引　言

光学干涉计算成像方法广泛应用于天文观测领域^[1]，集成光学技术和计算机技术的进步给光学干涉计算成像方法的应用提供了新的机遇^[2-3]。2012年，美国Lockheed martin公司将光学干涉计算成像方法^[4]与集成光学技术和计算机技术相结合^[5-6]，提出了分块式平面光电侦察成像探测器（segmented planar imaging detector for electro-optical reconnaissance，SPIDER）的概念^[7-8]。SPIDER成像系统由微透镜阵列和光子集成电路（photonic integrated circuits，PIC）芯片构成，整体呈蛛网式结构。PIC芯片包含阵列波导、阵列波导光栅、交叉混频器以及探测器。它通过微透镜阵列组成基线对目标光信息进行采集，光束耦合进入阵列波导后，被阵列波导光栅分成多束窄谱段，且满足干涉条件的光。它们在交叉混频器中进行干涉，输出干涉信息至探测器中，由探测器结合计算机对信息进行处理计算，从而得到相干光束的信息。后续通过傅里叶逆变换得到目标物的光强分布，进而完成成像。SPIDER系统已经通过美国空军标靶实验验证了其实际成像效果，这使得光学干涉计算成像方法的应用得到了全新演绎^[9]。该新型光电探测成像仪器中最重要的是光学交叉混频器^[10-11]。在集成光子成像传感器中，通过光学交叉混频器将接收到的2束光进干涉混频^[12]，经过解析输出光信号，恢复并提取出原始信号。将原始信号进行傅里叶变换，进而提取空间域信息进行成像^[13]。

近些年来，国内外的研究团队提出了各种不同的光学交叉混频器，主要类型有自由空间型^[14]、光纤型^[15]和平面波导型。前两者由于采用各个分立的光学元件组装而成，存在结构过大以及器件集成度不高的问题。平面波导型光学混频器具有尺寸更小，结构更简易，集成度更高等优点，更贴合于现代集成光学技术发展的需求，因此它受到更多研究的关注。2011年，Halir等^[16]研制了一种在1 510～1 560 nm波长内，共模抑制比优于−20 dB，相位偏差小于5°的基于绝缘体上硅（silicon on insulator，SOI）平台的4×4多模干涉耦合器型90°光学混频器。该器件中的多模干涉耦合器采用浅刻蚀的方法，降低了波导的高阶模式所引起的相位偏差，但是这种二次刻蚀的方式大大增加了器件制造的难度和复杂程度。2017年，Wang等^[17]提出了一种在1 510～1 565 nm波长内，不限制输入光的模式，器件输出端口不平衡度低于0.85 dB，相位偏差小于4°的硅基90°光学混频器。因为该器件采用级联偏振分束旋转器（polarization splitter rotator，PSR）和多模干涉耦合器，所以其对于横电（transverse electric，TE）模/横磁（transverse magnetic，TM）模偏振不敏感，从而降低了输入光束混频的要求。当对该器件输入TE模/TM模时，前端级联的分束旋转器可以将入射光中TM模转化成TE模，从而使得进入多模干涉耦合器混频的光束仅为TE模。但是由于级联的问题，该器件集成度、结构尺寸受到影响，同时结构过于复杂。2018年，Xu等^[18]研制了一种基于绝缘体上硅平台上的4×4多模干涉耦合器型的光学混频器。该器件采用亚波长光栅的波导结构，由于该结构可以对有效折射率进行调节，因此能更为高效地实现多模干涉耦合器的自映像效应。该光学混频器虽然具备尺寸结构较小，带宽较大的优点，但所采用的亚波长光栅结构对光刻工具要求较高，同时也要求更高分辨率的刻蚀工艺。因此，采用此结构的光学混频器会受到工艺容差的限制。目前已有的光学混频器对工艺要求较高，结构过于复杂。已有的光学混频器若要实现较小的相位偏差，则器件尺寸就会过大；若要减小尺寸，则会要求更高的制作工艺和更为复杂的结构，同时相位偏差也会增加。研究需进一步使结构简化，同时减小相位偏差。

本文详细介绍了硅交叉混频器的设计、制作以及性能表征，研制了一种采用施加电压的方式切换输出端口相位解析功能的交叉混频器。对比其他交叉混频器，对该芯片的干涉相长和干涉相消能力进行了测试。在此基础上分析了交叉混频过程中外加电压与输出端口相位变化的关系，以及电压调控π相位偏转精度对相位解析能力的影响。该器件采用与互补金属氧化物半导体工艺相兼容的绝缘体上硅技术，结构简单，解析输入光相位信息准确，在干涉成像领域拥有广阔的应用前景。

1 用于光学干涉计算成像的交叉混频器的设计、仿真与制备 1.1 器件设计与仿真

如图1所示，用于光学干涉计算成像的交叉混频器是由输入/输出波导、交叉波导、电极、2个1×2的多模干涉耦合器和2个2×1多模干涉耦合器所构成。光束通过输入波导传输至1×2 多模干涉耦合器中，再经过交叉波导输入至2×1多模干涉耦合器中进行干涉混频，最后由2×1多模干涉耦合器输出端口输出混频之后的光束。各个多模干涉耦合器器件的长度会影响整个器件的透过率，因此器件设计的重点是交叉波导和多模干涉耦合器。交叉波导之间的交叉角会影响波导之间的传输损耗以及整体器件的长度，因此对交叉波导进行优化即可实现表征更好，结构更小的交叉混频器。1×2多模干涉耦合器起到类似于分束器的作用，要求输出功率接近1∶1；而2×1多模干涉耦合器为抑制两路输入光之间的强度噪声，则要求具备更好的输出均匀性，以提高整个器件的信噪比^[19]。

交叉混频器作用在干涉成像系统中时，其输入光信号为经过阵列波导光栅后满足干涉条件的窄谱段的光信号。其工作原理是将2束光同时输入，由1×2多模干涉耦合器进行分束，在2×1多模干涉耦合器中进行干涉混频，通过探测输出端口的光功率值提取输入光的相位数值^[20]。当采集完输入光的全部相位信息后，便可通过傅里叶逆变换采集到输入端光信号的信息，从而实现后续的成像。在相干成像的过程中，光学交叉混频器起到了干涉混频，解析输入光信息的重要作用。其在传输过程中不同位置（${x_1}\sim {x_8}$）的光场分布为

$ {E_1} = {A_1}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varphi _1}}}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varDelta _1}}} $

(1)

$ E_2=\frac{1}{\sqrt{2}}A_1\mathrm{e}^{\mathrm{j}\varphi_1}\mathrm{e}^{\mathrm{j}\varDelta_1}\mathrm{e}^{\mathrm{j}\varDelta_2}\mathrm{e}^{\mathrm{j}\frac{{\text{π}}}{2}} $

(2)

$ {E_3} = \frac{1}{{\sqrt 2 }}{A_1}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varphi _1}}}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varDelta _1}}} $

(3)

$ {E_4} = {A_2}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varphi _2}}}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varDelta _3}}} $

(4)

$ E_5=\frac{1}{\sqrt{2}}A_2\text{e}^{\text{j}\varphi_2}\text{e}^{\text{j}\varDelta_3}\text{e}^{\text{j}{{{\text{π}}}}} $

(5)

$ {E_6} = \frac{1}{{\sqrt 2 }}{A_2}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varphi _2}}}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varDelta _3}}}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varDelta _4}}} $

(6)

$ {E_7} = \frac{1}{2}\left( {{A_1}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varphi _1}}}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varDelta _1}}}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varDelta _2}}}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\text{π}} }} + {A_2}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varphi _2}}}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varDelta _3}}}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\text{π}} }}} \right) $

(7)

$ {E_8} = \frac{1}{2}\left( {{A_1}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varphi _1}}}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varDelta _1}}}{{\text{e}}^{{\text{j}}\tfrac{{\text{π}} }{2}}} + {A_2}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varphi _2}}}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varDelta _3}}}{{\text{e}}^{{\text{j}}{\varDelta _4}}}} \right) $

(8)

式中：${A_1}$和${A_2}$为输入端口1和输入端口2的两路输入光束的振幅；$ {\varphi }_{1} $和$ {\varphi }_{2} $分别为其相位；${\varDelta _1}$、${\varDelta _2}$、${\varDelta _3}$和${\varDelta _4}$分别代表施加4个电极后所引入的相位；e代表自然底数；j代表复数单位。根据多模干涉耦合器的传输矩阵，如式（5），通过多模干涉耦合器3后的上支路光到达多模干涉耦合器2时，比其他支路的光多π/2的相位。则2个输出端口的输出光束光强可以表示为

$ \begin{split} {I_{{\text{out}}1}} = & \frac{1}{4}[ A_1^2 + A_2^2 + \\ & 2{A_1}{A_2}\cos \left( {{\varphi _1} + {\varDelta _1} + {\varDelta _2} - {\varphi _2} - {\varDelta _3}} \right) ] \end{split} $

(9)

$\begin{split} {I_{{\text{out}}2}} =& \frac{1}{4}[ A_1^2 + A_2^2 - \\ & 2{A_1}{A_2}\sin \left( {{\varphi _1} + {\varDelta _1} - {\varphi _2} - {\varDelta _3} - {\varDelta _4}} \right) ] \end{split} $

(10)

式中：${I_{{\text{out}}1}}$和${I_{{\text{out}}2}}$的两路输出表达式中都包含${\varDelta _1}$、${\varDelta _3}$，其中差异项为${\varDelta _2}$和${\varDelta _4}$，要求得两输入光束之间的相位差，需要调节电极从而改变光在传输过程中的相位差。通过电极改变相位，得到两路分别与${I_{{\text{out}}1}}$和${I_{{\text{out}}2}}$相差π相位的输出。当未施加电压时，为使调节电极个数尽可能减少，设定

$ {\varDelta _1} = {\varDelta _2} = {\varDelta _3} = {\varDelta _4} = 0 $

(11)

输出端口光强可表示为

$ {I_{{\text{out}}{1^{'}}}} = \frac{1}{4}\left[ {A_1^2 + A_2^2 + 2{A_1}{A_2}\cos \left( {{\varphi _1} - {\varphi _2}} \right)} \right] $

(12)

$ {I_{{\text{out}}{2^{'}}}} = \frac{1}{4}\left[ {A_1^2 + A_2^2 - 2{A_1}{A_2}\sin \left( {{\varphi _1} - {\varphi _2}} \right)} \right] $

(13)

当施加电压时，为获得π的相位差，设定

$ \begin{gathered}\varDelta_1=\varDelta_3=0 \\ \varDelta_2=\varDelta_4=\mathrm{{\text{π}}} \\ \end{gathered} $

(14)

输出端口光强可表示为

$ {I}_{\text{out}{1}^{''}}=\frac{1}{4}\left[{A}_{1}^{2}+{A}_{2}^{2}-2{A}_{1}{A}_{2}\mathrm{cos}\left({\varphi }_{1}-{\varphi }_{2}\right)\right] $

(15)

$ {I}_{\text{out}{2}^{''}}=\frac{1}{4}\left[{A}_{1}^{2}+{A}_{2}^{2}+2{A}_{1}{A}_{2}\mathrm{sin}\left({\varphi }_{1}-{\varphi }_{2}\right)\right] $

(16)

对式（12）、（13）、（15）和（16）进行作差，可以计算出2束输入光的相位差，可表示为

$ a={\varphi }_{1}-{\varphi }_{2}=\mathrm{arctan}\frac{{I}_{\text{out}{2}^{''}}-{I}_{\text{out}{2}^{{'}}}}{{I}_{\text{out}{1}^{{'}}}-{I}_{\text{out}{1}^{''}}} $

(17)

在实际条件下，前端1×2多模干涉（multimode interference，MMI）耦合器的分束比不一定为1∶1，其传输矩阵可以表示为

$ M = \left[ \begin{array}{c} \cos \left( {K {\textit{z}}} \right) \quad {\rm{j}}\sin \left( {K {\textit{z}}} \right) \\ {\rm{j}}\sin \left( {K {\textit{z}}} \right) \quad \cos \left( {K {\textit{z}}} \right) \end{array} \right] $

(18)

式中：z代表传输长度；K代表波导的耦合系数，其主要与折射率、波导间距以及波导半径有关。通过实际的传输矩阵，可以计算出各个位置的实际光场分布，进而得到两个输出端的光强为

$ \begin{split} R{I_{{\text{out}}1}} = &{\sin ^4}\left( {K {\textit{z}}} \right)A_1^2 + {\sin ^2}\left( {K {\textit{z}}} \right){\cos ^2}\left( {K {\textit{z}}} \right)A_2^2 + \\ & 2{\sin ^3}( {K {\textit{z}}} )\cos \left( {K {\textit{z}}} \right){A_1}{A_2} \cos ( {\varphi _1} +{\varDelta _1} + \\ & {\varDelta _{{\varDelta _1}}} + {\varDelta _2} + {\varDelta _{{\varDelta _2}}} - {\varphi _2} - {\varDelta _3} - {\varDelta _{{\varDelta _3}}} + \psi ) \end{split} $

(19)

$ \begin{split} R{I_{{\text{out}}2}} = & {\sin ^2}\left( {K {\textit{z}}} \right){\cos ^2}\left( {K {\textit{z}}} \right)A_1^2 + {\cos ^4}\left( {K {\textit{z}}} \right)A_2^2 -\\ & 2{\cos ^3}\left( {K {\textit{z}}} \right)\sin \left( {K {\textit{z}}} \right){A_1}{A_2} \sin ( {\varphi _1} + {\varDelta _1} +\\ &{\varDelta _{{\varDelta _1}}} - {\varphi _2} - {\varDelta _3} - {\varDelta _{{\varDelta _3}}} - {\varDelta _4} - {\varDelta _{{\varDelta _4}}} + \psi ) \end{split} $

(20)

式中：${\varDelta _{{\varDelta _1}}}$、${\varDelta _{{\varDelta _2}}}$、${\varDelta _{{\varDelta _3}}}$和${\varDelta _{{\varDelta _4}}}$代表电极进行电压调节时引入的额外相位偏差；$\psi $代表光路传输过程中所引入的相位差。通过调节电压得到两路分别与${I_{{\text{out}}1}}$和${I_{{\text{out}}2}}$相差π相位的输出，才能计算解析出实际输入光相位差。当未施加电压时，与式（11）进行同样设定，得到输出端口光强为

$ \begin{split} R{I_{{\text{out}}{1^{'}}}} =a& {\sin ^4}\left( {K {\textit{z}}} \right)A_1^2 + {\sin ^2}\left( {K {\textit{z}}} \right){\cos ^2}\left( {K {\textit{z}}} \right)A_2^2 + \\ & 2{\sin ^3}\left( {K {\textit{z}}} \right)\cos \left( {K {\textit{z}}} \right){A_1}{A_2} \cos ( {\varphi _1} + \\ & {\varDelta _{{\varDelta _1}}} + {\varDelta _{{\varDelta _2}}} - {\varphi _2} - {\varDelta _{{\varDelta _3}}} + \psi ) \end{split} $

(21)

$ \begin{split} R{I_{{\text{out}}{2^{'}}}} =& {\sin ^2}\left( {K {\textit{z}}} \right){\cos ^2}\left( {K {\textit{z}}} \right)A_1^2 + {\cos ^4}\left( {K {\textit{z}}} \right)A_2^2 -\\ & 2{\cos ^3}\left( {K {\textit{z}}} \right)\sin \left( {K {\textit{z}}} \right){A_1}{A_2} \sin ( {\varphi _1} + \\ & {\varDelta _{{\varDelta _1}}} - {\varphi _2} - {\varDelta _{{\varDelta _3}}} - {\varDelta _{{\varDelta _4}}} + \psi ) \end{split} $

(22)

当施加电压时，为获得π的相位差，与式（14）进行同样设定，得到输出端口光强为

$ \begin{split} R{I_{{\text{out}}{1^{''}}}} = & {\sin ^4}\left( {K {\textit{z}}} \right)A_1^2 + {\sin ^2}\left( {K {\textit{z}}} \right){\cos ^2}\left( {K {\textit{z}}} \right)A_2^2 - \\ &2{\sin ^3}\left( {K {\textit{z}}} \right)\cos \left( {K {\textit{z}}} \right){A_1}{A_2} \cos ( {\varphi _1} + {\varDelta _{{\varDelta _1}}} + \\ & {\varDelta _{{\varDelta _2}}} - {\varphi _2} - {\varDelta _{{\varDelta _3}}} + \psi ) \end{split} $

(23)

$ \begin{split} R{I_{{\text{out}}{2^{''}}}} =& {\sin ^2}\left( {K {\textit{z}}} \right){\cos ^2}\left( {K {\textit{z}}} \right)A_1^2 + {\cos ^4}\left( {K {\textit{z}}} \right)A_2^2 + \\ & 2{\cos ^3}\left( {K {\textit{z}}} \right)\sin \left( {K {\textit{z}}} \right){A_1}{A_2} \sin ( {\varphi _1} + \\ &{\varDelta _{{\varDelta _1}}} - {\varphi _2} - {\varDelta _{{\varDelta _3}}} - {\varDelta _{{\varDelta _4}}} + \psi ) \end{split}$

(24)

通过式（21）、（22）、（23）以及（24）作差可得输入光实际相位差

$\begin{split} R{I_{{\text{out}}{1^{'}}}} - R{I_{{\text{out}}{1^{''}}}} = & 4{\sin ^3}\left( {K {\textit{z}}} \right)\cos \left( {K {\textit{z}}} \right){A_1}{A_2}\cos\\ & \left( {{\varphi _1} + {\varDelta _{{\varDelta _1}}} + {\varDelta _{{\varDelta _2}}} - {\varphi _2} - {\varDelta _{{\varDelta _3}}} + \psi } \right) \end{split} $

$ \begin{split} R{I_{{\text{out}}{2^{''}}}} - R{I_{{\text{out}}{2^{'}}}} =& 4{\cos ^3}\left( {K {\textit{z}}} \right)\sin \left( {K {\textit{z}}} \right){A_1}{A_2}\sin\\ & \left( {{\varphi _1} + {\varDelta _{{\varDelta _1}}} - {\varphi _2} - {\varDelta _{{\varDelta _3}}} - {\varDelta _{{\varDelta _4}}} + \psi } \right) \end{split}$

$ {a{'}} = \arctan \frac{{R{I_{{\text{out}}{2^{''}}}} - R{I_{{\text{out}}{2^{'}}}}}}{{R{I_{{\text{out}}{1^{'}}}} - R{I_{{\text{out}}{1^{''}}}}}} $

(25)

可以得到理论相位差与实际相位差的偏差为

$ {\varDelta _{\varDelta \varphi }} = a - {a{'}} $

通过实际与理论的输出端口光强表达式可以发现，影响输出端口的因素有耦合系数$K$，电极进行电压调节时引入的额外相位偏差${\varDelta _{{\varDelta _1}}}$、${\varDelta _{{\varDelta _2}}}$、${\varDelta _{{\varDelta _3}}}$和${\varDelta _{{\varDelta _4}}}$以及光路传输过程中所引入的相位差$\psi $。这些因素导致了相位偏差的产生。

用于光学干涉计算成像的硅交叉混频器的绝缘体上硅平台，如图2（a）所示，芯层波导使用了折射率为3.476，厚度为220 nm的硅材料；包层使用了折射率为1.444，厚度为3 μm 的二氧化硅材料。图2（b）所示为TE基模的模场分布图，为了降低整个器件的传输损耗和结构尺寸，同时进行TE模式的传输，因此将波导宽度设计为500 nm。多模干涉耦合器是交叉混频器的重要器件，为了提高输出的均匀性，抑制噪声强度，提高信噪比，在对多模干涉耦合器进行设计时，其输出端口功率比尽量接近1∶1。前端高性能的多模干涉耦合器可以保障光束在后续的多模干涉耦合器进行交叉混频时，具有与理论几乎一致的光束强度。为此，对于多模干涉耦合器进行了仿真与优化。图3（a）所示为单个多模干涉耦合器的光场分布。对于单个多模干涉耦合器，添加脊型波导可减小其损耗，提高透过率。通过优化脊型波导长度、宽度、多模干涉区域以及端口偏移量，可得到单个多模干涉耦合器的模型结构。当多模干涉区域为100 μm，脊型波导长度、宽度分别为3.1 μm和0.85 μm，端口偏移量为6 μm时，可以获得高均匀性接近1∶1分配的多模干涉耦合器。图3（b）所示为交叉混频器的光场分布，整个器件的设计长度约为435 μm，宽度约为80 μm。

1.2 器件制作

硅交叉混频器芯片制作的流程为：（1）制备硅晶圆；（2）均匀涂抹光刻胶；（3）掩膜版对准，光刻胶曝光；（4）完成显影；（5）烘焙，蒸发多余溶剂；（6）进行硅的刻蚀；（7）化学清洗，除去杂质；（8）制作包覆层。通过上述步骤可以完成硅交叉混频器的制作。图4所示为制备完成后的交叉混频器结构的光学显微镜图。图5所示为经过金线封装后的芯片实物。

2 实验分析与讨论

芯片制作完成之后，对其进行了干涉计算成像的性能测试及实验表征。图6为测试系统的示意图。首先，用宽谱光源测试输出光谱，通过消光比选择合适波长输入，光束经过光纤传输至偏振控制器。在仿真时由于使用TE模式的光，若偏振没有调控好，芯片测试时的输出功率会出现剧烈抖动，因此需要使用偏振控制器来控制光束的偏振情况，以满足交叉混频器的需求。后经过分束器进行双光束输入，在芯片的电极上施加电压，通过外加电压完成光束的交叉混频，实现光的干涉相长和干涉相消，记录电压改变时两个输出端口对应的光功率数值。

对交叉混频器芯片进行测试，其宽谱光源测得的输出端口光谱如图7所示，1 551.8 nm的输入光可以获得更好的消光比，所以选用该波长进行实验。图8（a）与（b）是1 551.8 nm波长的光输入时，芯片电极上施加电压后输出端口1与2的光功率值与电压的关系图。当施加电压时，交叉混频器中实现了干涉相长与干涉相消的现象。当两个电极上施加的电压均为2 V时，输出端口1与输出端口2实现了π相位的变化。

根据图8（a）与图8（b）中外加电压后的实测光功率值进行计算，可得左侧电压施加2 V后，输出端口1发生了178.46°的相位变化，即实现了0.991π的相位偏转；右侧电压施加2 V后，输出端口2发生了181.26°的相位变化，即实现了1.007π的相位偏转。实测的相位偏转与π存在一定偏差，因此将会导致相位解析产生误差。通过左右两端0 V电压和2 V电压的输出光功率值可以计算得到此时的相位偏差为0.79°。

本文所设计的交叉混频器通过电压调控输出端口发生π的相位偏转进行相位解析，电极外加的电压为2 V。理论上外加电压2 V时，进行响应测试所对应的方波信号频率0.25 kHz为最佳值，但限于试验条件，不能落实该测试方案。鉴于电极的调相速度主要与电极的焊接材料、焊接方式以及波导结构相关，在这些条件确定的情况下，选定波长在1551.8 nm附近，10 kHz的方波信号对交叉混频器的电极调相速度进行测试，为外推2 V电压响应提供数据参考。图9为对交叉混频器施加10 kHz方波信号后的调相速度图，通过上升沿和下降沿的时间可以表示出调相速度的快慢，交叉混频器施加方波信号后波形的10%到90%的上升沿和下降沿的时间分别为16.7 μs和19.2 μs，证明了交叉混频器具有良好的调相速度。

由于交叉混频器进行电压调控产生的相位偏转与π相位偏转存在一定误差，因此会导致相位解析时产生相位偏差。对该部分相位偏差给出了相应的理论计算，在实际过程中其产生的主要原因为：（1）电极由于焊接方式以及本身材料的原因，在外加电压调制相应相位时，会引入额外的差值，该差值在计算解析输入光相位会引起相位偏差。（2）光束在混频器的传输过程中，受传播常数和波导长度的影响，在光路传输过程中会产生一个额外的相位值，该值对输出光强度有影响，因此在相位解析时会产生相位误差。（3）波导的加工会产生一定的制作误差，波导半径和波导间距与理想值会有微小的差距，因此前端多模干涉耦合器实际分束比不一定为1∶1，在解析时会产生相位偏差。针对上述限制因素，可提升准确度的优化措施有：（1）使用新型的电极加工方法，例如电化学火花加工法和光诱导电化学沉积方法；改善电极所用材料，采用银钨或者铬锆铜可提升相位偏差的准确度。（2）在光学混频器中添加相位补偿区，进行同步微调，将传输过程中引起的额外相位矫正，进而提升测试的准确度。（3）通过更高精度的光刻以及采用渐变型的结构优化器件，可以减少制作误差，提高相位解析的准确度。若后续将偏振控制器与交叉混频器进行集成，整体采用折叠结构，可以进一步缩小器件尺寸。硅交叉混频器采用绝缘体上硅技术，由于具有高折射率对比度和与互补金属氧化物半导体工艺兼容的特点，因此可大批量、低成本地进行生产。同时该器件具有结构简单，性能稳定的特点，对于满足相干成像领域更高集成度、更紧凑结构的需求具有重要意义。

3 结　论

光学交叉混频器作为干涉成像过程中的重要器件，一直都是相干成像领域的研究重点。本文设计并制作了一种用于干涉计算成像的硅交叉混频器芯片，其尺寸为435 μm×80 μm。通过施加电压验证了干涉混频的能力，证明交叉混频器的输出光电信号与输入光相位差之间的关系。通过实验表征，测试了输出端口的光谱、外加电压与干涉混频之间的作用以及施加信号后的调相速度。结果表明，交叉混频器在电压控制下具有良好的干涉相长与干涉相消效果，电压调控π相位偏转精度分别为0.991π和1.007π，计算可得相位偏差为0.79°，证明光学交叉混频器可以适用在干涉成像系统中。目前大部分光学混频器的相位偏差为2°～5°，若要实现较小的相位偏差，则要求器件集成尺寸上升至毫米级。本文设计的交叉混频器在满足相位偏差小于1°的同时，其集成尺寸仅为435 μm × 80 μm，在性能指标和尺寸方面具备优势。后续可通过优化措施进一步提升其性能，使其在干涉成像领域拥更广阔的应用前景。