纳米半导体材料1

Ge纳米结构引言Ge纳米结构的形貌和结构Ge纳米结构的光学性质Ge纳米线的电子结构Ge纳米结构的电学性质与器件引言Ge具有优异的物理和化学性质，与Si一起被称为第一代半导体，广泛的应用于高速微电子器件和红外探测器。由于锗是间接带隙半导体，且禁带宽度小，限制了锗在光学性质方面的应用。然而锗的波尔半径比硅大，所以具有更为显著的量子尺寸效应。当Ge的尺寸减小至纳米量级时,可以改变Ge间接带隙的能带结构，在光学和电学上表现出许多奇异的特性。量子尺寸效应：当粒子尺寸下降到某一值时，金属费米能级附近的电子能级由准连续变为离散能级的现象和纳米半导体微粒存在不连续的最高被占据分子轨道和最低未被占据的分子轨道能级，能隙变宽现象。

Ge纳米线结构的相貌和结构Heath和Goues最早用溶剂加热法制备出Ge纳米线,现已经用多种方法合成了Ge纳米线。在大多数制备方法中，将Au纳米颗粒作为催化剂，纳米线通过汽-液-固(VLS)生长机制进行生长。用Au纳米晶作为种子颗粒在275℃下用GeH4的CVD方法制备出大量的单晶Ge纳米线。图3-1Ge纳米线的SEM和HRTEM图像：(a)在250℃下在SiO2/Si衬底上用CVD方法制备的Ge纳米线的SEM图像，插图表示在CVD淀积以前记录衬底上面的Au纳米团簇的AFM图像；(b)单根Ge纳米线的HRTEM图像，插图表示对应的SAED图案图3-2(a)是Ge纳米线覆盖的类五角薄膜衬底的低放大倍率SEM图像，插图表示在Ge纳米线生长之前在衬底表面上形成的Au纳米颗粒的SEM图像。很显然，Ge纳米线不仅由上表面生长出来，而且从所有的侧面生长出来。图3-2(b)是表示大量的高纯度直的Ge纳米线高放大倍率SEM图像。与在溶胶-凝胶法制备的Fe/SiO2衬底上排列的C纳米管的生长行为类似[9]，生长在Au/SiO2衬底上的Ge纳米线趋向于垂直于衬底方向生长(图3-2(c))在某些情况下，能够得到准排列纳米线阵列(图3-2(d))每条纳米线的顶端都有一个直径与连接的纳米线相当的Au纳米颗粒(图3-2(d)中的插图),这是VLS生长机制的典型特征。Pana等人用TEM进一步确定Ge纳米线的均匀性[8]。图3-3(a)是生长60min后Ge纳米线的低放大倍率TEM图像，表示纳米线是直且均匀的[8]。纳米线的均匀性不仅表现在窄的直径分布(50-80nm)上，而且表现在沿整个纳米线长方向均匀的尺度上。纳米线结构的均匀性由HRTEM表征。图3-3(b)是直径为~40nm的Ge纳米线的HRTEM图像，该图象显示一个Ge单晶核及其与非晶壳明显的原子界面。

由图3-3(b)中的底部插图测量出对应的晶面间距为0.33nm，接近于金刚石结构的Ge(111)对应的晶面间距0.324nm。表明Ge纳米线的生长方向为[111]方向，结构为立方晶系金刚石结构。在Au纳米颗粒上合成Ge纳米线,其直径依赖于所用催化剂纳米颗粒的直径，直径和长度比较均匀,但是取向不一致,无法实现阵列化。要实现Ge纳米线的直径和长度可控及排列有序化,氧化铝模板法是一种可行的方法。因为氧化铝模板的孔洞为六角柱形垂直于膜面呈有序平行排列,孔径可在5～200nm范围内调节,深度也可通过改变阳极氧化时间来调节。Zhang等人通过激光烧蚀Ge和GeO2的混合物制备出包含一个Ge单晶核和一个非晶GeO2壳的Ge纳米线。用该方法制备的Ge纳米线的TEM图像表示在图3-5。可以看到，样品是由长度为数十μm的Ge线组成的，大部分Ge线是平滑弯曲的，具有一些短的直线部分，而某些Ge线具有弯和结。每一根纳米线各部分的直径近似相同。测量到的最小直径为~12nm，Ge晶核的直径为~6nm。在温度相对低的地方发现直径~190nm的Ge纳米线。用SAED表征了平滑而规则的Ge纳米线(图3-5中的插图)。大部分SAED图案显示由相当明显的斑点组成的不连续圆环。这表明纳米线是相当好的Ge单晶。Omi等人在高指数Si(113)晶面上用分子束外延(MBE)生长出自组装Ge纳米线[20]。实验结果发现，当Ge覆盖到5-8分子层(ML)和生长温度为400-500°C时，在Si(113)晶面上形成线状Ge岛。Ge岛的各向异性弛豫起因于Si(113)衬底的刚性各向异性，从而导致Ge岛沿垂直于衬底表面软方向延长。图3-6(a)是在400°C下在Si(113)衬底上淀积6.4ML的Ge形成的线状岛的AFM图像，明亮区域是Ge岛。纳米尺寸的线状Ge岛沿[33]方向连续覆盖整个表面。Zhu等人在700℃下用MBE在高指数Si(113)衬底上衬底上生长出Ge岛[23]。AFM研究揭示Ge岛具有类岩石台地形状。最初形成的Ge岛由于各向异性剪切应力的作用趋向沿[33]方向延长。随着Ge覆盖量的增加，Ge岛趋向特殊侧面方向生长，形成V-形Ge团簇。Capellini等人研究了用低压化学气相沉积(LPCVD)技术在低指数Si(100)上的生长的自组织Ge岛[24]。当增加Ge岛的基底宽度时发现两种形貌转变:在基底宽度~50-60nm的情况下出现第一种转变，由几个ML厚的平台演变成四方基底金字塔岛；当基底宽度超过~300nm时出现第二种转变，Ge岛的形状由四方基底金字塔岛转变成切去顶端的四方基底金字塔岛。两种转变由系统的弹性能减至最小引起的。图3-8表示在Tdep=600°C和Pdep=1mTorr下四种不同淀积时间样品的AFM形貌[24]。由图3-8(a)可以看到，0.5min的淀积时间足以在浸润层上面生长大量由窄尺寸分布表征的小岛，较长的淀积时间(图3-8(b)-(d))引起Ge岛平均尺寸的增大。

TEM图像清楚地表明，较高层上面的岛生长在较低层岛的顶端，导致各岛间高度的垂直相互性，即多层量子点的纵向“自对准”。在每层中选择淀积的Ge量等于对第一层确定的临界厚度(可将临界厚度视为出现由二维到三维转变的厚度)。如图3-13所示，Ge量子点的尺寸为双模尺寸分布,不同的尺寸对应于不同形状的量子点,较大的尺寸对应圆形量子点,较小的尺寸对应金字塔形量子点。随着量子点层数的增加,上层量子点的总密度减小,同时,小尺寸金字塔形量子点所占比例也减小。这是由于随着层数的增加,Si隔离层中积累的应变增大,导致上层量子点的在较小的浸润层厚度时就形成三维岛释放应变能。研究也证明，要保证多层量子点的纵向“自对准”,Si隔离层的厚度必须小于某一临界值(48nm)，即生长的Si隔离层厚度应小于48nm才能得到纵向“自对准”的多层量子点。Ge纳米结构的XRD谱

在有序介观多孔材料的介观孔内用超临界流动溶液相法制备的Ge纳米线的XRD谱表示在图3-14中[15]。对纳米线的XRD分析揭示了Ge纳米晶的存在。为方便起见，减去背景的碳(石墨)和GeO2(t-石英结构)的主要反射剖也表示在图3-14中[15]。在图3-14中27.08°、45.13°、53.49°和68.23°(2θ)对应体Ge金刚石结构的(111)、(220)、(311)和(400)晶面,这些晶面的面间距分别为3.2822、2.009、1.7113和1.4214Å，表明已经生成金刚石结构的Ge纳米晶。除金刚石结构的Ge外，特别是在(111)主衍射峰的低角边也分辨出弱衍射峰，分别对应面间距为3.477Å和3.386Å的衍射峰位置。这些的衍射峰可以确定GeO2（t-石英结构，d=3.430Å）[35a]和石墨(d=3.376Å)[35b]的存在。图3-15表示Ti诱导Ge纳米圆锥体的XRD图案[22]。如图3-15所示，在32.2°和39.0°处有两个明显的分别对应金刚石结构Ge(200)和Ti6Ge5(710)晶面的衍射峰,表明形成了纳米Ge单晶。

图3-16是用氧化铝模板制备的Ge纳米线的XRD谱[14]。曲线(a)是背面喷金的氧化铝模板的XRD谱,出现的两个峰是Au(111)和Au(200)的峰,20°～40°间的弥散峰是氧化铝模板的衍射峰,这个馒头峰说明氧化铝模板本身是一种微晶结构。曲线(b)是生长了Ge纳米线后的氧化铝模板的XRD谱,它的弥散峰与曲线(a)中的类似,也是氧化铝模板本身的峰。图3-17是两种不同尺寸Ge量子点的XRD谱[36]。上部是直径为~200Å的量子点的XRD谱，下部则是尺寸在55-80Å范围内的量子点的XRD谱，下部XRD谱中的额外峰起因于GeO2的存在[37]。可以看到，下部衍射峰比上部衍射峰宽。由观察到的XRD谱的衍射峰宽度可以确定量子点尺寸和晶化度。洛伦兹函数(Lorentzian)对直径200Å和100Å量子点的拟合表明相干长度分别为200Å和120Å。Ge纳米结构的光学特性

Raman谱是研究纳米材料声子限制效应的有效工具[39]。在纳米晶中已经观察到带的峰位移动、展宽和不对称[40]。图3-18给出了两种不同标称直径((b)36–83nm和(c)12–28nm)的Ge纳米线和单晶Ge的室温Raman谱[19]。由图3-18可以看到，单晶Ge在298.5cm-1的一级Raman峰是对称的，半高宽(FWHM)为7cm-1(图3-18(a))。直径为36–83nm(Ge晶核直径~20–51nm)的Ge纳米线的Raman谱表明，位于298.5cm-1的Raman峰轻微展宽(半高宽为10cm-1)，且不对称(图3-18(b))。图3-18(c)是直径为12–28nm(Ge晶核直径~6–17nm)的Ge纳米线的典型Raman谱。位于293cm-1的Raman峰不对称，半高宽为21cm-1，在低频端有一个尾部。因为没有探测到Ge晶核中应力诱导的晶格参数变化，Raman峰的形状主要归因于Ge纳米线中光学声子的量子限制。散射单晶纳米线的低维度导致一级Raman线通过放宽q=0选择定则下移和展宽。由于纳米线是长而薄的晶体，存在一个沿轴方向的动量q=0。因此，区域中心的声子为出现在298.5cm-1处的Raman散射创造了条件。然而，在垂直于纳米线的轴方向上，晶体的尺寸小，相应的动量为。因此，包括Ge的纵光学声子和横光学声子(LO和TO)在内的非零q声子的弥散能够参与Raman散射，并导致Raman峰的展宽和向低频边延长。Raman散射对微晶材料的晶格微结构和晶体对称性是很灵敏的。当Ge纳米线的晶核直径小时，Raman峰的宽度增大，更不对称，在低频边有一个延长的尾巴。Zhu等人研究了在Si(113)晶面上生长的Ge岛的Raman谱[23]。图3-20表示用激光斑点聚焦在4.6个Ge单层(ML)样品的一个表面Ge岛上(上面的曲线)和浸润层上(下面的曲线)的Raman谱。为精确地探测包含区域Ge的Raman散射，已经将纯Si的Raman谱减去。在Ge浸润层上没有探测到与Ge有关的Raman信号。另一方面，Ge岛在295cm-1附近出现一个强Ge-Ge模，在410cm-1处出现一个强Si-Ge模，约在485cm-1处出现一个强Si-Si模(图3-20上面的曲线)。这充分证明，Ge岛是由Si1-xGex合金而不是纯Ge构成的。由此可见，相当可观的Si材料在高温下已经扩散进入到Ge岛内部。一个自组装Ge量子点超晶格样品的典型Raman谱显示在图3-21,光学声子和声学声子谱分别出现在高频波数和低频波数范围[32]。在光学声子范围内,可以清楚地看到分别与Ge-Ge、Si-Ge、Si-SiLOC和Si-Si振动模相关的位于299、417、436和520cm-1的峰。Si-Ge和Si-SiLOC峰的出现表明在Ge浸润层和Si间隔层处已形成了Si1-xGex合金。

对与Ge量子点参数相关的Ge-Ge峰进一步研究结果表明，随着Ge量子点的增大,Ge-Ge峰的漂移量随之增大。理论上该峰位置的漂移变化量主要取决于两个因素:一是由于Ge/Si间晶格失配所引起的压应变效应,导致Ge-Ge峰蓝移;二是低维系统的声子限制效应,导致光学声子峰红移。从图3-22可以看到,低频Raman峰的强度随着Ge量子点的周期数增加而增强。根据样品的生长模式,Ge量子点是垂直“自对准”有序分布,相互间存在着耦合。对于仅有2个周期的样品E,其Raman峰很弱，在5个周期的样品F上仅观测到一个Raman峰。对于更多周期的样品G、H和I,可清楚地观测到3个Raman峰。Ge纳米结构的FTIR谱采用量子尺寸的多孔硅作为衬底,利用区域优先成核在多孔硅表面上成功地生长了Ge量子点，图3-23是该样品的室温傅里叶转换红外(FTIR)谱。在1733cm-1(215meV)处有一明显的共振峰,可认为该吸收峰源于Ge量子点中前两个重空穴能级之间的跃迁。可用下面的公式计算量子点中的允许能级其中是电子(空穴)的有效质量(Ge的两个重空穴分别为0.32m0和0.077m0);h为普朗克常数;LX、LY为基区尺寸;LZ为高度。该样品的基区宽度远大于高度,因此前两项可省略.由计算到得前两个重空穴能级分别为67meV和277meV。由此得到两个重空穴之间的跃迁能量为210meV,与实验测试结果非常接近(215meV)。Ge纳米结构的PL特性

图3-24表示在Si(113)上覆盖2.1到9.9个Ge单层(ML)的不同样品在8K下的PL谱[23]。除起源于Si衬底在1097meV附近的发光峰外，每一层都显示被58meV隔开的两个发光峰。这两个发光峰归因于Si中Ge浸润层的激子直接发光(NP发光)和横光学声子辅助发光(TO发光)。在低于TO峰约62meV处也观测到一个弱发光峰，它归因于Ge浸润层的所谓发光峰。图3-24中的插图表示NP能量随Ge覆盖ML数的变化，与Si(001)上的Ge浸润层的NP能量随覆盖ML数的变化规律十分相似。与较低Ge覆盖层情况下近似的线性关系相比(在插图中的点线)，对于4.6ML的样品观测到NP能量有一个显著的蓝移，与Ge岛开始形成相对应。对于较厚的Ge层，PL峰能量稍有增大，近似保持不变。这表明在Ge岛上过剩Ge材料都已凝聚，Ge浸润层保持一固定厚度。这证明在Si(113)上存在Ge的强表面扩散，导致大的Ge岛分离。AFM测量表明，Ge岛和Ge团簇在其边缘有空洞结构，这种空洞结构能够产生阻止Ge浸润层中产生的激子在辐射复合前扩散进入Ge岛内的局部势垒。因此，可以预见来自大面积无缺陷均匀Ge浸润层的强的PL信号。另一方面，几乎没有观测到与Ge岛有关的PL信号，这可能部分起因于Ge岛密度低，也可能意味着在大Ge岛中已经形成了相当多的非辐射复合中心。已经用514nm的氩离子激光器作激发源在4K下测量了在Si(113)上自组装生长的Ge纳米线的PL谱，图3-25给出生长在Si(113)上的逐渐增加Ge覆盖单层的系列样品的低温PL谱。这些样品显示强的近带边发光，特别是3和4ML的样品显示NP发光和TO发光，看上去与在较高温度下在Si(100)和Si(113)上生长的Ge浸润层的PL谱类似，但有一个近60meV的红移，Halsall等人将其归因于在低温下生长的诸单层中存在较高的Ge含量。当Ge覆盖达到5ML时，PL谱发生变化，出现一个中心位于0.81eV的宽发光带。可以看到，在0.9eV出现一个肩峰，其强度对样品温度和激光激发功率的依赖关系与2ML的较低Ge覆盖样品的NP发光相同，因此可将其解释为一个Ge浸润层的NP发光带(TO发光带被0.81eV处的发光带掩盖)。顶部的PL谱是仅由一个Ge层组成的参考样品的PL谱。除通常起源于Si衬底和外延层的Si的TO发光和Si的TA发光外，并探测到来自Ge浸润层的分别位于1.039和0.983eV的NP发光和TO发光。最初Ge浸润层的NP发光峰用表示。在0.82eV附近的一个宽峰来源于Ge岛,它由标为和的两个宽峰组成，可将两个峰归因于Ge岛内或边沿上载流子复合的NP发光和TO发光。在叠层情况下，ts=15nm的系列样品的PL谱逐渐发生变化。对Ge/Si双层的堆叠可以精确地再现来自单Ge层与浸润层的有关PL峰，证明了较低能量的发光。峰来自初始浸润层，移向高能量的发光峰来自第二浸润层。Ge纳米线的电子结构

Kholod等人[60]用第一原理计算法计算了Ge纳米线的电子结构，分析了空间方位对Ge纳米线电子能带结构的影响。图3-28表示(100)、(110)、(111)取向和有效宽度不同的Ge纳米线的电子能带结构。由图3-28可以看到，对于(110)取向的Ge纳米线出现量子限制效应诱导的直接带隙，而(100)和(111)取向的Ge纳米线则为间接带隙。基本带隙对Ge纳米线的有效尺寸的依赖关系表明，带隙随着Ge纳米线宽度的增加单调地降低，反映出量子限制效应。对于窄的Ge纳米线，二维量子尺寸效应可以导致远高于体Ge带隙的光发射。在所研究的纳米线宽度范围内，对于给定的纳米线宽度不同纳米线取向的带隙总是具有如下次序：Eg(110)<Eg(111)<Eg(100)。基本带隙方向的各向异性随着Ge纳米线宽度的增加而降低。对于大的Ge纳米线，基本带隙方向的各向异性消失，带隙接近体Ge材料的带隙。Harris等人用sp3d5s*紧束缚模型(TightBindingModel)计算了Ge纳米线(100)、(110)和(111)取向的能带结构。图3-29表示沿Ge纳米线三个方向在布里渊区中心的带隙随线宽度的变化。可以看到，带隙随线宽度的减小而增大。在Ge布里渊区中心的带隙大小的次序为Eg(110)<Eg(111)<Eg(100)。当Ge纳米线的宽度增加(至少达到6nm)时，Ge(100)和Ge(110)之间的带隙差几乎保持不变。随着线宽度的增加，取向不同的Ge纳米线会聚到不同的带隙：(110)取向的Ge纳米线会聚到带隙，而(100)和(111)取向的Ge纳米线会聚到带隙。图3-30表示沿(100)、(110)和(111)取向的宽度D~2nm的Ge纳米线的能带结构。可以看到，只有(110)取向的Ge纳米线为直接带隙。Ge纳米结构的电学特性与器件

直径为120nm的Ge纳米线与温度有关的I-V特性表示在图3-31(a)中,两端Ge纳米线器件的AFM图象表示在图-31(b)中。在温度高于100K的情况下，发现电流与电压的线性关系，表明Ge纳米线和Au电极为欧姆接触。Ge纳米线被1-2nm厚的GeO2覆盖着。包括接触电阻在内的室温电阻率在1.410-2到30cm范围内，相应的杂质浓度至少为1016cm-3。没有发现整流特性，表明Ge纳米线是重掺杂的。中科院半导体研究所半导体超晶格国家重点实验室

半导体超晶格国家重点实验室(TheStateKeyLaboratoryforSuperlatticesandMicrostructures)于1988年3月由国家计委组织专家论证并批准后开始筹建，1990年开始对外开放，1991年11月通过了由国家计委组织的验收委员会验收。现任实验室主任为李树深研究员。实验室学术委员会主任为郑厚植院士。

实验室目前共有26名成员，其中包括两位中国科学院院士—郑厚植和夏建白，15位研究员、3位副研究员，以及6位助理研究员、技术支撑和行政管理人员。先后有7人获得国家杰出青年基金、10人获得中国科学院百人计划支持。实验室以半导体低维量子功能结构的物理研究为基础，以发现、研究低维量子体系中的新现象和新效应为主要目标，探索半导体低维量子功能结构在固态电子、光电子、光子器件和量子信息技术中的潜在应用，力图从最基础的层面上提升我国电子、光电子、光子信息技术的创新能力，为我国半导体科学技术的跨跃式发展做出重要贡献。

在过去的二十多年间，实验室承担了30多个科技部、基金委和科学院的重大和重点项目，取得了可喜的科研成果。黄昆先生获得2001年度国家最高科学技术奖。2000年至今获得国家自然科学奖二等奖二项。2004年半导体超晶格国家重点实验室被授予国家重点实验室计划先进集体称号。实验室具有良好的科研氛围、科研设备和环境条件，拥有雄厚的科研积累和奋发向上的科研团队，并于2006年获得国家自然基金委员会的创新研究群体科学基金。目前承担了包括科技部重大基础研究计划、863项目等在内的多项国家和科学院的重要科研项目。

生长稀磁半导体分子束外延系统分子束外延光谱测试系统拉曼光谱系统郑厚植

院士（1995）研究员博士生导师,自1979年以来长期从事半导体低维量子结构物理及新器件探索，目前主要研究方向包括：

○低维量子结构物理和纳米量子器件

○半导体自旋电子学和自旋量子器件

○半导体中的量子相干过程、波函数工程和量子相干器件

所在的半导体超晶格国家重点实验室具备先进而齐全的超薄半导体材料生长，光学／电学测试手段。包括：4台分子束外延系统（MBE）（1新、3旧）；各种稳态、时间分辨和非线性光谱系统（飞秒瞬态激光光谱，拉曼光谱，付里叶光谱，PL、PLE光谱，磁光和时间分辨法拉第旋转光谱）；低温强磁场系统和各种电学测试手段。研究所新建的“半导体集成技术中心”可以提供先进而配套的纳米加工手段。

他在半导体低维量子结构领域内作出了系统而重要的成果。他最早报道了量子霍耳效应的尺寸效应；他与英国学者同时独立地在国际上最早提出了分裂栅控技术，并用它实现了具有高迁移率的一维异质结量子线；首次报道了局域化由二维至一维的维度变换行为；首次从实验上证实了相位损失时间与电导的重要理论关系；提出了空穴反常磁阻效应新理论；报道了二维至二维共振隧穿模式的特异性；发展了测量量子霍耳区电子扩散系数、量子阱中电子隧穿逃逸时间和利用双势垒结构磁电容谱测量朗道态密度的新原理、新方法；研制了可调谐量子点微腔探测器、光存储探测器等新器件。曾获1994、1995年度中国科学院自然科学一等奖、二等奖。完成／在研主要项目：国家攀登计划重大项目“半导体超晶格物理及材料、器件探索”（1991－1995）首席专家。国家攀登计划重大项目“半导体超晶格、低维量子结构物理、材料和器件探索”（1996－2000）首席专家。国家自然科学基金重点项目“半导体／非半导体低维结构物理及其应用”（1998－2001）首席专家。中科院重要方向项目“量子结构、量子器件的基础研究”（2001.10－2006.10）首席专家。“973”项目“IT前沿中的固态量子结构、量子器件及其集成技术”（2002－2006）首席专家。代表性论著H.Z.Zheng,K.K.ChoiandD.C.Tsui,“ObservationofsizeeffectinthequantumHallregime”,Phys.Rev.Lett.55,1144,(1985)H.Z.Zheng,H.P.WeiandD.C.Tsui,“Gate-controlledtransportinnarrowGaAs/AlxGa1-xAsheterostructures”,Phys.Rev.B34,5635(1986)H.Z.Zheng,H.P.Zhou,“Influencesofparticle-holeHartreeinteractiononmagnetoresistancesindisorderedtwo-dimensionalholesystems”,Phys.Rev.B39,3817(1989)H.Z.Zheng,F.H.YangandZ.G.Chen,“Nonresonantmagneto-tunnelinginasymmetricGaAs/AlAsdoublebarrierstructures”,Phys.Rev.B42,5270(1990)H.Z.Zheng,A.M.Song,F.H.YangandY.X.Li,“DensityofstatesofTwo-DimensionalElectronGasStudiedbyMagnetocapacitanceofBiasedDoubleBarrierStructures”,Phys.Rev.B49,1802(1994)Nature

433,725-728(17February2005)|

doi:10.1038/nature03346;Received29December2004;Accepted10January2005Acontinuous-waveRamansiliconlaserHaishengRong1,RichardJones1,AnshengLiu1,OdedCohen2,DaniHak2,AlexanderFang1

&MarioPaniccia1IntelCorporation,2200MissionCollegeBlvd,CHP3-109,SantaClara,California95054,USAIntelCorporation,SBIParkHarHotzvim,Jerusalem,91031,IsraelCorrespondenceto:HaishengRong1

CorrespondenceandrequestsformaterialsshouldbeaddressedtoH.R.(Email:

haisheng.rong@).Acontinuous-waveRamansiliconlaserAchievingopticalgainand/orlasinginsiliconhasbeenoneofthemostchallenginggoalsinsilicon-basedphotonics1,

2,

3

becausebulksiliconisanindirectbandgapsemiconductorandthereforehasaverylowlightemissionefficiency.Recently,stimulatedRamanscatteringhasbeenusedtodemonstratelightamplificationandlasinginsilicon4,

5,6,

7,

8,

9.However,becauseofthenonlinearopticallossassociatedwithtwo-photonabsorption(TPA)-inducedfreecarrierabsorption(FCA)10,11,

12,untilnowlasinghasbeenlimitedtopulsedoperation8,

9.Herewedemonstrateacontinuous-wavesiliconRamanlaser.Specifically,weshowthatTPA-inducedFCAinsiliconcanbesignificantlyreducedbyintroducingareverse-biasedp-i-ndiodeembeddedinasiliconwaveguide.Thelasercavityisformedbycoatingthefacetsofthesiliconwaveguidewithmultilayerdielectricfilms.Wehavedemonstratedstablesinglemodelaseroutputwithside-modesuppressionofover55

dBandlinewidthoflessthan80

MHz.Thelasingthresholddependsonthep-i-nreversebiasvoltageandthelaserwavelengthcanbetunedbyadjustingthewavelengthofthepumplaser.Thedemonstrationofacontinuous-wavesiliconlaserrepresentsasignificantmilestoneforsilicon-basedoptoelectronicdevices.

Thecontinuous-wave(c.w.)siliconRamanlaserisconstructedfromalow-losssilicon-on-insulator(SOI)ribwaveguidewhosefacetsarecoatedwithmultilayerdielectricfilms.Thefrontfacetcoatingisdichroic,havingareflectivity(R

f)of

71%fortheRaman/Stokeswavelengthof1,686

nmand

24%forthepumpwavelengthof1,550

nm.Thebackfacethasabroadbandhigh-reflectivitycoating(R

b)of

90%forbothpumpandRamanwavelengths(Fig.1a).ThesewaveguidefacetreflectivitiesweredeterminedusingaFabry–Pérotresonancetechnique2.Thesiliconribwaveguideisfabricatedonthe(100)surfaceofanundopedSOIsubstrateusingstandardphotolithographicpatterningandreactiveionetchingtechniques.Wedesignedthewaveguidedimensionswiththegoalofobtainingasmallcross-sectionforminimizingtherequiredopticalpowertoachievethelasingthreshold,butnotsosmallastocausehightransmissionloss.Across-sectionscanningelectronmicroscopeimageofatypicalp-i-nwaveguideisshownin

Fig.1b.Theribwaveguidedimensionsare:ribwidth(W)

1.5

m;height(H)

1.55

m;andetchdepth(h)

0.7

m.Theeffectivecorearea13ofthewaveguideiscalculatedtobe

1.6

m2.ThewaveguidewasformedinanS-shapedcurvewithatotallengthof4.8

cmandabendradiusof400

m(Fig.1a).Thestraightsectionsofthewaveguideareorientedalongthe[011]crystallographicdirection.Ap-i-ndiodestructurewasdesignedtoreducethenonlinearopticallossduetotheTPA-inducedFCA.Thep-i-nstructurewasformedbyimplantingboronandphosphorusintheslaboneithersideoftheribwaveguide(Fig.1a,

b)withadopingconcentrationof

1

1020

cm-3.Theseparationbetweenthep-andn-dopedregionswasdesignedtobe

6

m.Ohmiccontactswereformedbydepositingaluminiumfilmsonthesurfaceofthep-andn-dopedregions.ThiswasfollowedbyaSiO2

passivationlayerdeposition.Thedopedregionsandthemetalcontactsatthedesignedseparationhadnegligibleeffectonthepropagationlossofthewaveguidebecausetheopticalmodeistightlyconfinedinthewaveguide.Thiswasverifiedexperimentally.ThelinearopticaltransmissionlossoftheS-bendwaveguidewasmeasuredtobe0.35

dB

cm-1usingtheFabry–Pérotresonancetechnique2.Whenareversebiasvoltageisappliedtothep-i-ndiode,theTPA-generatedelectron–holepairscanbesweptoutofthesiliconwaveguidebytheelectricfieldbetweenthep-andn-dopedregions.Thustheeffectivecarrierlifetime,representingthelifetimeofthefreecarrier'sinteractionwiththeopticalmodeinthewaveguideregion,reduceswithincreasedbiasvoltage.Thishasbeenexperimentallyverifiedbycomparingthemeasurednonlineartransmissionofasiliconwaveguidewithmodelling9,

14.Themeasuredphotocurrentinthereverse-biasedp-i-ndiodescaleswiththesquareofthelightpowerinsidethewaveguide,indicatingthatthechargecarriersaregeneratedbytheTPAprocess10.Atareverse-biasvoltageof25

V,theeffectivecarrierlifetimeisreducedto

1

nscomparedtothefreecarrierlifetimeofseveraltensofnanosecondsinordinarysiliconribwaveguides10,

11.Beforeperformingthelasingexperiment,thesingle-passc.w.Ramangainofap-i-nsiliconwaveguidewasmeasuredinapump–probeexperiment14,showingasingle-passnetgainof>3

dBatareverse-biasvoltageof25

Vandapumppowerof

700

mWcoupledintothewaveguide.

Figure2

isaschematicoftheRamanlaserexperiment.Ac.w.externalcavitydiodelaser(ECDL)at1,550

nmisamplifiedbyanerbium-dopedfibreamplifiersystemtoproduceapumpbeamofupto3

W.Thepumpbeampassesthroughapolarizationcontrollerfollowedbyathin-film-basedwavelengthde-multiplexerandiscoupledintothewaveguidecavitybyalensedfi