Réglage du micro nitrure de silicium | Qingdao Bright Trailblazer Group Co., Ltd.

Rapports scientifiques volume 12, Numéro d'article : 15074 (2022) Citer cet article

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L'intégration d'émetteurs à photon unique (SPE) avec des structures photoniques résonnantes est une approche prometteuse pour réaliser des sources à photon unique compactes et efficaces pour les communications, l'informatique et la détection quantiques. Une interaction efficace entre le SPE et la cavité photonique nécessite que la résonance de la cavité corresponde à la ligne d'émission du SPE. Ici, nous démontrons une nouvelle méthode pour régler les cavités de micro-anneaux de nitrure de silicium (Si3N4) via le dépôt contrôlé des couches de revêtement. Guidés par des simulations numériques, nous déposons des nanocouches de dioxyde de silicium (SiO2) sur des structures ridge Si3N4 par pas de 50 nm. Nous montrons le réglage de la résonance de la cavité dépassant une plage spectrale libre (FSR) de 3,5 nm sans dégradation du facteur de qualité (facteur Q) de la cavité. Nous complétons ensuite cette méthode par un chauffage laser localisé pour un réglage fin de la cavité. Enfin, nous vérifions que le dépôt de gaine ne modifie pas la position et les propriétés spectrales des nanoparticules placées sur la cavité, ce qui suggère que notre méthode peut être utile pour intégrer des SPE avec des structures photoniques.

Les dispositifs photoniques quantiques intégrés sont des éléments essentiels pour les futurs réseaux quantiques, ordinateurs quantiques et capteurs1,2,3,4,5,6,7,8. L'un des éléments essentiels d'un tel dispositif est un émetteur à photon unique (SPE), qui est couplé à une cavité à facteur Q élevé. Lors de l'excitation du SPE, le photon unique est émis en mode cavité puis acheminé vers un réseau optique pour manipulation et détection9,10,11,12. Une telle interface nécessite une adaptation presque parfaite de la raie d'émission du SPE avec la raie de résonance de la cavité. Compte tenu de l'incertitude intrinsèque de la raie d'émission du SPE et des résonances de la cavité, leur adaptation nécessite un réglage actif du SPE et/ou de la cavité. Bien qu'il soit possible de régler les longueurs d'onde d'émission du SPE, par exemple en appliquant des champs électriques13,14,15, il est sans doute plus pratique de régler la ligne de résonance de la cavité photonique.

Les méthodes de réglage des microcavités comprennent le réglage thermique et électro-optique, l'application de contraintes mécaniques et la coupe post-fabrication avec fonctionnalisation de la surface ou structuration du matériau de revêtement16,17,18,19,20,21,22,23, 24,25,26,27. La plupart de ces méthodes permettent un réglage précis des résonances de la cavité avec un contrôle en temps réel. Cependant, ils ne sont pas exempts de défis techniques. Par exemple, le réglage thermique et électrique nécessite une quantité importante de puissance électrique à fournir dans la puce, en particulier lorsqu'un réglage à large bande sur une plage spectrale libre complète (FSR) est requis18,19,20,23,24,25,26. De plus, dans ce cas, les contacts électriques doivent être positionnés à côté des cavités, ce qui complique le processus de fabrication et peut dégrader les performances de la cavité18. Les méthodes basées sur le dépôt d'un film photochromique ou la fonctionnalisation avec un polyélectrolyte adressable par laser dépendent fortement de l'épaisseur du matériau appliqué, difficilement contrôlable. Ces méthodes peuvent également dégrader les propriétés optiques des cavités en raison de la modification de surface16,17. Le rognage post-fabrication d'un matériau de revêtement nécessite une structuration précise avec une lithographie par faisceau d'électrons, et le revêtement lui-même empêche un couplage efficace aux SPE intégrés27. Les approches basées sur le stress nécessitent une fabrication sophistiquée et une grande taille de dispositif pour s'accorder sur l'ensemble du FSR21,22.

Le nitrure de silicium (Si3N4 ou SiN) se distingue comme un matériau de choix pour de nombreux prototypes d'appareils en raison de sa compatibilité CMOS, de sa large plage de transparence et de son indice de réfraction relativement élevé (n ~ 2)28,29,30,31. Cependant, le coefficient thermo-optique de Si3N4 est inférieur d'environ un ordre de grandeur à celui du silicium32, ce qui rend difficile la mise en œuvre des stratégies de réglage basées sur la chaleur décrites ci-dessus. De plus, aux températures cryogéniques requises pour faire fonctionner de manière optimale de nombreux SPE, le coefficient thermo-optique Si3N4 devient encore plus petit.

Dans ce travail, nous proposons et réalisons une méthode de réglage large bande des cavités Si3N4. Il est basé sur le dépôt d'une gaine de dioxyde de silicium (SiO2) d'épaisseur contrôlée sur des cavités de Si3N4 avec des pas de plusieurs dizaines de nanomètres. Nous montrons que dans la gamme d'épaisseurs de la couche de revêtement de 200 à 500 nm, nous pouvons régler la position de résonance dans un FSR de 3,5 nm. Bien que cette méthode ne puisse régler la résonance que par étapes relativement grossières, elle peut être complétée par d'autres méthodes de réglage fin. Néanmoins, cette méthode nous permet d'abord de rapprocher les résonances de la cavité et la longueur d'onde d'émission SPE d'une approximation grossière, avant d'affiner avec une autre approche. À cette fin, nous démontrons un réglage fin de la cavité en appliquant une chaleur laser après le dépôt de la gaine SiO2. Nous montrons également que le dépôt de SiO2 ne modifie pas la position et les propriétés spectrales des SPE (un nanocristal de diamant dans notre cas) qui ont été précédemment placés sur la cavité annulaire.

Nous considérons un guide d'ondes à crête avec les gaines inférieure et supérieure étant respectivement du SiO2 et de l'air. La figure 1a montre la coupe transversale du guide d'ondes en arête. Le noyau Si3N4 a un indice de réfraction de 2,087 (valeur mesurée à 737 nm) avec une largeur w et une hauteur h = 250 nm. Dans ce travail, nous considérons deux largeurs nominales de conception, w = 330 et 480 nm. Les paramètres géométriques des guides d'ondes sont conçus pour prendre en charge la propagation monomode pour les polarisations TM et TE de la lumière avec de faibles pertes.

Répartition de la gaine SiO2 autour du guide d'onde Si3N4. (a) Schéma d'un guide d'ondes à crête avec des gaines inférieure et supérieure constituées respectivement d'air et de SiO2. (b) Schéma pour considération théorique avec une couche supplémentaire de SiO2 déposée. (c) Un guide d'ondes à canal, les gaines supérieure et inférieure étant en SiO2. ( d ) Coupe transversale TEM du guide d'ondes aw = 480 nm Si3N4 après dépôt à = 500 nm de gaine SiO2 d'épaisseur. (e) Dimensions mesurées du guide d'ondes aw = 480 nm Si3N4.

Nous supposons que le dépôt de SiO2 forme une couche d'épaisseur t au-dessus de la couche de gaine inférieure et de la couche centrale, parallèle à l'axe x. Ceci est représenté schématiquement sur la figure 1b. La ligne normale de la couche supplémentaire est parallèle à l'axe y. En réalité, il y aura une fine couche de SiO2 (avec la ligne normale le long de l'axe x) entourant les bords verticaux du noyau. Cependant, une valeur déterministe de l'épaisseur d'une telle couche est difficile à obtenir. Elle a donc été négligée dans le modèle théorique. Le guide d'ondes de crête (avant dépôt) représente t = 0, et un autre extrême t = ∞ représente un guide d'ondes de canal (Fig. 1c). L'exemple de la distribution réelle de SiO2 sur le guide d'ondes Si3N4 est illustré à la Fig. 1d, e, (voir la section "Fabrication de l'appareil").

Les propriétés optiques du guide d'onde en fonction de t sont obtenues en résolvant l'équation de Maxwell bidimensionnelle indépendante du temps33. Sur la figure 2, nous exposons le profil de mode optique des guides d'ondes (w = 480 nm) pour t = 0 (crête), t = 150 nm et t = ∞, pour les polarisations TE et TM. Pour la polarisation TE, les composantes Ex et Hy sont dominantes. En revanche, pour la polarisation TM, Ey et Hx sont dominants. Le contraste d'indice de réfraction entre la gaine supérieure (air) et le noyau est plus grand que le contraste entre la gaine inférieure (SiO2) et le noyau du guide d'ondes à crête. Par conséquent, la symétrie verticale est brisée dans le modèle de mode optique. De plus, le degré de pénétration des modes est plus élevé dans la gaine inférieure que dans la gaine supérieure. Lorsque t augmente, la gaine supérieure est modifiée et le contraste effectif de l'indice de réfraction est réduit. Par conséquent, l'asymétrie diminue et le degré de pénétration de mode dans la région de gaine supérieure augmente. Dans le cas extrême de t = ∞ (guide d'onde de canal), la symétrie est restaurée.

Résultats de simulation pour les tracés de contour du mode optique (champ H) pour le guide d'onde avec h = 250 nm, w = 480 nm. La couleur rouge (bleue) représente les maxima (minima).

L'indice de réfraction effectif est lié à l'indice de réfraction de groupe \({n}_{g}(t)\) par l'équation suivante,

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

Si une cavité de micro-anneau est construite à l'aide d'un guide d'ondes d'indice de réfraction effectif \({n}_{\text{eff}}\left(\lambda ,t\right)\), alors la fréquence de résonance peut être obtenue à partir de la condition de résonance \(m{\lambda }_{res}={n}_{\text{eff}}\left(\lambda ,t\right)L\), où \(L=2\pi R\) est le longueur aller-retour, et m est un entier positif34. En utilisant cette condition, il est simple d'exprimer \({\lambda }_{res}(t)\) en utilisant Eq. (1) comme

Les figures 3a,b montrent \({\lambda}_{res}\left(t\right)\) calculées pour les valeurs de m qui correspondent le mieux aux données expérimentales (voir la section expérimentale ci-dessous). À partir de ces chiffres, nous pouvons voir que les changements dans \({\lambda }_{res}\left(t\right)\) sont grands et petits pour petit et grand t, respectivement. Par conséquent, une courbe logistique donnerait une meilleure estimation représentative de l'évolution de \({\lambda }_{res}\left(t\right)\). L'ajustement à une courbe logistique peut être facilement effectué à l'aide d'un réseau de neurones à une seule couche avec une fonction de transfert sigmoïde, et formé avec des points de données générés par Eq. (2). Le modèle de réseau de neurones est utilisé pour une meilleure généralisation et pour éviter le surajustement35. Avec ce formalisme, pour la plage de t considérée ici, nous trouvons que \({\lambda }_{res}\left(t\right)\) peut être bien approximée par la relation

où B et a sont des coefficients constants positifs. Les valeurs ajustées de B et a sont tabulées dans le tableau 1. Pour un grand t, \({\lambda }_{res}\left(t\right)={\lambda }_{\infty }\); pour petit t, en utilisant le développement de Taylor, nous avons \({\lambda }_{res}\left(t\right)={\lambda }_{\infty }-\frac{B}{2}+\frac{aB {4}t+\points\). De toute évidence, la longueur d'onde de résonance de la cavité varie linéairement pour un petit t et finit par saturer lorsque t augmente. Ce comportement asymptotique est vrai pour tout ordre de mode m.

Longueurs d'onde de résonance théoriquement estimées de la cavité annulaire (rayon R = 8 µm) pour les largeurs de guide d'ondes (a) w = 330 et (b) w = 480 nm, respectivement. Les cercles sont obtenus à partir de l'équation. (2), tandis que les lignes pleines sont des ajustements donnés par Eq. (3).

Nous avons fabriqué des dispositifs à micro-cavités Si3N4 constitués de cavités annulaires (rayon R = 8 µm) couplées à des guides d'ondes bus droits de même hauteur h = 250 nm et largeur w = 330 nm ou 480 nm. L'écart entre le bus et l'anneau est de 160 nm, ce qui est proche de l'écart critique de la cavité annulaire qui maximise le couplage bus-cavité. Pour le couplage efficace de la lumière d'une fibre optique à lentille, chaque guide d'ondes a des coupleurs de bord coniques (largeur minimale de 150 nm) pour la transformation efficace du mode TEM00 de la fibre à lentille en modes de propagation du guide d'ondes Si3N4.

La fabrication a commencé dans une fonderie CMOS commerciale avec un standard de 8 pouces. plaquette de silicium. Une couche de SiO2 de 3,1 µm d'épaisseur et une couche de Si3N4 de 250 nm d'épaisseur ont été formées en utilisant la méthode d'oxydation thermique et de dépôt chimique en phase vapeur à basse pression (LPCVD). Avant le dépôt de la couche de Si3N4, un polissage chimico-mécanique (CMP) a été utilisé pour réduire l'épaisseur de SiO2 à 3 µm. Ensuite, la lithographie ultraviolette profonde (DUV) à 248 nm KrF et la gravure au plasma à couplage inductif (ICP) ont été utilisées pour définir les guides d'ondes et les résonateurs en anneau Si3N4. Cela a été suivi par le dépôt de gaine supérieure de SiO2 de 3,4 µm d'épaisseur par dépôt chimique en phase vapeur assisté par plasma (PECVD). Pour exposer les résonateurs annulaires Si3N4 à l'air, une fenêtre a été ouverte dans la couche de revêtement supérieure de SiO2 en utilisant la lithographie et une combinaison de gravure sèche (3,1 μm) et de gravure humide (0,3 μm). Le coupleur de bord pour le couplage de la lumière avec la fibre a été fabriqué par gravure profonde de la gaine et du substrat Si pour réaliser une tranchée.

Les couches de revêtement SiO2 ont été déposées par étapes de 50 ± 5 nm par ICP-CVD Oxford PlasmaPro System 100 dans une atmosphère de SiH4 et de N2O à une pression de 4 mTorr, une température de 150 ° C et une puissance ICP de 1000 W. Pour garantir la précision de l'épaisseur des couches de gaine, chaque dépôt a été précédé de mesures d'étalonnage, où SiO2 a été déposé sur une cible vierge et étudié sous un ellipsomètre (JA Woollam V-VASE). Après chaque dépôt, nous avons mesuré les longueurs d'onde de résonance de la cavité dans notre montage expérimental. La précision du dépôt de SiO2, sa distribution autour du guide d'ondes et de la cavité ont été étudiées via des images au microscope électronique à transmission (TEM) en coupe (Fig. 1d, e).

Des nanodiamants à haute pression et haute température (HPHT) contenant des centres de silicium-lacune (SiV)36 ont été mis en suspension dans de l'isopropanol (0,1% en poids), soumis aux ultrasons pendant 30 min, puis déposés de manière aléatoire sur le dispositif par spin-coating à 2000 tr/min pendant 5 min. Sous imagerie au microscope électronique à balayage (SEM), nous constatons qu'environ 30% des cavités Si3N4 avaient des nanodiamants déposés directement au-dessus d'eux.

Nous avons effectué des mesures à des longueurs d'onde d'environ 737 nm en sondant la puce avec une lumière laser. Il a été couplé au guide d'ondes par une fibre à lentille (Oz Optics), et la lumière transmise a été collectée avec une lentille d'objectif 50 × (Olympus) sur un bord opposé de la puce, voir Fig. 4. Nous avons d'abord utilisé la femtoseconde à large bande atténuée ( 80 fs) des impulsions laser (Mai Tai, SpectraPhysics) en entrée, ont couplé le signal transmis à une fibre monomode, et l'ont envoyé à un analyseur spectral optique (OSA, Yokogawa AQ6370) avec une résolution spectrale de 37 pm dans le visible gamme. Avec sa largeur spectrale de plus de 10 nm, les impulsions fs couvraient plusieurs résonances et permettaient une estimation rapide de la position de résonance. La mesure précise des résonances est ensuite effectuée par un laser à diode à onde continue (CW) accordable à bande étroite (largeur de raie < 1 MHz) (Sacher). On balaye la longueur d'onde du laser au voisinage de la résonance et on mesure l'intensité lumineuse traversant la cavité à l'aide d'un wattmètre optique (Thorlabs) placé après l'objectif. La longueur d'onde du laser accordable a été mesurée par un appareil de mesure de longueur d'onde (HighFinesse, modèle WS-7) avec une précision de 60 MHz et une résolution de 2 MHz. Cela nous a permis de mesurer le facteur de qualité et les déplacements fins de la résonance. Les appareils étaient placés sur un support métallique qui servait de dissipateur thermique efficace. La plage de fluctuation de la température ambiante était de moins de 0,5 ° C au cours des mesures, dans laquelle nous n'avons observé aucun déplacement des lignes de résonance. Les données expérimentales ont été acquises et post-traitées sur PC à l'aide d'un logiciel auto-écrit en Python.

Croquis de la configuration expérimentale : la lumière du laser fs à large bande ou du laser accordable CW est couplée à la fibre optique. La fibre à lentille injecte la lumière dans le dispositif à micro-cavité Si3N4. A la sortie de l'appareil la lumière transmise est collectée et collimatée avec un objectif 50 × (Objectif 1). Ensuite, la lumière est envoyée soit au photodétecteur (pour le laser accordable CW), soit à l'analyseur de spectre optique (OSA) via une fibre monomode (pour le laser fs). Le laser de pompe à 532 nm est focalisé sur le dispositif à micro-cavité par un objectif 100 × (Objectif 2) pour les mesures confocales et de chauffage.

Un microscope confocal à balayage intégré dans la configuration de test a été utilisé pour mesurer le décalage de résonance fine sous le chauffage laser, ainsi que les spectres des centres SiV dans les nanodiamants avant et après le dépôt de SiO2. Le laser de pompe à 532 nm a été scanné à l'aide d'un miroir à direction rapide (Newport FSM-300) et projeté avec un système de lentille 4f vers un objectif 100 × (NA = 0,9, Nikon), qui a focalisé le faisceau sur la puce. La taille du spot focalisé a été mesurée à 500 nm avec une lame de couteau montée sur une platine piézo (Thorlabs NanoMax Max311). L'émission a été collectée par le même objectif 100×, et couplée à une fibre monomode (SMF). Le signal de SMF a été envoyé soit à un photodétecteur à avalanche (PerkinElmer SPCM-AQRH-14FC) pour obtenir la carte de balayage confocal, soit à un spectromètre équipé d'une caméra EMCCD (Princeton Instruments, 1200 Grooves/mm).

Pour appliquer l'expérience de chauffage au laser, la carte de balayage confocale a été utilisée pour diriger le laser focalisé à 532 nm sur la cavité. Le laser CW accordable a été balayé pour mesurer le décalage de la résonance de la cavité. La position du spot du faisceau a été optimisée en le déplaçant à travers la cavité annulaire par pas de 400 nm pour obtenir le plus grand décalage de ligne de résonance.

Pour les mesures des spectres de SiV, la carte de balayage confocale a été utilisée pour localiser les nanodiamants contenant du SiV sur les cavités. En utilisant une puissance de pompe de 532 nm de 0,4 mW, la photoluminescence SiV a été collectée via le microscope confocal et envoyée au spectromètre, où le signal collecté a été automatiquement numérisé par le logiciel inclus (LightField).

Pour des couches très fines déposées sur la cavité, on ne peut pas caractériser précisément le décalage de résonance, car il est supérieur à un \(FSR={\lambda }^{2}/(2\pi {n}_{\text{eff} }R)\). Le facteur Q mesuré est de l'ordre de 104, ce que nous confirmons comme n'étant pas affecté par le dépôt des couches de revêtement, voir Fig. S1 supplémentaire. À partir d'une épaisseur finie de couche de SiO2 (200 nm dans notre cas), le décalage de résonance reste dans un FSR, et nous pouvons le suivre dans le même ordre (m dans l'équation 2). La figure 5 montre les déplacements mesurés expérimentalement des longueurs d'onde de résonance et leurs ajustements théoriques en fonction de t. Les courbes théoriques sont obtenues en faisant la moyenne des dérivées numériques des ajustements numériques respectifs des deux modes de la figure 3a, b (voir le tableau 1 pour les paramètres des ajustements). On obtient un accord généralement bon entre les prédictions théoriques et les mesures expérimentales ; les écarts observés sont dus aux incertitudes sur les propriétés des matériaux ainsi qu'à certaines contraintes du modèle théorique. Par exemple, il ne comprend pas de fine couche de SiO2 déposée autour des bords verticaux de l'âme (avec la normale de la couche parallèle à l'axe des x, voir Fig. 1). Par conséquent, un bon accord numérique peut être obtenu en considérant la quantité de réglage après chaque incrément d'épaisseur.

Résultats expérimentaux pour régler la longueur d'onde de résonance en fonction de l'épaisseur supplémentaire de la couche de SiO2. Les points expérimentaux sont tracés sous forme de croix vertes, tandis que les lignes pleines représentent des courbes théoriques. Les couleurs rouge et bleue représentent respectivement les polarisations TM et TE.

Un décalage de résonance allant jusqu'à 1,5 nm peut être obtenu lorsque l'on augmente l'épaisseur de 250 à 300 nm (w = 330 nm, polarisation TE), tandis que chaque couche supplémentaire de SiO2 conduit à un décalage décroissant de la résonance (voir Fig. 5 ). Les dispositifs de plus petite largeur (w = 330 nm) subissent un décalage plus important car ils ont des modes optiques avec des confinements plus faibles, et sont donc plus sensibles aux modifications de leur environnement d'indice de réfraction.

Alors que l'accord avec la gaine SiO2 peut fortement décaler la résonance de la cavité, l'accord n'est pas très précis, c'est-à-dire qu'il est difficile de faire correspondre exactement la longueur d'onde mesurée avec la valeur prédite théoriquement souhaitée. Nous suggérons que notre méthode pourrait être complémentaire à d'autres méthodes de réglage fin : le dépôt de la gaine SiO2 rapproche la résonance de la longueur d'onde souhaitée, et un réglage précis peut alors être réalisé par d'autres méthodes. Cette approche en deux étapes peut être utile lorsque le réglage nécessite une consommation d'énergie et/ou une dissipation de chaleur importantes. Un scénario particulier est lorsque des cavités avec des nanoparticules contenant des SPE sont utilisées à des températures cryogéniques. La chaleur produite par la puce peut dégrader les propriétés des SPE, par exemple en provoquant la dérive ou l'élargissement de la raie d'émission.

Nous démontrons cette approche de réglage en deux étapes en déposant d'abord un revêtement de 300 nm, puis en chauffant la cavité avec le laser de pompe à 532 nm dans la configuration de microscopie confocale. En ajustant la puissance du laser, nous pouvons régler avec précision la ligne de fréquence de résonance de la cavité dans la plage de 12 pm, voir Fig. 6. Nous supposons qu'une certaine inexactitude dans les mesures peut se produire en raison de l'instabilité du laser accordable utilisé pour mesurer profils de ligne de résonance, qui ont une plage de réglage sans saut de mode limitée. Nous avons vérifié que les décalages de résonance peuvent être attribués au chauffage laser en bloquant le faisceau de chauffage laser, ce qui a immédiatement entraîné le retour de la ligne de résonance à la position initiale. Nous notons que les décalages sont dus à l'absorption du laser chauffant par la gaine SiO2, car nous n'observons aucun décalage avec une cavité Si3N4 exposée, c'est-à-dire avant la gaine SiO2. Nous notons que même si SiO2 et Si3N4 ont approximativement le même coefficient thermo-optique, SiO2 a une conductivité thermique d'un ordre de grandeur plus faible, ce qui, selon nous, aiderait à localiser la chaleur au voisinage de la cavité37. Pour vérifier davantage que le chauffage induit par le laser est localisé, nous avons déplacé le spot laser à 2 µm de la cavité. Nous avons observé que la ligne de résonance de la cavité revient à la position initiale (sans chauffage laser). Ainsi, nous démontrons que la cavité peut être affinée en utilisant la combinaison du dépôt de revêtement et du chauffage laser localisé.

Réglage expérimental de la longueur d'onde de résonance pour la cavité annulaire Si3N4 revêtue de 300 nm de SiO2 par chauffage local avec un laser de 532 nm. (a) Profils spectraux des résonances de la cavité pour différentes puissances laser ; (b) la dépendance du décalage réversible de la longueur d'onde de résonance centrale sur les puissances de pompe appliquées du laser chauffant à 532 nm. La ligne pointillée rouge est un ajustement indiquant la dépendance linéaire de l'indice de réfraction (accord) sur la température.

Nous notons que nous ne pouvons pas déterminer directement l'efficacité de chauffage; en utilisant une hypothèse simplifiée que toute la puissance du laser est transformée en chaleur sans aucune perte, on obtient un taux de réglage fin de ~ 0,36 nm/W, soit ~ 0,1 FSR par W. Bien que ce soit un ordre de grandeur inférieur à celui des cavités avec réchauffeurs intégrés26,32, il est suffisant pour le réglage fin de la cavité et est réalisable sans la complexité de fabrication supplémentaire des réchauffeurs intégrés. Cependant, en pratique, SiO2 est presque transparent à une longueur d'onde de 532 nm. Pour augmenter l'efficacité de chauffage, et donc le taux d'accord, nous pourrions utiliser des lasers UV avec une longueur d'onde inférieure à 350 nm, où l'absorption de SiO2 est beaucoup plus forte.

L'intégration de nanoparticules hébergeant des SPE avec des plateformes photoniques est l'une des principales cibles pour la réalisation réussie de la photonique quantique. Nous démontrons que le dépôt d'une gaine SiO2 de 500 nm n'affecte pas significativement le positionnement des nanodiamants déposés par spin-coating au-dessus des cavités annulaires. En comparant les images au microscope électronique à balayage (SEM) prises avant et après le revêtement, nous constatons que la position des nanodiamants ne change pas dans la résolution du SEM, voir Fig. 7a, b. Nous avons également vérifié que l'émission de SiV des nanodiamants ne subit pas de changements significatifs de luminosité ou de propriétés spectrales, Fig. 7c, d. Cela montre que notre méthode de réglage est adaptée aux cavités photoniques avec des nanoparticules intégrées.

Nanodiamants avant et après dépôt de SiO2 de 500 nm d'épaisseur. Position des nanodiamants placés au-dessus de la cavité annulaire Si3N4 étudiée au MEB avant (a) et après (b) dépôt par spin-coating. Propriétés spectrales de deux nanodiamants différents (c et d) avant (noir) et après (rouge) dépôt de SiO2 obtenus lors des mesures avec une configuration de microscope confocal.

Nous démontrons une technique pour le réglage à large bande des cavités microring Si3N4. La méthode est basée sur le dépôt de nanocouches de SiO2 sur les cavités, combiné à un chauffage laser localisé. Les résultats expérimentaux montrent un bon accord avec les prédictions théoriques.

La capacité d'ajuster la résonance de la cavité sans dissipation de chaleur significative peut être importante pour les applications photoniques quantiques qui fonctionnent à des températures cryogéniques. Contrairement à l'application de films photochromiques ou polyélectrolytes, on n'observe pas la dégradation du facteur Q. De plus, nous vérifions que les nanoparticules déposées sur la cavité ne sont pas déplacées par le dépôt de la gaine, et que leurs propriétés spectrales ne changent pas.

Notre technique peut être utile pour les cavités de petit volume et à facteur de Purcell élevé avec un grand FSR, où un réglage de la cavité allant jusqu'à plusieurs nanomètres peut être nécessaire. Ce sera un ajout précieux à la boîte à outils pour le développement de dispositifs photoniques quantiques intégrés.

Les données peuvent être obtenues auprès des auteurs sur demande raisonnable.

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Nous remercions Valery A. Davydov de l'Institut LF Vereshchagin pour la physique des hautes pressions RAS et Viatcheslav N. Agafonov de l'Université F. Rabelais pour les nanodiamants fournis.

Nous reconnaissons le soutien financier de l'Agence pour la science, la technologie et la recherche, Singapour (# 21709) et la National Research Foundation, Singapour (Grant No. NRF-CRP14-2014-04).

Institut de recherche et d'ingénierie des matériaux, Agence pour la science, la technologie et la recherche (A*STAR), 2 Fusionopolis Way, #08-03 Innovis, Singapour, 138634, Singapour

Dmitry A. Kalachnikov, Nelson Lim, Victor Leong et Leonid A. Krivitsky

Institute of High Performance Computing, Agency for Science, Technology, and Research (A*STAR), Fusionopolis, 1 Fusionopolis Way, #16-16 Connexis, Singapour, 138632, Singapour

Gandhi Alagappan & Ching Eng Png

Institut de microélectronique, Agence pour la science, la technologie et la recherche (A*STAR), 2 Fusionopolis Way, #08-02 Innovis, Singapour, 138634, Singapour

Ting Hu

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DAK, GA et LAK ont conçu conjointement l'idée de l'expérience. GA et CEP ont conçu les dispositifs optiques. TH et NL ont fabriqué les échantillons. DAK et VL ont construit la configuration de caractérisation de la puce et effectué des mesures optiques. GA et DAK ont analysé les données expérimentales. DAK a rédigé la première ébauche du manuscrit avec les contributions de tous les co-auteurs. DAK, GA et LAK ont coordonné le projet.

Correspondance à Dmitry A. Kalachnikov.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Réimpressions et autorisations

Kalashnikov, DA, Alagappan, G., Hu, T. et al. Réglage de micro-cavités en nitrure de silicium par dépôt contrôlé de nanocouches. Sci Rep 12, 15074 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-19255-9

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Reçu : 28 juin 2022

Accepté : 26 août 2022

Publié: 05 septembre 2022

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

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