Ge納米結構引言Ge納米結構的形貌和結構Ge納米結構的光學性質Ge納米線的電子結構Ge納米結構的電學性質與器件引言Ge具有優異的物理和化學性質，與Si一起被稱為第一代半導體，廣泛的應用于高速微電子器件和紅外探測器。由于鍺是間接帶隙半導體，且禁帶寬度小，限制了鍺在光學性質方面的應用。然而鍺的波爾半徑比硅大，所以具有更為顯著的量子尺寸效應。當Ge的尺寸減小至納米量級時,可以改變Ge間接帶隙的能帶結構，在光學和電學上表現出許多奇異的特性。量子尺寸效應：當粒子尺寸下降到某一值時，金屬費米能級附近的電子能級由準連續變為離散能級的現象和納米半導體微粒存在不連續的最高被占據分子軌道和最低未被占據的分子軌道能級，能隙變寬現象。

Ge納米線結構的相貌和結構Heath和Goues最早用溶劑加熱法制備出Ge納米線,現已經用多種方法合成了Ge納米線。在大多數制備方法中，將Au納米顆粒作為催化劑，納米線通過汽-液-固(VLS)生長機制進行生長。用Au納米晶作為種子顆粒在275℃下用GeH4的CVD方法制備出大量的單晶Ge納米線。圖3-1Ge納米線的SEM和HRTEM圖像：(a)在250℃下在SiO2/Si襯底上用CVD方法制備的Ge納米線的SEM圖像，插圖表示在CVD淀積以前記錄襯底上面的Au納米團簇的AFM圖像；(b)單根Ge納米線的HRTEM圖像，插圖表示對應的SAED圖案圖3-2(a)是Ge納米線覆蓋的類五角薄膜襯底的低放大倍率SEM圖像，插圖表示在Ge納米線生長之前在襯底表面上形成的Au納米顆粒的SEM圖像。很顯然，Ge納米線不僅由上表面生長出來，而且從所有的側面生長出來。圖3-2(b)是表示大量的高純度直的Ge納米線高放大倍率SEM圖像。與在溶膠-凝膠法制備的Fe/SiO2襯底上排列的C納米管的生長行為類似[9]，生長在Au/SiO2襯底上的Ge納米線趨向于垂直于襯底方向生長(圖3-2(c))在某些情況下，能夠得到準排列納米線陣列(圖3-2(d))每條納米線的頂端都有一個直徑與連接的納米線相當的Au納米顆粒(圖3-2(d)中的插圖),這是VLS生長機制的典型特征。Pana等人用TEM進一步確定Ge納米線的均勻性[8]。圖3-3(a)是生長60min后Ge納米線的低放大倍率TEM圖像，表示納米線是直且均勻的[8]。納米線的均勻性不僅表現在窄的直徑分布(50-80nm)上，而且表現在沿整個納米線長方向均勻的尺度上。納米線結構的均勻性由HRTEM表征。圖3-3(b)是直徑為~40nm的Ge納米線的HRTEM圖像，該圖象顯示一個Ge單晶核及其與非晶殼明顯的原子界面。

由圖3-3(b)中的底部插圖測量出對應的晶面間距為0.33nm，接近于金剛石結構的Ge(111)對應的晶面間距0.324nm。表明Ge納米線的生長方向為[111]方向，結構為立方晶系金剛石結構。在Au納米顆粒上合成Ge納米線,其直徑依賴于所用催化劑納米顆粒的直徑，直徑和長度比較均勻,但是取向不一致,無法實現陣列化。要實現Ge納米線的直徑和長度可控及排列有序化,氧化鋁模板法是一種可行的方法。因為氧化鋁模板的孔洞為六角柱形垂直于膜面呈有序平行排列,孔徑可在5～200nm范圍內調節,深度也可通過改變陽極氧化時間來調節。Zhang等人通過激光燒蝕Ge和GeO2的混合物制備出包含一個Ge單晶核和一個非晶GeO2殼的Ge納米線。用該方法制備的Ge納米線的TEM圖像表示在圖3-5?？梢钥吹剑瑯悠肥怯砷L度為數十μm的Ge線組成的，大部分Ge線是平滑彎曲的，具有一些短的直線部分，而某些Ge線具有彎和結。每一根納米線各部分的直徑近似相同。測量到的最小直徑為~12nm，Ge晶核的直徑為~6nm。在溫度相對低的地方發現直徑~190nm的Ge納米線。用SAED表征了平滑而規則的Ge納米線(圖3-5中的插圖)。大部分SAED圖案顯示由相當明顯的斑點組成的不連續圓環。這表明納米線是相當好的Ge單晶。Omi等人在高指數Si(113)晶面上用分子束外延(MBE)生長出自組裝Ge納米線[20]。實驗結果發現，當Ge覆蓋到5-8分子層(ML)和生長溫度為400-500°C時，在Si(113)晶面上形成線狀Ge島。Ge島的各向異性弛豫起因于Si(113)襯底的剛性各向異性，從而導致Ge島沿垂直于襯底表面軟方向延長。圖3-6(a)是在400°C下在Si(113)襯底上淀積6.4ML的Ge形成的線狀島的AFM圖像，明亮區域是Ge島。納米尺寸的線狀Ge島沿[33]方向連續覆蓋整個表面。Zhu等人在700℃下用MBE在高指數Si(113)襯底上襯底上生長出Ge島[23]。AFM研究揭示Ge島具有類巖石臺地形狀。最初形成的Ge島由于各向異性剪切應力的作用趨向沿[33]方向延長。隨著Ge覆蓋量的增加，Ge島趨向特殊側面方向生長，形成V-形Ge團簇。Capellini等人研究了用低壓化學氣相沉積(LPCVD)技術在低指數Si(100)上的生長的自組織Ge島[24]。當增加Ge島的基底寬度時發現兩種形貌轉變:在基底寬度~50-60nm的情況下出現第一種轉變，由幾個ML厚的平臺演變成四方基底金字塔島；當基底寬度超過~300nm時出現第二種轉變，Ge島的形狀由四方基底金字塔島轉變成切去頂端的四方基底金字塔島。兩種轉變由系統的彈性能減至最小引起的。圖3-8表示在Tdep=600°C和Pdep=1mTorr下四種不同淀積時間樣品的AFM形貌[24]。由圖3-8(a)可以看到，0.5min的淀積時間足以在浸潤層上面生長大量由窄尺寸分布表征的小島，較長的淀積時間(圖3-8(b)-(d))引起Ge島平均尺寸的增大。

TEM圖像清楚地表明，較高層上面的島生長在較低層島的頂端，導致各島間高度的垂直相互性，即多層量子點的縱向“自對準”。在每層中選擇淀積的Ge量等于對第一層確定的臨界厚度(可將臨界厚度視為出現由二維到三維轉變的厚度)。如圖3-13所示，Ge量子點的尺寸為雙模尺寸分布,不同的尺寸對應于不同形狀的量子點,較大的尺寸對應圓形量子點,較小的尺寸對應金字塔形量子點。隨著量子點層數的增加,上層量子點的總密度減小,同時,小尺寸金字塔形量子點所占比例也減小。這是由于隨著層數的增加,Si隔離層中積累的應變增大,導致上層量子點的在較小的浸潤層厚度時就形成三維島釋放應變能。研究也證明，要保證多層量子點的縱向“自對準”,Si隔離層的厚度必須小于某一臨界值(48nm)，即生長的Si隔離層厚度應小于48nm才能得到縱向“自對準”的多層量子點。Ge納米結構的XRD譜

在有序介觀多孔材料的介觀孔內用超臨界流動溶液相法制備的Ge納米線的XRD譜表示在圖3-14中[15]。對納米線的XRD分析揭示了Ge納米晶的存在。為方便起見，減去背景的碳(石墨)和GeO2(t-石英結構)的主要反射剖也表示在圖3-14中[15]。在圖3-14中27.08°、45.13°、53.49°和68.23°(2θ)對應體Ge金剛石結構的(111)、(220)、(311)和(400)晶面,這些晶面的面間距分別為3.2822、2.009、1.7113和1.4214?，表明已經生成金剛石結構的Ge納米晶。除金剛石結構的Ge外，特別是在(111)主衍射峰的低角邊也分辨出弱衍射峰，分別對應面間距為3.477?和3.386?的衍射峰位置。這些的衍射峰可以確定GeO2（t-石英結構，d=3.430?）[35a]和石墨(d=3.376?)[35b]的存在。圖3-15表示Ti誘導Ge納米圓錐體的XRD圖案[22]。如圖3-15所示，在32.2°和39.0°處有兩個明顯的分別對應金剛石結構Ge(200)和Ti6Ge5(710)晶面的衍射峰,表明形成了納米Ge單晶。

圖3-16是用氧化鋁模板制備的Ge納米線的XRD譜[14]。曲線(a)是背面噴金的氧化鋁模板的XRD譜,出現的兩個峰是Au(111)和Au(200)的峰,20°～40°間的彌散峰是氧化鋁模板的衍射峰,這個饅頭峰說明氧化鋁模板本身是一種微晶結構。曲線(b)是生長了Ge納米線后的氧化鋁模板的XRD譜,它的彌散峰與曲線(a)中的類似,也是氧化鋁模板本身的峰。圖3-17是兩種不同尺寸Ge量子點的XRD譜[36]。上部是直徑為~200?的量子點的XRD譜，下部則是尺寸在55-80?范圍內的量子點的XRD譜，下部XRD譜中的額外峰起因于GeO2的存在[37]?？梢钥吹剑虏垦苌浞灞壬喜垦苌浞鍖挕Ｓ捎^察到的XRD譜的衍射峰寬度可以確定量子點尺寸和晶化度。洛倫茲函數(Lorentzian)對直徑200?和100?量子點的擬合表明相干長度分別為200?和120?。Ge納米結構的光學特性

Raman譜是研究納米材料聲子限制效應的有效工具[39]。在納米晶中已經觀察到帶的峰位移動、展寬和不對稱[40]。圖3-18給出了兩種不同標稱直徑((b)36–83nm和(c)12–28nm)的Ge納米線和單晶Ge的室溫Raman譜[19]。由圖3-18可以看到，單晶Ge在298.5cm-1的一級Raman峰是對稱的，半高寬(FWHM)為7cm-1(圖3-18(a))。直徑為36–83nm(Ge晶核直徑~20–51nm)的Ge納米線的Raman譜表明，位于298.5cm-1的Raman峰輕微展寬(半高寬為10cm-1)，且不對稱(圖3-18(b))。圖3-18(c)是直徑為12–28nm(Ge晶核直徑~6–17nm)的Ge納米線的典型Raman譜。位于293cm-1的Raman峰不對稱，半高寬為21cm-1，在低頻端有一個尾部。因為沒有探測到Ge晶核中應力誘導的晶格參數變化，Raman峰的形狀主要歸因于Ge納米線中光學聲子的量子限制。散射單晶納米線的低維度導致一級Raman線通過放寬q=0選擇定則下移和展寬。由于納米線是長而薄的晶體，存在一個沿軸方向的動量q=0。因此，區域中心的聲子為出現在298.5cm-1處的Raman散射創造了條件。然而，在垂直于納米線的軸方向上，晶體的尺寸小，相應的動量為。因此，包括Ge的縱光學聲子和橫光學聲子(LO和TO)在內的非零q聲子的彌散能夠參與Raman散射，并導致Raman峰的展寬和向低頻邊延長。Raman散射對微晶材料的晶格微結構和晶體對稱性是很靈敏的。當Ge納米線的晶核直徑小時，Raman峰的寬度增大，更不對稱，在低頻邊有一個延長的尾巴。Zhu等人研究了在Si(113)晶面上生長的Ge島的Raman譜[23]。圖3-20表示用激光斑點聚焦在4.6個Ge單層(ML)樣品的一個表面Ge島上(上面的曲線)和浸潤層上(下面的曲線)的Raman譜。為精確地探測包含區域Ge的Raman散射，已經將純Si的Raman譜減去。在Ge浸潤層上沒有探測到與Ge有關的Raman信號。另一方面，Ge島在295cm-1附近出現一個強Ge-Ge模，在410cm-1處出現一個強Si-Ge模，約在485cm-1處出現一個強Si-Si模(圖3-20上面的曲線)。這充分證明，Ge島是由Si1-xGex合金而不是純Ge構成的。由此可見，相當可觀的Si材料在高溫下已經擴散進入到Ge島內部。一個自組裝Ge量子點超晶格樣品的典型Raman譜顯示在圖3-21,光學聲子和聲學聲子譜分別出現在高頻波數和低頻波數范圍[32]。在光學聲子范圍內,可以清楚地看到分別與Ge-Ge、Si-Ge、Si-SiLOC和Si-Si振動模相關的位于299、417、436和520cm-1的峰。Si-Ge和Si-SiLOC峰的出現表明在Ge浸潤層和Si間隔層處已形成了Si1-xGex合金。

對與Ge量子點參數相關的Ge-Ge峰進一步研究結果表明，隨著Ge量子點的增大,Ge-Ge峰的漂移量隨之增大。理論上該峰位置的漂移變化量主要取決于兩個因素:一是由于Ge/Si間晶格失配所引起的壓應變效應,導致Ge-Ge峰藍移;二是低維系統的聲子限制效應,導致光學聲子峰紅移。從圖3-22可以看到,低頻Raman峰的強度隨著Ge量子點的周期數增加而增強。根據樣品的生長模式,Ge量子點是垂直“自對準”有序分布,相互間存在著耦合。對于僅有2個周期的樣品E,其Raman峰很弱，在5個周期的樣品F上僅觀測到一個Raman峰。對于更多周期的樣品G、H和I,可清楚地觀測到3個Raman峰。Ge納米結構的FTIR譜采用量子尺寸的多孔硅作為襯底,利用區域優先成核在多孔硅表面上成功地生長了Ge量子點，圖3-23是該樣品的室溫傅里葉轉換紅外(FTIR)譜。在1733cm-1(215meV)處有一明顯的共振峰,可認為該吸收峰源于Ge量子點中前兩個重空穴能級之間的躍遷。可用下面的公式計算量子點中的允許能級其中是電子(空穴)的有效質量(Ge的兩個重空穴分別為0.32m0和0.077m0);h為普朗克常數;LX、LY為基區尺寸;LZ為高度。該樣品的基區寬度遠大于高度,因此前兩項可省略.由計算到得前兩個重空穴能級分別為67meV和277meV。由此得到兩個重空穴之間的躍遷能量為210meV,與實驗測試結果非常接近(215meV)。Ge納米結構的PL特性

圖3-24表示在Si(113)上覆蓋2.1到9.9個Ge單層(ML)的不同樣品在8K下的PL譜[23]。除起源于Si襯底在1097meV附近的發光峰外，每一層都顯示被58meV隔開的兩個發光峰。這兩個發光峰歸因于Si中Ge浸潤層的激子直接發光(NP發光)和橫光學聲子輔助發光(TO發光)。在低于TO峰約62meV處也觀測到一個弱發光峰，它歸因于Ge浸潤層的所謂發光峰。圖3-24中的插圖表示NP能量隨Ge覆蓋ML數的變化，與Si(001)上的Ge浸潤層的NP能量隨覆蓋ML數的變化規律十分相似。與較低Ge覆蓋層情況下近似的線性關系相比(在插圖中的點線)，對于4.6ML的樣品觀測到NP能量有一個顯著的藍移，與Ge島開始形成相對應。對于較厚的Ge層，PL峰能量稍有增大，近似保持不變。這表明在Ge島上過剩Ge材料都已凝聚，Ge浸潤層保持一固定厚度。這證明在Si(113)上存在Ge的強表面擴散，導致大的Ge島分離。AFM測量表明，Ge島和Ge團簇在其邊緣有空洞結構，這種空洞結構能夠產生阻止Ge浸潤層中產生的激子在輻射復合前擴散進入Ge島內的局部勢壘。因此，可以預見來自大面積無缺陷均勻Ge浸潤層的強的PL信號。另一方面，幾乎沒有觀測到與Ge島有關的PL信號，這可能部分起因于Ge島密度低，也可能意味著在大Ge島中已經形成了相當多的非輻射復合中心。已經用514nm的氬離子激光器作激發源在4K下測量了在Si(113)上自組裝生長的Ge納米線的PL譜，圖3-25給出生長在Si(113)上的逐漸增加Ge覆蓋單層的系列樣品的低溫PL譜。這些樣品顯示強的近帶邊發光，特別是3和4ML的樣品顯示NP發光和TO發光，看上去與在較高溫度下在Si(100)和Si(113)上生長的Ge浸潤層的PL譜類似，但有一個近60meV的紅移，Halsall等人將其歸因于在低溫下生長的諸單層中存在較高的Ge含量。當Ge覆蓋達到5ML時，PL譜發生變化，出現一個中心位于0.81eV的寬發光帶?？梢钥吹?，在0.9eV出現一個肩峰，其強度對樣品溫度和激光激發功率的依賴關系與2ML的較低Ge覆蓋樣品的NP發光相同，因此可將其解釋為一個Ge浸潤層的NP發光帶(TO發光帶被0.81eV處的發光帶掩蓋)。頂部的PL譜是僅由一個Ge層組成的參考樣品的PL譜。除通常起源于Si襯底和外延層的Si的TO發光和Si的TA發光外，并探測到來自Ge浸潤層的分別位于1.039和0.983eV的NP發光和TO發光。最初Ge浸潤層的NP發光峰用表示。在0.82eV附近的一個寬峰來源于Ge島,它由標為和的兩個寬峰組成，可將兩個峰歸因于Ge島內或邊沿上載流子復合的NP發光和TO發光。在疊層情況下，ts=15nm的系列樣品的PL譜逐漸發生變化。對Ge/Si雙層的堆疊可以精確地再現來自單Ge層與浸潤層的有關PL峰，證明了較低能量的發光。峰來自初始浸潤層，移向高能量的發光峰來自第二浸潤層。Ge納米線的電子結構

Kholod等人[60]用第一原理計算法計算了Ge納米線的電子結構，分析了空間方位對Ge納米線電子能帶結構的影響。圖3-28表示(100)、(110)、(111)取向和有效寬度不同的Ge納米線的電子能帶結構。由圖3-28可以看到，對于(110)取向的Ge納米線出現量子限制效應誘導的直接帶隙，而(100)和(111)取向的Ge納米線則為間接帶隙?；編秾e納米線的有效尺寸的依賴關系表明，帶隙隨著Ge納米線寬度的增加單調地降低，反映出量子限制效應。對于窄的Ge納米線，二維量子尺寸效應可以導致遠高于體Ge帶隙的光發射。在所研究的納米線寬度范圍內，對于給定的納米線寬度不同納米線取向的帶隙總是具有如下次序：Eg(110)<Eg(111)<Eg(100)。基本帶隙方向的各向異性隨著Ge納米線寬度的增加而降低。對于大的Ge納米線，基本帶隙方向的各向異性消失，帶隙接近體Ge材料的帶隙。Harris等人用sp3d5s*緊束縛模型(TightBindingModel)計算了Ge納米線(100)、(110)和(111)取向的能帶結構。圖3-29表示沿Ge納米線三個方向在布里淵區中心的帶隙隨線寬度的變化。可以看到，帶隙隨線寬度的減小而增大。在Ge布里淵區中心的帶隙大小的次序為Eg(110)<Eg(111)<Eg(100)。當Ge納米線的寬度增加(至少達到6nm)時，Ge(100)和Ge(110)之間的帶隙差幾乎保持不變。隨著線寬度的增加，取向不同的Ge納米線會聚到不同的帶隙：(110)取向的Ge納米線會聚到帶隙，而(100)和(111)取向的Ge納米線會聚到帶隙。圖3-30表示沿(100)、(110)和(111)取向的寬度D~2nm的Ge納米線的能帶結構?？梢钥吹?，只有(110)取向的Ge納米線為直接帶隙。Ge納米結構的電學特性與器件

直徑為120nm的Ge納米線與溫度有關的I-V特性表示在圖3-31(a)中,兩端Ge納米線器件的AFM圖象表示在圖-31(b)中。在溫度高于100K的情況下，發現電流與電壓的線性關系，表明Ge納米線和Au電極為歐姆接觸。Ge納米線被1-2nm厚的GeO2覆蓋著。包括接觸電阻在內的室溫電阻率在1.410-2到30cm范圍內，相應的雜質濃度至少為1016cm-3。沒有發現整流特性，表明Ge納米線是重摻雜的。中科院半導體研究所半導體超晶格國家重點實驗室

半導體超晶格國家重點實驗室(TheStateKeyLaboratoryforSuperlatticesandMicrostructures)于1988年3月由國家計委組織專家論證并批準后開始籌建，1990年開始對外開放，1991年11月通過了由國家計委組織的驗收委員會驗收?，F任實驗室主任為李樹深研究員。實驗室學術委員會主任為鄭厚植院士。

實驗室目前共有26名成員，其中包括兩位中國科學院院士—鄭厚植和夏建白，15位研究員、3位副研究員，以及6位助理研究員、技術支撐和行政管理人員。先后有7人獲得國家杰出青年基金、10人獲得中國科學院百人計劃支持。實驗室以半導體低維量子功能結構的物理研究為基礎，以發現、研究低維量子體系中的新現象和新效應為主要目標，探索半導體低維量子功能結構在固態電子、光電子、光子器件和量子信息技術中的潛在應用，力圖從最基礎的層面上提升我國電子、光電子、光子信息技術的創新能力，為我國半導體科學技術的跨躍式發展做出重要貢獻。

在過去的二十多年間，實驗室承擔了30多個科技部、基金委和科學院的重大和重點項目，取得了可喜的科研成果。黃昆先生獲得2001年度國家最高科學技術獎。2000年至今獲得國家自然科學獎二等獎二項。2004年半導體超晶格國家重點實驗室被授予國家重點實驗室計劃先進集體稱號。實驗室具有良好的科研氛圍、科研設備和環境條件，擁有雄厚的科研積累和奮發向上的科研團隊，并于2006年獲得國家自然基金委員會的創新研究群體科學基金。目前承擔了包括科技部重大基礎研究計劃、863項目等在內的多項國家和科學院的重要科研項目。

生長稀磁半導體分子束外延系統分子束外延光譜測試系統拉曼光譜系統鄭厚植

院士（1995）研究員博士生導師,自1979年以來長期從事半導體低維量子結構物理及新器件探索，目前主要研究方向包括：

○低維量子結構物理和納米量子器件

○半導體自旋電子學和自旋量子器件

○半導體中的量子相干過程、波函數工程和量子相干器件

所在的半導體超晶格國家重點實驗室具備先進而齊全的超薄半導體材料生長，光學／電學測試手段。包括：4臺分子束外延系統（MBE）（1新、3舊）；各種穩態、時間分辨和非線性光譜系統（飛秒瞬態激光光譜，拉曼光譜，付里葉光譜，PL、PLE光譜，磁光和時間分辨法拉第旋轉光譜）；低溫強磁場系統和各種電學測試手段。研究所新建的“半導體集成技術中心”可以提供先進而配套的納米加工手段。

他在半導體低維量子結構領域內作出了系統而重要的成果。他最早報道了量子霍耳效應的尺寸效應；他與英國學者同時獨立地在國際上最早提出了分裂柵控技術，并用它實現了具有高遷移率的一維異質結量子線；首次報道了局域化由二維至一維的維度變換行為；首次從實驗上證實了相位損失時間與電導的重要理論關系；提出了空穴反常磁阻效應新理論；報道了二維至二維共振隧穿模式的特異性；發展了測量量子霍耳區電子擴散系數、量子阱中電子隧穿逃逸時間和利用雙勢壘結構磁電容譜測量朗道態密度的新原理、新方法；研制了可調諧量子點微腔探測器、光存儲探測器等新器件。曾獲1994、1995年度中國科學院自然科學一等獎、二等獎。完成／在研主要項目：國家攀登計劃重大項目“半導體超晶格物理及材料、器件探索”（1991－1995）首席專家。國家攀登計劃重大項目“半導體超晶格、低維量子結構物理、材料和器件探索”（1996－2000）首席專家。國家自然科學基金重點項目“半導體／非半導體低維結構物理及其應用”（1998－2001）首席專家。中科院重要方向項目“量子結構、量子器件的基礎研究”（2001.10－2006.10）首席專家?！?73”項目“IT前沿中的固態量子結構、量子器件及其集成技術”（2002－2006）首席專家。代表性論著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