Raman Mapping-analyse van grafeen-geïntegreerde silicium-microringresonatoren

Resultaten en discussie

Om te controleren of we het enkellaags grafeen hadden overgebracht, voorafgaand aan de Raman-mappingstudie, hebben we ook het enkelpunts Raman-verstrooiingssignaal, Fig. 1 gemeten, onmiddellijk na de overdracht (met behulp van een 514-nm Renishaw 1000-systeem). Dit spectrum onthult een zwakke Raman D-piek die wijst op een lage structurele stoornis (grafeen van redelijk hoge kwaliteit); een intense (ten opzichte van de G-piek), symmetrische 2D-verstrooiingsmodus; en een G-piekpositie van ~ 1587 cm ⁻¹ . Deze combinatie van een relatief intense, symmetrische 2D-verstrooiingspiek en een G-piekfrequentie die dicht bij de voorspelde waarde ligt, ω_G (n ) = 1581.6 + 11/(1 + n ^1.6 ) waar n is het laagnummer [23], bevestigt dat het overgebrachte grafeen inderdaad een enkele laag is [24]. Het optische beeld van de monolaag grafeen-geïntegreerde MRR (r = 10 μm) wordt weergegeven in Fig. 2a, b, en de in kaart gebrachte gebieden voor de grafeen G- en 2D-pieken worden respectievelijk getoond in Fig. 2a en Fig. 2b. Afbeelding 2c, d zijn de resulterende G- en 2D-piekpositiekaarten, die frequentie-opwaartse verschuivingen laten zien (van wel ~ 11 en ~ 8 cm ⁻¹ , respectievelijk) waar het grafeen bovenop de MRR-golfgeleiderstructuur zit ten opzichte van waar het is opgehangen.

Enkelpunts Raman-verstrooiingsspectrum (514-nm-excitatie) waaruit we de overdracht van enkellaags grafeen op de hier bestudeerde Si-golfgeleiderapparaten afleiden als resultaat van de intense, symmetrische 2D-verstrooiingsmodus en G-piekfrequentie, ω_G ~ 1587 cm ⁻¹

Optisch beeld met valse kleuren van dezelfde met grafeen gecoate Si MRR (r = 10-μm apparaat) (schaalbalk = 10 μm) met de verschillende toegewezen regio's (wit gestippelde vierkanten) voor de a G en b 2D-pieken, respectievelijk. Het grafeen wordt onthuld door het iets donkerdere contrast (met de linkerbenedenhoek aangegeven door de pijlen). c en d toon de corresponderende piekpositie en e en f de Fermi-niveaukaarten, bepaald uit Vgl. (1) en (2), respectievelijk

Verschuivende G- en 2D Raman-pieken kunnen worden geassocieerd met spanning of doping of een combinatie hiervan in de grafeenlaag. In de lage spanningslimiet (waar er geen splitsing van de G-piek is), is de spanningsgerelateerde verschuiving van de 2D-piek (∂ω _2D /∂ε ) is ongeveer zes keer die van de G-piek (∂ω _G /∂ε ) [5]. Dat we globaal equivalente verschuivingen van de G- en 2D-pieken waarnemen waar het grafeen op de golfgeleider zit, geeft aan dat de dominante oorzaak van de verschuiving waarschijnlijk geen spanning is. Aan de andere kant zijn de relatieve snelheid en richting van de G- en 2D-piekverschuivingen bij doping zeer specifiek voor het type drager [25]. Voor zowel elektron (n ) en gat (p ) doping, neemt de frequentie van de G-piek altijd toe vanaf de intrinsieke waarde, wat betekent dat een grafiek van de G-piekpositie met het Fermi-niveau bijna symmetrisch is rond nul. Echter, voor de 2D-piek, terwijl de frequentie aanzienlijk wordt opgeschoven voor een matige toename van p -dopingniveau (~ 15 cm ⁻¹ voor 3 × 10 ¹³ cm ⁻² ), blijft het vrijwel onveranderd vanaf zijn intrinsieke positie tot een elektronenconcentratie van ~ 3 × 10 ¹³ cm ⁻² , waarboven het snel terugschakelt. Dit leidt tot een zeer asymmetrische curve voor de 2D-piekpositie met het Fermi-niveau rond nul. Dat we verschuivingen waarnemen die zowel qua grootte als in dezelfde richting voor de G- en 2D-pieken zijn, suggereert sterk dat het grafeen matig p is -gedoteerd, waar het op de golfgeleider zit, vergeleken met waar het is opgehangen. Om dit effect te kwantificeren, hebben we de volgende empirische relaties (Vgl. (1) en (2)) gebruikt om de geschatte Fermi-niveauverschuiving te bepalen van de Raman G- en 2D-piekverschuivingen, na [25]:

waar ω ₀ (G ) (=1580 cm ⁻¹ [26]) en ω ₀ (2D ) (=2640 cm ⁻¹ [9]) zijn respectievelijk de G- en 2D-piekposities voor ongespannen, intrinsiek grafeen (voor 633-nm-excitatie), ω (G ) en ω (2D ) zijn de G- en 2D-piekposities die we voor elk punt op onze kaarten hebben bepaald en E _F is het Fermi-niveau in eenheden van eV. In Fig. 2e, f, laten we het resultaat van deze berekeningen zien als Fermi-niveaukaarten, afgeleid van de gegevens van Fig. 2c, d. Deze zijn in grote lijnen equivalent (zoals verwacht), wat aangeeft dat het gesuspendeerde grafeen intrinsiek is (E _F ~ 0) maar dat de gatenconcentratie wordt verhoogd (wat een minimumwaarde oplevert voor E _F van ongeveer -0,2 eV) waar het grafeen bovenop de golfgeleiderstructuur zit. Een vergelijkbare analyse van een MRR met straal r = 20 μm (hier niet getoond) gaf een zeer vergelijkbaar resultaat, wat aangeeft dat het effect niet afhankelijk is van de golfgeleidergeometrie, maar dat het puur een materiaalafhankelijk (substraat) doteringseffect is. De bron van deze doping is vrijwel zeker het resultaat van lokaal opgesloten, statische ad-ladingen op het grensvlak tussen silicium/SiO₂ en grafeen. Het is bekend dat de dichtheid van deze advertentieladingen wordt verhoogd in monsters die agressievere reinigingsbehandelingen hebben ondergaan (zoals de O₂ plasma-ets die we hebben gebruikt) [27]. Hoewel dit proces zorgt voor een grondig schone interface (relatief vrij van verontreinigingen), kan deze schade leiden tot zuurstofrijke open-schaal defecten (type bungelende binding), waarvan bekend is dat ze effectieve ladingdragervallen zijn.

Representatieve Raman-verstrooiingsspectra (van de afbeelding) worden getoond in Fig. 3, waarbij de opwaartse verschuiving in zowel de G- als de 2D-piekfrequentie wordt onthuld waar het grafeen op de onderliggende silicium MRR-golfgeleiderstructuur zit.

Representatief grafeen G (links) en 2D (rechts) gemiddeld (n = 3) Raman-verstrooiingspieken (633 nm-excitatie) UIT (boven) en AAN (onder) de onderliggende silicium MRR-golfgeleiderstructuur. Lijnen vertegenwoordigen ofwel dubbele (G-piek) of enkele (2D-piek) Lorentziaanse aanpassingen aan de gegevens. De asymmetrie in de G-piek als gevolg van de verlaging van de degeneratie van de in-plane E _2g optische fonon leidt tot verschillende verstrooiingsmodi, gelabeld G ⁺ en G ⁻ (in overeenstemming met de conventie die wordt gebruikt voor koolstofnanobuisjes)

De 2D-piek is goed beschreven (R ² = 0.993) door een enkele, symmetrische Lorentziaanse lijnvorm, een signatuur van enkellaags grafeen [8]. We merken op dat de pasvorm op de 2D-piek slechts marginaal werd verbeterd met behulp van een Voigt-functie, wat slechts een kleine bijdrage aan de verbreding van het instrument suggereert. Er werd geen meetbare verandering (buiten de standaardfout) waargenomen in de FWHM van de 2D-verstrooiingsmodus tussen ON- en OFF-ringgegevens, wat wijst op een ongevoeligheid hiervan voor dragerconcentratie, in overeenstemming met eerdere waarnemingen [28].

De G-piek is daarentegen nogal asymmetrisch voor zowel OFF- als ON-ringcondities en wordt daarom niet goed beschreven door een enkele symmetrische functie. In plaats daarvan ontdekten we dat het het best beschreven kan worden (R ² > 0,995) door een dubbele Lorentz-lijnvorm, indicatief voor twee verschillende verstrooiingsprocessen. We merken op dat de breedte van de hoofd (G ⁺ ) piek neemt af met ~  25% (\( {\Gamma}_{\mathrm{OFF}}^{+} \) ~ 10 cm ⁻¹ , \( {\Gamma}_{\mathrm{ON}}^{+} \) ~ 7,5 cm ⁻¹ ) gaande van het zwevende grafeen naar waar het wordt ondersteund door de MRR-golfgeleiderstructuur. Dit komt overeen met het huidige begrip en eerdere observaties van de 'verstijving' van het grafeen E _2g optische fonon, als gevolg van doping [8]. De tweede onderliggende verstrooiingsmodus (G ⁻ ), verantwoordelijk voor de asymmetrie, vertoont ook een significante afname in breedte van ~ 35% (\( {\Gamma}_{\mathrm{OFF}}^{-} \) ~20 cm ⁻¹ , \( {\Gamma}_{\mathrm{ON}}^{-} \) ~ 13 cm ⁻¹ ) gaande van het zwevende grafeen naar waar het wordt ondersteund door de MRR-golfgeleiderstructuur. Asymmetrie in de grafeen Raman G-piek is eerder toegeschreven aan sterk gelokaliseerde ladingsinhomogeniteit binnen het lasersondegebied [28], dat wil zeggen op de submicronschaal, en het is ook al waargenomen bij het vergelijken van Raman-spectra van gesuspendeerd grafeen met dat ondersteunde door een substraat [22]. Recente studies van grafeen ondersteund door nanogestructureerde oppervlakken [29] hebben ook een fijnstructuur met meerdere pieken in de G-band onthuld, die werd geïnterpreteerd als het resultaat van extreme kromming of 'rimpels', vergelijkbaar met wat wordt waargenomen in enkelwandige koolstof nanobuisjes (SWCNT's). In dit geval is de dubbel gedegenereerde E _2g optische modus kan worden opgesplitst tussen fononen langs de as van de nanobuis, \( {\omega}_G^{+} \), en de fononen die er loodrecht op staan ​​\( {\omega}_G^{-} \), met de mate van splitsing, \( \Delta {\omega}_G={\omega}_G^{+}-{\omega}_G^{-} \), zijnde een sterke functie van de grootte van de nanobuisjes (dwz de mate van kromming) , zelfs in de afwezigheid van een uitwendig aangebrachte spanning [30]. G-pieksplitsing is ook waargenomen in grafeen onder uniaxiale spanning [5] en in geïsoleerde SWCNT's onder hydrostatische druk [31] waar de krommingsgevoelige lagere frequentie (G ⁻ ) verstrooiingsmodus zelf kan worden verbreed en zelfs gesplitst wanneer nanobuisjes knikken en instorten onder hoge drukbelasting. We merken bij het aanpassen van de grafeen G-bandspectra hier dat zowel het frequentieverschil Δω _G en de lijnbreedte van de G ⁻ modus (\( {\Gamma}_{\mathrm{OFF}}^{-} \)) zijn groter voor de uitgeschakelde OFF-ring-toestand dan voor de ON-ring-behuizing. Bij gebrek aan enig bewijs (van de piekposities) voor een wereldwijde netto spanning, speculeren we dat dit het resultaat kan zijn van een gelokaliseerde out-of-plane rimpeling in het zwevende gebied, dat is 'afgevlakt' waar het grafeen is ondersteund door de goed gedefinieerde onderliggende sub-micron MRR-golfgeleiderstructuur, die de kleinere Δω zou verklaren _G en smallere G ⁻ pieken die we hier waarnemen.

We onderzochten ook de verhouding van piekintensiteiten, I _2D /Ik _G , waarvan bekend is dat deze afhankelijk is van de dragerconcentratie, die maximaal is voor het intrinsieke geval en continu afneemt met toenemende (beide n en p ) dopingniveau, voornamelijk vanwege een uitdoving van de 2D-modus met toenemende draaggolf-fononverstrooiing [22, 32]. Hoewel we een daling van I . hebben waargenomen, _2D /Ik _G , van ~ -3 waar het grafeen was opgehangen tot ~ -2.5 op de golfgeleiderstructuur, merken we op dat deze verandering klein is in verhouding tot de mate van G-piekverschuiving die we waarnemen, in vergelijking met andere rapporten [28] voor dezelfde excitatielasergolflengte ( 633 nm). Het is echter de moeite waard erop te wijzen dat er in [28] een hoge mate van spreiding is in de gegevens voor I _2D /Ik _G als een functie G-piekpositie, die lijkt toe te nemen met de excitatiegolflengte, wat suggereert dat dit alleen misschien niet de meest betrouwbare indicator is voor het absolute dopingniveau, vooral in de lage dopinglimiet.

Analyse van de verhouding van totale geïntegreerde piekintensiteiten, A _G /A _2D , die zowel rekening houdt met de piekbreedtes als met de variaties in piekhoogten, kan worden gebruikt om de dragerconcentratie rechtstreeks uit Vgl. (3) [22, 32]:

waar C is een constante; e is de elektronische lading; γ_e-ph is de gemiddelde verstrooiingssnelheid van elektronen en fononen, eerder bepaald in [32] als ~ 33 meV; en ε (~ 3.9) is de diëlektrische constante van SiO₂ [33], waarvan wordt aangenomen dat het aanwezig is op het grensvlak (als een natuurlijke oxidelaag) tussen het silicium en grafeen. Dit levert f . op (e ² /εν _f ) ~ 0,069 wanneer ν _f wordt genomen als de elektronensnelheid, 1,17 × 10 ⁸ cm/s. Onze metingen geven aan dat \( \surd \frac{A_G}{A_{2D}} \) hoger is waar het grafeen bovenop de onderliggende siliciumgolfgeleiderstructuur zit in vergelijking met het centrale zwevende gebied, wat opnieuw de hypothese ondersteunt dat de waargenomen Raman-spectrale verschuivingen zijn het resultaat van een substraat-doping-effect. Figuur 4 onthult het Fermi-niveau dat we hebben bepaald uit de verhouding van geïntegreerde intensiteiten van de grafeen G- en 2D-modi en Eq. (3) als een functie van positie langs ruimtelijke lijnscans gemaakt over het midden van het lange gedeelte van de grafeen-geïntegreerde MRR-apparaten (voor zowel 10- als 20-μm radii). De piek Fermi-niveauverschuiving valt samen met waar het grafeen op de onderliggende siliciumgolfgeleiderstructuur zit en is ~ -0,2 eV, in overeenstemming met wat we hebben bepaald uit de piekverschuivingen en wat eerder is bepaald voor een back-gated grafeen-veldeffecttransistor [17] . Het is de moeite waard erop te wijzen dat, ondanks de verschillende apparaatgeometrieën die we hebben bestudeerd, dit leidt tot een groter gebied van gesuspendeerd grafeen over de MRR-structuur met een straal van 20 μm vergeleken met de structuur met een straal van 10 μm (~  54-μm gesuspendeerd grafeen vergeleken met ~ 36 μm, is het lokale ruimtelijke dopingpatroon vrijwel identiek, zoals blijkt uit de Gauss-aanpassingen in Fig. 4.

Grafeen Fermi-niveau bepaald (uit \( \surd \frac{A_G}{A_{2D}} \)) als functie van ruimtelijke coördinaat langs lijnscans voor (boven) 10-μm- en (onder) 20-μm-radius MRR-apparaten (let op de onderbreking in de onderste x -as). Gepaste (Gaussiaanse) piek-geïntegreerde gebieden en breedtes worden weergegeven ter vergelijking, samen met waar de lijnscangegevens op de apparaten zijn genomen

Het door ons bepaalde Fermi-niveau omrekenen naar een dragerconcentratie, n via vgl. (4) [33] levert een piekwaarde op voor n ~ 3 × 10 ¹² cm ⁻² over de MRR-structuur, die over het algemeen goed overeenkomt met eerdere rapporten [26]:

Ten slotte onderzochten we de correlatie tussen de G- en 2D-piekposities van onze gemeten gegevens (van drie lijnscans) in een zogenaamde vectordecompositieplot, geïntroduceerd door Lee et al. [34], Afb. 5.

G-2D-correlatieplot met gegevens voor drie lijnscanmetingen over de in grafeen geïntegreerde MRR. De rode kruisen zijn punten waar het grafeen OP de MRR-structuur zit, waarbij de paarse stip het gemiddelde van deze coördinaatwaarden vertegenwoordigt en de blauwe kruisen waar het grafeen over de MRR hangt (UIT de onderliggende structuur). De rode stip is de ongespannen, intrinsieke coördinaatwaarde voor grafeen met 633-nm laserexcitatie, die de oorsprong definieert. De stippellijn geeft de spanningsvrije (p -doping) vector met ∆ω_2D /∆ω_G ~ 0.7, en de ononderbroken lijn geeft de dopingvrije (stam) vector aan met ∆ω_2D /∆ω_G ~ 2.2, na [34]

Door de gegevens in dit type plot weer te geven, kunnen we bepalen in welke mate de piekverschuivingen kunnen worden beïnvloed door spanning. Dit is gebaseerd op het feit dat de variatiesnelheden in piekpositieverhoudingen voor spanning (∆ω _2D /∆ω _G ~ 2.2) zijn heel anders voor degenen die met doping worden geassocieerd (∆ω _2D /∆ω _G ~ 0.7) [34]. Elk coördinaatpunt in de G-2D-ruimte kan daarom worden ontleed in spanning en in het bijzonder p -type dopingvectoren. Bij toenemende trekspanning of p -doping, de ω _G , ω _2D coördinaatwaarden zullen bewegen van de oorsprong (intrinsieke, niet-gespannen positie), ofwel langs de dopingvrije (rek) of spanningsvrije (p -doping) lijnen, respectievelijk. De G-2D-coördinaatruimte is verdeeld in vier kwadranten, Q1-Q4 door deze rek- en doteringsvectoren, en dus zou elke significante afwijking van de coördinaatgegevens van deze lijnen, zeg in regio Q1 (Q4), erop wijzen dat de piekverschuivingen zijn het resultaat van een combinatie van druk(trek)rek en p -dopen. Verstrooiing van gegevens binnen Q2 en Q3 is verboden omdat beide n- en p -doping manifesteert zich alleen in verhogingen van de G-piekpositie.

We definiëren de intrinsieke, niet-gespannen grafeen-piekfrequentiecoördinaat als de oorsprong (rode stip) [9, 26] en geven de spanningsvrije (p -doping) vector (stippellijn) en dopingvrije (stam) vector (doorgetrokken lijn), na [31]. Gegevens voor drie verschillende lijnscans zijn verspreid over de oorsprong voor de OFF-ring en langs de spanningsvrije (p -doping) vector voor de ON-ring waarbij de gemiddelde ON-ring coördinaatwaarde (paarse stip) (1584,9, 2642.4) is. De verhoogde spreiding voor de ON-ring-gegevens langs de spanningsvrije lijn duidt op een groter bereik van dopingniveaus die zijn gedetecteerd op basis van de relatieve piekverschuivingen, waarschijnlijk vanwege de onzekerheid bij het onderzoeken van een zeer gelokaliseerd substraat-dopingeffect geproduceerd door de onderliggende, submicron golfgeleiderbreedte, vergeleken met de spotgrootte van de sondelaser (>  1 μm). Ondanks de schijnbare spreiding in de gegevens, in zowel Q4 als Q1, verdisconteren we eventuele significante globale spanningseffecten omdat de gemiddelde ON-ringcoördinaat zo dicht bij de spanningsvrije lijn ligt. We suggereren dat de piekverschuivingen die we waarnemen alleen te wijten zijn aan door siliciumsubstraat geïnduceerde hole-doping en de gemiddelde ON-ring G-2D-coördinaat bevestigt dat dit in het bereik ligt van (2 tot 3) × 10 ¹² cm ⁻² .