Analyse de cartographie Raman des résonateurs à micro-anneaux en silicium intégrés au graphène

Contexte

L'intégration avec la plate-forme photonique sur silicium est l'endroit où le graphène pourrait avoir le plus grand impact, dans des applications telles que la photo-détection, la modulation optique et la détection biochimique, grâce au potentiel de fabrication de masse en fin de ligne CMOS à un coût relativement faible [1 ]. En fait, la recherche dans ce domaine est déjà en train de s'établir [2, 3], mais afin de réaliser des dispositifs de haute performance, le processus de transfert de graphène doit être optimisé et toute modification liée au traitement des propriétés mécaniques et électroniques du graphène doit être correctement caractérisé et compris. Par exemple, il est bien connu que les substrats de silicium (et autres) intégrés au graphène ont tendance à produire une quantité importante de contaminants de processus et de défauts liés à la liaison de matériaux hétérogènes, ce qui peut affecter la qualité du dispositif à la jonction entre les deux matériaux. Les changements dans la structure de la bande de graphène en raison de la contrainte et du dopage involontaire à ces interfaces peuvent apparaître dans les signatures de diffusion Raman, par le biais de changements dans la position, la largeur, l'asymétrie et les intensités relatives des pics. La spectroscopie Raman a été utilisée comme un outil sensible pour évaluer les propriétés électroniques et vibrationnelles du graphène [4], y compris la déformation [5], le niveau de dopage [6], la densité de défauts [7] et la structure des bords [8], bien que les effets de ceux-ci puissent être difficile à séparer de celles influencées par le substrat. L'intensité, la largeur, le taux de décalage et la division des pics Raman de graphène avec la déformation et p - et n -type dopage ont déjà été signalés [5, 9,10,11].

Le graphène présente trois principaux pics de diffusion Raman, chacun ayant une origine physique distincte :le pic D doublement résonant (DR) apparaît vers 1350 cm ⁻¹ [12] et est lié au désordre, en général, ce qui signifie que son apparence et son intensité relative sont souvent utilisées comme mesure de la qualité du matériau transféré (c'est-à-dire qu'il est faible ou absent dans un matériau vierge de haute qualité). Les deux autres pics principaux sont le pic G, qui est dérivé de la diffusion graphitique dans le plan des phonons du centre de la zone et est situé à environ 1580 cm ⁻¹ [8, 12], et le pic 2D (second ordre du pic D), qui apparaît vers 2 700 cm ⁻¹ [13]. Malgré sa relation avec le pic D, le pic 2D est fort en graphène vierge de haute qualité (c'est-à-dire lorsque le pic D est absent) en raison du fait qu'il satisfait à la règle de sélection fondamentale (q = 0) spécifiquement par un processus de diffusion DR électrons-phonons, alors que le pic D nécessite une diffusion des défauts électroniques très localisée pour conserver la quantité de mouvement [12, 14, 15, 16]. La forme, l'intensité et les positions des pics G et 2D permettent de déterminer le nombre de couches de graphène ainsi que toute contrainte inhérente et la présence de porteurs en excès dans le matériau à discerner [8, 13].

L'intégration du graphène avec la plate-forme photonique sur silicium est intéressante d'un certain nombre de perspectives d'applications de dispositifs, par ex. pour démontrer des capteurs biochimiques améliorés dans lesquels le graphène agit comme une couche fonctionnelle de surface de haute affinité pour les espèces adsorbées qui peuvent être sondées par des champs optiques évanescents dans le dispositif photonique au silicium sous-jacent. La nature bidimensionnelle du graphène conduit également à une structure de bande optoélectronique, dont le remplissage de charge peut être réglé par un déclenchement électrostatique de très faible puissance. Dans ce cas, l'effet de « blocage Pauli » peut modifier l'opacité du matériau aux photons entrants, offrant la possibilité d'une modulation ou d'une commutation optique très rapide (GHz), ce qui est susceptible d'être utile dans les applications de télécommunications. Les rapports précédents [17,18,19,20] du coefficient d'absorption linéaire dans le plan du graphène via l'intégration avec des dispositifs à base de guides d'ondes photoniques au silicium ont donné des résultats assez différents, suggérant que le processus de transfert spécifique et la qualité de l'interface du substrat dans ces études peuvent jouent un rôle dans les variations observées. Dans ce travail, la caractérisation spatiale des pics Raman G et 2D à travers un résonateur micro-anneau de type hippodrome (MRR) en silicium intégré au graphène est démontrée à l'aide d'une technique de cartographie. Notre approche consiste à étudier les fréquences de crête G et 2D, leurs intensités et largeurs intégrées relatives et à les corréler avec la position spatiale pour élucider l'effet du guide d'ondes en silicium sous-jacent sur les propriétés structurelles et optoélectroniques du graphène à cette interface.

Méthodes/Expérimental

Les dispositifs Si MRR de cette étude ont été fabriqués dans une fonderie commerciale de silicium (CEA-LETI, France) et comprennent des guides d'ondes en bande de 335 nm de largeur, formés par lithographie à partir de silicium sur isolant commercial de 220 nm avec une épaisseur de 2 µm. -épaisse couche d'oxyde enterrée. Ces dimensions de guide d'ondes, en particulier la largeur de guide d'ondes relativement étroite (par rapport aux guides d'ondes en bande typiques), ont été sélectionnées pour assurer un bon chevauchement modal avec le graphène intégré en surface, post-transfert. Deux dispositifs MRR de type « hippodrome » sont étudiés, l'un dont la composante radiale est de 10 μm et l'autre de 20 μm et les deux ont des sections linéaires identiques de 20 μm de long. Avant le transfert de graphène, les dispositifs ont été lavés avec de l'acétone, de l'alcool isopropylique (IPA), de l'eau désionisée et un décapant pour résister (NMP :1-méthyl-2-pyrrolidone). Ceci a été suivi d'une gravure au plasma d'oxygène (pendant 40 s) immédiatement avant le transfert. Le graphène a été cultivé par dépôt chimique en phase vapeur (CVD) sur des feuilles de cuivre (Gratome-R-Cu, Bluestone Global Tech) puis transféré sur les guides d'ondes pré-nettoyés à l'aide d'une procédure de transfert humide à médiation par un polymère [21]. Le graphène a été modelé, pour assurer une couverture sélective des dispositifs MRR, en utilisant une photolithographie à balayage raster et une gravure au plasma d'oxygène. Afin d'assurer un échantillon aussi propre que possible, un traitement de recuit ultérieur à 270 °C dans une atmosphère réductrice et un lavage à l'acétone ont été appliqués, ce qui a permis d'éliminer presque complètement la résine photosensible résiduelle, comme le révèlent nos images optiques.

La cartographie spectrale Raman a été réalisée à température ambiante en configuration de rétrodiffusion, à l'aide d'un spectromètre Horiba LabRAM HR Evolution avec un réseau de 600 g/mm. Le signal de diffusion a été collecté de manière confocale et détecté avec une caméra intégrée à dispositif à couplage de charge refroidi Peltier (CCD). Les échantillons ont été excités par une lumière laser néon à hélium de 633 nm, et le mouvement mécanique de l'échantillon pendant la cartographie a été assuré par une platine XYZ de microscope motorisé Marzhauser. La lumière laser incidente a été focalisée sur la surface de l'échantillon à l'aide d'un objectif x 50 avec une ouverture numérique de 0,75. Afin d'éviter le chauffage laser, la densité de puissance laser sur l'échantillon a été maintenue en dessous de 2 mW [22]. Des cartes Raman ont été obtenues pour deux dispositifs MRR en silicium intégrés au graphène différents, avec des rayons de courbure r = 10 μm et 20 μm. Les cartes ont été obtenues à partir d'un réseau de points 120 × 120 avec une taille de pas entre chaque point de 0,25 μm, et la fréquence, l'intensité et la largeur précises des pics Raman G et 2D ont été déterminées en ajustant les formes de lignes lorentziennes aux pics spectraux. . À partir des mesures d'un échantillon de silicium monocristallin utilisant la même configuration d'instrument (largeur de fente, réseau et source d'excitation), nous estimons une résolution spectrale à partir de la bande passante du pic de diffusion Si principal de 4,6 cm ⁻¹ ou mieux.

Résultats et discussion

Afin de vérifier si nous avions transféré le graphène monocouche, avant l'étude de cartographie Raman, nous avons également mesuré le signal de diffusion Raman à point unique, Fig. 1, immédiatement après le transfert (à l'aide d'un système Renishaw 1000 514 nm). Ce spectre révèle un pic Raman D faible indiquant un faible désordre structurel (graphène de qualité raisonnablement élevée); un mode de diffusion 2D intense (par rapport au pic G), symétrique; et une position du pic G de ~ 1587 cm ⁻¹ . Cette combinaison d'un pic de diffusion 2D symétrique relativement intense et d'une fréquence de pic G proche de la valeur prédite, _G (n ) = 1581.6 + 11/(1 + n ^1.6 ) où n est le numéro de couche [23], confirme que le graphène transféré est bien une couche unique [24]. L'image optique de la MRR monocouche intégrée au graphène (r = 10 μm) est présenté sur les figures 2a, b, et les régions cartographiées pour les pics de graphène G et 2D sont présentées sur les figures 2a et 2b, respectivement. Figure 2c, d sont les cartes de positon de pic G et 2D résultantes, qui révèlent des décalages vers le haut de la fréquence (jusqu'à ~ 11 et ~ 8 cm ⁻¹ , respectivement) où le graphène se trouve au-dessus de la structure du guide d'ondes MRR par rapport à l'endroit où il est suspendu.

Spectre de diffusion Raman à point unique (excitation 514 nm) à partir duquel nous déduisons le transfert de graphène monocouche sur les dispositifs de guide d'onde Si étudiés ici en raison du mode de diffusion 2D intense et symétrique et de la fréquence de crête G, ω_{G ~ 1587 cm ⁻¹}

Image optique en fausses couleurs du même Si MRR recouvert de graphène (r = appareil 10 μm) (barre d'échelle = 10 μm) montrant les différentes régions cartographiées (carrés blancs en pointillés) pour le a G et b Pics 2D, respectivement. Le graphène est révélé par le contraste légèrement plus sombre (avec son coin inférieur gauche indiqué par les flèches). c et d afficher la position de crête correspondante et e et f les cartes de niveau de Fermi, déterminées à partir des équations. (1) et (2), respectivement

Les pics G et Raman 2D décalés peuvent être associés à une contrainte ou à un dopage ou à une combinaison de ceux-ci dans la couche de graphène. Cependant, dans la limite de déformation basse (où il n'y a pas de division du pic G), le décalage lié à la déformation du pic 2D (∂ω _2D /∂ε ) est environ six fois celui du pic G (∂ω _G /∂ε ) [5]. Le fait que nous observions des décalages largement équivalents des pics G et 2D où le graphène se trouve sur le guide d'ondes indique ici qu'il est peu probable que la cause dominante du décalage soit la contrainte. D'autre part, le taux et la direction relatifs des décalages de pic G et 2D avec le dopage sont très spécifiques au type de porteur [25]. Pour les deux électrons (n ) et trou (p ), la fréquence du pic G augmente toujours à partir de la valeur intrinsèque, ce qui signifie qu'un tracé de la position du pic G avec le niveau de Fermi est presque symétrique par rapport à zéro. Cependant, pour le pic 2D, tandis que la fréquence est considérablement décalée vers le haut pour une augmentation modérée de p -niveau de dopage (~ 15 cm ⁻¹ pour 3 × 10 ¹³ cm ⁻² ), il reste pratiquement inchangé depuis sa position intrinsèque jusqu'à une concentration électronique de ~ 3 × 10 ¹³ cm ⁻² , au-dessus duquel il rétrograde rapidement. Cela conduit à une courbe hautement asymétrique pour la position du pic 2D avec le niveau de Fermi à peu près nul. Que nous observions des décalages à la fois similaires en amplitude et dans la même direction pour les pics G et 2D suggère fortement que le graphène est modérément p -dopé, où il repose sur le guide d'onde, par rapport à l'endroit où il est suspendu. Afin de quantifier cet effet, nous avons utilisé les relations empiriques suivantes (équations (1) et (2)) pour déterminer le décalage approximatif du niveau de Fermi à partir des décalages de pic Raman G et 2D, après [25] :

où ω ₀ (G ) (=1580 cm ⁻¹ [26]) et ω ₀ (2D ) (=2640 cm ⁻¹ [9]) sont les positions des pics G et 2D, respectivement, pour le graphène intrinsèque non contraint (pour une excitation à 633 nm), ω (G ) et ω (2D ) sont les positions des pics G et 2D que nous avons déterminées pour chaque point de nos cartes et E _F est le niveau de Fermi en unités d'eV. Dans la Fig. 2e, f, nous montrons le résultat de ces calculs sous forme de cartes de niveau de Fermi, dérivées des données de la Fig. 2c, d. Ceux-ci sont largement équivalents (comme prévu), indiquant que le graphène en suspension est intrinsèque (E _F ~ 0) mais que la concentration des trous est augmentée (donnant une valeur minimale pour E _F d'environ − 0,2 eV) où le graphène se trouve au sommet de la structure du guide d'ondes. Une analyse similaire d'un MRR de rayon r = 20 μm (non illustré ici) a donné un résultat très similaire, indiquant que l'effet ne dépend pas de la géométrie du guide d'ondes, mais plutôt qu'il s'agit d'un effet de dopage purement dépendant du matériau (substrat). La source de ce dopage est presque certainement le résultat de charges ad statiques piégées localement à l'interface entre le silicium/SiO₂ et le graphène. La densité de ces ad-charges est connue pour être augmentée dans les échantillons qui ont reçu des traitements de nettoyage plus agressifs (tels que le O₂ gravure au plasma que nous avons employée) [27]. Bien que ce processus fournisse une interface parfaitement propre (relativement exempte de contaminants), ces dommages peuvent entraîner des défauts de coque ouverte riches en oxygène (type de liaison pendante) qui sont connus pour être des pièges à porteurs de charge efficaces.

Des spectres de diffusion Raman représentatifs (à partir de la cartographie) sont illustrés à la Fig. 3, révélant le décalage vers le haut de la fréquence de crête G et 2D où le graphène se trouve sur la structure de guide d'ondes MRR en silicium sous-jacent.

Graphène représentatif G (à gauche) et 2D (à droite) moyenné (n = 3) Pics de diffusion Raman (excitation 633 nm) OFF (en haut) et ON (en bas) la structure de guide d'ondes MRR en silicium sous-jacente. Les lignes représentent des ajustements Lorentziens doubles (pic G) ou simples (pic 2D) aux données. L'asymétrie du pic G résultant de l'abaissement de la dégénérescence du E dans le plan _2g le phonon optique conduit à des modes de diffusion distincts, étiquetés G ⁺ et G ⁻ (conformément à la convention utilisée pour les nanotubes de carbone)

Le pic 2D est bien décrit (R ² = 0.993) par une seule forme de ligne lorentzienne symétrique, signature du graphène monocouche [8]. Nous notons que l'ajustement au pic 2D n'a été que légèrement amélioré en utilisant une fonction Voigt, ce qui suggère seulement une petite contribution à l'élargissement de l'instrument. Aucun changement mesurable (au-delà de l'erreur standard) n'a été observé dans le FWHM du mode de diffusion 2D entre les données de l'anneau ON et OFF indiquant une insensibilité de celui-ci à la concentration de porteurs, conformément aux observations précédentes [28].

Le pic G, d'autre part, est plutôt asymétrique pour les conditions d'anneau OFF et ON et, par conséquent, n'est pas bien décrit par une seule fonction symétrique. Au contraire, nous avons trouvé qu'il est mieux décrit (R ² > 0.995) par une double forme de ligne lorentzienne, indiquant deux processus de diffusion distincts. On note que la largeur de la main (G ⁺ ) le pic diminue d'environ 25 % (\( {\Gamma}_{\mathrm{OFF}}^{+} \) ~ 10 cm ⁻¹ , \( {\Gamma}_{\mathrm{ON}}^{+} \) ~ 7,5 cm ⁻¹ ) allant du graphène suspendu à l'endroit où il est supporté par la structure de guide d'onde MRR. Ceci est cohérent avec la compréhension actuelle et les observations antérieures du « raidissement » du graphène E _2g phonon optique, résultant du dopage [8]. Le deuxième mode de diffusion sous-jacent (G ⁻ ), responsable de l'asymétrie, présente également une diminution significative de la largeur de ~ 35% (\( {\Gamma}_{\mathrm{OFF}}^{-} \) ~20 cm ⁻¹ , \( {\Gamma}_{\mathrm{ON}}^{-} \) ~ 13 cm ⁻¹ ) allant du graphène suspendu à l'endroit où il est supporté par la structure de guide d'onde MRR. L'asymétrie dans le pic Raman G du graphène a déjà été attribuée à une inhomogénéité de charge très localisée dans la zone de la sonde laser [28], c'est-à-dire à l'échelle submicronique, et elle a également déjà été observée lors de la comparaison des spectres Raman du graphène en suspension avec celui pris en charge. par un substrat [22]. Des études récentes sur le graphène supporté par des surfaces nanostructurées [29] ont également révélé une structure fine à plusieurs pics dans la bande G, qui a été interprétée comme étant le résultat d'une courbure ou d'un « plissement » extrême, similaire à ce qui est observé dans les monocouches. nanotubes de carbone (SWCNT). Dans ce cas, le plan E doublement dégénéré _2g le mode optique peut être divisé entre les phonons le long de l'axe du nanotube, \( {\omega}_G^{+} \), et ceux qui lui sont perpendiculaires, \( {\omega}_G^{-} \), avec le degré de division, \( \Delta {\omega}_G={\omega}_G^{+}-{\omega}_G^{-} \), étant une forte fonction de la taille du nanotube (c'est-à-dire degré de courbure) , même en l'absence de toute contrainte appliquée extérieurement [30]. La division du pic G a également été observée dans le graphène sous déformation uniaxiale [5] et dans des SWCNT isolés sous pression hydrostatique [31] où la fréquence inférieure sensible à la courbure (G ⁻ ) le mode de diffusion lui-même peut être élargi et même divisé lorsque les nanotubes se déforment et s'effondrent sous une charge à haute pression. Nous remarquons ici en ajustant les spectres de bande G du graphène que la différence de fréquence Δω _G et la largeur de ligne du G ⁻ mode (\( {\Gamma}_{\mathrm{OFF}}^{-} \)) sont plus grands pour la condition d'anneau fermé que pour le cas d'anneau fermé. En l'absence de toute preuve (à partir des positions de pic) d'une déformation nette globale, nous supposons que cela peut être le résultat d'un froissement localisé hors du plan dans la région suspendue, qui est « lissé » là où le graphène est pris en charge par la structure de guide d'ondes MRR sous-micronique sous-jacente bien définie, ce qui expliquerait le plus petit Δω _G et G ⁻ plus étroit pics que nous observons ici.

Nous avons également examiné le rapport des intensités de pic, I _2D /Je _G , qui est connue pour être dépendante de la concentration de porteurs, étant maximale pour le cas intrinsèque et diminuant continuellement avec l'augmentation (à la fois n et p ) niveau de dopage, principalement en raison d'une extinction du mode 2D avec une diffusion porteuse-phonon croissante [22, 32]. Cependant, alors que nous avons observé une baisse de I _2D /Je _G , de ~ 3 où le graphène était suspendu à ~ 2,5 sur la structure du guide d'ondes, nous notons que ce changement est faible par rapport au degré de décalage du pic G que nous observons, par rapport à d'autres rapports [28] pour la même longueur d'onde laser d'excitation ( 633 nm). Il convient de souligner cependant que dans [28], il y a un degré élevé de dispersion dans les données pour I _2D /Je _G en fonction de la position du pic G, qui semble augmenter avec la longueur d'onde d'excitation, ce qui suggère que cela seul n'est peut-être pas l'indicateur le plus fiable du niveau de dopage absolu, en particulier dans la limite de dopage faible.

Analyse du rapport des intensités de pic intégrées totales, A _G /Un _2D , qui tient compte des largeurs de pics ainsi que des variations de hauteurs de pics, peut être utilisé pour obtenir la concentration en porteurs directement à partir de l'Eq. (3) [22, 32] :

où C est une constante; e est la charge électronique ; γ_e-ph est le taux moyen de diffusion électron-phonon, précédemment déterminé dans [32] à ~ 33 meV ; et (~ 3,9) est la constante diélectrique de SiO₂ [33], qui est supposé être présent à l'interface (sous forme de couche d'oxyde natif) entre le silicium et le graphène. Cela donne f (e ² /εν _f ) ~ 0,069 lorsque ν _f est considérée comme la vitesse des électrons, 1,17 × 10 ⁸ cm/s. Nos mesures indiquent que \( \surd \frac{A_G}{A_{2D}} \) est plus élevé là où le graphène se trouve au sommet de la structure de guide d'ondes en silicium sous-jacente par rapport à la région suspendue centrale, confirmant à nouveau l'hypothèse que les décalages spectraux Raman observés sont le résultat d'un effet de dopage du substrat. La figure 4 révèle le niveau de Fermi que nous avons déterminé à partir du rapport des intensités intégrées du graphène G et des modes 2D et de l'Eq. (3) en fonction de la position le long des balayages de lignes spatiales effectués au milieu de la longue section des dispositifs MRR intégrés au graphène (pour les rayons de 10 et 20 m). Le pic de décalage de niveau de Fermi coïncide avec l'endroit où le graphène se trouve sur la structure de guide d'ondes en silicium sous-jacente et est d'environ 0,2 eV, en accord avec ce que nous avons déterminé à partir des décalages de pic et avec celui déterminé précédemment pour un transistor à effet de champ en graphène à porte arrière [17] . Il convient de souligner que, malgré les différentes géométries de dispositifs que nous avons étudiées, ce qui conduit à une plus grande région de graphène en suspension sur la structure MRR de rayon de 20 μm par rapport à la structure de rayon de 10 μm (~ 54-μm de graphène en suspension par rapport à ~ 36 μm, respectivement), le schéma de dopage spatial local est pratiquement identique, comme le révèlent les ajustements gaussiens de la figure 4.

Niveau de graphène Fermi déterminé (à partir de \( \surd \frac{A_G}{A_{2D}} \)) en fonction des coordonnées spatiales le long des balayages linéaires pour (en haut) 10 μm- et (en bas) 20-μm-rayon Appareils MRR (notez la cassure en bas x -axe). Les zones et les largeurs intégrées des pics ajustés (gaussiens) sont affichées à des fins de comparaison avec l'endroit où les données de balayage linéaire ont été prises sur les appareils

Conversion du niveau de Fermi que nous avons déterminé en une concentration de porteurs, n par l'Éq. (4) [33] donne une valeur de crête pour n ~ 3 × 10 ¹² cm ⁻² sur la structure MRR, qui est généralement en bon accord avec les rapports précédents [26] :

Enfin, nous avons examiné la corrélation entre les positions des pics G et 2D à partir de nos données mesurées (à partir de trois balayages linéaires) dans un tracé de décomposition vectorielle, introduit par Lee et al. [34], illustration 5.

Graphique de corrélation G-2D montrant les données de trois mesures de balayage linéaire à travers le MRR intégré au graphène. Les croix rouges sont des points pris où le graphène se trouve SUR la structure MRR avec le point violet représentant la moyenne de ces valeurs de coordonnées et les croix bleues où le graphène est suspendu à travers le MRR (OFF la structure sous-jacente). Le point rouge est la valeur de coordonnée intrinsèque non contrainte pour le graphène avec une excitation laser à 633 nm, qui définit l'origine. La ligne pointillée indique le sans contrainte (p -dopage) vecteur avec ∆ω_2D /∆ω_G ~ 0.7, et la ligne continue indique le vecteur sans dopage (souche) avec ∆ω_2D /∆ω_G ~ 2.2, après [34]

La représentation des données dans ce type de graphique nous permet de déterminer dans quelle mesure les déplacements de pic peuvent être influencés par la contrainte. Ceci est basé sur le fait que les taux de variation des rapports de position de pic pour la déformation (∆ω _2D /∆ω _G ~ 2.2) sont très différents pour ceux associés au dopage (∆ω _2D /∆ω _G ~ 0.7) [34]. Tout point de coordonnées dans l'espace G-2D peut donc être décomposé en déformation et, plus précisément, p -type de vecteurs dopants. Avec l'augmentation de la tension de traction ou p -dopage, le ω _G , ω _2D les valeurs de coordonnées se déplaceront à partir de l'origine (position intrinsèque, sans contrainte), soit le long de la ligne sans dopage (contrainte) ou sans contrainte (p -dopage), respectivement. L'espace de coordonnées G-2D est divisé en quatre quadrants, Q1-Q4 par ces vecteurs de contrainte et de dopage, et donc tout écart significatif des données de coordonnées par rapport à ces lignes, par exemple dans la région Q1 (Q4), indiquerait que les décalages de pic sont le résultat d'une combinaison de déformation de compression (traction) et p -se doper. La dispersion des données entre Q2 et Q3 est interdite car les deux n- et p -le dopage ne se manifeste que par des augmentations de la position du pic G.

Nous définissons la coordonnée de fréquence du pic de graphène intrinsèque et non contraint comme l'origine (point rouge) [9, 26] et indiquons le sans contrainte (p -dopage) (ligne pointillée) et vecteur sans dopage (souche) (ligne continue), après [31]. Les données de trois balayages linéaires différents sont dispersées autour de l'origine de l'anneau OFF et le long de la ligne sans contrainte (p -doping) pour l'anneau ON avec la valeur moyenne des coordonnées de l'anneau ON (point violet) étant (1584,9, 2642,4). La dispersion accrue des données de l'anneau ON le long de la ligne sans contrainte indique une plus grande plage de niveaux de dopage détectés à partir des décalages de pics relatifs, probablement en raison de l'incertitude liée à la détection d'un effet de dopage de substrat très localisé produit par le sous-micron sous-jacent. largeur du guide d'ondes, comparée à la taille du spot laser de la sonde (> 1 μm). Malgré la dispersion apparente dans les données, à la fois au T4 et au T1, nous écartons tout effet de contrainte global significatif car la coordonnée moyenne de l'anneau ON est si proche de la ligne sans contrainte. Nous suggérons que les décalages de pic que nous observons sont uniquement dus au dopage des trous induit par le substrat de silicium et la coordonnée moyenne G-2D de l'anneau ON confirme qu'elle se situe dans la plage de (2 à 3) × 10 ¹² cm ⁻² .

Conclusions

En résumé, le graphène CVD monocouche a été intégré à des dispositifs photoniques MRR basés sur des guides d'ondes en silicium. Les décalages de fréquence et les intensités intégrées du graphène caractéristique Raman G et des pics 2D ont été déterminés pour les régions cartographiées, et ceux-ci indiquent un niveau de Fermi « épinglage » où le graphène se trouve sur la structure Si MRR en raison du dopage involontaire des trous du silicium sous-jacent /SiO₂ guide d'onde (effet de dopage du substrat). Les données pour la région suspendue ne révèlent aucune distinction mesurable par rapport au graphène intrinsèque, mais pour la région prise en charge, un décalage maximum vers le bas du niveau de Fermi de ~ 0,2 eV est déterminé, ce qui correspond à une concentration maximale de trous de ~ 3×10 ¹² cm ⁻² . Une asymétrie du pic Raman G, qui varie selon que le graphène est suspendu ou supporté, indique une combinaison de « raidissement » induit par le dopage et de levée de la dégénérescence du E _2g mode optique. Ces effets doivent être pris en compte lorsque le graphène est combiné avec des plates-formes photoniques au silicium, en particulier lorsque l'on essaie d'utiliser de telles plates-formes pour déterminer les propriétés caractéristiques du graphène et pour l'optimisation des futurs dispositifs photoniques sur silicium intégrés au graphène, tels que les modulateurs optiques et les capteurs.

Abréviations

CCD :

Appareil couplé à la charge

CEA-LETI :

Commissariat à l'énergie et aux énergies alternatives–laboratoire d'électronique des technologies de l'information

CMOS :

Semi-conducteur à oxyde métallique complémentaire

CVD :

Dépôt chimique en phase vapeur

DR :

Doublement résonnant

FWHM :

Pleine largeur à mi-hauteur

MRR :

Micro-anneau résonateur

NMP :

N-Méthyl-2-pyrrolidone

Si :

Silicium

SiO₂ :

Dioxyde de silicium

SWCNT :

Nanotube de carbone monoparoi