摘要

波导集成中红外 (MIR) 光电探测器是利用成熟的光子集成电路 (PIC) 技术开发分子光谱应用的关键组件。尽管有各种策略，但在实现宽带光响应、无冷却操作和大规模互补金属氧化物半导体 (CMOS) 兼容可制造性方面仍然存在关键挑战。为了突破这些限制，将热检测机制——辐射效应引入波导平台。更重要的是，我们在锗 (Ge) 中追求自由载流子吸收 (FCA) 工艺来创建高效的吸光介质，为完全覆盖 MIR 光谱提供了一种实用的解决方案，而无需将奇异材料纳入 CMOS。在这里，我们介绍了一种基于绝缘体上 Ge (Ge-OI) PIC 架构的非冷却波导集成光电探测器，它利用了辐射效应与 FCA 的结合。值得注意的是，我们的设备在 4030–4360 nm（甚至可能更远）范围内表现出 28.35%/mW 的宽带响应度，挑战了最先进的水平，同时在 4180 nm 处实现了 4.03 × 10−7 W/Hz0.5 的噪声等效功率。我们进一步展示了使用单个芯片上的集成光电探测器和传感波导对气态二氧化碳 (CO2) 进行无标记传感。这种室温波导集成 MIR 光电检测方法，利用 Ge 中的 FCA 进行辐射测量，不仅有助于实现具有波长灵活性的完全集成的芯片实验室系统，而且还为具有 CMOS 代工厂兼容性的 MIR PIC 提供了蓝图。

简介

3 μm 以外的中红外 (MIR) 光谱区域具有巨大的科学和技术重要性，因为它包含独特的分子指纹 1–3，可通过吸收光谱技术以非侵入方式进行复杂的化学和生物分析 4,5。利用高度成熟的光子集成电路 (PIC) 技术 6–8，在将传统的基于外部光学器件的光谱仪小型化为芯片级系统方面取得了实质性进展，可提供经济高效、可大规模制造和可扩展的解决方案 9–12。实现完全集成且强大的芯片实验室系统的一个关键瓶颈是将 MIR 光电探测器 (PD) 单片集成到波导平台中，而波导平台是 PIC 将光转换为电信号的不可或缺的构建块。传统上，表面照明 MIR PD 依赖于窄带隙半导体材料，例如 HgCdTe 合金 13和 III-V 化合物 14；然而，它们需要低温冷却（体积大且成本高）来减轻室温下的高热噪声，这对实际应用构成了严峻挑战 15。最近，二维材料（例如石墨烯 16 和黑磷 17）已成为可在室温下操作的有希望的候选材料 18。然而，石墨烯的零带隙特性导致在偏置下暗电流水平极高 19。此外，黑磷本身在环境条件下表现出严重的性能下降，并且具有约 4 μm20 的吸收边缘，限制了其在较长波长范围内的实用性。这些新兴材料仍然难以与互补金属氧化物半导体 (CMOS) 兼容工艺和晶圆级集成相媲美，阻碍了商业化水平的大规模和节省成本的生产21。在这方面，利用热型 PD 对 MIR 光电检测非常有益，其中光响应是通过将光诱导热量转换为电信号18,22,23 来提取的，通过适当调整光吸收器的光谱特性实现波长不敏感的光电检测。由于热检测的固有性质，响应速度略有下降；然而，相对中等（甚至较低）的带宽水平足以满足许多 MIR 光谱应用的要求。为了充分利用热探测器的卓越特性，包括波长独立性和非制冷光电检测，我们在这里将辐射热效应引入波导平台。辐射热计是一种热型 PD，可将光引起的温度波动转换为电阻变化 23–25。值得注意的是，迄今为止，很少有人致力于使用热检测机制 26–29 实现 3 μm 以上的波导集成 MIR 光电检测。悬浮硅波导上带有金 (Au) 天线的光吸收器在 3.72–3.88 μm 范围内的辐射热测量中显示出良好的前景 26,27；然而，它们的响应度较低，等离子体结构的共振性质本质上限制了宽带光电检测。此外，在 CMOS 代工厂中，贵金属的使用通常受到限制。基于光热电 (PTE) 效应的石墨烯探测器是另一类基于温度梯度驱动电压产生的热检测机制，由热电材料的塞贝克系数控制 30，在波导平台上显示出良好的效果，例如 5.2 μm28 的 CaF2 上的硫属化物玻璃 (ChG) 和 3.7 μm29 的 Si 上的 Ge (GOS)。这些基于石墨烯的 PTE 探测器因其零偏置操作和快速响应时间而特别有吸引力。然而，由于光子平台固有的材料特性，它们的使用仅限于 ~8 μm 的波长范围，这限制了它们在更宽的 MIR 波段上的效用。此外，使用等离子体金条 29 和分裂栅极架构 28,29 带来了进一步的制造挑战，包括石墨烯转移和图案化过程中的错位和误差。讨论部分提供了更全面的热辐射探测器和 PTE 探测器之间的比较。

在这项工作中，我们通过利用 Ge31,32 和氧化钛基辐射热材料 33–35 中的自由载流子吸收 (FCA) 辐射热效应，显著推进了波导集成 MIR PD 的最新技术水平，为 CMOS 或混合集成中无外来材料的非制冷 MIR 光电检测提供了一种实用且制造稳健性高的方法。我们的演示基于 CMOS 兼容的绝缘体上 Ge (Ge-OI) 光子平台，该平台具有 Y2O3 的埋层氧化物 (BOX) 和 Si 基板，可提供高达约 13 μm36–40 的宽透明窗口，并使用辐射热效应达到 3 μm 以上波导集成 PD 的创纪录高光响应度。此外，为了证明使用我们的室温操作波导集成 MIR PD 进行分子无损、无标记检测的可行性，我们通过将传感波导和检测器集成在单个芯片上，实验性地进行了气态二氧化碳 (CO2) 传感。

结果

设备架构和设计

图 1 所提装置的结构。a Ge-OI 平台上基于 MIR PIC 的传感器的图示，由传感波导和光电探测器组成。放大视图显示了所提出的波导集成光电探测器的示意图，该光电探测器使用辐射热效应与 Ge 中的 FCA 相结合。b 热模拟 (Ansys Lumerical) 结果显示，对于 4.18 μm (1 mW) 的入射光，所提出的光电探测器 (WB = 8 μm, LB = 4 μm) 内的稳态温度分布。假设 p+ Ge 区域的掺杂浓度为 1020 cm−3。背景温度设定为 300 K。c 所制造装置的光学显微镜图像。d 包括电极区域的装置的横截面 TEM 图像。e SIMS 深度剖面分析表明掺杂硼的 p+ Ge 区域。注入能量和掺杂剂量分别为 110 keV 和 5 × 1015 cm−2

图 1a 示出了基于 Ge-OI 平台的 MIR PIC 传感器的示意图，包括用于分析物传感的槽波导（被动传感部分）和波导集成 PD（检测器部分），单片集成到单个芯片上。我们的片上光子传感器通过基于比尔-朗伯定律的吸收光谱 38,40 利用传感波导内的光-分析物相互作用。与传统的条形或肋形波导相比，采用支持空心引导的空气包层槽形波导来诱导更强的光吸收和增强的场限制，从而旨在提高灵敏度或减少传感波导的物理长度11,36,38。然后将残余光从传感波导直接耦合到波导集成 PD 中。如前所述，我们提出的探测器的工作原理是 Ge 中的辐射效应与 FCA 相结合。对于将光诱导温度变化转换为电阻变化的辐射材料，我们采用了 TiO2/Ti/TiO2 三层膜，其温度依赖性电性能可以通过设计每层的厚度进行精细调整33–35。辐射探测器响应周期性变化的入射光的温度变化可以用23 来描述

其中 ΔT 表示温度变化，η 是给定波长的吸收效率，ω 和 Φ0 分别是周期辐射的角频率和振幅，Gth 是探测器与周围环境之间的热导，Cth 是探测器的热容。从公式 (1) 推断，增加 η 而减少 Gth 和 Cth，对于增强给定入射光功率的 ΔT 至关重要，这与辐射探测器的响应度直接相关。为了提高 PD 中的 η，应该提高 Ge 中的 FCA，这在很大程度上取决于自由载流子的类型和特定波长的掺杂浓度。为了充分利用 Ge 中的 FCA，我们选择了重掺杂的 p 型 Ge (p+ Ge) 作为 MIR 吸收介质（详细信息可在补充说明 1 中找到）。为了降低 Gth 和 Cth，优化器件几何形状至关重要。

在此，优化过程包括辐射热计区域的几何参数——具体来说，长度 (LB) 为 4 μm，宽度 (WB) 为 8 μm——是通过考虑加热效率、背反射和内部制造能力进行的。使用数值模拟优化几何形状的系统过程详见补充说明 3。图 1b 显示了使用最终参数设计的器件的模拟稳态温度分布。输入波导的宽度 (Win) 为 2 μm，设计为仅支持基本横向电 (TE) 模式。入射光的光功率设置为 1 mW，波长 (λ) 为 4.18 μm。如图 1b 所示，在辐射热计区域内有一个明显的温升。这种局部发热是通过 p+ Ge 内的 FCA 实现的，这证明了基于 FCA 的热化过程作为紧凑高效的 MIR 吸收器的可行性，即使在没有共振结构的情况下也是如此。

图 1c、d 分别显示了在 GeOI 光子平台上制造的器件的光学显微镜和横截面透射电子显微镜 (TEM) 图像，该器件具有 500 nm 厚的顶部 Ge、2 μm 厚的 Y2O3 BOX 和 Si 基板。这里，提出的波导集成 PD 包含硼掺杂的 p+ Ge（辐射计区域）、SiO2/Al2O3（20/25 nm）绝缘层堆栈、TiO2/Ti/TiO2（25/2/25 nm）三层膜的辐射计材料和 Ti/W（100/150 nm）金属电极。辐射热材料中每层的厚度都经过了精心优化（在补充图 S7 中讨论）。补充图 S9 和 S10 分别详细介绍了其他表征，例如 X 射线光电子能谱 (XPS) 和 X 射线衍射 (XRD)。能量色散 X 射线光谱 (EDS) 元素映射（参见补充图 S11）证实了每层的成功沉积。图 1e 中的二次离子质谱 (SIMS) 深度剖面分析定量揭示了 p+ Ge 区域内的杂质掺杂剂浓度。为了充分利用 Ge 中的 FCA，以 5 × 1015 cm−2 的高掺杂剂量进行离子注入，并将注入能量仔细调整为 110 keV。这种优化有助于将更大比例的模场暴露于吸收介质的峰值掺杂浓度区域，与模场最大值和 p+ Ge 中注入离子的投影范围 (Rp) 保持一致。

热电特性

图 2 热电特性。a 电流-电压 (I-V) 曲线，从 293 K 到 363 K（1 K 步长）测量，由 Peltier 驱动阶段控制，间隔为 10 mV。b 3 V 偏压下电流值的温度依赖性。插图表示根据阿伦尼乌斯方程计算得出的依赖于温度的模拟电流值。c 3 V 偏压下的电阻-温度 (R-T) 特性，遵循阿伦尼乌斯关系。d 阿伦尼乌斯图 [ln(R) vs. 1000/T]，其中活化能 (ΔE) 是根据线性拟合的斜率计算得出的（红色虚线），表示 ΔE = 0.315 eV。e TCR (-%/K) 值取决于温度，在 293 K 时显示 −4.262%/K

我们首先研究了温度相关的电性能。图 2a 显示了电压扫描范围从 −3.0 V 到 +3.0 V 的电流-电压 (I-V) 曲线，间隔为 0.01 V，测量温度从 293 K 到 363 K（1-K 步长），受我们的 Peltier 驱动阶段限制。明显观察到了辐射材料和电极堆栈之间具有欧姆行为的近线性特性。图 2b 绘制了从 I-V 曲线得出的 3-V 下的温度相关电流值，表明与温度有显著的关系。图 2c 显示了恒压模式下的电阻-温度 (R-T) 特性，可以按照以下公式建模以估算活化能 (ΔE)：

其中 R(T) 表示与温度相关的电阻，T 是绝对温度，Ro 是常数，kB 是玻尔兹曼常数。从公式 (2) 中，ΔE 是从图 2d 所示的阿伦尼乌斯图 (ln(R) vs.

1000/T) 的斜率中提取出来的，在测量的温度范围内确定为0.315 eV。基于公式 (2) 的阿伦尼乌斯关系，在高温范围内与温度相关的电流建模如图 2b 的插图所示，揭示了随着温度升高，电流迅速呈指数增长。然而，超过一定的阈值温度范围 (~403 K)，我们的设备会因氧化引起的辐射材料结构特性的改变而发生退化（详见补充说明 6）。为了量化电阻的温度依赖性，引入了电阻温度系数 (TCR)，这是辐射热探测器的一项关键性能指标，其定义为电阻对温度的导数，

图 2e 显示了由公式 (3) 得出的与温度相关的 TCR。在这里，我们的设备在 293 K 时实现了 -4.262%/K 的 TCR，这是迄今为止利用辐射热效应的波导集成 PD 的最高值，从而增强了辐射热光电检测能力。光响应测量

图 3 光响应特性。a 波长 (λ) 为 4.18 μm 时，电流 (%) 随入射光功率 (Pin) 向辐射热计区域变化，线性拟合 (Pin > 0.3 mW) 显示响应度 (R) 为 28.77%/mW。插图显示关闭状态下的 I-V 曲线。b 不同斩波频率下的光响应。c 4030–4360 nm 范围内的光谱响应。d 在 10 秒周期内连续开/关循环的光响应时间稳定性测量测试，由光束快门控制

现在我们来探索 MIR 光响应。耦合到辐射热计区域的入射光功率经过精确校准，在相同的参考波导图案（没有检测器部分）的帮助下，考虑到无源元件的插入损耗。校准时使用的总插入损耗为 10.83 ± 0.14 dB（4.18 µm）（详细信息见补充图 S8）。图 3a 插图中绘制的未照明 I-V 曲线（关闭状态）显示，在 3 V 偏压下，关闭状态电流 (Ioff) 为 127.5 nA。图 3a 显示了电流变化，计算为总测量电流 (Iph + Ioff) 与 Ioff 的比率，作为光功率 (Pin) 和 1 kHz 斩波频率下 4.18 μm 处相应响应度 (%/mW) 的函数，这是用于比较辐射探测器的响应度单位26,27,34,35。我们强调，我们的设备实现了 28.77%/mW 的 R（来自 Pin > 0.3 mW 的线性拟合），相当于 863.19 V/W 的电压响应度，这足以满足广泛的 MIR 光谱应用41–43。补充说明 11 中描述了不同单位响应度值之间关系的详细信息。这超过了之前 3 μm 以上波导集成热型 PD 的最新值，即使用辐射热效应 27 的 a-Si 波导上的 Au 天线辅助 PD 在 3.8 μm 处为 24.62%/mW，使用 PTE 效应 29 的 GOS 波导上的石墨烯基 PD 在 3.7 μm 处为 1.97 V/W。在较低的 Pin 范围内观察到轻微的非线性，可能归因于热电性能的变化以及 Gth 和 Cth 随温度的变化。我们还通过取关断状态下的噪声谱密度（参见补充说明 7）与 4.18 μm 处的响应度之比来估算噪声等效功率 (NEP)，计算结果为 1 kHz 时为 4.03 × 10−7W/Hz0.5。在这里，这远远超过了之前报道的使用辐射效应的波导集成 MIR PD（3.8 μm 时为 10.4 μW/Hz0.5）27。

通过改变斩波频率来分析频率响应。如图 3b 所示，我们的设备表现出稳定的性能，响应几乎平坦，最高可达 1 kHz（我们设置的极限）。虽然更高的带宽可能有益，但与电信和数据通信不同，在大多数光谱应用中，这并不是主要问题，许多光学气体传感器的响应时间通常为 1 秒左右44。这表明，基于我们之前在近红外波长范围内对绝缘体上硅 (SOI) 平台的研究，我们的设备对于 MIR 芯片实验室系统来说足够坚固，预计它可以在几十 kHz 级别的带宽下运行35。

图 4 基准。使用辐射效应的波导集成 PD 在 3 μm 以上工作时的性能比较。红色虚线表示基于 p+ Ge 中 FCA 的响应度建模，与我们的实验结果一致。我们的方法利用 FCA 诱导的加热机制和 Ge-OI 平台，可以覆盖整个 MIR 光谱，用于对众多生化分子进行光谱分析。对于每个参考文献，都标明了热检测机制、吸收介质和波导平台。BOL，辐射效应。参考文献 26,27

我们还评估了 4030 至 4360 nm 范围内的 MIR 波段的光谱响应。在测量过程中，Pin 保持在线性拟合区域内 (Pin > 0.3 mW)。如图 3c 所示，我们的设备在整个可测量范围内表现出宽带光响应，R 约为 28.35%/mW，没有任何截止波长。最后，我们评估了开关行为的长期稳定性，这是评估 PD 的关键参数。值得注意的是，如图 3d 所示，在整个测量过程中，我们观察到了高度稳定且可重复的光电流产生，且性能没有明显下降。在这里，我们注意到响应时间受到光束快门的打开/关闭时间的限制。我们全面比较了我们的设备的性能与之前报道的利用辐射效应的 MIR 波导集成 PD 的性能，如图 4 所示。我们的设备表现出 ~28.35%/mW（4030-4360 nm）的宽带响应度，是同类产品中最高的。值得注意的是，据我们所知，之前没有报道证明波导集成辐射 PD 可以在本文介绍的波长范围之外工作。传统的基于 Si 的光子学平台，例如极限为 ~4 μm 的 SOI 和 ~8 μm 的悬浮 Si，不可避免地会遇到波长限制，这是由于 SiO2 和 Si 在 MIR 范围内的固有材料吸收 45。在这里，通过利用 Ge-OI 平台上的 FCA 诱导加热过程，提供宽透明窗口，我们的方法可以广泛应用于 MIR 光谱中更短或更长的波长范围，为对许多生化分子进行光谱分析提供了巨大的潜力（如图 4 所示），而不受波长限制。基于 Ge32 中的 FCA 并使用我们的实验结果进行归一化的响应度建模如图 4 所示（红色虚线）。此外，我们的设备在 NEP 方面取得了显着的改进，超过r 比之前报道的使用辐射效应 26,27 的波导集成 PD 高 25 倍，无需依赖贵金属或特殊材料，从而保持完全 CMOS 兼容性。详细的性能特征（包括与辐射和 PTE 探测器的比较）总结在补充说明 11 中。

传感演示

图 5 光学传感演示。a Ge-OI 平台上与槽波导连接的集成光电探测器的光学显微镜图像。b Ge 槽波导的放大光学显微镜图像。插图显示了条带到槽模式转换器的 SEM 图像。c 横截面 SEM 图像显示发生光分析物相互作用的槽波导，其宽度 (W) 为 1.8 μm，间隙 (G) 为 200 nm。d 在不同 CO2 气体浓度下测量的波长为 4.23 μm 和 3-V 偏置的归一化光电流。插图显示了在光电流测量过程中由商用 CO2 气体传感器监测的 CO2 浓度。e 在不同 CO2 浓度下的光电流重复性测试。所有测量均在室温下进行

为了展示我们基于 MIR PIC 的传感平台的无标记光-分析物相互作用能力，我们在单个 Ge-OI 芯片上布置了一个 5 毫米长的槽波导，其中集成了波导 PD，如图 5a 所示。通过分别位于槽波导入口和出口点的条带到槽和槽带模式转换器 36,38实现高效的模式转换（详见补充说明 10），如图 5b 中的光学显微镜和扫描电子显微镜 (SEM) 图像所示。槽形波导设计用于在空气包层内进行高限制，其几何参数为 1.8 μm 宽度 (W)、0.2 μm 槽隙 (G) 和 500 nm 高度 (H)，如图 5c 中的横截面 SEM 图像所示，突出显示了发生光-分析物相互作用的明确定义的槽区域。

在这里，CO2 是导致全球变暖的主要温室气体 46，被选为目标分析物，在 4.23 μm47 处具有强吸收系数。在 4.23 μm 的连续波 (CW) 操作下，通过来自我们探测器的光电流信号检测到 CO2 气体浓度的变化，同时使用放置在腔内设备附近的商用气体传感器监测实际 CO2 水平。操作条件分别保持在 3 V 和 1 kHz 的偏置和斩波频率。图 5d 显示了取决于 CO2 浓度的归一化光电流信号，该信号呈现出下降趋势，这与吸收光谱技术预期一致，通过线性拟合实现了 0.0696%/ppm 的灵敏度。此外，为了评估光学传感的可重复性，我们在氮气 (N2) 吹扫下循环 CO2 阀，将 CO2 浓度在 100 至 250 ppm 之间变化。如图 5e 所示，光电流信号随 CO2 水平明显且可重复地变化，没有表现出记忆效应。应该注意的是，响应时间受到我们在腔内注入和去除 CO2 气体的实验装置的限制。讨论在集成光子学领域，与成像光学不同，热检测机制尚未得到充分利用。如补充说明 11 所述，迄今为止的实验演示有限（热力学 26,27 和 PTE28,29 效应），这主要是由于将这些机制实现到 MIR 波导平台中存在挑战。虽然基于 PTE 的 PD 有望实现响应时间更快的非制冷 MIR 检测，这对于光谱应用来说并不那么重要，但它们面临着与热电材料相关的固有限制。低维材料（例如石墨烯、黑磷和过渡金属二硫属化物 (TMD)）因其高塞贝克系数 30 而广为使用，但它们对特殊材料的依赖和缺乏 CMOS 兼容性限制了它们的广泛采用。此外，PTE 效应（虽然不受带隙限制）在很大程度上取决于材料的吸收系数，而吸收系数会随波长而显着变化，这对宽带、波长不敏感的检测构成了挑战。此外，PTE 探测器从根本上依赖于塞贝克效应在材料上产生的温度梯度，而不是直接依赖于光诱导温度变化量本身，这意味着不一致的热分布会导致不可预测的光响应。例如，使用低维材料（特别是石墨烯 28,29）会加剧这一问题，因为它们易受制造公差的影响，包括表面不均匀和不均匀掺杂，这会导致塞贝克系数的突然变化。这种不确定性使 PTE 探测器不太适合许多 MIR 光谱应用，尤其是那些需要在宽波长范围内保持稳定性能的应用。这些挑战不仅降低了光电检测能力，而且阻碍了实现具有 CMOS 集成的可扩展配置。相比之下，辐射探测器通过直接将光诱导的温度变化转换为电阻变化，绕过了塞贝克效应的固有局限性，为 MIR 检测提供了更可靠、更实用的解决方案，而没有复杂的集成障碍。因此，我们相信利用辐射效应为 MIR 光谱学提供了一种更具吸引力的策略，为未来超宽带光电检测的进步和与 CMOS 兼容平台的无缝集成提供了清晰的途径。在这里，我们提出了一种简单、高度 CMOS 兼容的方法，用于在波导结构内实现辐射光电检测，作为下一代 MIR PIC 的蓝图。我们策略的关键思想主要基于重掺杂 Ge 中的 FCA 诱导热化过程，为 MIR 吸收中的光到热转换提供了可行的解决方案，而无需依赖 CMOS 或混合集成中的奇异材料离子。离子注入工艺是当前半导体技术中成熟的技术，可简化制造过程、提高成本效益和可扩展性。此外，这种方法可以很容易地应用于各种基于 Si 或 Ge 的 MIR 光子平台，包括 SOI48、悬浮 Si45、GOS49、悬浮 Ge50、Ge-on-SOI51 和 Ge-OI36–39，使其成为一种代工厂友好型解决方案，具有大规模 MIR PIC 工艺设计套件 (PDK) 的潜力。此外，由于 Ge 中的 FCA 辐射测量不是波长特定的，因此操作范围可以扩展到整个 MIR 光谱，而不会遇到截止区域。我们通过几项战略干预措施实现了出色的辐射光响应特性：增强 Ge 中的 FCA 诱导加热、优化器件几何形状和改善热电性能。在这里，增加偏置电压可能会进一步产生高光电流，直至击穿状态，但代价是关断状态电流水平上升（详见补充说明 8）。此外，我们可以通过各种策略将光响应推向更高的水平，例如缩小辐射计区域的宽度并在带有通孔插头的介电包层上方实施顶部接触电极方案52，从而改善吸收介质内的热约束。此外，热隔离设计（例如 p+ Ge 区域下方的空气沟槽或独立结构）有利于提高加热效率并减轻阵列配置中相邻探测器之间的热串扰，尽管以增加响应时间为代价。关于 TiO2/Ti/TiO2 三层薄膜堆栈的辐射计材料，设计每层的厚度和退火条件提供了灵活性，可以定制电阻率和热电性能，以满足各种光谱应用的要求33。我们已经使用基于 PIC 的 Ge-OI 平台上的传感系统成功展示了 CO2 分子的无标记光分析物相互作用。虽然很少有关于在室温下利用基于 MIR 波导的传感器和单片集成的探测器进行分子检测的报道 16,53，但我们的工作在实现与 CMOS 兼容的解决方案的分子传感方面具有开创性。此外，鉴于我们的方法具有超宽带光响应特性，我们设想充分利用吸收光谱法的无标记特性，在各种生化分子的 MIR 光谱传感以及多种分析物的实时检测方面具有广泛的应用潜力。集成 MIR 源，例如带间级联激光器 (ICL)54 和量子级联激光器 (QCL)55，可以进一步增强我们的方法，从而为完全集成的基于 MIR PIC 的片上实验室系统铺平道路。此外，采用计算光谱技术，特别是通过无序结构9,56,57，可以作为一种策略，在提高稳健和灵活的多路复用检测能力的同时，最大限度地减少系统占用空间和功耗。

材料和方法

模拟

数值模拟是使用 Ansys Lumerical 的商业模拟软件包进行的，特别是 3D-FDTD（有限差分时域）和 HEAT 求解器。Ge-OI 结构设计有 500 nm 厚的 Ge 顶层、2 μm 厚的 Y2O3 BOX 和 Si 基板。为了便于分析，将测光材料建模为 50 nm 厚的 TiO2 层。对于稳态热模拟，热源是从 3D-FDTD 求解器获得的吸收数据中导入的。背景温度设定为 300 K。假设 p+ Ge 区域的掺杂浓度为 1020 cm−3。基于文献 32 计算了折射率和吸收系数的变化，并使用线性插值近似了特定波长下的这些值。

器件制造

补充说明 4 说明了利用 Ge-OI 平台上的辐射效应制造波导集成 PD 的工艺流程。首先制造 Ge-OI 晶片，该晶片具有 500 nm 厚的顶部 Ge、2 μm 厚的 Y2O3 埋层氧化物层和 Si 衬底。我们首先准备了两种类型的晶片：（i）受体晶片，即 Si(100) 衬底；（ii）施主晶片，包括 Si(100) 衬底上的 Ge(100)/Si0.5Ge0.5/Ge 应变松弛缓冲 (SRB) 层堆栈，厚度分别为 500 nm、10 nm 和 900 nm，通过金属有机化学气相沉积 (MOCVD) 方法生长。我们引入了 Si0.5Ge0.5 和 Ge SRB 层，从而获得了高质量的 Ge 外延层，降低了 Si 和 Ge 之间的晶格失配。然后，我们使用射频 (RF) 磁控溅射法在 150 °C 下在施主晶片和受体晶片上沉积了 1 μm 厚的 Y2O3 层，确保氧化膜无裂纹。在直接晶圆键合 (DWB) 工艺之前，我们用二氧化硅浆料进行了化学机械抛光 (CMP)，以使表面平坦化。结果，我们实现了约 0.6 nm（均方根）的表面粗糙度，这是通过原子力显微镜 (AFM) 分析测量的，这足够了

为 DWB 提供高效清洁和平滑的表面。在表面清洁和 O2 等离子处理后，我们执行了 DWB 程序，然后使用稀释的四甲基氢氧化铵 (TMAH) 溶液在 90°C 下进行机械研磨和选择性蚀刻的顺序工艺去除 Si 衬底。分别使用 APM 溶液（氢氧化氨-过氧化氢水混合物）和稀释的 TMAH 溶液蚀刻掉 Ge SRB 和 Si0.5Ge0.5 层，从而成功制造了 Ge-OI 晶片。然后，我们使用负电子束光刻胶 (AR-N 7520) 进行电子束 (电子束光刻 (NanoBeam Ltd, nB5)) 来图案化无源器件；之后，实施电感耦合等离子体反应离子蚀刻 (ICPRIE) 工艺 (15 sccm C4F8 和 40 sccm SF6，压力为 25 mTorr，ICP 功率为 600 W，RF 功率为 50 W) 以实现 500 nm 的蚀刻深度，然后在丙酮中去除电子束光刻胶。在离子注入形成 p+ Ge 区域之前，我们通过原子层沉积 (ALD) 在 150 °C 下沉积了 20 nm 厚的介电 SiO2 层，以保护 Ge 层表面免受高能离子和光刻胶 (PR) 掩模去除造成的潜在污染或损坏，用于定义掺杂区域 (p+ Ge)，而样品的其他部分保持未植入状态。随后，以 110 keV 的注入能量和 5 × 1015 cm−2 的掺杂剂量进行离子 (硼) 注入工艺，然后在 350 °C 的 N2 环境中进行 3 分钟的活化退火。在 170 °C 下使用 ALD 生长 25 nm 厚的 Al2O3 绝缘层，以消除通过 Ge 层的不良漏电流。然后使用稀释的氢氟酸 (HF) 溶液进行湿法蚀刻工艺，以选择性地去除 SiO2 和 Al2O3 氧化物层，同时保留 p+ Ge 区域周围的区域。随后，依次用电子束蒸发沉积由 TiO2/Ti/TiO2 (25/2/25 nm) 三层薄膜堆栈组成的测热材料，然后进行丙酮剥离工艺。最后，我们分别通过电子束蒸发和直流 (DC) 溅射形成间距约为 2 μm 的 Ti/W (100/150 nm) 电极堆栈，然后使用丙酮浸泡剥离。

电气特性

使用半导体参数分析仪 (Keithley 4200A-SCS) 在四点探针系统中表征所制造设备的电气特性，该系统配备热电珀尔帖驱动平台，可精确控制背景温度。对于直流电流电压 (I-V) 特性，使用源测量单元 (SMU) 执行电压扫描，同时以高分辨率和精度测量电流。对于低频噪声 (LFN) 分析，使用脉冲测量单元 (PMU) 捕获随时间变化的电流波动，然后进行快速傅里叶变换 (FFT) 计算以分析数据。

光响应和气体传感特性

图 6 光响应和气体传感测量装置示意图。MIR 中红外、QCL 量子级联激光器、CCD 电荷耦合器件、FG 函数发生器、MCT 碲化汞镉

我们建立了一个内部光响应和气体传感测量系统，如图 6 所示。CW 操作模式下的可调 QCL 源 (Daylight Solutions MIRcat-QT-2100) 由具有特定参考频率的斩波器 (Scitec Instruments) 调制。由于我们的光栅耦合器 (GC) 针对 TE 模式 36 进行了优化，因此我们使用了偏振器来最大化光耦合效率。之后，输入光通过带有光纤支架的非球面透镜发射到氟化铟 (InF3) 单模光纤 (Thorlabs) 中。使用测角仪和带有电荷耦合器件 (CCD) 相机的三轴平移台精确实现了切割的 InF3 光纤面与制造的器件之间的对准。为了表征无源元件，将输出光引导至另一根 InF3 光纤中，然后准直至碲化汞镉 (MCT) 探测器 (VIGO 系统 PVI-4TE-5)。使用外部 MCT 光电二极管功率传感器 (Thorlabs S180C) 校准耦合光功率量。使用切回法分析了条带和槽波导的传播损耗，详见补充说明 9。在光响应测量期间，使用带有两个探针触点的可编程电流放大器 (Keithley 428-PROG) 施加偏置电压，并在锁相放大器 (Stanford Research Systems SR830) 上监测产生的光响应信号，以增强信噪比 (SNR)。对于时间稳定性测量，实施了由函数发生器 (FG、Tektronix AFG3022B) 控制的光束快门 (Thorlabs SHB1T)，以在 CW 操作期间打开和关闭耦合光。所有光响应测量均在纯 N2 气体吹扫状态下的丙烯酸室内进行，以减轻对大气环境中 CO2 气体吸收的任何不良影响。对于光学气体传感演示，使用质量流量计调节 CO2 浓度，将稀释的纯 N2 气体注入丙烯酸室，并通过商用 CO2 气体传感器 (Sensirion AG) 进行精确校准。在这里，丙烯酸室内可实现的最低 CO2 浓度约为 100 ppm，受 N2 气体吹扫状态下的设置能力限制。所有测量均在室温下进行。