Analisis Pemetaan Raman dari Resonator Cincin Mikro Silikon Terintegrasi Grafena

Hasil dan Diskusi

Untuk memeriksa apakah kami telah mentransfer graphene lapisan tunggal, sebelum studi pemetaan Raman, kami juga mengukur sinyal hamburan Raman titik tunggal, Gambar 1, segera setelah transfer (menggunakan sistem Renishaw 1000 514 nm). Spektrum ini mengungkapkan puncak Raman D yang lemah yang menunjukkan gangguan struktural rendah (grafena berkualitas cukup tinggi); mode hamburan 2D yang intens (relatif terhadap puncak G), simetris; dan posisi puncak G ~ 1587 cm ⁻¹ . Kombinasi puncak hamburan 2D simetris yang relatif intens dan frekuensi puncak G yang mendekati nilai prediksi, ω_G (n ) = 1581.6 + 11/(1 + n ^1.6 ) di mana n adalah nomor lapisan [23], menegaskan bahwa graphene yang ditransfer memang satu lapisan [24]. Gambar optik MRR terintegrasi graphene monolayer (r = 10 μm) disajikan pada Gambar. 2a, b, dan daerah yang dipetakan untuk puncak graphene G dan 2D masing-masing ditunjukkan pada Gambar 2a dan Gambar 2b. Gambar 2c, d adalah peta posisi puncak G dan 2D yang dihasilkan, yang menunjukkan peningkatan frekuensi (sebanyak ~ 11 dan ~ 8 cm ⁻¹ , masing-masing) di mana graphene berada di atas struktur pandu gelombang MRR relatif terhadap tempat ia digantung.

Spektrum hamburan Raman titik tunggal (eksitasi 514-nm) dari mana kami menyimpulkan transfer graphene lapisan tunggal pada perangkat pandu gelombang Si yang dipelajari di sini sebagai hasil dari mode hamburan 2D yang intens dan simetris dan frekuensi puncak G, ω_G ~ 1587 cm ⁻¹

Gambar optik warna palsu dari Si MRR berlapis graphene yang sama (r = 10-μm device) (bilah skala = 10 μm) menunjukkan berbagai wilayah yang dipetakan (kotak putus-putus putih) untuk a G dan b puncak 2D, masing-masing. Grafena terungkap oleh kontras yang sedikit lebih gelap (dengan sudut kiri bawahnya ditunjukkan oleh panah). c dan d tunjukkan posisi puncak yang sesuai dan e dan f peta tingkat Fermi, ditentukan dari Persamaan. (1) dan (2), masing-masing

Pergeseran puncak Raman G dan 2D dapat dikaitkan dengan regangan atau doping atau kombinasinya di lapisan graphene. Namun, dalam batas regangan rendah (di mana tidak ada pemisahan puncak G), pergeseran puncak 2D terkait regangan (∂ω _2D /∂ε ) kira-kira enam kali lipat dari puncak G (∂ω _G /∂ε ) [5]. Bahwa kami mengamati pergeseran yang setara secara luas dari puncak G dan 2D di mana graphene berada di pandu gelombang di sini menunjukkan bahwa penyebab dominan pergeseran tidak mungkin adalah ketegangan. Di sisi lain, tingkat relatif dan arah pergeseran puncak G dan 2D dengan doping sangat spesifik untuk tipe pembawa [25]. Untuk kedua elektron (n ) dan lubang (p ) doping, frekuensi puncak G selalu meningkat dari nilai intrinsiknya, artinya plot posisi puncak G dengan level Fermi hampir simetris terhadap nol. Namun, untuk puncak 2D, sementara frekuensi dinaikkan secara signifikan untuk peningkatan moderat p -tingkat doping (~ 15 cm ⁻¹ untuk 3 × 10 ¹³ cm ⁻² ), tetap hampir tidak berubah dari posisi intrinsiknya hingga konsentrasi elektron ~ 3 × 10 ¹³ cm ⁻² , di atasnya ia bergeser ke bawah dengan cepat. Hal ini menyebabkan kurva yang sangat asimetris untuk posisi puncak 2D dengan tingkat Fermi sekitar nol. Bahwa kami mengamati pergeseran yang sama besarnya dan dalam arah yang sama untuk puncak G dan 2D sangat menunjukkan bahwa graphene cukup p -doped, di mana ia duduk di pandu gelombang, dibandingkan dengan di mana ia ditangguhkan. Untuk mengukur efek ini, kami menggunakan hubungan empiris berikut (Persamaan (1) dan (2)) untuk menentukan perkiraan pergeseran tingkat Fermi dari pergeseran puncak Raman G dan 2D, setelah [25]:

dimana ω ₀ (G ) (=1580 cm ⁻¹ [26]) dan ω ₀ (2A ) (=2640 cm ⁻¹ [9]) adalah posisi puncak G dan 2D, masing-masing, untuk graphene intrinsik tak teregang (untuk eksitasi 633-nm), ω (G ) dan ω (2A ) adalah posisi puncak G dan 2D yang telah kita tentukan untuk setiap titik di peta kita dan E _F adalah tingkat Fermi dalam satuan eV. Pada Gambar 2e, f, kami menampilkan hasil perhitungan ini sebagai peta tingkat Fermi, yang diturunkan dari data Gambar 2c, d. Ini secara luas setara (seperti yang diharapkan), menunjukkan bahwa graphene tersuspensi adalah intrinsik (E _F ~ 0) tetapi konsentrasi lubang ditingkatkan (menghasilkan nilai minimum untuk E _F sekitar 0.2 eV) di mana graphene berada di atas struktur pandu gelombang. Analisis serupa dari MRR dengan radius r = 20 μm (tidak ditampilkan di sini) memberikan hasil yang sangat mirip, yang menunjukkan bahwa efeknya tidak bergantung pada geometri pandu gelombang, melainkan murni efek doping yang bergantung pada material (substrat). Sumber doping ini hampir pasti merupakan hasil dari muatan-iklan statis yang terperangkap secara lokal pada antarmuka antara silikon/SiO₂ dan grafena. Kepadatan biaya iklan ini diketahui meningkat pada sampel yang telah menerima perawatan pembersihan yang lebih agresif (seperti O₂ plasma etsa kami telah bekerja) [27]. Meskipun proses ini menyediakan antarmuka yang benar-benar bersih (relatif bebas dari kontaminan), kerusakan ini dapat menyebabkan cacat cangkang terbuka (jenis ikatan gantung) yang kaya oksigen yang dikenal sebagai perangkap pembawa muatan yang efektif.

Spektrum hamburan Raman yang representatif (dari pemetaan) ditunjukkan pada Gambar. 3, mengungkapkan pergeseran ke atas pada frekuensi puncak G dan 2D di mana graphene berada pada struktur pandu gelombang MRR silikon yang mendasarinya.

Grafena representatif G (kiri) dan 2D (kanan) rata-rata (n = 3) Puncak hamburan Raman (eksitasi 633-nm) OFF (atas) dan ON (bawah) struktur pandu gelombang MRR silikon yang mendasarinya. Garis mewakili kecocokan Lorentzian ganda (puncak G) atau tunggal (puncak 2D) dengan data. Asimetri di puncak G sebagai akibat dari penurunan degenerasi dalam bidang E _2g fonon optik mengarah ke mode hamburan yang berbeda, berlabel G ⁺ dan G ⁻ (sesuai dengan konvensi yang digunakan untuk nanotube karbon)

Puncak 2D dijelaskan dengan baik (R ² = 0.993) oleh bentuk garis Lorentzian simetris tunggal, tanda tangan dari graphene lapisan tunggal [8]. Kami mencatat bahwa kecocokan ke puncak 2D hanya sedikit ditingkatkan menggunakan fungsi Voigt, yang hanya menunjukkan kontribusi kecil untuk perluasan dari instrumen. Tidak ada perubahan terukur (di luar kesalahan standar) yang diamati dalam FWHM dari mode hamburan 2D antara data cincin ON dan OFF yang menunjukkan ketidakpekaan ini terhadap konsentrasi pembawa, konsisten dengan pengamatan sebelumnya [28].

Puncak G, di sisi lain, agak asimetris untuk kedua kondisi OFF- dan ON-ring dan, sebagai hasilnya, tidak dijelaskan dengan baik oleh fungsi simetris tunggal. Sebaliknya, kami menemukan bahwa itu paling baik dijelaskan (R ² > 0.995) oleh bentuk garis Lorentzian ganda, yang menunjukkan dua proses hamburan yang berbeda. Kami mencatat bahwa lebar utama (G ⁺ ) puncak berkurang ~  25% (\( {\Gamma}_{\mathrm{OFF}}^{+} \) ~ 10 cm ⁻¹ , \( {\Gamma}_{\mathrm{ON}}^{+} \) ~ 7,5 cm ⁻¹ ) pergi dari graphene yang ditangguhkan ke tempat yang didukung oleh struktur pandu gelombang MRR. Ini konsisten dengan pemahaman saat ini dan pengamatan sebelumnya tentang 'pengerasan' dari graphene E _2g fonon optik, sebagai akibat dari doping [8]. Mode hamburan dasar kedua (G ⁻ ), bertanggung jawab atas asimetri, juga menunjukkan penurunan lebar yang signifikan ~ 35% (\( {\Gamma}_{\mathrm{OFF}}^{-} \) ~20 cm ⁻¹ , \( {\Gamma}_{\mathrm{ON}}^{-} \) ~ 13 cm ⁻¹ ) pergi dari graphene yang ditangguhkan ke tempat yang didukung oleh struktur pandu gelombang MRR. Asimetri di puncak graphene Raman G sebelumnya telah dikaitkan dengan ketidakhomogenan muatan yang sangat terlokalisasi dalam area probe laser [28], yaitu pada skala sub-mikron, dan itu juga telah diamati ketika membandingkan spektrum Raman dari graphene tersuspensi dengan yang didukung oleh substrat [22]. Studi terbaru tentang graphene yang didukung oleh permukaan berstruktur nano [29] juga telah mengungkapkan struktur halus multi-puncak di pita G, yang ditafsirkan sebagai hasil dari kelengkungan ekstrim atau 'kerutan', mirip dengan apa yang diamati pada dinding tunggal. karbon nanotube (SWCNT). Dalam hal ini, degenerasi ganda di dalam pesawat E _2g mode optik dapat dibagi antara fonon di sepanjang sumbu tabung nano, \( {\omega}_G^{+} \), dan yang tegak lurus terhadapnya, \( {\omega}_G^{-} \), dengan derajat pemisahan, \( \Delta {\omega}_G={\omega}_G^{+}-{\omega}_G^{-} \), menjadi fungsi kuat dari ukuran nanotube (yaitu derajat kelengkungan) , bahkan tanpa adanya regangan yang diterapkan secara eksternal [30]. Pemisahan puncak G juga telah diamati pada graphene di bawah regangan uniaksial [5] dan pada SWCNT terisolasi di bawah tekanan hidrostatik [31] di mana frekuensi rendah yang sensitif terhadap lengkungan (G ⁻ ) mode hamburan itu sendiri dapat diperluas dan bahkan terbelah ketika nanotube tertekuk dan runtuh di bawah beban tekanan tinggi. Kami mencatat dari pemasangan spektrum pita G graphene di sini bahwa kedua perbedaan frekuensi Δω _G dan lebar garis G ⁻ mode (\( {\Gamma}_{\mathrm{OFF}}^{-} \)) lebih besar untuk kondisi cincin-MATI yang ditangguhkan daripada untuk kotak cincin-AKTIF. Dengan tidak adanya bukti (dari posisi puncak) untuk regangan bersih global, kami berspekulasi bahwa ini mungkin hasil dari kerutan di luar bidang yang terlokalisasi di wilayah yang ditangguhkan, yang 'dihaluskan' di tempat graphene berada. didukung oleh struktur pandu gelombang MRR sub-mikron yang terdefinisi dengan baik, yang akan menjelaskan ω yang lebih kecil. _G dan G ⁻ . yang lebih sempit puncak yang kami amati di sini.

Kami juga memeriksa rasio intensitas puncak, I _2D /Aku _G , yang diketahui bergantung pada konsentrasi pembawa, maksimum untuk kasus intrinsik dan menurun secara terus menerus dengan meningkatnya (keduanya n dan p ) tingkat doping, terutama karena pendinginan mode 2D dengan meningkatnya hamburan pembawa-fonon [22, 32]. Namun, sementara kami mengamati penurunan I _2D /Aku _G , dari ~ 3 di mana graphene ditangguhkan ke ~ 2.5 pada struktur pandu gelombang, kami mencatat bahwa perubahan ini relatif kecil terhadap tingkat pergeseran puncak G yang kami amati, bila dibandingkan dengan laporan lain [28] untuk panjang gelombang laser eksitasi yang sama ( 633 nm). Perlu ditunjukkan bahwa dalam [28], ada tingkat penyebaran yang tinggi dalam data untuk I _2D /Aku _G sebagai fungsi posisi puncak G, yang tampaknya meningkat dengan panjang gelombang eksitasi yang menunjukkan bahwa ini saja mungkin bukan indikator tingkat doping absolut yang paling dapat diandalkan, terutama pada batas doping rendah.

Analisis rasio intensitas puncak terintegrasi total, A _G /A _2D , yang memperhitungkan lebar puncak serta variasi tinggi puncak dapat digunakan untuk mendapatkan konsentrasi pembawa langsung dari Persamaan. (3) [22, 32]:

dimana C adalah konstanta; e adalah muatan elektronik; _e-ph adalah laju hamburan elektron-fonon rata-rata, yang sebelumnya ditentukan dalam [32] menjadi ~ 33 meV; dan (~ 3.9) adalah konstanta dielektrik SiO₂ [33], yang diasumsikan hadir pada antarmuka (sebagai lapisan oksida asli) antara silikon dan graphene. Ini menghasilkan f (e ² /εν _f ) ~ 0,069 ketika _f dianggap sebagai kecepatan elektron, 1,17 × 10 ⁸ cm/s. Pengukuran kami menunjukkan bahwa \( \surd \frac{A_G}{A_{2D}} \) lebih tinggi di mana graphene berada di atas struktur pandu gelombang silikon yang mendasarinya dibandingkan dengan wilayah suspensi pusat, sekali lagi mendukung hipotesis bahwa pergeseran spektral Raman yang diamati adalah hasil dari efek doping substrat. Gambar 4 mengungkapkan tingkat Fermi yang telah kami tentukan dari rasio intensitas terintegrasi mode graphene G dan 2D dan Persamaan. (3) sebagai fungsi posisi sepanjang pemindaian garis spasial yang dilakukan di tengah bagian panjang perangkat MRR terintegrasi graphene (untuk jari-jari 10 dan 20 m). Pergeseran tingkat Fermi puncak bertepatan dengan tempat graphene berada pada struktur pandu gelombang silikon yang mendasarinya dan ~ 0.2 eV, sesuai dengan apa yang telah kami tentukan dari pergeseran puncak dan yang sebelumnya ditentukan untuk transistor efek medan graphene back-gated [17] . Patut ditunjukkan bahwa, terlepas dari geometri perangkat yang berbeda yang telah kami pelajari, yang mengarah ke wilayah grafena tersuspensi yang lebih besar pada struktur MRR radius 20 m dibandingkan dengan struktur radius 10 m (~ 54-μm grafena tersuspensi dibandingkan dengan ~ 36 μm, masing-masing), pola doping spasial lokal hampir identik, seperti yang diungkapkan oleh kecocokan Gaussian pada Gambar. 4.

Graphene Fermi level ditentukan (dari \( \surd \frac{A_G}{A_{2D}} \)) sebagai fungsi koordinat spasial sepanjang garis scan untuk (atas) 10-μm- dan (bawah) 20-μm-radius Perangkat MRR (perhatikan jeda di bawah x -sumbu). Area dan lebar puncak terintegrasi (Gaussian) yang dipasang ditampilkan untuk perbandingan bersama dengan lokasi pengambilan data pemindaian garis pada perangkat

Mengonversi tingkat Fermi yang telah kami tentukan menjadi konsentrasi pembawa, n melalui Persamaan. (4) [33] menghasilkan nilai puncak untuk n ~ 3 × 10 ¹² cm ⁻² pada struktur MRR, yang secara umum sesuai dengan laporan sebelumnya [26]:

Akhirnya, kami memeriksa korelasi antara posisi puncak G dan 2D dari data terukur kami (dari tiga pemindaian garis) dalam apa yang disebut plot dekomposisi vektor, yang diperkenalkan oleh Lee et al. [34], Gbr. 5.

Plot korelasi G-2D menunjukkan data untuk tiga pengukuran pemindaian garis di seluruh MRR yang terintegrasi dengan graphene. Palang merah adalah titik yang diambil di mana graphene berada PADA struktur MRR dengan titik ungu mewakili rata-rata nilai koordinat ini dan salib biru di mana graphene ditangguhkan melintasi MRR (OFF struktur yang mendasarinya). Titik merah adalah nilai koordinat intrinsik tak teregang untuk graphene dengan eksitasi laser 633-nm, yang menentukan asalnya. Garis putus-putus menunjukkan bebas regangan (p -doping) vektor dengan _2D /∆ω_G ~ 0,7, dan garis padat menunjukkan vektor (regangan) bebas doping dengan ∆ω_2D /∆ω_G ~ 2.2, setelah [34]

Mewakili data dalam jenis plot ini memungkinkan kita untuk menentukan sejauh mana pergeseran puncak dapat dipengaruhi oleh regangan. Hal ini didasarkan pada fakta bahwa tingkat variasi rasio posisi puncak untuk regangan (∆ω _2D /∆ω _G ~ 2.2) sangat berbeda dengan yang berhubungan dengan doping (∆ω _2D /∆ω _G ~ 0.7) [34]. Oleh karena itu, setiap titik koordinat dalam ruang G-2D dapat didekomposisi menjadi regangan dan, khususnya, p -jenis vektor doping. Dengan meningkatnya regangan tarik atau p -doping, ω _G , ω _2D nilai koordinat akan bergerak dari titik asal (intrinsik, posisi tanpa regangan), baik sepanjang bebas doping (regangan) maupun bebas regangan (p -doping) baris, masing-masing. Ruang koordinat G-2D dibagi menjadi empat kuadran, Q1–Q4 oleh vektor regangan dan doping ini, sehingga setiap penyimpangan signifikan dari data koordinat dari garis-garis ini, katakanlah ke wilayah Q1 (Q4), akan menunjukkan bahwa pergeseran puncak adalah hasil kombinasi regangan tekan (tarik) dan p -doping. Penghamburan data dalam Q2 dan Q3 dilarang karena keduanya n- dan p -doping hanya bermanifestasi dalam peningkatan posisi puncak G.

Kami mendefinisikan koordinat frekuensi puncak graphene intrinsik, tidak tegang sebagai titik asal (titik merah) [9, 26] dan menunjukkan bebas-regangan (p -doping) vektor (garis putus-putus) dan vektor bebas doping (regangan) (garis padat), setelah [31]. Data untuk tiga pemindaian garis yang berbeda tersebar di sekitar titik asal untuk cincin OFF dan di sepanjang garis bebas regangan (p -doping) untuk ON-ring dengan nilai koordinat ON-ring rata-rata (titik ungu) adalah (1584,9, 2642,4). Peningkatan pencar untuk data ON-ring di sepanjang garis bebas regangan menunjukkan rentang level doping yang lebih besar yang terdeteksi dari pergeseran puncak relatif, kemungkinan karena ketidakpastian dalam menyelidiki efek doping substrat yang sangat terlokalisasi yang dihasilkan oleh sub-mikron yang mendasarinya. lebar pandu gelombang, dibandingkan dengan ukuran titik laser probe (> 1 μm). Terlepas dari penyebaran yang jelas dalam data, baik ke Q4 dan Q1, kami mengabaikan efek regangan global yang signifikan karena koordinat cincin-ON rata-rata terletak sangat dekat dengan garis bebas regangan. Kami menyarankan bahwa pergeseran puncak yang kami amati hanya karena doping lubang yang diinduksi substrat silikon dan koordinat G-2D cincin-ON rata-rata mengonfirmasi bahwa ini berada dalam kisaran (2 hingga 3) × 10 ¹² cm ⁻² .