Raman-Mapping-Analyse von Graphen-integrierten Silizium-Mikroring-Resonatoren

Hintergrund

Bei der Integration mit der Silizium-Photonik-Plattform könnte Graphen den größten Einfluss auf Anwendungen wie Photodetektion, optische Modulation und biochemische Sensorik haben, dank des Potenzials für CMOS-Back-End-of-Line-Massenfertigung zu relativ geringen Kosten [1 ]. Tatsächlich etabliert sich die Forschung auf diesem Gebiet bereits [2, 3], aber um Hochleistungsgeräte zu realisieren, sollte der Graphen-Transferprozess optimiert und alle verarbeitungsbedingten Änderungen der mechanischen und elektronischen Eigenschaften von Graphen entsprechend angepasst werden charakterisiert und verstanden. Es ist zum Beispiel allgemein bekannt, dass Siliziumsubstrate mit integriertem Graphen (und andere) dazu neigen, eine erhebliche Menge an Prozessverunreinigungen und Defekten im Zusammenhang mit der heterogenen Materialbindung zu erzeugen, die die Bauteilqualität an der Verbindung zwischen den beiden Materialien beeinträchtigen können. Änderungen in der Graphenbandstruktur als Folge von Spannungen und unbeabsichtigter Dotierung an diesen Grenzflächen können sich in den Raman-Streuungssignaturen durch Änderungen der Peakposition, Breite, Asymmetrie und relativen Peakintensitäten zeigen. Die Raman-Spektroskopie wurde als empfindliches Werkzeug verwendet, um die elektronischen und Schwingungseigenschaften von Graphen [4] einschließlich Dehnung [5], Dotierungsniveau [6], Defektdichte [7] und Kantenstruktur [8] zu bewerten, obwohl die Auswirkungen dieser schwer von substratbeeinflussten zu trennen. Intensität, Breite, Verschiebungsrate und Aufspaltung der Graphen-Raman-Peaks mit Dehnung und p - und n -Doping wurde bereits berichtet [5, 9,10,11].

Graphen weist drei Hauptpeaks der Raman-Streuung auf, von denen jeder einen unterschiedlichen physikalischen Ursprung hat:Der doppelt resonante (DR) D-Peak erscheint bei etwa 1350 cm ⁻¹ [12] und bezieht sich im Allgemeinen auf Unordnung, was bedeutet, dass ihr Aussehen und ihre relative Intensität oft als Maß für die Qualität des übertragenen Materials verwendet werden (d. h. sie ist schwach oder fehlt in hochwertigem, makellosem Material). Die anderen beiden Hauptpeaks sind der G-Peak, der von der graphitischen Streuung der Phononen in der Mitte der Zone abgeleitet wird und bei etwa 1580 cm ⁻¹ . liegt [8, 12] und der 2D-Peak (zweite Ordnung des D-Peaks), der bei etwa 2700 cm ⁻¹ . erscheint [13]. Trotz seiner Beziehung zum D-Peak ist der 2D-Peak stark in qualitativ hochwertigem, reinem Graphen (d. h. wenn der D-Peak fehlt), da er die grundlegende Auswahlregel (q = 0) speziell durch einen Elektron-Phonon-DR-Streuprozess, während der D-Peak eine hoch lokalisierte Elektronendefektstreuung erfordert, um den Impuls zu erhalten [12, 14,15,16]. Form, Intensität und Position der G- und 2D-Peaks ermöglichen die Bestimmung der Anzahl der Graphenschichten sowie der inhärenten Spannungen und des Vorhandenseins überschüssiger Ladungsträger im Material [8, 13].

Die Graphen-Integration mit der Silizium-Photonik-Plattform ist aus einer Reihe von Perspektiven von Geräteanwendungen interessant, z. zur Demonstration verbesserter biochemischer Sensoren, bei denen das Graphen als funktionelle Oberflächenschicht mit hoher Affinität für adsorbierte Spezies fungiert, die durch evaneszente optische Felder in der darunter liegenden Silizium-Photonikvorrichtung untersucht werden können. Die zweidimensionale Natur von Graphen führt auch zu einer optoelektronischen Bandstruktur, deren Ladungsfüllung durch elektrostatische Ansteuerung mit sehr geringer Leistung abgestimmt werden kann. In diesem Fall kann der „Pauli-Blocking“-Effekt die Opazität des Materials für einfallende Photonen verändern, was die Möglichkeit einer sehr schnellen (GHz) optischen Modulation oder Umschaltung bietet, die wahrscheinlich in Telekommunikationsanwendungen von Nutzen sein wird. Frühere Berichte [17,18,19,20] über den linearen Absorptionskoeffizienten von Graphen in der Ebene durch die Integration mit Silizium-Photonik-Wellenleiter-basierten Geräten haben zu ganz anderen Ergebnissen geführt, was darauf hindeutet, dass der spezifische Transferprozess und die Qualität der Substratgrenzfläche in diesen Studien möglicherweise spielen bei den beobachteten Variationen eine Rolle. In dieser Arbeit wird die räumliche Charakterisierung der Raman G- und 2D-Peaks über einen in Graphen integrierten Silizium-Rennstrecken-Mikroring-Resonator (MRR) unter Verwendung einer Kartierungstechnik demonstriert. Unser Ansatz besteht darin, sowohl die G- als auch die 2D-Spitzenfrequenzen, ihre relativen integrierten Intensitäten und Breiten zu untersuchen und diese mit der räumlichen Position zu korrelieren, um den Einfluss des darunterliegenden Siliziumwellenleiters auf die strukturellen und optoelektronischen Eigenschaften von Graphen an dieser Grenzfläche aufzuklären.

Methoden/Experimental

Die Si-MRR-Bauelemente in dieser Studie wurden in einer kommerziellen Si-Gießerei (CEA-LETI, Frankreich) hergestellt und bestehen aus Streifenwellenleitern mit einer Breite von 335 nm, die lithographisch aus kommerziellem 220-nm-Silizium-auf-Isolator mit einem 2 μm -dicke vergrabene Oxidschicht. Diese Wellenleiterabmessungen, insbesondere die relativ schmale Wellenleiterbreite (im Vergleich zu typischen Streifenwellenleitern), wurden ausgewählt, um eine gute modale Überlappung mit oberflächenintegriertem Graphen nach der Übertragung sicherzustellen. Es werden zwei MRR-Geräte vom Typ „Rennbahn“ untersucht, von denen eines die radiale Komponente 10 μm und das andere 20 μm beträgt und beide identische 20 μm lange lineare Abschnitte aufweisen. Vor dem Graphentransfer wurden die Geräte mit Aceton, Isopropylalkohol (IPA), entionisiertem Wasser und Resist-Stripper (NMP:1-Methyl-2-pyrrolidon) gewaschen. Darauf folgte unmittelbar vor dem Transfer eine Sauerstoffplasmaätzung (für 40 s). Das Graphen wurde durch chemische Gasphasenabscheidung (CVD) auf Kupferfolien (Gratome-R-Cu, Bluestone Global Tech) aufgewachsen und anschließend mit einem polymervermittelten Nasstransferverfahren auf die vorgereinigten Wellenleiter übertragen [21]. Das Graphen wurde gemustert, um eine selektive Abdeckung der MRR-Geräte zu gewährleisten, wobei Raster-Scan-Photolithographie und Sauerstoffplasmaätzen verwendet wurden. Um eine möglichst saubere Probe zu gewährleisten, wurde eine anschließende Temperbehandlung bei 270 °C in einer reduzierenden Atmosphäre und Waschen mit Aceton durchgeführt, was zu einer nahezu vollständigen Entfernung des restlichen Fotolacks führte, wie unsere optischen Bilder zeigen.

Die Raman-Spektralkartierung wurde bei Raumtemperatur in Rückstreuungskonfiguration unter Verwendung eines Horiba LabRAM HR Evolution-Spektrometers mit einem 600 g/mm-Gitter durchgeführt. Das Streusignal wurde konfokal gesammelt und mit einer integrierten Peltier-Cooled Charge Coupled Device (CCD)-Kamera detektiert. Die Proben wurden durch ein 633-nm-Helium-Neon-Laserlicht angeregt, und die mechanische Bewegung der Probe während der Kartierung wurde durch einen motorisierten Marzhauser-Mikroskop-XYZ-Tisch bereitgestellt. Das einfallende Laserlicht wurde unter Verwendung einer x 50-Objektivlinse mit einer numerischen Apertur von 0,75 auf die Probenoberfläche fokussiert. Um eine Lasererwärmung zu vermeiden, wurde die Laserleistungsdichte auf der Probe unter 2 mW gehalten [22]. Raman-Karten wurden für zwei verschiedene Graphen-integrierte Silizium-MRR-Geräte mit Krümmungsradien r . erhalten = 10 μm und 20 μm. Die Karten wurden aus einem 120 × 120-Punkte-Array mit einer Schrittweite zwischen jedem Punkt von 0,25 μm erhalten, und die genaue Frequenz, Intensität und Breite der Raman-G- und 2D-Peaks wurden durch Anpassung mit Lorentzschen Linienformen an die Spektralpeaks bestimmt . Aus Messungen einer einkristallinen Siliziumprobe mit derselben Instrumentenkonfiguration (Schlitzbreite, Gitter und Anregungsquelle) schätzen wir eine spektrale Auflösung aus der Bandbreite des Si-Hauptstreupeaks von 4,6 cm ⁻¹ . oder besser.

Ergebnisse und Diskussion

Um zu überprüfen, ob wir das einschichtige Graphen übertragen hatten, haben wir vor der Raman-Kartierungsstudie auch das Einzelpunkt-Raman-Streuungssignal, Abb. 1, unmittelbar nach der Übertragung gemessen (unter Verwendung eines 514-nm-Renishaw-1000-Systems). Dieses Spektrum zeigt einen schwachen Raman-D-Peak, der eine geringe strukturelle Unordnung anzeigt (angemessen hochwertiges Graphen); ein intensiver (relativ zum G-Peak), symmetrischer 2D-Streumodus; und eine G-Peak-Position von ~ 1587 cm ⁻¹ . Diese Kombination aus einem relativ intensiven, symmetrischen 2D-Streupeak und einer G-Peakfrequenz nahe dem vorhergesagten Wert, ω_G (n ) = 1581.6 + 11/(1 + n ^1.6 ) wobei n die Schichtnummer ist [23], bestätigt, dass das übertragene Graphen tatsächlich eine einzelne Schicht ist [24]. Das optische Bild des einschichtigen Graphen-integrierten MRR (r = 10 μm) ist in Abb. 2a, b dargestellt, und die kartierten Regionen für die Graphen-G- und 2D-Peaks sind in Abb. 2a bzw. Abb. 2b gezeigt. Abbildung 2c, d sind die resultierenden G- und 2D-Spitzenpositionskarten, die Frequenzaufwärtsverschiebungen (von bis zu ~ 11 und ~ 8 cm ⁻¹ .) zeigen ), wo das Graphen relativ zu seiner Aufhängung oben auf der MRR-Wellenleiterstruktur sitzt.

Einzelpunkt-Raman-Streuspektrum (514-nm-Anregung), aus dem wir den Transfer von einschichtigem Graphen auf die hier untersuchten Si-Wellenleitergeräte aufgrund des intensiven, symmetrischen 2D-Streumodus und der G-Spitzenfrequenz _{G<. ableiten /sub> ~ 1587 cm ⁻¹}

Optisches Falschfarbenbild desselben Graphen-beschichteten Si MRR (r = 10-μm-Gerät) (Skalenbalken = 10 μm) mit den verschiedenen kartierten Regionen (weiße gestrichelte Quadrate) für das a G und b 2D-Peaks bzw. Das Graphen wird durch den etwas dunkleren Kontrast sichtbar (wobei die untere linke Ecke durch die Pfeile gekennzeichnet ist). c und d zeigen die entsprechende Peakposition und e und f die Fermi-Niveau-Karten, bestimmt aus Gl. (1) bzw. (2)

Verlagerte G- und 2D-Raman-Peaks können mit Dehnung oder Dotierung oder einer Kombination davon in der Graphenschicht in Verbindung gebracht werden. In der unteren Dehnungsgrenze (wo keine Aufspaltung des G-Peaks auftritt) ist jedoch die dehnungsbedingte Verschiebung des 2D-Peaks (∂ω _2D /∂ε ) ist ungefähr sechsmal so hoch wie der G-Peak (∂ω _G /∂ε ) [5]. Dass wir hier im Großen und Ganzen äquivalente Verschiebungen der G- und 2D-Peaks dort beobachten, wo das Graphen auf dem Wellenleiter sitzt, weist darauf hin, dass die vorherrschende Ursache der Verschiebung wahrscheinlich nicht die Dehnung ist. Andererseits sind die relative Rate und Richtung der G- und 2D-Peakverschiebungen bei der Dotierung sehr spezifisch für den Trägertyp [25]. Für beide Elektron (n ) und Loch (p ) Dotierung, die Frequenz des G-Peaks steigt immer vom intrinsischen Wert an, was bedeutet, dass eine Auftragung der G-Peak-Position mit dem Fermi-Niveau nahezu symmetrisch um Null ist. Für die 2D-Spitze wird jedoch die Frequenz für einen moderaten Anstieg von p . erheblich nach oben verschoben -Dopingwert (~ 15 cm ⁻¹ für 3 × 10 ¹³ cm ⁻² ), bleibt es von seiner intrinsischen Position bis zu einer Elektronenkonzentration von ~ 3 × 10 ¹³ . praktisch unverändert cm ⁻² , oberhalb dessen schnell heruntergeschaltet wird. Dies führt zu einer stark asymmetrischen Kurve für die 2D-Peakposition mit dem Fermi-Niveau um Null. Dass wir für die G- und 2D-Peaks Verschiebungen mit ähnlicher Größe und gleicher Richtung beobachten, deutet stark darauf hin, dass das Graphen mäßig p . ist -dotiert, wo es auf dem Wellenleiter sitzt, verglichen mit dem, wo es aufgehängt ist. Um diesen Effekt zu quantifizieren, haben wir die folgenden empirischen Beziehungen (Gl. (1) und (2)) verwendet, um die ungefähre Verschiebung des Fermi-Niveaus aus den Raman-G- und 2D-Peakverschiebungen nach [25] zu bestimmen:

wo ω ₀ (G ) (=1580 cm ⁻¹ [26]) und ω ₀ (2D ) (=2640 cm ⁻¹ [9]) sind die G- bzw. 2D-Peakpositionen für ungespanntes, intrinsisches Graphen (für 633-nm-Anregung), ω (G ) und ω (2D ) sind die G- und 2D-Peakpositionen, die wir für jeden Punkt in unseren Karten und E . ermittelt haben _F ist das Fermi-Niveau in Einheiten von eV. In Abb. 2e, f zeigen wir das Ergebnis dieser Berechnungen als Fermi-Niveau-Karten, die aus den Daten der Abb. 2c, d abgeleitet wurden. Diese sind (wie erwartet) weitgehend äquivalent, was darauf hindeutet, dass das suspendierte Graphen intrinsisch ist (E _F ~ 0), aber dass die Lochkonzentration erhöht wird (was einen minimalen Wert für E ergibt _F von ungefähr – 0,2 eV), wobei das Graphen auf der Wellenleiterstruktur sitzt. Eine ähnliche Analyse eines MRR mit Radius r = 20 μm (hier nicht gezeigt) ergab ein sehr ähnliches Ergebnis, was darauf hinweist, dass der Effekt nicht von der Wellenleitergeometrie abhängt, sondern ein rein materialabhängiger (Substrat-)Dotierungseffekt ist. Die Quelle dieser Dotierung ist mit ziemlicher Sicherheit das Ergebnis lokal eingefangener, statischer Ad-Ladungen an der Grenzfläche zwischen dem Silizium/SiO₂ und Graphen. Es ist bekannt, dass die Dichte dieser Ad-Ladungen in Proben erhöht ist, die aggressiveren Reinigungsbehandlungen unterzogen wurden (wie dem O₂ Plasmaätzen, das wir eingesetzt haben) [27]. Obwohl dieser Prozess eine gründlich saubere Grenzfläche (relativ frei von Verunreinigungen) liefert, kann diese Beschädigung zu sauerstoffreichen Open-Shell-Defekten (dangling bond type) führen, die als effektive Ladungsträgerfallen bekannt sind.

Repräsentative Raman-Streuungsspektren (aus der Kartierung) sind in Abb. 3 dargestellt und zeigen die Aufwärtsverschiebung sowohl der G- als auch der 2D-Spitzenfrequenz, wo das Graphen auf der darunter liegenden Silizium-MRR-Wellenleiterstruktur sitzt.

Repräsentatives Graphen G (links) und 2D (rechts) gemittelt (n = 3) Raman-Streuungspeaks (633-nm-Anregung) AUS (oben) und EIN (unten) der darunterliegenden Silizium-MRR-Wellenleiterstruktur. Linien repräsentieren entweder doppelte (G-Spitze) oder einzelne (2D-Spitze) Lorentz-Anpassungen an die Daten. Die Asymmetrie im G-Peak als Ergebnis der Verringerung der Entartung des in der Ebene liegenden E _2g optisches Phonon führt zu unterschiedlichen Streumoden, bezeichnet mit G ⁺ und G ⁻ (in Übereinstimmung mit der Konvention für Kohlenstoff-Nanoröhrchen)

Der 2D-Peak ist gut beschrieben (R ² = 0,993) durch eine einzelne, symmetrische Lorentzsche Linienform, eine Signatur von einschichtigem Graphen [8]. Wir stellen fest, dass die Anpassung an den 2D-Peak durch eine Voigt-Funktion nur geringfügig verbessert wurde, was nur auf einen geringen Beitrag des Instruments zur Verbreiterung hindeutet. Im FWHM des 2D-Streumodus zwischen ON- und OFF-Ring-Daten wurde keine messbare Änderung (außerhalb des Standardfehlers) beobachtet, was auf eine Unempfindlichkeit gegenüber der Trägerkonzentration hindeutet, im Einklang mit früheren Beobachtungen [28].

Andererseits ist der G-Peak sowohl für OFF- als auch für ON-Ring-Bedingungen ziemlich asymmetrisch und wird daher nicht gut durch eine einzelne symmetrische Funktion beschrieben. Vielmehr fanden wir, dass es am besten beschrieben wird (R ² > 0.995) durch eine doppelte Lorentzsche Linienform, was auf zwei unterschiedliche Streuprozesse hinweist. Wir stellen fest, dass die Breite des Hauptteils (G ⁺ ) Peak sinkt um ~  25% (\( {\Gamma}_{\mathrm{OFF}}^{+} \) ~ 10 cm ⁻¹ , \( {\Gamma}_{\mathrm{ON}}^{+} \) ~ 7.5 cm ⁻¹ ) vom suspendierten Graphen zu dem Ort, an dem es von der MRR-Wellenleiterstruktur getragen wird. Dies steht im Einklang mit dem derzeitigen Verständnis und früheren Beobachtungen der „Versteifung“ des Graphens E _2g optisches Phonon als Folge von Dotierung [8]. Der zweite zugrundeliegende Streumodus (G ⁻ ), verantwortlich für die Asymmetrie, zeigt ebenfalls eine signifikante Abnahme der Breite von ~ 35% (\( {\Gamma}_{\mathrm{OFF}}^{-} \) ~20 cm ⁻¹ , \( {\Gamma}_{\mathrm{ON}}^{-} \) ~ 13 cm ⁻¹ ) vom suspendierten Graphen zu dem Ort, an dem es von der MRR-Wellenleiterstruktur getragen wird. Asymmetrie im Graphen-Raman-G-Peak wurde zuvor auf eine stark lokalisierte Ladungsinhomogenität innerhalb des Lasersondenbereichs zurückgeführt [28], dh im Submikrometerbereich, und wurde auch bereits beim Vergleich von Raman-Spektren von suspendiertem Graphen mit den unterstützten beobachtet durch ein Substrat [22]. Jüngste Studien an Graphen, das von nanostrukturierten Oberflächen getragen wird [29] haben auch eine Multipeak-Feinstruktur im G-Band ergeben, die als Ergebnis einer extremen Krümmung oder „Faltenbildung“ interpretiert wurde, ähnlich wie bei einwandigen Kohlenstoffnanoröhren (SWCNTs). In diesem Fall ist das doppelt entartete In-Plane E _2g Der optische Modus kann zwischen Phononen entlang der Nanoröhrenachse \( {\omega}_G^{+} \) und denen, die senkrecht dazu stehen, \( {\omega}_G^{-} \) aufgeteilt werden, mit dem Aufspaltungsgrad, \(\Delta{\omega}_G={\omega}_G^{+}-{\omega}_G^{-}\), eine starke Funktion der Nanoröhrengröße (dh Krümmungsgrad) , auch ohne äußere Belastung [30]. G-Peak-Aufspaltung wurde auch in Graphen unter einachsiger Dehnung [5] und in isolierten SWCNTs unter hydrostatischem Druck [31] beobachtet, wobei die krümmungsempfindliche untere Frequenz (G ⁻ ) kann der Streumodus selbst verbreitert und sogar gespalten werden, wenn Nanoröhren unter hoher Druckbelastung knicken und kollabieren. Bei der Anpassung der Graphen-G-Band-Spektren stellen wir fest, dass sowohl die Frequenzdifferenz Δω _G und die Linienbreite von G ⁻ Modus (\( {\Gamma}_{\mathrm{OFF}}^{-} \)) sind für den ausgesetzten OFF-Ring-Zustand größer als für den ON-Ring-Fall. Da keine Hinweise (aus den Peakpositionen) für eine globale Nettodehnung vorliegen, spekulieren wir, dass dies das Ergebnis einer lokalisierten Faltenbildung außerhalb der Ebene in der schwebenden Region ist, die dort, wo das Graphen ist, „geglättet“ wird unterstützt durch die wohldefinierte darunterliegende Submikron-MRR-Wellenleiterstruktur, die das kleinere Δω . erklären würde _G und schmaleres G ⁻ Gipfel beobachten wir hier.

Wir haben auch das Verhältnis der Spitzenintensitäten untersucht, I _2D /Ich _G , von dem bekannt ist, dass es von der Trägerkonzentration abhängt, für den intrinsischen Fall maximal ist und mit steigendem (beide n und p ) Dotierungsniveau, hauptsächlich wegen einer Löschung der 2D-Mode mit zunehmender Träger-Phonon-Streuung [22, 32]. Während wir jedoch einen Rückgang von I . beobachteten, _2D /Ich _G , von ~ 3, wo das Graphen suspendiert war, bis ~ 2.5 auf der Wellenleiterstruktur, stellen wir fest, dass diese Änderung im Vergleich zu dem von uns beobachteten Grad der G-Peak-Verschiebung klein ist, verglichen mit anderen Berichten [28] für die gleiche Anregungslaserwellenlänge ( 633 nm). Es ist jedoch erwähnenswert, dass in [28] die Daten für I . stark streuen _2D /Ich _G als Funktion der G-Peakposition, die mit der Anregungswellenlänge zuzunehmen scheint, was darauf hindeutet, dass dies allein möglicherweise nicht der zuverlässigste Indikator für das absolute Dotierungsniveau ist, insbesondere in der unteren Dotierungsgrenze.

Analyse des Verhältnisses der gesamten integrierten Peakintensitäten, A _G /A _2D , die sowohl die Peakbreiten als auch die Variationen der Peakhöhen berücksichtigt, kann verwendet werden, um die Ladungsträgerkonzentration direkt aus Gl. (3) [22, 32]:

wobei C ist eine Konstante; e ist die elektronische Ladung; γ_e-ph ist die durchschnittliche Elektron-Phonon-Streurate, die zuvor in [32] mit ~ 33 meV bestimmt wurde; und ε (~ 3.9) ist die Dielektrizitätskonstante von SiO₂ [33], von dem angenommen wird, dass es an der Grenzfläche (als native Oxidschicht) zwischen Silizium und Graphen vorhanden ist. Dies ergibt f (e ² /εν _f ) ~ 0,069 wenn ν _f wird als Elektronengeschwindigkeit angenommen, 1,17 × 10 ⁸ cm/s. Unsere Messungen zeigen, dass \(\surd\frac{A_G}{A_{2D}}\) dort, wo das Graphen auf der darunter liegenden Silizium-Wellenleiterstruktur sitzt, höher ist als im zentralen schwebenden Bereich, was wiederum die Hypothese stützt, dass die beobachteten Raman-Spektralverschiebungen sind das Ergebnis eines Substratdotierungseffekts. Abbildung 4 zeigt das Fermi-Niveau, das wir aus dem Verhältnis der integrierten Intensitäten der Graphen-G- und 2D-Moden und Gl. (3) als Funktion der Position entlang räumlicher Linienscans, die über die Mitte des langen Abschnitts der Graphen-integrierten MRR-Geräte gemacht wurden (sowohl für 10- als auch 20-μm-Radien). Die Spitzenverschiebung des Fermi-Niveaus fällt mit der Position des Graphens auf der darunter liegenden Silizium-Wellenleiterstruktur zusammen und beträgt ~ 0,2 eV, in Übereinstimmung mit dem, was wir aus den Spitzenverschiebungen und dem zuvor für einen Back-Gate-Graphen-Feldeffekttransistor ermittelten ermittelt haben [17] . Es ist erwähnenswert, dass trotz der unterschiedlichen Gerätegeometrien, die wir untersucht haben, dies zu einem größeren Bereich von suspendiertem Graphen über der 20-μm-Radius-MRR-Struktur im Vergleich zur 10-μm-Radius-Struktur führt (~ 54-μm suspendiertes Graphen im Vergleich zu ~ 36 μm) ist das lokale räumliche Dotierungsmuster praktisch identisch, wie die Gauß-Anpassungen in Abb. 4 zeigen.

Graphen-Fermi-Niveau bestimmt (aus \( \surd \frac{A_G}{A_{2D}} \)) als Funktion der Raumkoordinate entlang von Linienscans für (oben) 10-μm- und (unten) 20-μm-Radius MRR-Geräte (beachte die Unterbrechung im unteren x -Achse). Angepasste (Gaußsche) Peak-integrierte Flächen und Breiten werden zum Vergleich zusammen mit der Stelle angezeigt, an der die Zeilenscandaten auf den Geräten aufgenommen wurden

Wir haben das Fermi-Niveau in eine Trägerkonzentration umgerechnet, n durch Gl. (4) [33] ergibt einen Spitzenwert für n ~ 3 × 10 ¹² cm ⁻² zur MRR-Struktur, die im Allgemeinen gut mit früheren Berichten übereinstimmt [26]:

Schließlich untersuchten wir die Korrelation zwischen den G- und 2D-Peakpositionen aus unseren gemessenen Daten (aus drei Zeilenscans) in einem sogenannten Vektorzerlegungs-Plot, eingeführt von Lee et al. [34], Abb. 5.

G-2D-Korrelationsdiagramm, das Daten für drei Linienscan-Messungen über den Graphen-integrierten MRR zeigt. Die roten Kreuze sind Punkte, an denen das Graphen auf der MRR-Struktur sitzt, wobei der violette Punkt den Durchschnitt dieser Koordinatenwerte darstellt und die blauen Kreuze, wo das Graphen über der MRR (OFF der darunterliegenden Struktur) hängt. Der rote Punkt ist der unverzerrte, intrinsische Koordinatenwert für Graphen mit 633-nm-Laseranregung, der den Ursprung definiert. Die gestrichelte Linie bezeichnet die spannungsfreie (p -Doping) Vektor mit ∆ω_2D /∆ω_G ~ 0,7, und die durchgezogene Linie bezeichnet den dotierungsfreien (Dehnungs-)Vektor mit ∆ω_2D /∆ω_G ~ 2.2, nach [34]

Die Darstellung der Daten in dieser Art von Diagramm ermöglicht es uns zu bestimmen, inwieweit die Peakverschiebungen durch Dehnung beeinflusst werden können. Dies basiert auf der Tatsache, dass die Variationsraten der Spitzenpositionsverhältnisse für die Dehnung (∆ω _2D /∆ω _G ~ 2.2) sind sehr unterschiedlich für diejenigen, die mit Doping in Verbindung stehen (∆ω _2D /∆ω _G ~ 0,7) [34]. Jeder Koordinatenpunkt im G-2D-Raum kann daher in Dehnungen und insbesondere in p . zerlegt werden -Typ Dopingvektoren. Mit zunehmender Zugdehnung oder p -Doping, das ω _G , ω _2D Koordinatenwerte bewegen sich vom Ursprung (intrinsische, nicht gedehnte Position) entweder entlang der dotierungsfreien (Belastung) oder dehnungsfreien (p -Doping) Linien bzw. Der G-2D-Koordinatenraum ist durch diese Dehnungs- und Dotierungsvektoren in vier Quadranten, Q1–Q4, unterteilt, und daher würde jede signifikante Abweichung der Koordinatendaten von diesen Linien, beispielsweise in den Bereich Q1 (Q4), anzeigen, dass die Spitzenverschiebungen . sind das Ergebnis einer Kombination von Druck-(Zug-)Beanspruchung und p -Doping. Die Streuung von Daten innerhalb von Q2 und Q3 ist verboten, da beide n- und p -Doping manifestiert sich nur in Erhöhungen der G-Peak-Position.

Als Ursprung (roter Punkt) definieren wir die intrinsische, spannungsfreie Graphen-Spitzenfrequenzkoordinate [9, 26] und geben die spannungsfreie (p -Doping)-Vektor (gestrichelte Linie) und dopingfreier (Strain)-Vektor (durchgezogene Linie), nach [31]. Die Daten für drei verschiedene Zeilenscans werden um den Ursprung für den OFF-Ring und entlang des spannungsfreien (p -Dotierung) Vektor für den ON-Ring, wobei der durchschnittliche ON-Ring-Koordinatenwert (lila Punkt) (1584,9, 2642,4) ist. Die erhöhte Streuung für die ON-Ring-Daten entlang der spannungsfreien Linie weist auf einen größeren Bereich von Dotierungsniveaus hin, die aus den relativen Spitzenverschiebungen erkannt wurden, wahrscheinlich aufgrund der Unsicherheit bei der Untersuchung eines stark lokalisierten Substratdotierungseffekts, der durch den darunter liegenden Submikron- . erzeugt wird Wellenleiterbreite im Vergleich zur Punktgröße des Sondenlasers (> 1 μm). Trotz der offensichtlichen Streuung der Daten in Q4 und Q1 schließen wir alle signifikanten globalen Dehnungseffekte aus, weil die durchschnittliche ON-Ring-Koordinate so nahe an der dehnungsfreien Linie liegt. Wir vermuten, dass die von uns beobachteten Peakverschiebungen nur auf die durch das Siliziumsubstrat induzierte Lochdotierung zurückzuführen sind und die durchschnittliche ON-Ring-G-2D-Koordinate bestätigt, dass dies im Bereich von (2 bis 3) × 10 ¹² cm ⁻² .

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend lässt sich sagen, dass einschichtiges CVD-Graphen in photonische MRR-Bauelemente auf Siliziumwellenleiterbasis integriert wurde. Frequenzverschiebungen und integrierte Intensitäten der charakteristischen Graphen-Raman-G- und 2D-Peaks wurden für kartierte Regionen bestimmt, und diese weisen auf ein „Pinning“ des Fermi-Niveaus hin, bei dem das Graphen auf der Si-MRR-Struktur sitzt, als Ergebnis einer unbeabsichtigten Lochdotierung aus dem darunter liegenden Silizium /SiO₂ Wellenleiter (Substratdotierungseffekt). Die Daten für die suspendierte Region zeigen keinen messbaren Unterschied zu intrinsischem Graphen, aber für die unterstützte Region wird eine maximale Abwärtsverschiebung des Fermi-Niveaus von ~ 0,2 eV bestimmt, was einer Spitzenlochkonzentration von ~ 3×10¹² cm ⁻² . Eine Asymmetrie des Raman-G-Peaks, die je nachdem, ob das Graphen suspendiert oder unterstützt wird, variiert, weist auf eine Kombination aus dopinginduzierter „Versteifung“ und Aufhebung der Entartung des E . hin _2g optischer Modus. Diese Effekte sollten berücksichtigt werden, wenn Graphen mit Silizium-Photonik-Plattformen kombiniert wird, insbesondere wenn versucht wird, solche Plattformen zu verwenden, um die charakteristischen Eigenschaften von Graphen zu bestimmen und um zukünftige Graphen-integrierte Silizium-Photonik-Geräte wie optische Modulatoren und Sensoren zu optimieren.

Abkürzungen

CCD:

Ladungsgekoppeltes Gerät

CEA-LETI:

Commissariat à l’energie et aux energies alternatives–laboratoire d’électronique des technologies de l’information

CMOS:

Komplementärer Metalloxid-Halbleiter

Lebenslauf:

Chemische Gasphasenabscheidung

DR:

Doppelt resonant

FWHM:

Volle Breite auf halbem Maximum

MRR:

Mikroring-Resonator

NMP:

N-Methyl-2-pyrrolidon

Si:

Silizium

SiO₂ :

Siliziumdioxid

SWCNT:

Einwandige Kohlenstoff-Nanoröhrchen