采用离子注入法进行掺杂时,掺杂粒子尺寸小于纳米量级,设置粒子尺寸0.5 nm(本研究默认粒子形状为球体,以其直径代表粒子尺寸),长度方向的粒子掺杂线密度100 μm^-1. 得到不同掺杂长度对波导前向和后向散射光谱的影响,如图2和图3.

图2 掺杂粒子尺寸为0.5 nm时,不同掺杂长度下波导的前向散射光谱
Fig.2 Forward scattering spectra of waveguides with different length of doping region and the size of doped particle 0.5 nm

图3 掺杂粒子尺寸为0.5 nm时,不同掺杂长度下波导的后向散射光谱
Fig.3 Backward scattering spectra of waveguides with different length of doping region and the size of doped particle 0.5 nm

由图2可见,波长为2.62 μm的光是频率193 THz的泵浦波与272 THz光波发生简并四波混频效应而产生; 随后2.62 μm的光与泵浦波、频率为187 THz光波通过四波混频效应产生2.77 μm的新频率成分; 光波在2.77 μm处发生拉曼散射,在2.40 μm处产生较弱的反斯托克斯频移. 由图3的后向散射光谱图可见,2.62 μm及2.77 μm处的光成分与前向散射光的产生方式相同; 当掺杂长度增加到300 μm时,波导中自由载流子吸收(free carrier absorption, FCA)和TPA效应明显,导致波长λ₄处红移光和λ₂处蓝移光的产生,其中, λ₁是泵浦波与2.62 μm处光波通过简并四波混频产生; 2.77 μm 的光波经过倍频产生λ₃; 而后λ₃与泵浦波长通过简并四波混频效应得到λ₅. λ₁—λ₅依次为1.10、1.28、1.40、1.60及1.77 μm. 波导中自相位调制及自由载流子色散效应导致光谱宽度由44 THz展宽至约120 THz. 在前向散射谱中,由于四波混频效应的波长转换效率高于简并四波混频,因此,2.77 μm处的能量要高于2.66 μm处,当掺杂长度增加到300 μm时,非简并四波混频转换效率达到最低而后继续增加.由后向散射光谱可见,当掺杂长度小于300 μm时,四波混频效应的波长转换效率比简并四波混频低; 当掺杂长度超过300 μm时,简并四波混频的转换效率降低,导致2.66 μm处相对强度的降低; 随着掺杂长度增加,波导中的二阶非线性效应在略增强后保持恒定(波长λ₃). 由以上分析可知,在掺杂密度保持一定的情况下,对于尺寸为0.5 nm掺杂粒子,改变掺杂长度可以调节波长转换效率,当掺杂长度为300 μm时,前向输出光谱中2.77 μm处的能量最高.

图4 掺杂粒子尺寸为5 nm时,不同掺杂长度下波导的前向散射光谱
Fig.4 Forward scattering spectra of waveguides with different length of doping region and the size of doped particle 5 nm

在实际加工中,通过改变退火工艺条件,可以使粒子与缺陷结合,表现为掺杂粒子尺寸的增加. 因此,仿真中保持掺杂粒子密度为100 μm^-1,掺杂粒子尺寸为5 nm. 图4和图5分别为不同掺杂长度下波导的前向和后向光谱. 可见,当掺杂密度一定时,掺杂波导中的非线性效应虽然有强弱变化,但波长转换范围保持1.55～2.77 μm不变. 随着掺杂区域长度变化,光谱在自由载流子色散作用下发生展宽,但中心峰值总体相差不大. 因此,当掺杂粒子尺寸为5 nm,保持掺杂密度固定时,掺杂区域长度对掺杂硅波导前后向的散射光谱并无明显影响.

图5 掺杂粒子尺寸为5 nm时,不同掺杂长度下波导的后向散射光谱
Fig.5 Backward scattering spectra of waveguides with different length of doping region and the size of doped particle 5 nm

保持波导掺杂区域长度为50 μm不变,当掺杂粒子尺寸为5 nm时,改变掺杂粒子数量n, 并对比掺杂前后波导的前向和后向散射谱,结果如图6. 由图6(a)可见,前向散射光谱中由于瑞利散射导致1.55 μm处出现明显波峰,随着掺杂粒子数量增加,泵浦信号透过率降低,导致瑞利散射峰明显下降; 当n=1 000个时,在1.55 μm处形成反常色散,导致散射谱强度峰值降低. 由于四波混频效应,在波长2.70 μm附近出现了波长输出和较小范围的波长调谐. 对于未掺杂粒子的波导而言(图中黑实线),在红外区附近还存在拉曼散射(左侧)和布里渊散射(右侧),随着掺杂粒子数量增加非线性效应增强,这两种非弹性散射逐渐被抑制消失. 由于瑞利散射较强,在前向谱中无法探测到二阶非线性效应所产生的频率成分.由图6(b)可见,当未掺杂粒子时, λ₁、 λ₃及λ₅的产生机理与图3中相同. 增加掺杂粒子数量后,半导体材料晶格结构发生变化,在中红外区实现了225 nm的波长调谐,该峰值随着掺杂粒子数量的改变出现漂移,在n=5 000 个时,输出波长为2.85 μm的光信号. 由于掺杂区域长度固定,改变掺杂粒子数量等同于改变掺杂粒子密度. 因此,在掺杂密度一定时,调谐波长即可确定; 通过改变掺杂区域长度,可以调节调谐质量,提高调谐波长的下转化效率. 应该注意的是,虽然未掺杂情况下的结果与图2和图3类似,并不表明掺杂粒子对波导的非线性效应无贡献,这是由于图2和图3中粒子尺寸较小所致.

硅波导中若存在多模激光信号,则会导致更复杂的非线性效应,本研究仿真中,前向和后向散射激光远场均为基模模式.

图6 掺杂区域长度固定时,不同掺杂粒子数量下波导的前向和后向散射光谱
Fig.6 Forward and backward spectra of waveguides with different doping amounts when doped region length is fixed