，它提供了生产比现在硅芯片更小功率、速度快百倍 该校研究生Alyssa Apsel说:“用光学方法而不是完全用电子学方法通过芯片导引信号， Andreou说:“我们已开发出一种非常快速和节约成本的芯片数据输入输出方法，不需要使用导线。它使我们有希望 在单块芯片上用激光取代导线具有使连接加速的潜力，但是对于现有技术最明显的优势是在远距离连接多个芯片上，因为通过导线与通过激光相比，信号传送的距离越远，所花费的功率和时间就越多。这种技术可用在任何多块芯片系统中，包括家用计算机、局域网、以太网和其它计算机网络，甚至一些更机动的便携设备，如手提电脑。在移动电话等更小的器 Andreou小组研究了微型激光器的使用，该激光器获益于“硅—蓝宝石技术不同寻常的特征，这是一种制作微芯片的新方法。以上面生长一薄层用于产生晶体管和电路的硅人造蓝 因为衬底透明，而且在一个绝缘材料(蓝宝石基底)而不是半导体上，可以获得速度非常 微系统将源于导线的信号转换成光信号，借助仅比头发丝稍粗的激光束将它穿过透明的蓝宝石基底。用与电子线路同时装配到微芯片上的微透镜和其它光学元件收集光束，并将它 使用光学方法进行短至1cm 蓝宝石基底的绝缘特性使在现代微处理器中普遍存在的功耗最小。在微处理器中，信号 芯片不会立刻进入装配线。该组仍在为改良结构、改善电路而努力，使其更快、功耗更 尽管最终的批量生产成本比较高，但这种芯片不会比当前常用的半导体芯片更贵。另一方面，它在尺寸上有明显优势，带有激光器和接收器，体积仍然很小。可以利用三维结构， 新型可调谐激光器 美国专家成功地研制出一种新型激光器，该激光器通过简单的调谐，就能产生五颜六色、 这种可调谐激光器的光学共振腔采用多个液晶分子层制成，其中每分子层都与相邻分子层有一个很小的夹角，这些分子层排列形状就像一个螺旋形楼梯。当用一束可见光照射光学共振腔时，光在螺旋形楼梯状的共振腔内来回反射传播，并最终到达共振腔的顶端或底端，形成激光;同时经过受激物质的激励，产生544nm 光学共振腔采用的液晶是一种弹性体，被弯曲后能迅速恢复到原始的形态。当研究人员 研究人员认为:当液晶被弯曲时，改变了螺旋形楼梯状共振腔的斜度，也就是说，改变了光到达共振腔顶端或底部的距离。这就可能使共振腔的腔体变长，使激光的波长达到630nm 这种新型激光器具有重要用途。如果能在光纤中密集大量不同波长(不同颜色)的光，光纤就能携带更多的信息，则 双色光栅耦合红外光电探测器 美国专利US6452187 (2002年9月17日公布) 双色探测作为一种增加不同环境下探测几率的方法已变得越来越迫切需要。双色光电探测器可以用来区分两个不同的目标。当两个温度不同的目标以不同的波长发射红外辐射时，双色光电探测器就能比较容易地将它们区分开来。例如，当两辆同样的小汽车紧挨着停在一起时，如果其中一辆刚刚被驾驶过，而另一辆最近几个小时内没有被驾驶过，那么双色探测器就能容易地探测到它们的排气管或轮胎的温差。在军事上，双色光电探测器则可以用来探 本发明提供一种用于探测两个不同红外波段的双色光电探测器，该光电探测器有两种方案:一种方案包括一个衍射光共振腔，但该共振腔以两种有关的颜色共振;另一种方案包括一个衍射光共振腔和一个垂直光共振腔。其中，衍射光共振腔以第一种颜色共振，垂直光 共振腔以第二种颜色共振。通过把只吸收其中一种颜色的材料放在共振结构内的合适位置上， 本专利文献共16页，其中有5 超晶格和阻隔势垒构造出多波长红外探测器 位于台北的台湾大学和新竹的台湾交通大学的研究人员，通过将两片超晶格材料叠放在一起，中间加阻隔势垒层将其隔离的方法，研制出了一种多波长红外探测器。其探测波长可以用电子的方法在7.5,12μm和6,8(5μm两个范围之间进行切换。超晶格材料(SL)都是由GaAs,AlGaAs层构成，顶部的SL有6nm的势阱和4 nm的势垒，底部的SL有4.5nm的势阱和6 nm的势垒。阻隔势垒层是由AlGaAs构成的，Al对Ga 由于电子能穿过全部超晶格材料，所以超晶格材料自身的电阻很小。超晶格材料的这种特性使得其光电反应可以通过改变偏置电压的极性来轮流转换。另外，其光谱灵敏度可以通 过所加电压的大小来调节，当所加电压值增大时，其光谱灵敏度向长波方向移动。这种探测器在20~80 K 制成碳纳米管场效应晶体管 自从1974年美国国际商业机器公司Ari Aviram和纽约大学的Mark Ratner的理论表明，放在两个金属电极间的分子可以用作整流器以来，用分子作电子元件的概念即已存在。但是，直到二十多年以后，在一次实验中，才用单个分子成功地联接两个nm电极。此事的困难在于控制单个分子，以及制造间隔仅几个nm 但是，到20世纪90年代中期，出现了一种新奇的材料——碳nm管。碳nm管由Graphene薄片卷成，直径只有几个nm。根据其原子的排列不同，而具有金属或半导体行为。由于碳nm 自1998年荷兰德尔夫特大学的Cees Dekker小组首次报道了此种碳nm管场效应晶体管以来，在改进此种装置的性能上已取得令人佩服的进展，特别是在过去几个月中，这些努力导致国际商业机器公司的Phaedon Avouris及其同事发表一篇报告，表明他们的碳nm管场效 法国巴黎高等师范学院的Adrian Bachtold最近发表专文，介绍此项成就的重大意义。 南加州大学的聚合物微电-光调制器首次亮相 南加州大学的研究人员声称，他们率先开发出基于聚合物微谐振环的微光电波长敏感电-光调制器。采用这种器件，在光耦合进输入波导后，施加电压，改变微环的折射率，就可改变共振频率。这样就可调制耦合孔进出的光。后者人们很感兴趣，因为只有接近共振的波长 该器件光学带宽的半高全宽为4GHz，相当于带宽的最大调制值为2GHz。其优点是廉价，较易制作，可与标准CMOS 采用微机电系统调谐激光 在2002年OFC会议上，美国加州Santur公司的可调谐激光器引人注目。该公司展示的TL1010-C型装置是一种列阵基可调谐激光器组件，其特点是在一块芯片上有12个分布反馈 公司封装经理Ed Voil说，公司对宽调谐性进行谨慎的研究，因为人们乐于采用固定波 C波段36nm准连续调谐可通过选择最合适的分布反馈元件，然后用微机电系统精调来获得，这种微机电系统可补偿温度引起的1μm 微机电系统提供的灵活性可使器件组装公差适度放宽，能够降低器件成本。这种Telcordia-ready现成组件也是用于超稳定50GHz ITU栅极运作的波长锁定器和内装控制电子件集成装置。展出后，公司公布了用于L波段的TL1010-L、20mW列阵基可调谐激光器。 光纤传输速度理论极限提高10倍 2001年6月，朗讯贝尔实验室的科学家宣布，他们已经计算出光纤的理论极限，其值比以往认为的高10倍。他们说，理论上通过一般光纤能够传送的信息量最大值约为100Tbit，大致相当于200 朗讯科学家Alastair Glass在一份报告中说:“这说明当前的商业系统离基本极限还相 报告发表时，正好美国许多分析家和工业界人士确信光纤的容量已经供过于求。电信公司在过去4年中已花费约9千万美元铺设了3900万英里光纤，其中绝大部分是打算用于远程通信。分析家估计，实际上派上用场的仅有1%,5% 未使用的光纤容量和通信量不足已给降低价格形成障碍，使投资者对电信部门失去了兴趣，股票价格下跌。但也有更乐观的看法，认为光纤通信是很好的投资方向，它的时代即将 贝尔实验室发言人Rich Teplitsky说:“听说的和报道的光纤浪费现象更多地存在于主干网络(远距离网络)。城市网络是一个瓶颈。城域光网是光纤将要铺设的下一个领域。这类 现在的商业光学系统可以传输2Tbit/s的数据，研究人员已在实验室条件下实现10Tbit 但是科学家在计算理论极限时遇到了困难，因为玻璃的物理特性使在光纤中传输的光以 众所周知，发送的信号功率过小时，会被噪声掩盖，而功率过高又会与其它信号发生干 研究人员使用一般用在通信网中的波长和“数值”获得了他们的结论，即理论上以没有过多噪声和干扰的方式每秒传送100Tbit 贝尔实验室演示4000km，2.56Tb 美国新泽西州贝尔实验室的科学家在OFC2002上报道，已实现64信道、40Gb/s速率、无中继、4000km 该组采用归零差分相移键控法改进了跨越非零色散位移光纤100km以上的传输。该法使信噪比下降3dB。该装置与1554.6,1607.0nm分布反馈激光器相结合，采用反向传输拉曼放大 新墨西哥大学制作的化学孵化器Zia激光器开创了一种量子点基高效率激光器的生长工艺。这种三维结构可形成仿真原子，可以用来控制相互独立的辐射增益和波长，从而改善波 该器件的主要好处是，不需要冷却器或热控管就可直接调制，因为量子点激光没有明显 量子点是在采用类似Stranski-Krastanov工艺自组合法的分子束外延生长过程中形成的。该工艺紧接着形成量子阱层。通过薄膜淀积形成0.5,1nm的湿层，使量子点自发形成， 2呈锥形，底长20nm，高7,9nm。1cm面积上约有1 多量子点层可在彼此的顶部和“阱内量子点”激光层顶部形成，像通常具有上包层的激光器那样。这可在S、C和L 以红外光二极管治疗创伤 美国科学家发现，红外光二极管具有加快创伤愈合的作用。在一次小型试验中，研究人员用一轻便型红外光二极管平板阵列每天贴放在患者面颊上1分钟，有助于癌症患者因放化疗出现的口腔溃疡迅速愈合。研究表明，红外光二极管对烧伤、皮肤溃疡等创伤也有一定的 医学界早就利用激光治疗创伤，但这类激光装置体积较大，且激光发射的波长不完全适宜于治疗创伤。红外光二极管发射的红外光波长达880nm，足以穿透并深入人体组织内，并 通常人体细胞从食物中获取能量，但也能从光源中获取能量。研究人员在实验室观察到在红外光照射下的皮肤及肌肉细胞的创伤愈合比平常快1.5,2 人造晶体使光减速99% 日本科学家利用一种人造光学晶体成功地在真空条件下使光减速99%，这一技术对开发 该光学晶体的结构是周期性地将折射率不同的一单元按与光波长相同的尺寸排列在一起。在晶体的中央开有一条用普通硅材料制造的宽260nm的光通道，中央部位还周期性开有圆柱形的细孔，孔径、孔深分别为200nm。当光通过通道时，光就会向通道周围扩散，这时晶体就像一个光绝缘体，不断地将光折射回通道。无数次的折射使光多走了许多路，这就延 研究人员认为，物质中的光速是可以减慢的，减慢的部分就会加强光与物质的相互作用。该项技术应用到光开关等光学元件上，就可大大提高光学元件的工作效率。