Tuning von Siliziumnitrid-Mikro

Wissenschaftliche Berichte Band 12, Artikelnummer: 15074 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Die Integration von Einzelphotonenemitter (SPEs) mit resonanten photonischen Strukturen ist ein vielversprechender Ansatz zur Realisierung kompakter und effizienter Einzelphotonenquellen für Quantenkommunikation, Computer und Sensorik. Eine effiziente Wechselwirkung zwischen der SPE und der photonischen Kavität erfordert, dass die Resonanz der Kavität mit der Emissionslinie der SPE übereinstimmt. Hier demonstrieren wir eine neue Methode zur Abstimmung von Mikroringhohlräumen aus Siliziumnitrid (Si3N4) durch kontrollierte Abscheidung der Mantelschichten. Mithilfe numerischer Simulationen scheiden wir in Schritten von 50 nm Siliziumdioxid (SiO2)-Nanoschichten auf Si3N4-Rippenstrukturen ab. Wir zeigen eine Abstimmung der Hohlraumresonanz über einen freien Spektralbereich (FSR) von 3,5 nm hinaus ohne Verschlechterung des Qualitätsfaktors (Q-Faktor) des Hohlraums. Anschließend ergänzen wir diese Methode durch lokale Lasererwärmung zur Feinabstimmung der Kavität. Schließlich stellen wir sicher, dass die Abscheidung der Ummantelung die Position und die spektralen Eigenschaften der im Hohlraum platzierten Nanopartikel nicht verändert, was darauf hindeutet, dass unsere Methode für die Integration von SPEs in photonische Strukturen nützlich sein kann.

Integrierte quantenphotonische Geräte sind entscheidende Elemente für zukünftige Quantennetzwerke, Quantencomputer und Sensoren1,2,3,4,5,6,7,8. Eines der wesentlichen Elemente eines solchen Geräts ist ein Einzelphotonenemitter (SPE), der an einen Hohlraum mit hohem Q-Faktor gekoppelt ist. Bei Anregung des SPE wird das einzelne Photon im Hohlraummodus emittiert und dann zur Manipulation und Erkennung an ein optisches Netzwerk weitergeleitet9,10,11,12. Eine solche Schnittstelle erfordert eine nahezu perfekte Anpassung der Emissionslinie des SPE an die Resonanzlinie des Hohlraums. Angesichts der intrinsischen Unsicherheit der SPE-Emissionslinie und der Resonanzen des Hohlraums erfordert deren Anpassung eine aktive Abstimmung des SPE und/oder des Hohlraums. Während die Emissionswellenlängen der SPE beispielsweise durch Anlegen elektrischer Felder abgestimmt werden können,13,14,15 ist es wohl praktischer, die Resonanzlinie des photonischen Hohlraums abzustimmen.

Zu den Methoden zur Abstimmung von Mikrokavitäten gehören thermisches und elektrooptisches Tuning, Anwendung mechanischer Spannung und Trimmen nach der Herstellung mit Funktionalisierung der Oberfläche oder Musterung des Mantelmaterials16,17,18,19,20,21,22,23, 24,25,26,27. Die meisten dieser Methoden ermöglichen eine genaue Abstimmung der Hohlraumresonanzen mit Echtzeitsteuerung. Allerdings sind sie nicht frei von technischen Herausforderungen. Beispielsweise erfordert die thermische und elektrische Abstimmung die Lieferung einer erheblichen Menge an elektrischer Energie in den Chip, insbesondere wenn eine breitbandige Abstimmung über den gesamten freien Spektralbereich (FSR) erforderlich ist18,19,20,23,24,25,26. Darüber hinaus sollten in diesem Fall die elektrischen Kontakte neben den Hohlräumen positioniert werden, was den Herstellungsprozess verkompliziert und die Leistung des Hohlraums beeinträchtigen könnte18. Methoden, die auf der Abscheidung eines photochromen Films oder der Funktionalisierung mit einem laseradressierbaren Polyelektrolyten basieren, hängen stark von der Dicke des aufgetragenen Materials ab, die schwer zu kontrollieren ist. Diese Methoden können auch die optischen Eigenschaften der Hohlräume aufgrund von Oberflächenmodifikationen verschlechtern16,17. Das Beschneiden eines Mantelmaterials nach der Herstellung erfordert eine präzise Strukturierung mit Elektronenstrahllithographie, und der Mantel selbst verhindert eine effiziente Kopplung an integrierte SPEs27. Stressbasierte Ansätze erfordern eine anspruchsvolle Fertigung und eine große Gerätegröße, um den gesamten FSR21,22 abzustimmen.

Siliziumnitrid (Si3N4 oder SiN) ist aufgrund seiner CMOS-Kompatibilität, seines breiten Transparenzbereichs und seines relativ hohen Brechungsindex (n ~ 2)28,29,30,31 das Material der Wahl für viele Geräteprototypen. Allerdings ist der thermooptische Koeffizient von Si3N4 etwa eine Größenordnung niedriger als der von Silizium32, was die Umsetzung der oben beschriebenen thermisch basierten Abstimmungsstrategien zu einer Herausforderung macht. Darüber hinaus wird der thermooptische Koeffizient von Si3N4 bei kryogenen Temperaturen, die für den optimalen Betrieb vieler SPEs erforderlich sind, sogar noch kleiner.

In dieser Arbeit schlagen wir eine Methode zur Breitbandabstimmung von Si3N4-Hohlräumen vor und realisieren sie. Es basiert auf der Abscheidung einer Siliziumdioxid (SiO2)-Umhüllung mit kontrollierter Dicke über Si3N4-Hohlräumen in Schritten von mehreren zehn Nanometern. Wir zeigen, dass wir innerhalb des Dickenbereichs der Mantelschicht von 200 bis 500 nm die Resonanzposition innerhalb eines FSR von 3,5 nm einstellen können. Obwohl diese Methode die Resonanz nur in relativ groben Schritten abstimmen kann, kann sie durch andere Methoden zur Feinabstimmung ergänzt werden. Dennoch ermöglicht uns diese Methode zunächst, die Hohlraumresonanzen und die SPE-Emissionswellenlänge einer groben Annäherung anzunähern, bevor wir mit einem anderen Ansatz eine Feinabstimmung vornehmen. Zu diesem Zweck demonstrieren wir die Feinabstimmung des Hohlraums durch Anwendung von Laserwärme nach dem Abscheiden der SiO2-Umhüllung. Wir zeigen auch, dass die SiO2-Ablagerung die Position und spektralen Eigenschaften der SPEs (in unserem Fall ein Diamant-Nanokristall) nicht verändert, die zuvor auf dem Ringhohlraum platziert wurden.

Wir betrachten einen Stegwellenleiter, dessen unterer und oberer Mantel aus SiO2 bzw. Luft besteht. Abbildung 1a zeigt den Querschnitt des Firstwellenleiters. Der Si3N4-Kern hat einen Brechungsindex von 2,087 (gemessener Wert bei 737 nm) mit einer Breite w und einer Höhe h = 250 nm. In dieser Arbeit betrachten wir zwei nominale Designbreiten, w = 330 und 480 nm. Die geometrischen Parameter der Wellenleiter sind so ausgelegt, dass sie eine Einmodenausbreitung sowohl für TM- als auch TE-Polarisationen von Licht mit geringen Verlusten unterstützen.

Verteilung der SiO2-Umhüllung um den Si3N4-Wellenleiter. (a) Schema eines Stegwellenleiters mit unterer und oberer Umhüllung aus Luft bzw. SiO2. (b) Schematische Darstellung zur theoretischen Betrachtung mit einer zusätzlich abgeschiedenen SiO2-Schicht. (c) Ein Kanalwellenleiter, wobei die obere und untere Umhüllung aus SiO2 besteht. (d) TEM-Querschnitt eines Si3N4-Wellenleiters mit aw = 480 nm nach Abscheidung auf einer 500 nm dicken SiO2-Umhüllung. (e) Gemessene Abmessungen eines Si3N4-Wellenleiters mit aw = 480 nm.

Wir gehen davon aus, dass durch die Abscheidung von SiO2 eine Schicht mit der Dicke t auf der unteren Mantelschicht und der Kernschicht parallel zur x-Achse entsteht. Dies ist schematisch in Abb. 1b dargestellt. Die Normallinie der zusätzlichen Ebene verläuft parallel zur y-Achse. In Wirklichkeit wird es eine dünne Schicht aus SiO2 (mit der Normalenlinie entlang der x-Achse) geben, die die vertikalen Kanten des Kerns umgibt. Es ist jedoch schwierig, einen deterministischen Wert für die Dicke einer solchen Schicht zu erhalten. Daher wurde es im theoretischen Modell vernachlässigt. Der Gratwellenleiter (vor der Abscheidung) stellt t = 0 dar, und ein weiteres Extrem t = ∞ stellt einen Kanalwellenleiter dar (Abb. 1c). Das Beispiel der realen Verteilung von SiO2 über einem Si3N4-Wellenleiter ist in Abb. 1d, e dargestellt (siehe Abschnitt „Geräteherstellung“).

Die optischen Eigenschaften des Wellenleiters als Funktion von t werden durch Lösen der zweidimensionalen zeitunabhängigen Maxwell-Gleichung33 erhalten. In Abb. 2 zeigen wir das optische Modenprofil der Wellenleiter (w = 480 nm) für t = 0 (Steigung), t = 150 nm und t = ∞, sowohl für TE- als auch für TM-Polarisationen. Bei der TE-Polarisation dominieren die Ex- und Hy-Komponenten. Andererseits sind für die TM-Polarisation Ey und Hx dominant. Der Kontrast im Brechungsindex zwischen der oberen Ummantelung (Luft) und dem Kern ist größer als der Kontrast zwischen der unteren Ummantelung (SiO2) und dem Kern des Stegwellenleiters. Daher wird die vertikale Symmetrie im optischen Modenmuster gebrochen. Darüber hinaus ist der Grad der Modendurchdringung im unteren Mantel höher als im oberen Mantel. Mit zunehmender t wird die obere Umhüllung verändert und der effektive Kontrast im Brechungsindex verringert. Folglich nimmt die Asymmetrie ab und der Grad der Modendurchdringung im oberen Mantelbereich nimmt zu. Im Extremfall t = ∞ (Kanalwellenleiter) wird die Symmetrie wiederhergestellt.

Simulationsergebnisse für die Konturdiagramme des optischen Modus (H-Feld) für den Wellenleiter mit h = 250 nm, w = 480 nm. Die rote (blaue) Farbe stellt die Maxima (Minima) dar.

Der effektive Brechungsindex ist durch die folgende Gleichung mit dem Gruppenbrechungsindex \({n}_{g}(t)\) verknüpft:

wobei \(F(t)=d{n}_{\text{eff}}(t)/d\lambda\).

Wenn ein Mikroringhohlraum unter Verwendung eines Wellenleiters mit dem effektiven Brechungsindex \({n}_{\text{eff}}\left(\lambda,t\right)\) konstruiert wird, kann die Resonanzfrequenz aus der Resonanzbedingung erhalten werden \(m{\lambda }_{res}={n}_{\text{eff}}\left(\lambda ,t\right)L\), wobei \(L=2\pi R\) ist Hin- und Rückweglänge und m ist eine positive ganze Zahl34. Unter Verwendung dieser Bedingung ist es einfach, \({\lambda }_{res}(t)\) mithilfe von Gleichung auszudrücken. (1) als

Abbildung 3a,b zeigt \({\lambda }_{res}\left(t\right)\), berechnet für Werte von m, die den experimentellen Daten am ehesten entsprechen (siehe den experimentellen Abschnitt unten). Aus diesen Abbildungen können wir ersehen, dass die Änderungen in \({\lambda }_{res}\left(t\right)\) für kleine bzw. große t groß und klein sind. Daher würde eine logistische Kurve eine beste und repräsentative Schätzung für die Entwicklung von \({\lambda }_{res}\left(t\right)\) liefern. Die Anpassung an eine logistische Kurve kann einfach durchgeführt werden, indem ein einschichtiges neuronales Netzwerk mit einer Sigmoid-Übertragungsfunktion verwendet und mit Datenpunkten trainiert wird, die durch Gl. (2). Zur besseren Verallgemeinerung und zur Vermeidung von Überanpassungen wird das neuronale Netzwerkmodell eingesetzt35. Mit diesem Formalismus finden wir für den hier betrachteten Bereich von t, dass \({\lambda }_{res}\left(t\right)\) durch die Beziehung gut angenähert werden kann

wobei B und a positive konstante Koeffizienten sind. Die angepassten Werte von B und a sind in Tabelle 1 aufgeführt. Für große t gilt \({\lambda }_{res}\left(t\right)={\lambda }_{\infty }\); Für kleine t gilt unter Verwendung der Taylor-Entwicklung \({\lambda }_{res}\left(t\right)={\lambda }_{\infty }-\frac{B}{2}+\frac{aB }{4}t+\dots\). Offensichtlich variiert die Resonanzwellenlänge des Hohlraums linear für kleine t und erreicht schließlich die Sättigung, wenn t zunimmt. Dieses asymptotische Verhalten gilt für jede Modenordnung m.

Theoretisch geschätzte Resonanzwellenlängen des Ringhohlraums (Radius R = 8 µm) für Wellenleiterbreiten (a) w = 330 bzw. (b) w = 480 nm. Kreise erhält man aus Gl. (2), während die durchgezogenen Linien durch Gleichung gegebene Anpassungen sind. (3).

Wir haben Si3N4-Mikrohohlraumbauelemente hergestellt, die aus Ringhohlräumen (Radius R = 8 µm) bestehen, die an gerade Buswellenleiter mit der gleichen Höhe h = 250 nm und der Breite w = 330 nm oder 480 nm gekoppelt sind. Der Spalt zwischen Bus und Ring beträgt 160 nm und liegt damit nahe am kritischen Spalt des Ringhohlraums, der die Bus-Hohlraum-Kopplung maximiert. Für die effiziente Einkopplung von Licht aus einer optischen Faser mit Linsen verfügt jeder Wellenleiter über sich verjüngende Kantenkoppler (Mindestbreite 150 nm) für die effiziente Umwandlung des TEM00-Modus der optischen Faser in Ausbreitungsmodi des Si3N4-Wellenleiters.

Die Herstellung begann in einer kommerziellen CMOS-Gießerei mit einem Standard-8-Zoll-Gehäuse. Siliziumwafer. Eine 3,1 µm dicke SiO2-Schicht und eine 250 nm dicke Si3N4-Schicht wurden mithilfe der thermischen Oxidation und der chemischen Gasphasenabscheidung bei niedrigem Druck (LPCVD) gebildet. Vor der Abscheidung der Si3N4-Schicht wurde chemisch-mechanisches Polieren (CMP) verwendet, um die Dicke des SiO2 auf 3 µm zu reduzieren. Anschließend wurden 248-nm-KrF-Lithographie im tiefen Ultraviolett (DUV) und Ätzen mit induktiv gekoppeltem Plasma (ICP) verwendet, um die Si3N4-Wellenleiter und Ringresonatoren zu definieren. Anschließend erfolgte die Abscheidung des oberen Mantels aus 3,4 µm dickem SiO2 mittels plasmaunterstützter chemischer Gasphasenabscheidung (PECVD). Um die Si3N4-Ringresonatoren der Luft auszusetzen, wurde mithilfe von Lithographie und einer Kombination aus Trockenätzen (3,1 μm) und Nassätzen (0,3 μm) ein Fenster in der oberen Mantelschicht aus SiO2 geöffnet. Der Kantenkoppler für die Lichtkopplung mit Fasern wurde durch tiefes Ätzen der Ummantelung und des Si-Substrats hergestellt, um einen Graben zu erzeugen.

Die Schichten der SiO2-Umhüllung wurden in Schritten von 50 ± 5 nm mit dem ICP-CVD Oxford PlasmaPro System 100 in einer SiH4- und N2O-Atmosphäre bei einem Druck von 4 mTorr, einer Temperatur von 150 °C und einer ICP-Leistung von 1000 W abgeschieden. Um die Dickengenauigkeit der Mantelschichten sicherzustellen, gingen jeder Abscheidung Kalibrierungsmessungen voraus, bei denen SiO2 auf einem leeren Target abgeschieden und unter einem Ellipsometer (JA Woollam V-VASE) untersucht wurde. Nach jeder Abscheidung haben wir die Hohlraumresonanzwellenlängen in unserem Versuchsaufbau gemessen. Die Genauigkeit der SiO2-Abscheidung, ihre Verteilung um den Wellenleiter und den Hohlraum wurden mithilfe von Querschnittsbildern des Transmissionselektronenmikroskops (TEM) untersucht (Abb. 1d, e).

Hochdruck-Hochtemperatur-Nanodiamanten (HPHT) mit Silizium-Leerstellenzentren (SiV)36 wurden in Isopropanol (0,1 Gew.-%) suspendiert, 30 Minuten lang mit Ultraschall behandelt und dann durch 5-minütiges Schleuderbeschichten bei 2000 U/min zufällig auf dem Gerät abgeschieden. Unter Rasterelektronenmikroskopaufnahmen (REM) stellen wir fest, dass auf etwa 30 % der Si3N4-Hohlräume Nanodiamanten direkt darauf abgeschieden waren.

Wir haben Messungen bei Wellenlängen um 737 nm durchgeführt, indem wir den Chip mit Laserlicht abgetastet haben. Es wurde über eine Linsenfaser (Oz Optics) an den Wellenleiter gekoppelt und das übertragene Licht wurde mit einer 50-fachen Objektivlinse (Olympus) an einer gegenüberliegenden Kante des Chips gesammelt, siehe Abb. 4. Wir verwendeten zunächst abgeschwächte Breitband-Femtosekunde ( 80 fs) Laserpulse (Mai Tai, SpectraPhysics) als Eingang, koppelten das übertragene Signal an eine Singlemode-Faser und sendeten es an einen optischen Spektralanalysator (OSA, Yokogawa AQ6370) mit einer spektralen Auflösung von 37 μm im Sichtbaren Reichweite. Mit einer spektralen Breite von über 10 nm deckten die fs-Pulse mehrere Resonanzen ab und ermöglichten eine schnelle Schätzung der Resonanzposition. Die präzise Messung der Resonanzen erfolgt dann durch einen schmalbandigen (Linienbreite < 1 MHz) durchstimmbaren Dauerstrich-Diodenlaser (CW) (Sacher). Wir schwenken die Laserwellenlänge in der Nähe der Resonanz und messen die durch den Hohlraum hindurchtretende Lichtintensität mit einem optischen Leistungsmesser (Thorlabs), der hinter der Objektivlinse platziert ist. Die Wellenlänge des abstimmbaren Lasers wurde mit einem Wellenlängenmessgerät (HighFinesse, Modell WS-7) mit einer Genauigkeit von 60 MHz und einer Auflösung von 2 MHz gemessen. Dadurch konnten wir den Gütefaktor und feine Verschiebungen der Resonanz messen. Die Geräte wurden auf einer Metallhalterung platziert, die als effektiver Kühlkörper diente. Die Schwankungsbreite der Umgebungstemperatur lag im Verlauf der Messungen bei 0,5 °C, innerhalb dieser konnten wir keine Verschiebung der Resonanzlinien beobachten. Die experimentellen Daten wurden am PC mit einer selbst geschriebenen Software in Python erfasst und nachbearbeitet.

Skizze des Versuchsaufbaus: Licht eines Breitband-FS-Lasers oder eines abstimmbaren CW-Lasers wird in die Linsenfaser eingekoppelt. Eine Linsenfaser injiziert das Licht in das Si3N4-Mikrokavitätsgerät. Am Ausgang des Geräts wird das durchgelassene Licht gesammelt und mit einem 50-fachen Objektiv (Objektiv 1) kollimiert. Anschließend wird das Licht entweder zum Fotodetektor (für abstimmbare CW-Laser) oder über eine Singlemode-Faser (für fs-Laser) zum optischen Spektralanalysator (OSA) gesendet. Der 532-nm-Pumplaser wird für konfokale und Erwärmungsmessungen durch ein 100-fach-Objektiv (Objektiv 2) auf das Mikrokavitätsgerät fokussiert.

Mit einem in den Testaufbau integrierten konfokalen Rastermikroskop wurden die feine Resonanzverschiebung unter der Lasererwärmung sowie die Spektren der SiV-Zentren in den Nanodiamanten vor und nach der SiO2-Abscheidung gemessen. Der 532-nm-Pumplaser wurde mit einem schnellen Lenkspiegel (Newport FSM-300) gescannt und mit einem 4f-Linsensystem auf ein 100-fach-Objektiv (NA = 0,9, Nikon) projiziert, das den Strahl auf den Chip fokussierte. Die Größe des fokussierten Flecks wurde mit einer auf einem Piezotisch (Thorlabs NanoMax Max311) montierten Messerklinge zu 500 nm gemessen. Die Emission wurde mit demselben 100-fach-Objektiv gesammelt und an eine Singlemode-Faser (SMF) gekoppelt. Das Signal von SMF wurde entweder an einen Lawinenfotodetektor (PerkinElmer SPCM-AQRH-14FC) gesendet, um die konfokale Scankarte zu erhalten, oder an ein Spektrometer, das mit einer EMCCD-Kamera (Princeton Instruments, 1200 Rillen/mm) ausgestattet war.

Um das Lasererwärmungsexperiment durchzuführen, wurde die konfokale Scankarte verwendet, um den fokussierten 532-nm-Laser auf den Hohlraum zu richten. Der abstimmbare CW-Laser wurde geschwenkt, um die Verschiebung der Hohlraumresonanz zu messen. Die Position des Strahlflecks wurde optimiert, indem er in Schritten von 400 nm über den Ringhohlraum bewegt wurde, um die größte Resonanzlinienverschiebung zu erzielen.

Für die Messungen der SiV-Spektren wurde die konfokale Scankarte verwendet, um SiV-haltige Nanodiamanten in den Hohlräumen zu lokalisieren. Unter Verwendung einer 532-nm-Pumpleistung von 0,4 mW wurde die SiV-Photolumineszenz über das konfokale Mikroskop gesammelt und an das Spektrometer gesendet, wo das gesammelte Signal automatisch von der mitgelieferten Software (LightField) digitalisiert wurde.

Für sehr dünne Schichten, die auf dem Hohlraum abgeschieden werden, können wir die Resonanzverschiebung nicht genau charakterisieren, da sie größer als eins \(FSR={\lambda }^{2}/(2\pi {n}_{\text{eff}) ist. }R)\). Der gemessene Q-Faktor liegt in der Größenordnung von 104, wobei wir bestätigen, dass er von der Ablagerung der Mantelschichten nicht beeinflusst wird, siehe ergänzende Abbildung S1. Ausgehend von einer endlichen Dicke der SiO2-Schicht (in unserem Fall 200 nm) bleibt die Resonanzverschiebung innerhalb eines FSR und wir können sie innerhalb derselben Größenordnung verfolgen (m in Gleichung 2). Abbildung 5 zeigt die experimentell gemessenen Verschiebungen der Resonanzwellenlängen und ihre theoretischen Anpassungen als Funktion von t. Die theoretischen Kurven werden durch Mittelung der numerischen Ableitungen der jeweiligen numerischen Anpassungen der beiden Modi in Abb. 3a, b erhalten (siehe Tabelle 1 für die Parameter der Anpassungen). Wir erhalten eine allgemein gute Übereinstimmung zwischen den theoretischen Vorhersagen und experimentellen Messungen; Die beobachteten Diskrepanzen sind auf Unsicherheiten in den Materialeigenschaften sowie auf einige Einschränkungen des theoretischen Modells zurückzuführen. Es enthält beispielsweise keine dünne SiO2-Schicht, die um die vertikalen Kanten des Kerns herum abgeschieden wird (mit der Normalen der Schicht parallel zur x-Achse, siehe Abb. 1). Daher kann eine gute numerische Übereinstimmung erzielt werden, indem das Ausmaß der Abstimmung nach jeder Erhöhung der Dicke berücksichtigt wird.

Experimentelle Ergebnisse zur Abstimmung der Resonanzwellenlänge als Funktion der zusätzlichen SiO2-Schichtdicke. Die experimentellen Punkte sind als grüne Kreuze dargestellt, während durchgezogene Linien theoretische Kurven darstellen. Rote und blaue Farben repräsentieren TM- bzw. TE-Polarisationen.

Bei einer Erhöhung der Dicke von 250 auf 300 nm (w = 330 nm, TE-Polarisation) kann eine Resonanzverschiebung von bis zu 1,5 nm erreicht werden, während jede weitere Schicht SiO2 zu einer abnehmenden Verschiebung der Resonanz führt (siehe Abb. 5). ). Geräte mit einer geringeren Breite (w = 330 nm) erfahren eine größere Verschiebung, da sie optische Moden mit schwächeren Eingrenzungen aufweisen und daher anfälliger für Änderungen ihrer Brechungsindexumgebung sind.

Während die Abstimmung mit SiO2-Mantel die Hohlraumresonanz stark verschieben kann, ist die Abstimmung nicht sehr genau, dh es ist schwierig, die gemessene Wellenlänge genau mit dem gewünschten theoretisch vorhergesagten Wert abzugleichen. Wir schlagen vor, dass unsere Methode eine Ergänzung zu anderen Methoden zur Feinabstimmung sein könnte: Das Aufbringen der SiO2-Hülle bringt die Resonanz nahe an die gewünschte Wellenlänge, und eine präzise Abstimmung kann dann mit anderen Methoden erreicht werden. Dieser zweistufige Ansatz kann nützlich sein, wenn die Abstimmung einen erheblichen Stromverbrauch und/oder eine hohe Wärmeableitung erfordert. Ein besonderes Szenario ist der Einsatz von Hohlräumen mit Nanopartikeln, die SPEs enthalten, bei kryogenen Temperaturen. Die vom Chip erzeugte Wärme kann die Eigenschaften von SPEs verschlechtern, indem sie beispielsweise zu einer Drift oder Verbreiterung der Emissionslinie führt.

Wir demonstrieren diesen zweistufigen Abstimmungsansatz, indem wir zunächst einen 300-nm-Mantel abscheiden und dann den Hohlraum mit dem 532-nm-Pumplaser im konfokalen Mikroskopieaufbau erhitzen. Durch Anpassen der Laserleistung können wir die Resonanzfrequenzlinie des Hohlraums im Bereich von 12 Uhr präzise abstimmen, siehe Abb. 6. Wir gehen davon aus, dass aufgrund der Instabilität des zur Messung verwendeten abstimmbaren Lasers eine gewisse Ungenauigkeit bei den Messungen auftreten kann Resonanzlinienprofile, die über einen begrenzten modensprungfreien Abstimmbereich verfügen. Wir haben bestätigt, dass die Resonanzverschiebungen auf die Lasererwärmung zurückzuführen sind, indem wir den Lasererwärmungsstrahl blockierten, was sofort zur Rückkehr der Resonanzlinie in die Ausgangsposition führte. Wir stellen fest, dass die Verschiebungen auf die Absorption des Heizlasers durch die SiO2-Ummantelung zurückzuführen sind, da wir bei freiliegenden Si3N4-Hohlräumen, also vor der SiO2-Ummantelung, keine Verschiebungen beobachten. Wir stellen fest, dass, obwohl sowohl SiO2 als auch Si3N4 ungefähr den gleichen thermooptischen Koeffizienten haben, SiO2 eine um eine Größenordnung geringere Wärmeleitfähigkeit aufweist, was unserer Annahme nach dazu beitragen würde, die Wärme in der Nähe des Hohlraums zu lokalisieren37. Um weiter zu verifizieren, dass die laserinduzierte Erwärmung lokalisiert ist, haben wir den Laserpunkt 2 µm von der Kavität entfernt bewegt. Wir haben beobachtet, dass die Hohlraumresonanzlinie in die Ausgangsposition zurückkehrt (ohne Lasererwärmung). Damit zeigen wir, dass der Hohlraum durch die Kombination von Mantelabscheidung und lokaler Lasererwärmung feinabgestimmt werden kann.

Experimentelle Abstimmung der Resonanzwellenlänge für einen mit 300 nm SiO2 ausgekleideten Si3N4-Ringhohlraum durch lokale Erwärmung mit einem 532-nm-Laser. (a) Spektralprofile der Hohlraumresonanzen für verschiedene Laserleistungen; (b) die Abhängigkeit der reversiblen Verschiebung der zentralen Resonanzwellenlänge von der angelegten Pumpleistung des erhitzenden 532-nm-Lasers. Die rot gestrichelte Linie ist eine Anpassung, die die lineare Abhängigkeit des Brechungsindex (Abstimmung) von der Temperatur angibt.

Wir weisen darauf hin, dass wir die Heizeffizienz nicht direkt bestimmen können; Unter der vereinfachten Annahme, dass die gesamte Laserleistung ohne Verluste in Wärme umgewandelt wird, erhalten wir eine Feinabstimmungsrate von ~ 0,36 nm/W, also ~ 0,1 FSR pro W. Dies ist allerdings eine Größenordnung niedriger als bei Hohlräumen mit Mit integrierten Heizgeräten26,32 reicht es für die Feinabstimmung des Hohlraums aus und ist ohne den zusätzlichen Fertigungsaufwand integrierter Heizgeräte möglich. In der Praxis ist SiO2 jedoch bei einer Wellenlänge von 532 nm nahezu transparent. Um die Heizeffizienz und damit die Abstimmrate zu erhöhen, könnten wir UV-Laser mit einer Wellenlänge von weniger als 350 nm verwenden, bei denen die SiO2-Absorption viel stärker ist.

Die Integration von Nanopartikeln, die SPEs beherbergen, in photonische Plattformen ist eines der Hauptziele für die erfolgreiche Umsetzung der Quantenphotonik. Wir zeigen, dass die Abscheidung einer 500 nm dicken SiO2-Umhüllung die Positionierung von Nanodiamanten, die durch Schleuderbeschichtung auf den Ringhohlräumen abgeschieden werden, nicht wesentlich beeinflusst. Durch den Vergleich von Rasterelektronenmikroskop-Bildern (REM), die vor und nach dem Ummanteln aufgenommen wurden, stellen wir fest, dass sich die Position der Nanodiamanten innerhalb der Auflösung des REM nicht ändert, siehe Abb. 7a,b. Wir haben auch bestätigt, dass die SiV-Emission der Nanodiamanten keine signifikanten Änderungen in der Helligkeit oder den spektralen Eigenschaften erfährt, Abb. 7c, d. Dies zeigt, dass unsere Tuning-Methode für photonische Hohlräume mit integrierten Nanopartikeln geeignet ist.

Nanodiamanten vor und nach der SiO2-Abscheidung mit einer Dicke von 500 nm. Position von Nanodiamanten, die auf der Oberseite des Si3N4-Ringhohlraums platziert wurden, untersucht mit REM vor (a) und nach (b) der Abscheidung durch Schleuderbeschichtung. Spektrale Eigenschaften von zwei verschiedenen Nanodiamanten (c und d) vor (schwarz) und nach (rot) der SiO2-Abscheidung, erhalten bei den Messungen mit konfokalem Mikroskopaufbau.

Wir demonstrieren eine Technik zur Breitbandabstimmung von Si3N4-Mikroringhohlräumen. Die Methode basiert auf der Abscheidung von SiO2-Nanoschichten auf den Hohlräumen, kombiniert mit lokaler Lasererwärmung. Experimentelle Ergebnisse zeigen eine gute Übereinstimmung mit den theoretischen Vorhersagen.

Die Möglichkeit, die Hohlraumresonanz ohne nennenswerte Wärmeableitung abzustimmen, kann für quantenphotonische Anwendungen wichtig sein, die bei kryogenen Temperaturen betrieben werden. Im Gegensatz zur Anwendung von photochromen oder Polyelektrolytfilmen beobachten wir keine Verschlechterung des Q-Faktors. Darüber hinaus stellen wir sicher, dass auf der Kavität platzierte Nanopartikel durch die Ablagerung der Umhüllung nicht verschoben werden und dass sich ihre spektralen Eigenschaften nicht ändern.

Unsere Technik kann für kleinvolumige Hohlräume mit hohem Purcell-Faktor und großem FSR hilfreich sein, bei denen eine Hohlraumabstimmung von bis zu mehreren Nanometern erforderlich sein kann. Dies wird eine wertvolle Ergänzung des Toolkits für die Entwicklung integrierter quantenphotonischer Geräte sein.

Daten können auf begründete Anfrage von den Autoren eingeholt werden.

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Wir danken Valery A. Davydov vom LF Vereshchagin Institute for High Pressure Physics RAS und Viatcheslav N. Agafonov von der Universite F. Rabelais für die bereitgestellten Nanodiamanten.

Wir danken der Agency for Science, Technology and Research, Singapur (#21709) und der National Research Foundation, Singapur (Grant No. NRF-CRP14-2014-04) für die finanzielle Unterstützung.

Institut für Materialforschung und -technik, Agentur für Wissenschaft, Technologie und Forschung (A*STAR), 2 Fusionopolis Way, #08-03 Innovis, Singapur, 138634, Singapur

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Ting Hu

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DAK, GA und LAK haben gemeinsam die Idee des Experiments konzipiert. GA und CEP haben die optischen Geräte entworfen. TH und NL stellten die Proben her. DAK und VL bauten den Chip-Charakterisierungsaufbau auf und führten optische Messungen durch. GA und DAK analysierten die experimentellen Daten. DAK hat den ersten Entwurf des Manuskripts unter Beteiligung aller Co-Autoren verfasst. DAK, GA und LAK koordinierten das Projekt.

Korrespondenz mit Dmitry A. Kalaschnikow.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Kalashnikov, DA, Alagappan, G., Hu, T. et al. Abstimmung von Siliziumnitrid-Mikrohohlräumen durch kontrollierte Nanoschichtabscheidung. Sci Rep 12, 15074 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-19255-9

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Eingegangen: 28. Juni 2022

Angenommen: 26. August 2022

Veröffentlicht: 05. September 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-19255-9

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