Манипулирование светом в наноструктурах при помощи гибридного анапольного состояния тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 00.00.00, кандидат наук Кузнецов Алексей Витальевич

• Кузнецов Алексей Витальевич
• кандидат наук
• 2025

Оглавление диссертации кандидат наук Кузнецов Алексей Витальевич

ВВЕДЕНИЕ

ГЛАВА 1. ИССЛЕДОВАНИЕ РЕЗОНАНСНЫХ СВОЙСТВ НИТЕВИДНЫХ НАНОКРИСТАЛЛОВ ФОСФИДА ГАЛЛИЯ В ВИДИМОМ И БЛИЖНЕМ ИК ДИАПАЗОНАХ

1.1. Резонансные диэлектрические структуры

1.2. Материалы и методы

1.3. Численное моделирование рассеяния на ННК ОаР

1.4. Экспериментальное исследование рассеяния на ННК ОаР

1.5. Заключение по главе

1.6. Положение выносимое на защиту

ГЛАВА 2. ИССЛЕДОВАНИЕ ВОЛНОВОДНЫХ СВОЙСТВ НИТЕВИДНЫХ НАНОКРИСТАЛЛОВ ФОСФИДА ГАЛЛИЯ

2.1. Волноводы в интегральной нанофотонике

2.2. Материалы и методы

2.3. Численное моделирование волноводных свойств ННК

2.4. Экспериментальное исследование волноводного эффекта в ННК ОаР

2.5. Численное моделирование волноводных свойств изогнутых ННК

2.6. Экспериментальное исследование изогнутых ННК

2.8. Направленный ответвитель на основе изогнутых ННК ОаР

2.11. Заключение по главе

2.12. Положение выносимое на защиту

ГЛАВА 3. ИССЛЕДОВАНИЕ ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫХ СВОЙСТВ ГИБРИДНЫХ НАНОСТРУКТУР И ГЕТЕРОСТРУКТУР НА ОСНОВЕ НИТЕВИДНЫХ НАНОКРИСТАЛЛОВ ФОСФИДА ГАЛЛИЯ

3.1. Наноразмерные источники излучения

3.2. Методы и материалы

3.3. Микроспектроскопия ФЛ

3.4. Численное моделирование ННК ОаР/ОаРхАБьх

3.5. Создание гибридной наноструктуры ОаР/Мо32

3.6. Исследование оптических свойств гетероструктуры ННК ОаР/МоБ2 методами микроспектроскопии КРС и ФЛ

3.7. Спектроскопия ФЛ с разнесенными в пространстве сбором и накачкой, направленный вывод ФЛ

3.8. Спектроскопия возбуждения ФЛ

2.12. Заключение по главе

2.13. Положение выносимое на защиту

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

СЛОВАРЬ СОКРАЩЕНИЙ И ОБОЗНАЧЕНИЙ

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Манипулирование светом в наноструктурах при помощи гибридного анапольного состояния»

ВВЕДЕНИЕ

В настоящее время информационные технологии переживают этап, когда электронные интегральные схемы достигают своих фундаментальных пределов. Дальнейшее улучшение параметров электрических процессоров путем уменьшения функциональных элементов становится невозможным в виду сильного влияния эффектов размерного квантования. Для увеличения плотности информационных потоков, производительности и объема обрабатываемых данных становится необходимой разработка альтернативного подхода, например, передачи и обработки информации с помощью интегральных фотонных схем. Последние представляют собой перспективную платформу для вычислительных систем будущего. Для создания таких систем требуется разработка новых технологий и элементной базы.

Нитевидные нанокристаллы (ННК) представляют собой перспективный материал для разработки элементной базы интегральной нанофотоники. Среди полупроводниковых соединений, пригодных для синтеза ННК, особый интерес для фотонных устройств представляют фосфиды. В частности, эпитаксиальные ННК на основе фосфида галлия (GaP) обладают высоким кристаллическим совершенством, механической прочностью, большим аспектным отношением, а также возможностью роста на рассогласованных подложках и стабилизации метастабильных фаз. GaP демонстрирует низкий коэффициент поглощения и высокий показатель преломления в широком спектральном диапазоне (0.5-11 мкм), что делает его подходящим материалом для создания пассивных оптических элементов с в широком диапазоне продольных и латеральных размеров.

Высокое аспектное соотношение при субволновом поперечном сечении, атомарная гладкость боковых граней и широкое окно прозрачности, перекрывающее почти весь видимый диапазон длин волн, в совокупности позволяют рассматривать данные структуры как платформу для разработки пассивных компонентов интегральных оптических схем - волноводов и более сложных устройств на их основе (фильтры, модуляторы, интерферометры и т.д.).

Наличие же на торцах гладких граней, которые, по сути, представляют собой плоскопараллельные зеркала, открывает возможности для применения отдельных ННК в качестве самоорганизованных нанорезонаторов Фабри-Перо. Особенности роста по механизму пар-жидкость-кристалл (ПЖК) без использования сторонних катализаторов позволяют выращивать ННК на рассогласованных подложках, в том числе на в виде вертикальных массивов различной плотности. ННК ОаР, обладающие высоким показателем преломления, могут также выступать как эффективные рассеиватели, с возможностью контроля спектрального положения оптического отклика за счет подбора геометрических параметров.

Несмотря на то, что сам GaP - материал непрямозонный, его разбавление изовалентными элементами 5 группы (К, As) позволяет изменять структуру энергетических зон, тем самым получать прямозонные соединения. Таким образом, на основе фосфидных ННК возможно создание не только пассивных, но и активных элементов фотонных схем - источников излучения, в том числе гибридных. При этом технология роста (молекулярно-пучковая эпитаксия - МПЭ) позволяет формировать структуры сложной геометрии и химического состава, в том числе с множественными аксиальными и радиальными гетеропереходами. Резонаторная геометрия в совокупности с высоким показателем преломления позволяют эффективно локализовывать излучение внутри ННК, что особенно перспективно для лазерных применений и модуляции оптического сигнала.

Несмотря на интригующие возможности, которые предоставляют ННК фосфидных соединений, оптические свойства этих наноструктур, принципиально важные для реализации фотонных схем, исследованы не до конца. Данная диссертационная работа логически подразделяется на три части и посвящена последовательному анализу оптических свойств ННК на основе ОаР. В частности, первый раздел посвящен исследованию резонансных свойств ННК ОаР. Методами численного моделирования и экспериментально проводится анализ Ми-подобных резонансных мод в вертикально ориентированных ННК. Вторая часть диссертационной работы представляет собой исследование волноводного эффекта в одиночных планаризованных ННК ОаР. Описание волноводных свойств

строится, начиная с анализа поведения собственных мод в зависимости от диаметра ННК, длины волны и изгиба ННК методами численного расчета. Результаты численного моделирования апробируются экспериментально с помощью методов оптической микроскопии. Также демонстрируется возможность создания оптического функционального компонента - направленного ответвителя 2х2 и, с помощью построения численной модели, управления его спектральными характеристиками. Заключительная часть посвящена наноразмерным источникам излучения на основе аксиально гетероструктурированных ННК GaP/GaPxAsl-x, а также гибридной гетероструктуры, представляющей из себя интеграцию ННК GaP и монослоя MoS2. Основными методами характеризации данных наноструктур является микроспектроскопия фотолюминесценции (ФЛ) и комбинационного рассеяния света (КРС). Данные подходы позволяют получить информацию не только о спектральных характеристиках излучения, но и об особенностях его пространственного распределения. Данная часть диссертационной работы демонстрирует возможность создания источников излучения со спектрально модифицированным откликом и высокой направленностью излучения, что особенно перспективно для развития интегральной фотоники.

Целью настоящей диссертационной работы является систематическое исследование оптических свойств нитевидных нанокристаллов на основе фосфида галлия, принципиально важных для реализации элементов фотонных интегральных схем.

Для достижения поставленной цели были сформулированы следующие задачи:

1) Исследовать особенности резонансного поведения мод Ми в вертикальных ННК GaP различного диаметра методами численного моделирования и спектроскопии темного поля;

2) Изучить явление волноводного эффекта в прямых и изогнутых горизонтальных ННК GaP в видимом и ближнем ИК диапазонах, а также структурах типа ответвитель 2х2 на их основе, методами численного анализа и оптической микроскопии;

3) Провести характеризацию фотолюминесцентного отклика и особенностей его пространственного распределения в гетероструктурированных ННК GaP/GaPxAs1-x методами микроспектроскопии ФЛ;

4) Проанализировать возможности осуществления направленного вывода, усиления и резонанса ФЛ в гибридной наноструктуре на основе ННК GaP и монослоя MoS2 с помощью техник микроспектроскопии ФЛ, КРС и спектроскопии ФЛ с разделенными в пространстве сбором и оптической накачкой.

Научная новизна диссертационной работы состоит в углубленном анализе оптических характеристик ННК GaP в контексте их использования в качестве пассивных (волноводы, резонаторы) и активных (источники излучения, включая гибридные) элементов интегральных оптических систем, а также созданных на их основе функциональных компонентов (например, направленных ответвителей). Впервые будут представлены: исследование резонансного оптического отклика, связанного с возбуждением мод Ми в вертикальных ННК GaP различной геометрии, изучение отсечки волноводного эффекта в горизонтально ориентированных одиночных ННК GaP, исследование влияния геометрии направленного ответвителя 2х2 на основе двух изогнутых ННК GaP на пространственное распределение энергии электромагнитных волн и спектры выходного сигнала, создание источника излучения с высоконаправленным выводом ФЛ в гибридной системе ННК GaP/монослой MoS2, где ННК выступает в качестве волновода и высокодобротного резонатора Фабри-Перо.

Практическая значимость диссертационной работы заключается в том, что созданные в процессе исследований наноструктуры могут стать прототипами новых устройств элементной базы фотонных логических схем.

Методология и методы исследования. Решение поставленных задач осуществляется как методами численного моделирования, так и экспериментально.

Методы численного моделирования:

1) Метод конечных разностей во временной области (finite-difference timedomain - FDTD) применяется для моделирования распространения

электромагнитных волн в волноводах, расчетов спектров рассеяния и анализа добротности резонаторов.

2) Метод конечных разностей в частотной области (finite-difference frequency-domain - FDFD) применяется для расчетов стационарных профилей распределения электромагнитных полей собственных резонансных и волноводных мод, а также для расчета характеристик волноводных мод, таких как оптические потери, эффективный показатель преломления.

Экспериментальные методы

1) МПЭ - используется для синтеза ННК GaP, в том числе гетероструктурированных GaP/GaPxAs 1 -x

2) Метод капельного нанесения из суспензии применяется для переноса ННК GaP с ростовой подложки на вспомогательную в горизонтальной ориентации

3) Эксфолиация и сухой перенос применяется для получения монослоев

M0S2

4) Оптическая и растровая электронная микроскопии используются для визуализации наноструктур и определения их геометрических параметров

5) Атомно-силовая микроскопия используется для деформации и точного позиционирования ННК GaP, а также для анализа топографии исследуемых наноструктур

6) Спектроскпия темного поля позволяет анализировать спектры рассеяния вертикальных и горизонтальных ННК

7) Микроспектроскопии ФЛ и КРС используются для анализа пространственного распределения оптического отклика

8) Спектроскопия ФЛ с разнесенными в пространстве сбором и накачкой применяется для анализа направленного вывода ФЛ через ННК GaP

9) Спектроскопия возбуждения ФЛ используется для подбора длины волны накачки монослоя MoS2 напрямую и дистанционно через ННК GaP

Основные положения, выносимые на защиту:

1. В вертикальных нитевидных нанокристаллах фосфида галлия длиной 1 мкм, демонстрирующих одиночный резонанс Ми, возможна перестройка его

спектрального положения в диапазоне 400-900 нм путем изменения диаметра нитевидного нанокристалла от 50 до 200 нм.

2. Волноводный эффект в нитевидных нанокристаллах фосфида галлия, связанный с возбуждением фундаментальной моды HE11 на длинах волн 633, 808 нм обладает отсечкой при диаметрах нанокристалла 135 и 185 нм соответственно. На основе пары таких изогнутых нанокристаллов реализован направленный ответвитель 2х2 и с помощью разработанной численной модели продемонстрирована пространственно-периодическая перекачка энергии в нем, контролируемая за счет изменения геометрических параметров ответвителя.

3. Гибридная наноструктура на основе монослоя MoS2 и нитевидного нанокристалла фосфида галлия позволяет реализовать локальный источник направленного излучения с оптической накачкой. За счет резонансного оптического поведения нанокристалла наблюдается усиление фотолюминесценции монослоя MoS2 в окрестности торца нитевидного нанокристалла, лежащего на монослое, а также осцилляции интенсивности в спектре фотолюминесценции. Нитевидный нанокристалл позволяет также дистанционно возбуждать фотолюминесценцию в монослое за счет проявления волноводных свойств.

Достоверность полученных результатов подтверждается

систематичностью выявленных зависимостей и воспроизводимостью экспериментальных результатов. Полученные результаты были неоднократно представлены на всероссийских и международных конференциях, а также опубликованы в ведущих международных журналах.

Апробация результатов. Результаты были доложены диссертантом на 3 всероссийских и 8 международных конференциях:

1. Школа-конференция «Saint-Petersburg OPEN 2025», проводимая в период с 20 по 23 мая 2025 г., Санкт-Петербург, Россия, «Optical 2x2 directional couplers based on GaP nanowires», постер;

2. Молодежная школа конференция по физике конденсированного состояния «Школа ФКС-2024», проводимая в период с 11 по 15 марта 2024г., п. Лосево, Ленинградская область, «Высоконаправленный вывод

фотолюминесценции в гибридной наноструктуре на основе монослоя MoS2 и нитевидного нанокристалла GaP», постер;

3. Международная конференция «21st Asia-Pacific Conference on Fundamental Problems of Opto- and Microelectronics», проводимая в период с 22 по 26 декабря 2023 г., Хайкоу, Китай, «On-chip hybrid photonic system based on GaP single nanowires and MoS2 monolayer for highly directed PL outcoupling», пленарный доклад.

4. Международная конференция «11th International Symposium on Optics and its Applications», проводимая в период с 11 по 15 июля 2023 г., Ереван, Армения, «Self-catalyzed epitaxial GaP nanowires-effective waveguides for integrated nanophotonics», пленарный доклад.

5. Школа-конференция «Saint-Petersburg OPEN 2023», проводимая в период с 23 по 26 мая 2023 г., Санкт-Петербург, Россия, «Numerical simulation of the optical properties of a hybrid system based on gallium phosphide nanowires and 2D transition metal dichalcogenides», постер;

6. XXV Всероссийская Молодежная Конференция по Физике Полупроводников и Наноструктур, Полупроводниковой Опто - и Наноэлектронике, проводимая в период с 27 ноября по 1 декабря 2023 г., Санкт-Петербург, Россия, «Самокаталитические эпитаксиальные нитевидные нанокристаллы фосфида галлия - волноводы для интегральной нанофотоники», пленарный доклад.

7. Международная конференция «Compound semiconductor week 2023», проводимая в период с 29 мая по 2 июня 2023 г., Чеджу, Корея, «Plasmonic and optical effects in hybrid nanostructures based on GaP nanowire with Ga catalyst», пленарный доклад;

8. Международная конференция «2022 IEEE Конференция российских молодых исследователей в области электротехники и электроники (2022 ElConRus)», проводимая в период с 25 по 28 января 2022 г., Санкт-Петербург, Россия, «GaP Nanowire Waveguides», пленарный доклад.

9. XXIII Всероссийская Молодежная Конференция по Физике Полупроводников и Наноструктур, Полупроводниковой Опто - и Наноэлектронике,

проводимая в период с 22 по 26 ноября 2021 г., Санкт-Петербург, Россия, «Влияние плазмонных эффектов на локализацию электромагнитных волн в нитевидных нанокристаллах фосфида галлия», пленарный доклад.

10. Международная конференция «2021 IEEE Конференция российских молодых исследователей в области электротехники и электроники (2021 ElConRus)», проводимая в период с 26 по 29 января 2021 г., Санкт-Петербург, Россия, «Investigation of GaP Based Nanowires Optical Properties for Lasing Applications», пленарный доклад.

Личный вклад. Диссертант вместе с научным руководителем формулировал концепции проведенных исследований, совместно с соавторами участвовал в постановке исследовательских задач. Диссертантом выполнены практически все изложенные оптические эксперименты, теоретические расчеты, частично принималось участие в подготовке образцов. Также диссертант внес основополагающий вклад в анализ результатов и написание публикаций.

Публикации по теме диссертации. Основные результаты по теме диссертации представлены в 8 публикациях, 6 из которых индексируются в базах данных Scopus и Web of Science:

1. Kuznetsov, A., Anikina, M. A., Toksumakov, A. N., Abramov, A. N., Dremov, V. V., Zavyalova, E., ... & Bolshakov, A. D. (2025). In-Plane Directional MoS2 Emitter Employing Dielectric Nanowire Cavity. Small Structures, 6(4), 2400476. Импакт фактор - 13.9(Q1).

2. Kuznetsov, A., Moiseev, E., Abramov, A. N., Fominykh, N., Sharov, V. A., Kondratev, V. M., ... & Bolshakov, A. D. (2023). Elastic Gallium Phosphide Nanowire Optical Waveguides—Versatile Subwavelength Platform for Integrated Photonics. Small, 2301660. Импакт фактор - 15.153 (Q1).

3. Kuznetsov, A., Roy, P., Grudinin, D. V., Kondratev, V. M., Kadinskaya, S. A., Vorobyev, A. A., ... & Bolshakov, A. D. (2023). Self-assembled photonic structure: A Ga optical antenna on GaP nanowires. Nanoscale, 15(5), 2332-2339. Импакт фактор - 8.307 (Q1).

4. Kuznetsov, A., Roy, P., Kondratev, V. M., Fedorov, V. V., Kotlyar, K. P., Reznik, R. R., ... & Bolshakov, A. D. (2022). Anisotropic Radiation in Heterostructured "Emitter in a Cavity" Nanowire. Nanomaterials, 12(2), 241. Импакт фактор - 5.719 (Q1).

5. Anikina, M. A., Roy, P., Kadinskaya, S. A., Kuznetsov, A., Kondratev, V. M., & Bolshakov, A. D. (2023). Numerical Study of GaP Nanowires: Individual and Coupled Optical Waveguides and Resonant Phenomena. Nanomaterials, 13(1), 56. Импакт фактор - 5.719 (Q1).

6. Anikina, M. A., Kusnetsov, A., Toksumakov, A. N., Dremov, V. V., Ghazaryan, D. A., Fedorov, V. V., ... & Bolshakov, A. D. (2023). Photoluminescence anisotropy in hybrid nanostructures based on gallium phosphide nanowire and 2D transition metal dichalcogenides. St. Petersburg Polytechnic University Journal: Physics and Mathematics, 69(3.2), 130-136. Импакт фактор - 0.2 (Q4).

7. Kuznetsov, A., Fominykh, N., Kondratev, V., & Fedina, S. V. (2022, January). GaP Nanowire Waveguides. In 2022 Conference of Russian Young Researchers in Electrical and Electronic Engineering (ElConRus) (pp. 1126-1129). IEEE.

8. Kuznetsov, A. S., Bolshakov, A. D., & Cirlin, G. E. (2021, January). Investigation of GaP Based Nanowires Optical Properties for Lasing Applications. In 2021 IEEE Conference of Russian Young Researchers in Electrical and Electronic Engineering (ElConRus) (pp. 1325-1328). IEEE.

ГЛАВА 1. ИССЛЕДОВАНИЕ РЕЗОНАНСНЫХ СВОЙСТВ НИТЕВИДНЫХ НАНОКРИСТАЛЛОВ ФОСФИДА ГАЛЛИЯ В ВИДИМОМ И БЛИЖНЕМ

ИК ДИАПАЗОНАХ

1.1. Резонансные диэлектрические структуры

Исследование оптического рассеяния имеет богатую историю, уходящую корнями в фундаментальные открытия, связанные с поведением света. Один из самых ранних значительных вкладов был сделан Джоном Тиндаллом (1860-ые года), который впервые заметил, что свет, рассеянный от мелких частиц, приводит к появлению голубого цвета неба - явление, известное сегодня как эффект Тиндалла. Однако именно лорд Рэлей (Джон Уильям Стратт) развил представление об этом явлении, разработав математическую теорию, объясняющую рассеяние света и, следовательно, цвет неба [1,2]. Явление рассеяния включает в себя несколько типов, каждый из которых отличается размером рассеивающих частиц по отношению к длине волны света. Среди них можно выделить рассеяние Рэлея, которое объясняет голубой цвет неба из-за взаимодействия с мелкими частицами (размер частиц много меньше длины волны), и рассеяние Ми, связанное с более крупными частицами, размеры которых сопоставимы с длиной волны [3]. Этот тип рассеяния обычно наблюдается в крупных аэрозольных частицах и капельках воды, способствуя, например, появлению белых облаков и дымки в атмосфере.

Рассеяние плоской электромагнитной волны сферической частицей было проанализировано еще до начала прошлого века датчанином Людвигом Валентином Лоренцем в 1890 году. Лоренц не использовал уравнения Максвелла для получения электрического и магнитного полей рассеянной волны, а построил собственную теорию рассеяния света, основанную на понятии светового вектора, а не на понятии электромагнитного поля. Это усложнило физическую интерпретацию и в конечном итоге привело к забвению вклада Лоренца. В 1908 году Густав Ми предложил свое общее решение для рассеяния и поглощения от

одиночных изолированных сфер, основанное на уравнениях Максвелла. Его целью было объяснить цвет коллоидных наночастиц золота и его зависимость от размера. Стоит отметить, что помимо теоретических работ, большим достижением Ми стало то, что он впервые рассчитал спектры золотых наночастиц различных размеров. Это очень важно, поскольку в 1908 году не было ни электронной микроскопии для определения размеров, ни компьютеров для расчета спектров. Однако с помощью спектров, зависящих от размера, представленных в работе Ми, можно было сравнить измеренные спектры с рассчитанными и в некоторой степени определить размер золотых наночастиц. Так, первым применением теории Ми стала интерпретация экспериментов Стьюбинга с коллоидными частицами золота. Огромное значение теоретических работ Лоренца и Ми можно понять по тому, что они часто рассматривалась впоследствии во многих книгах по классической электродинамике, например, Борна и Вольфа, Страттона и Джексона, а также в нескольких монографиях по рассеянию света, например, ван де Халста, Бохрена и Хаффмана. В честь Лоренца теорию часто называют также теорией Лоренца - Ми, но в дальнейшем мы будем называть ее теорией Ми.

Теория Ми о рассеянии и поглощении света сферическими частицами нашла многочисленные применения в коллоидной химии, науке о цвете, атмосфере и астрофизике [4-6]. В последнее время она также стала актуальной темой в области оптоэлектроники и преобразовании солнечной энергии [7,8]. В науке об атмосфере особый интерес представляет угловое распределение света, рассеянного частицами микронного размера. Радуга, сияние и ореолы, голубая луна или голубое солнце -наглядные примеры, когда теория Ми объясняет характерное рассеяние света. Углеродистые частицы нанометрового размера, пыль или частицы аммиака становятся все более важными объектами для изучения рассеяния ими солнечного излучения из-за их вклада в антропогенное загрязнение воздуха. В астрофизике углеродистые частицы нанометрового размера также имеют большое значение, поскольку они составляют большую часть межзвездной пыли. Кроме того, интерес представляют различные силикаты и минералы на основе кремния. Поскольку в астрофизике используется, в основном, инфракрасная спектральная область,

отношение размера частиц к длине волны мало, аналогично частицам нанометрового размера для длин волн видимого диапазона.

Проявление того или иного цвета при рассеянии и поглощении света частицами зависит от их размера. Формирование цвета чаще является эффектом, вызванным не отдельной частицей, а рассеянием и поглощением ансамблем частиц. Известных материалов рассеивающих НЧ существует огромное множество: частицы металлов (А1, Ма, К, Си, Ag, Аи), катализаторов (Р^ Pd, Rh), магнитных металлов ^е, №, Со), редкоземельных металлов ^с, Y, Ег), переходных металлов (V, МЬ, Та), полуметаллов (TiN, /гМ), полупроводников SiC, CdTe, ZnSe), углеродных материалов (графит, аморфный углерод, алмаз), поглощающих оксидов (Fe2Oз, Cr2Oз, Cu2O, СиО), прозрачных оксидов Al2Oз, TiO2 , CeO2),

частиц с фононными поляритонами (MgO, МаС1, CaF2) и т.д. Важно понимать, что данная классификация является весьма условной.

В данной работе рассматриваются нелюминесцирующие полупроводниковые наночастицы на основе кремния и карбида кремния ^С). Оба материала обладают межзонными переходами в ближней ультрафиолетовой и видимой области спектра, а также характеризуются высокими значениями показателя преломления при низком коэффициенте поглощения в видимом диапазоне. Эти свойства делают Si и SiC перспективными материалами для изучения морфологически зависимых оптических резонансов. Как можно заметить на Рисунке 1 наблюдается сильное смещение оптических Ми резонансов в длинноволновую область с увеличением диаметра наночастиц.

Wavelength [pm]

Рисунок 1. Спектры рассеяния кремниевых наночастиц а) диаметром 20 - 180 нм с шагом 20 нм; б) диаметром 200, 400 и 600 нм и в) наночастиц карбида кремния диаметром 200 - 600 нм с шагом 80 нм [9]

Данные расчеты производились для одиночных НЧ, находящихся в вакууме. В эксперименте же, НЧ обычно наносятся на подложку либо находятся в коллоидном растворе или прозрачной полимерной матрице. В случае, когда НЧ находятся в диэлектрической матрице или в растворителе, т.е. в однородной среде, расчет в рамках теории Ми ничем не осложняется. Но при нанесении на подложку в системе появляется асимметрия в оптической плотности среды, что вынуждает решать задачу исключительно численно. В присутствии подложки распределение

резонансных полей претерпевает изменения, что может спровоцировать не только смещение резонансов, но и влиять на диаграмму направленности рассеяния, как это показано на Рисунке 2 [10].

а)

Dark-fteld condenser

В)

Incident hght

ф Si particle

б)

Forward scattering*4^

Dark-field objective lens

т Forward scattering

'Щ • 4 « f • 5 • • 6 9 • • • 3

4 ф ф 1

• • • 2 «

W Backward scattering

• mm • 4 1

ч • 5 •

• 6 # •

•

•3 А

4 п V 1

> •

•2 •

Incident light

Рисунок 2. а, б) Схемы возбуждения и сбора рассеянного сигнала в геометрии вперед и обратного рассеяния, соответственно; в) оптическое темнопольное изображение НЧ на подложке ЗЮ2 в геометрии вперед и г) обратного рассеяния [10]

Оптические темнопольные изображения отчетливо демонстрируют различный цвет НЧ обусловленный разницей в диаметре, следовательно положением Ми резонансов в видимом спектральном диапазоне. Также, видно, что в различной геометрии засветки цвет частиц отличается, что обуславливается изменением диаграммы направленности рассеяния в виду присутствия подложки.

Резонансные наноструктуры, в том числе наночастицы, в которых нарушается симметрия кристаллической решетки, могут применяться в нелинейной оптике, в частности для генерации второй гармоники (ГВГ). Во-первых, это обусловлено локальным нарушением симметрии вблизи поверхности НЧ, во-вторых, возможность подстройки оптических резонансов позволяет совместить их с длиной волны оптической накачки, либо длиной волны кратной гармоники, либо и того и другого одновременно, что значительно повышает эффективность генерации. В работе [11] были рассчитаны и экспериментально измерены спектры рассеяния одиночных НЧ различного диаметра (Рисунок 3).

Диаметр частиц подбирался таким образом, чтобы совместить положение пиков Ми резонансов со спектральным положением лазера накачки и длины волны ГВГ. Таким образом было получено 50-кратное усиление сигнала ГВГ в сравнении с сигналом от пленки 81:И из которой были синтезированы НЧ.

Рисунок 3. Спектры рассеяния НЧ диаметром 220, 250, 300 и 350 нм (снизу вверх) на стеклянной подложке полученные а) экспериментально и б) теоретически; в) спектры ГВГ одиночной НЧ диаметром 350 нм и пленки гидрогенизированного из которого она была получена [11]

Если говорить о НЧ, то многообразие рассеивателей не ограничивается только лишь сферической геометрией. Так были продемонстрированы рассеиватели различной формы и размеров: эллиптические [12], нанонити [13], звездообразные [14], пирамидальные [15].

Помимо наноразмерных рассеивателей, синтезируемых методами растворной химии, с помощью лазерной абляции, можно создавать рассеиватели, получаемые с помощью методов литографии, травления/нанесения материалов через маску. Литография (фото- или электронная) позволяет создавать маску из резиста под структуры самой различной геометрии в широком диапазоне вертикальных и латеральных размеров. Кроме того, методы литографии позволяют создавать упорядоченные массивы идентичных наноструктур, что нивелирует одну из основных проблем синтеза НЧ - дисперсия размеров.

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Кузнецов Алексей Витальевич, 2025 год

Модовый источник

45

Р = 150,200,250 НМ

40

Спектр модового источника

35

30

20

15

10

Рисунок 32. Схема расчетной задачи

На спектры пропускания на обоих выходах оказывают влияние в первую очередь такие геометрические параметры, как диаметр ННК (D), длина зоны оптической связи (Lc), ширина зазора в области оптической связи (gap). Они варьировались следующим образом: диаметр ННК от 150 до 250 нм, длина оптической связи от 5 до 15 мкм, ширина зазора в области оптической связи от 0 до 200 нм. Вне изгибов и зоны оптической связи секции ответвителя имели длину в 5 мкм. Использовались граничные условия PML, чтобы избежать отражения на границах расчетной области, минимальный шаг сетки составлял 5 нм.

Сначала варьировался диаметр ННК GaP для исследования его влияния на спектры пропускания при одинаковых размерах зазора между плечами ответвителя, а также при одинаковой длине зоны оптической связи. Пример полученных спектров представлен на Рисунке 33.

дар = 50 nm Lc = 5 цт

500 600 700 BOO 000 1000 500 000 700 300 900 1000 500 ООО 700 300 900 1000

Wavelength (nm) Wavelength {nm) Wavelength (nm)

Рисунок 33. Спектры пропускания в «прямом» (черный) и «перекрестном» (красный) выходах для диаметров ННК 150, 200 и 250 нм при ширине зазора между ними 50 нм и длине зоны оптической связи 5 мкм.

Полученные спектры указывают на периодический характер перекачки энергии фундаментальной моды между плечами ответвителя. Ширина пиков, их спектральное положение и их количество напрямую зависят от диаметра ННК. Такая связь объясняется тем, что при меньших диаметрах ННК поле электромагнитной волны хуже локализуется внутри волновода, и его эванесцентный экспоненциальный хвост гораздо длиннее, из-за чего такая волна лучше взаимодействует с соседним волноводом и эффективнее перетекает из

одного плеча в другое. При больших же диаметрах ННК, где наблюдается более сильная локализация поля, перекачка энергии из одного плеча ответвителя в другое затрудняется, вследствие чего пики смещаются в область больших длин волн и уширяются. Нуль в пропускании на больших длинах волн обусловлен отсечкой фундаментальной моды ввиду наличия подложки.

Следующим шагом было исследование влияния на спектры пропускания ширины зазора между ННК в зоне оптической связи. Фиксировались длина области оптической связи - 5 мкм и диаметр ННК ОаР - 150 нм. Полученные спектры пропускания для данных параметров геометрии ответвителей представлены на Рисунке 34.

Рисунок 34. Спектры пропускания в «прямом» (черный) и «перекрестном» (красный) выходах для ширины зазора 0, 50, 100 нм при диаметре ННК 150 нм и длине зоны оптической связи 5 мкм

Изменение полученных зависимостей с увеличением зазора схоже с влиянием диаметра ННК на спектры пропускания. Однако на представленных на Рисунке 34 спектрах пропускания четко прослеживается их высокая чувствительность к изменению ширины зазора с точки зрения количества циклов перекачки и ширине пиков, при этом их спектральное положение практически не изменяется. С увеличением зазора уменьшается число циклов перекачки энергии ввиду меньшего перекрытия эванесцентных хвостов фундаментальной моды и соседнего плеча ответвителя. Нуль в пропускании в коротковолновой области для зазора 150 нм объясняется сильной локализацией моды внутри плеча, в которое

электромагнитная волна запускается, и отсутствием перекрытия поля волны со вторым плечом ответвителя.

Третий параметр, который варьировался в данной части работы - длина зоны оптической связи. В данном расчете использовались ННК диаметром 200 нм с зазором между ними 50 нм. Полученные спектры пропускания представлены на Рисунке 35.

О = 200 пт дар = 50 пт

\Лйге1епд1И (пт) У\й¥е1епд№ (пт) \/№^е1епд1И (пт)

Рисунок 35. Спектры пропускания в «прямом» (черный) и «перекрестном» (красный) выходах для длины зоны оптической связи 5, 10, 15 мкм при диаметре ННК GaP 200 нм и ширине зазора 50 нм

По спектрам, изображенным на Рисунке 35 видно, что по мере увеличения длины области оптической связи число циклов перекачки значительно увеличивается, при этом также происходит сужение пиков во всем диапазоне длин волн. Данный эффект объясняется тем, что в случае увеличения длины области оптической связи увеличивается и число случаев, когда на этой длине соблюдаются условия конструктивной/деструктивной интерференции, что и способствует увеличению количества пиков.

Для более подробной иллюстрации наблюдаемых эффектов были рассчитаны распределения интенсивности электрического поля в зоне оптической связи для длин волн, соответствующих пикам в спектрах пропускания «прямого» и «перекрестного» выходов. В качестве примера была выбрана следующая геометрия направленного ответвителя: длина зоны оптической связи - 10 мкм, диаметр - 200

нм, ширина зазора - 50 нм. Полученные распределения поля представлены на Рисунке 36.

Рисунок 36. Распределения электрического поля в зоне оптической связи для длин волн, соответствующих пикам в пропускании «прямого» и «перекрестного» выходов направленного ответвителя с длиной зоны оптической связи 10 мкм, диаметром ННК 200 нм и шириной зазора 50 нм; размерная метка соответствует 2 мкм

Проанализировав Рисунок 36, можно подтвердить, что электромагнитная волна, действительно, периодически перекачивается из одного плеча в другое. Число пиков в спектре пропускания, если начинать их считать из коротковолновой области, соответствует числу циклов перекачки между плечами ответвителя. На Рисунке 36 отчетливо видно закономерное уменьшение циклов перекачки при движении от пика на 791 нм к пику на 550 нм, где волна переходит из одного плеча в другое, не возвращаясь обратно.

В результате, было продемонстрировано, что геометрические параметры направленного ответвителя напрямую определяют его выходные характеристики: рабочая длина волны, спектральная ширина рабочего диапазона, соотношение выходящей мощности на выходных портах. Например, если необходима

функциональность в длинноволновой области и в широком спектральном диапазоне, то для достижения этой цели можно увеличивать диаметр ННК и ширину зазора между плечами ответвителя в зоне оптической связи. Если необходима наоборот работа в узком диапазоне или на нескольких фиксированных частотах в коротковолновом диапазоне, то можно для этого уменьшить диаметр ННК, увеличить длину области оптической связи. В конце концов, подбор геометрии для конкретных выходных спектральных характеристик сводится к задаче на оптимизацию геометрии направленного ответвителя.

Чтобы продемонстрировать возможность применения волноводов на основе ННК GaP в качестве основы для создания сложных оптических устройств, был изготовлен направленный ответвитель 2х2 из двух изогнутых ННК GaP. Ответвитель был изготовлен таким же образом, как и изогнутые ННК - с помощью техники наноманипулирования АСМ-зондом. РЭМ-изображение полученной структуры представлено на Рисунке 37 a).

9 Port 2

Port 1

Port 3 5 pm

Port 4\

Рисунок 37. Ответвитель 2х2 на основе двух ННК GaP. а) РЭМ-изображение изготовленного ответвителя; б) оптическое изображение ответвителя, засвеченного лазером 532 нм в верхнем правом (входном) порту, вставки показывают увеличенное изображение выходных портов

Затем один из портов ответвителя (левый верхний) был засвечен зеленым лазером с длиной волны 532 нм. Полученное оптическое изображение распространения сигнала к другим портам ответвителя представлено на Рисунке 37 б). Увеличенные изображения выходных портов, показанные на вставках, наглядно демонстрируют передачу оптического сигнала ко всем портам ответвителя, что свидетельствует об эффективной оптической связи между двумя соседними ННК.

2.11. Заключение по главе 2

Данная часть работы продемонстрировала возможность реализации волноводов с субволновым поперечным гексагональным сечением на основе ННК ОаР. Теоретически и экспериментально было показано наличие волноводной отсечки фундаментальной моды НЕ11 для длин волн 532, 633 и 808 нм. Было также показано, что изгиб ННК ОаР, диаметр которых лежит вблизи волноводной отсечки приводит к резкому возрастанию потерь на излучение и отсечке волноводного эффекта. Методами численного моделирования было исследовано влияние геометрии оптического направленного ответвителя на основе двух изогнутых ННК ОаР на спектры пропускания выходного сигнала. Было показано, что путем подбора диаметра, ширины зазора и длины зоны оптической связи можно управлять количеством циклов перекачки энергии электромагнитной волны из одного плеча в другое, спектральным положением пиков в спектрах пропускания и шириной данных пиков, что напрямую влияет на рабочую длину волны и диапазон устройства. Возможность реализации направленного ответвителя была продемонстрирована путем его создания с помощью техники наноманипулирования АСМ-зондом и демонстрации распространения оптического сигнала от входа к его выходным портам.

2.12. Положение выносимое на защиту

Волноводный эффект в нитевидных нанокристаллах фосфида галлия, связанный с возбуждением фундаментальной моды НЕ11 на длинах волн 633, 808 нм обладает отсечкой при диаметрах нанокристалла 135 и 185 нм, соответственно. На основе пары таких изогнутых нанокристаллов реализован направленный ответвитель 2х2 и с помощью разработанной численной модели продемонстрирована пространственно-периодическая перекачка энергии в нем, контролируемая за счет изменения геометрических параметров ответвителя.

ГЛАВА 3. ИССЛЕДОВАНИЕ ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫХ СВОЙСТВ ГИБРИДНЫХ НАНОСТРУКТУР И ГЕТЕРОСТРУКТУР НА ОСНОВЕ НИТЕВИДНЫХ НАНОКРИСТАЛЛОВ ФОСФИДА ГАЛЛИЯ

3.1. Наноразмерные источники излучения

На протяжении всего периода становления интегральной фотоники одной из базовых проблем была интеграция с источниками излучения. Как правило, если речь идет, например, о вводе света через волокно, то используется ввод через дифракционную решетку («grating coupler»), размеры которой сопоставимы с размерами оптического волокна (> 50 мкм). В данном случае, размеры оптического чипа значительно увеличивается. Для миниатюризации всей фотонной схемы идет разработка миниатюрных источников излучения, которые могут быть интегрированы непосредственно в чип, не занимая, при этом большую площадь.

Одним из примеров перспективных материалов для излучателей являются коллоидные квантовые точки (ККТ), которые могут быть интегрированы в фотонные и оптоэлектронные устройства в тонкопленочной конфигурации. На их основе реализуются светоизлучающие диоды, фотодетекторы и т.д. Важно отметить, что ККТ с высоким материальным усилением широко используются в разработке лазеров на кристалле [78,79], которые являются конкурентоспособными кандидатами взамен традиционных полупроводниковых лазеров благодаря перестраиваемости рабочей длины волны в широком диапазоне, низкой стоимости и масштабируемости технологии для производства на различных подложках, в том числе в гибком исполнении. Учитывая быстрое развитие ККТ-лазеров в последние годы, включая лазеры с непрерывной оптической, электрической накачкой, ККТ-лазеры и коммерческие приложения на их основе, как ожидается, станут реальностью в ближайшие годы [80]. Наконец, что не менее важно, присущие ККТ высокие показатели преломления делают их подходящими кандидатами для пассивных нанофотонных устройств на кристалле, таких как волноводы,

дифракционные решетки, направленные ответвители, интерферометры Маха -Цандера, кольцевые резонаторы и т.д.

В последние годы наблюдается бурное развитие ККТ-лазеров [81]. Частично это объясняется достижениями в технологии синтеза высококачественных ККТ, которые позволили достигнуть высокого подавления Оже рекомбинации [82-85]. Вместе с улучшением материальных свойств также развиваются ККТ-лазеры с различными типами накачки. Так лазерная генерация в ККТ уже была продемонстрирована в условиях непрерывной оптической [83] и электрической накачки [82]. К настоящему времени различные резонаторы, включая резонаторы Фабри-Перо [86,87], резонаторы с модами шепчущей галереи [88-90], резонаторы с распределенной обратной связью [91,92], случайные резонаторы [93,94] и плазмонные решетчатые резонаторы [95,96] с ККТ, были использованы для демонстрации лазерной генерации. Среди этих резонаторов выделяются объемные (например, МШГ-резонаторы [97], резонаторы на основе полых волокон [98]) или неупорядоченные (например, неравномерно распределенные случайные резонаторы [99], микрокапельные и другие резонаторы с ККТ [100]).

После первой демонстрации оптического усиления в ККТ в 2000 году было создано множество лазеров на их основе [81]. Из-за отсутствия ККТ с высоким коэффициентом усиления изготовление лазерных структур ограничиваются нанесением ККТ на поверхности резонаторов с высокой добротностью, при этом эванесцентные поля резонансных мод взаимодействуют с ККТ. Эта схема снижает пороговое оптическое усиление для достижения лазерной генерации, например, как это было показано с ККТ, нанесенными на тороидальный микрорезонатор сверхвысокой добротности (4108) (Рисунок 38 а)) [101]. Тороидальный микрорезонатор (внутренний/внешний диаметр 5/60.6 мм) и ККТ изготавливаются независимо, а затем ККТ, диспергированные в толуоле, наносятся на микрорезонатор, причем толщина слоя составляет всего несколько нанометров. Из-за внедрения ККТ, собственная добротность микрорезонатора существенно снижается на один-два порядка на длинах волн лазерной генерации из-за потерь на

поглощение и рассеяние. В этой конфигурации импульсную (100 фс) лазерную накачку удобно вводить в микрорезонатор через коническое волокно. По сравнению с конфигурацией возбуждения в свободном пространстве, пороговая мощность снижается примерно в 2600 раз. Благодаря сочетанию высокой добротности и схемы эффективной накачки через волокно, эти микролазеры с ККТ на кристалле демонстрируют рекордно низкую пороговую энергию в импульсе (9.9 фДж) даже без дополнительной оптимизации активной среды.

Рисунок 38. Микролазеры ККТ на кристалле с использованием внешних резонаторов. a) Схема тороидального микрорезонатора, покрытого ККТ. На вставке показано РЭМ-изображение микрорезонатора [101]. б) (верхняя вставка) Спектры лазерной генерации полусферического микрорезонатора, покрытого ККТ, при различных энергиях накачки. Левая и правая вставки показывают интенсивность пиков в зависимости от энергии накачки и схему полусферического лазера, соответственно. (средние вставки) Оптические микроскопические изображения полусферического микрорезонатора до и после покрытия ККТ. (нижние вставки) Оптические изображения полусферического микрорезонатора с ККТ ниже и выше порога лазерной генерации [102]. в) (левая вставка)

Флуоресцентные оптические изображения микросфер из диоксида кремния, равномерно покрытых пленкой ККТ. На верхней и нижней вставках показаны оптические и флуоресцентные изображения микросфер с покрытием из ККТ. Размерные метки на вставках составляют 15 мм. (правая вставка) РЭМ -изображение композитной структуры ККТ-микросфера. На вставке показано РЭМ-изображение сверху той же композитной структуры. Размерная метка на вставке -10 мм.

Хотя приведенная выше схема успешно демонстрирует выдающиеся характеристики ККТ-лазера на кристалле, данные оптические микрорезонаторы изолируются от подложки с помощью частичного травления жертвенных слоев под ними. Поэтому для вывода лазерного излучения их приходится соединять с волокном. Сложность производства и стыковки таких резонаторов с оптическим волокном значительно ограничивает их применение в интегральной фотонике. В этом смысле более предпочтительны резонаторы, расположенные непосредственно на поверхности подложки, поскольку поддерживаемые резонансные моды легче взаимодействуют с другими компонентами на чипе. Один из таких примеров продемонстрировала группа Хандонга Суна, осадив ККТ на полусферический резонатор, поддерживающий моды шепчущей галереи (МШГ) (Рисунок 38 б)) [102]. Для обеспечения эффективной локализации излучения подложка представляет собой брэгговское зеркало (99.5%), состоящее из нескольких чередующихся слоев SiO2 и ТЮ2, что предотвращает утечку света из нижней части полусфер. Эти полусферы изготавливаются очень простым способом - контактом микрокапель эпоксидной смолы и отвердителя с поверхностью зеркала, покрытой гидрофобным слоем. В результате после высыхания образуются твердотельные полусферы радиусом от 5 до 120 мкм, а на поверхность полусфер погружным методом наносятся ККТ, выступающие активной средой. При возбуждении наносекундными импульсами продемонстрирована лазерная генерация (порог накачки 10.4 мДж^см-2 и ширина линии 0.15 нм).

Следует отметить, что ККТ, встроенные в вышеупомянутые микрорезонаторы, имеют плохую однородность (см. оптические изображения на

Рисунке 38 а, б)), что приводит к значительным потерям на рассеяние и ухудшению добротности. Кроме того, низкая плотность покрытия ККТ также ограничивает оптическое усиление и интенсивность лазерной генерации в таких системах. Из-за сильной локализации резонансных мод в вышеупомянутых резонаторах, усиление, достигаемое за счет перекрытия между активной средой и полем резонансных мод, часто бывает низким, что приводит к увеличению порога генерации. Кроме того, такие проблемы, как изготовление контактов, создание однородных слоев ККТ, ненаправленность выводимого излучения, а также необходимость дополнительных технологических операций для создания резонаторов значительно затрудняют их реализацию в интегральном исполнении.

Большие перспективы для создания наноразмерных источников излучения открывают новые материалы технологически удобные для интеграции в процессы планарной технологии. Монослои дихалькогенидов переходных металлов (ДПМ) -полупроводники с прямой структурой энергетических зон, обладающие оптическими и электронными характеристиками, отличными от их свойств в объеме [103]. ДПМ с химической формулой МХ2 (М = Мо, W; X = S, Se, Те) имеют запрещенную зону, соответствующую излучательной рекомбинации в видимой и ближней инфракрасной областях спектра (1.0 - 2.1 эВ) [104], что позволяет использовать их в различных фотонных и оптоэлектронных приложениях, таких как светоизлучающие устройства, фотоэлектрические приборы и нанолазеры [105107].

Химическая структура и симметрия кристаллической решетки двумерных ДПМ обусловливают их уникальные оптические свойства. Из-за слабого экранирования электрического поля, энергии связи экситонов в двумерных ДПМ очень велики (сотни мэВ) [108,109], ввиду чего экситоны хорошо описываются моделями Ванье и Френкеля. Такая большая энергия связи также приводит к доминированию излучательной рекомбинации связанных в экситон электронов и дырок при комнатной температуре. Запрещенная зона, как и квантовая эффективность ФЛ ДПМ, зависит от количества слоев в кристалле. Прямозонность монослойных ДПМ делает их подходящими оптическими материалами для

различных применений, связанных с излучением света. В частности, для применения в качестве активной среды для достижения лазерной генерации с оптической накачкой [110-112]. В дополнение к собственным оптическим свойствам, люминесценцией в двумерных ДПМ можно управлять путем введения дефектов, например за счет процессов физической [113] или химической адсорбции [114], а также введения примесей [115,116] непосредственно в процессе синтеза. Недавние работы продемонстрировали возможность химической пассивации дефектов в двумерных ДПМ [117,118] для увеличения квантовой эффективности, а также реализацию источников одиночных фотонов [119,120].

Одним из наиболее интересных свойств монослойных ДПМ является новая степень свободы, которая появляется благодаря существованию неэквивалентных долин, расположенных на краях (К и К') зоны Бриллюэна вследствие нарушения инверсионной симметрии и спин-орбитального взаимодействия [121]. В монослоях продемонстрировано оптическое [122,123], электронное [124] и магнитное [125] управление долинным псевдоспином и долинным эффектом Холла [126,127]. Что касается нарушения инверсионной симметрии, то двумерные ДПМ демонстрируют эффективную генерацию второй гармоники в зависимости от количества слоев и их ориентации друг относительно друга [128,129].

Двумерные материалы имеют сильные ковалентные связи в плоскости и относительно слабые силы Ван-дер-Ваальса в направлении перпендикулярном плоскости слоев. Как и графен, один из первых исследованных монослойных ДПМ, моб2, был получен путем механической эксфолиации объемного кристалла. Хотя механическая эксфолиация является простым методом получения двумерных материалов, изготовленные таким образом слои обычно не превышают в размерах нескольких десятков микрон, а их форма плохо поддаются контролю, что ограничивает их применение. Химическое осаждение из газовой фазы (ГФЭ) было продемонстрировано как подход для получения двумерных материалов большой площади, а также твердых растворов с возможностью контроля химического состава [130,131]. Низкая энергия связи между слоями в Ван-дер-Ваальсовых кристаллах открывает новые возможности в дизайне материалов с уникальными

свойствами путем укладки различных слоев друг на друга. Недавно методом ГФЭ был успешно получен широкий спектр гетероструктур и сверхрешеток на основе различных ДПМ [132,133]. Прямая запрещенная зона и высокая квантовая эффективность монослойных ДПМ делает их потенциальными материалами для достижения высокого оптического усиления. В отличие от нанолазеров, реализованных на основе квазиодномерных наноструктур [134,135], которые выступают в качестве естественных резонаторов, лазерная генерация на двумерных ДПМ требует высококачественных внешних резонаторов для усиления взаимодействия света и активной среды.

Ву и др. [136] исследовали монослой WSe2 интегрированный на фотонный кристаллический резонатор, как показано на Рисунке 39 а). Резонатор может значительно увеличить темп спонтанных излучательных переходов в активной среде за счет эффекта Парселла и эффективно снизить пороговую мощность. В частности, были реализованы экситонные лазеры на WSe2 с высокой добротностью резонатора (-8000) при 130 К, используя в качестве возбуждения непрерывную лазерную накачку.

1пС1Йвл1 ритр рожег (П^ Ритр МмюНу (МУУ ст"2) Ритр!хжю(гл»<>

Рисунок 39. а) Схема устройства, где с помощью псевдоцвета показан профиль электрического поля (в плоскости, XV) фундаментальной моды резонатора. Вставка: схема атомной структуры монослоя WSe2. б) Слева: интенсивность

люминесценции как функция мощности оптической накачки при 130 К [136]. в) Схематическое изображение микродискового лазера на монослое WS 2. Сэндвич-структура, SiзN4/WS2/ВСО, обеспечивает более высокую локализацию и приводит к большему модовому усилению. г) Экспериментальные данные и аналитический расчет. Наилучшее соответствие экспериментальным данным дает пороговую плотность мощности накачки ~5 - 8 МВт^см-2 при коэффициенте спонтанной эмиссии в, равном 0.5 [110]. д) Схема устройства (подвешенная в воздухе структура нанолазера на кремниевом фотонном кристалле с монослоем МоТе 2 сверху). е) Ь-Ь график, на котором сплошные квадраты представляют собой экспериментальные данные. Сплошные линии - результаты расчета с различными коэффициентами спонтанной эмиссии р. в = 0.1 наилучшим образом соответствует экспериментальным данным [112]

В работе [110] были реализованы монослойные лазеры на WS2, используя МШГ резонатор с конфигурацией сэндвич-диска (SiзN4/WS2/водородный силсесквиоксан (ВСО)), как показано на Рисунке 39 в). Благодаря такому дизайну резонатора были достигнуты высокая добротность, ~2600, и коэффициент спонтанной эмиссии в = 0.5 (Рисунок 39 г)). В работе [112] использовали химически модифицированный MoS2 в качестве активной среды, чтобы получить добротность ~1000. Аналогично, в работе [137] использовали сферы SiO2 в качестве резонаторов для усиления взаимодействия между лазером накачки и MoS2. Недавно Ли и др. [111] реализовали лазерную генерацию с помощью МоТе2 в ближнем инфракрасном диапазоне при возбуждении непрерывным лазером при комнатной температуре, используя в качестве резонатора кремниевый фотонный кристалл, как показано на Рисунке 39 д). Как и ККТ, проблема с направленным выводом излучения и требования к наличию внешнего резонатора значительно осложняют имплементацию ДПМ в интегральные фотонные схемы. Данная проблема может быть решена путем интеграции тонких люминесцирующих слоев ДПМ с наноструктурами, выступающими в качестве внешнего волновода и резонатора.

ННК представляют собой класс наноструктур, которые могут выступать в качестве источников излучения, которые потенциально могут превзойти аналоги в

планарном исполнении. На данный момент когерентное лазерное излучение в условиях оптической накачки наблюдалось от ряда различных нанорезонаторов бинарных полупроводников, включая эпитаксиальные массивы 7п0 (X ~ 385 нм) [43], гребенки [138], тетраподы [67], отдельные нанопровода и наноленты [139], наноленты (-337 нм) [45], ННК CdS (-490 нм) [46], GaN (-375 нм) [44] и GaSb (—1550 нм) [47]. Хорошо ограненные нанопровода диаметром 100 - 500 нм поддерживают преимущественно аксиальные волноводные моды Фабри-Перо, разделенные спектрально согласно формуле:

ДА, = А2/[2Ьп(Г)], (3)

где Ь - длина резонатора, а п(Х) - групповой показатель преломления. Значительные потери на рассеяние препятствуют лазерной генерации в проводах меньшего размера. Поэтому, для функционирования нанопровода в качестве естественного высокодобротного резонатора необходима большая разница в показателях преломления между полупроводниковым материалом и окружающей его диэлектрической средой. В совокупности с высоким аспектным соотношением, данные структуры действуют могут выступать как волноводы и обеспечивать высокую локализацию резонансных мод для достижения низких пороговых значений усиления и высокой добротности. Типичная мощность одиночного лазера на нанопроводах 7п0 с оптической накачкой недавно была измерена на уровне нескольких десятков микроватт [49]. Поместив их во внешний резонатор, например в фотонный кристалл [140], или изготовив распределенные брэгговские отражатели, можно еще больше снизить порог лазерной генерации. Изображение в дальнем поле показывает, что фотолюминесценция и лазерная генерация локализованы на концах нанопроводов, что соответствует аксиальным модам Фабри-Перо (Рисунок 40 в)).

350 360 370 »80 »0 400 4Ю 4»

г)

ц р

I

360 390 400 420 440 460 480 ЬОЭ

(пгг)

Рисунок 40. a) Схема лазера на основе нанопровода 1иОаК/ОаК с оптической накачкой. б) Схема нанопровода с множественными квантовыми ямами и увеличенное изображение поперечного сечения. Слой InGaN обозначен желтым цветом. в) Спектр лазерной генерации одиночного нанопровода ZnO и оптическое изображение в дальнем поле излучающего нанопровода 1иОаК/ОаК (вставка). г) Нормированные спектры лазерной генерации, полученные с четырех структур с множественными квантовыми ямами, с увеличением состава индия слева направо. Нижний и верхний спектры для каждого образца были получены при накачке ~250 кВт^см"2 и ~700 кВт^см"2, соответственно [49]

Также особенности синтеза нанопроводов позволяют создавать уникальные гетероструктуры типа ядро/оболочка. Если говорить о структурах с пониженной размерностью, то в данном случае квантовое ограничение дает ощутимый эффект, если диаметр среды усиления уменьшается ниже боровского экситонного радиуса. Эффективное ограничение носителей/экситонов было продемонстрировано для гетероструктуры GaN/AlGaN со структурой ядро/оболочка в которой активная среда - GaN, имеет диаметр всего 5 нм и покрыта толстой оболочкой из Al0.75Ga0.25N (которая имеет большую запрещенную зону и меньший показатель преломления, чем сердцевина [141]), тем самым создавая структуру с одновременной локализацией экситонов и фотонов. Одни из недавних работ продемонстрировали лазерную генерацию в радиальных [142] (Рисунок 40 б)) и аксиальных гетероструктурах с множественными квантовыми ямами. Аксиальная гетероструктура состояла из сердцевины GaN, которая являлась основной частью оптического резонатора, и эпитаксиальных оболочек InGaN/GaN, которые выступали в качестве перестраиваемой по составу активной средой. Таким образом, длина волны излучения изменялась в диапазоне 365 - 494 нм (Рисунок 40 г)). Также лазерная генерация в ближней инфракрасной области была продемонстрирована в радиальных гетероструктурах с аналогичной структурой на основе GaAs/GaPAs [143-145]. Помимо лазеров с оптической накачкой, широко разрабатываются светоизлучательные устройства с электрической накачкой на основе нанопроводов. Впервые такие светодиоды были продемонстрированы с использованием вертикальных массивов GaAs с р-п-переходом [146]. На данный момент светодиоды успешно реализованы в скрещенных нанопроводах [147-149], аксиальных [150] и радиальных гетероструктурах [142,148] в диапазоне от ультрафиолета до ближнего ИК. В частности, было показано, что можно изготовить на одной подложке цветные светодиоды путем скрещивания различных нанопроводов п-типа, включая GaN (УФ), CdS (зеленый) и CdSe (ближний ИК). Материал р-типа обычно представляет собой кремниевый нанопровод или кремниевые полоски [148].

Несмотря на весь прогресс, достигнутый в области лазерной генерации с оптической накачкой на нанопроводах, остается еще большое количество не решенных задач, такие как реализация нанолазеров с электрической накачкой, формирование гетеропереходов с высоким коэффициентом усиления или множественных квантовых ям внутри отдельных нанопроводов высокого качества, эффективное пассивирование поверхности для устранения нежелательных каналов рекомбинации и т.д. Тем не менее уникальная геометрия, возможности точного контроля химического состава и структуры открывают большие возможности в контексте создания на их основе фотонных функциональных элементов в виду их малых размеров, которые сопоставимы с размерами электронных транзисторов.

3.2. Методы и материалы

Аксиально гетероструктурированные ННК GaP/GaPxAsi-x были синтезированы аналогично процедурам, описанным в п.п. 1.2, а подложка Si (111) подвергалась такой же предростовой обработке

Температуру подложки и ЭДП ячейки Ga поддерживали постоянными во время роста ННК и устанавливали на уровне 610 °C и 8 х 10-8 Торр (скорость планарного роста GaP составила 3.17 нм/мин или 190 нм/ч), соответственно. Формирование аксиальной гетероструктуры в ННК было инициировано одновременным открытием заслонок источников Ga и P2 при соотношении потоков P2/Ga, вдвое превышающем стехиометрическое значение (отношение ЭДП V/III -12), с последующим ростом ННК GaP высотой примерно 2 мкм в течение 50 мин со средней скоростью осевого роста 0.67 нм/с. Относительно низкое отношение V/III и температура роста были выбраны для увеличения диаметра ННК. Полученная аксиальная ННК-гетероструктура состояла из 7 идентично выращенных вставок GaPxAs1-x с ожидаемой толщиной 50 нм (время роста каждой вставки составляло 50 с, средняя скорость аксиального роста 1 нм/с), разделенных 6 сегментами GaP с ожидаемой длиной 600 нм (время роста каждого сегмента

составляло 750 с, средняя скорость осевого роста - 0.8 нм/с). Формирование гетероструктуры ННК завершилось ростом сегмента GaP длиной 2 мкм. Схема синтезированных ННК и РЭМ-изображения массива представлены на Рисунке 41.

ва

со

-1

*

<

а)

б)

1

в)

Рисунок 41. а) Схема гетероструктурированного ННК GaP (не в масштабе) с расчетными средними размерами А (основание) = 2 мкм, В (верхний сегмент GaP) = 2 мкм, I (вставка GaPxAsl-x) = 50 нм, S (сегмент GaP) = 600 нм, Н (длина ННК) = 7.8 мкм б) и РЭМ-изображения морфологии массива ННК GaPxAs1-x ЮаР: вид сбоку на скол ростовой подложки, в) белыми стрелками помечены вставки GaPxAs1-x

Состав вставок GaPxAs1-x подбирался для получения ФЛ в видимой области спектра по методике, описанной в [23]. Вставки прямозонного тройного твердого раствора GaP0;5As0;5 были получены путем настройки отношения потоков As4 к Р2 (с точки зрения их стехиометрических значений для роста GaAs и GaP) до 2, учитывая кумулятивное отношение потоков группы V к Ga, которое было равно 3. Здесь отношения As/Ga, РЮа и (As + Р)Юа ЭДП были установлены равными 24, 6 и 30 соответственно. Потоки группы V прерывали перед каждым формированием НД, закрывая обе заслонки на 10 с, чтобы избежать роста во время регулировки потоков As и Р и их стабилизации. Во время роста сегмента GaP игольчатый клапан и заслонка источника крекинга мышьяка оставались закрытыми. Формирование ННК прерывали одновременным закрытием обеих заслонок Ga и Р2 и отключением питания нагревателя образца для сохранения капель катализатора Ga.

3.3. Микроспектроскопия ФЛ

Исследование излучательных свойств гетероструктурированных ННК ОаР/ОаРхЛв1-х осуществлялся с помощью спектроскопии ФЛ. Для анализа изучаемых эффектов последовательно были измерены спектры ФЛ на обоих торцах ННК при изменении поляризации возбуждающего излучения. Возбуждение и сбор сигнала осуществлялись в геометрии на отражение из одной и той же точки. РЭМ-изображение исследуемого ННК длиной 7.8 мкм и толщиной 160 нм представлено на Рисунке 43 а). Фокусировка лазерного пучка на краю ННК способствовала эффективному вводу электромагнитной волны внутрь наноструктуры с последующим возбуждением ФЛ во всех прямозонных вставках GaPxAs1-x.

Спектры, измеренные при ориентации плоскости поляризации лазера вдоль (продольная) и поперек (поперечная) оси роста ННК на обоих торцевых гранях ННК, представлены на Рисунке 42.

Рисунок 42. Спектры ФЛ, полученные в продольной и поперечной поляризациях возбуждающего лазера на обоих торцах ННК GaP/GaPxAsl-x

График демонстрирует несколько интересных особенностей: 1) ожидаемое усиление ФЛ в случае продольной поляризации, 2) неожиданно большую разницу в откликах ФЛ, полученных на концах без и с каплей Ga, и 3) незначительный сигнал ФЛ в случае поперечной поляризации на краю ННК с каплей Ga. На полученных спектрах наблюдаются сильные осцилляции сигнала, свидетельствующие о резонансных свойствах ННК (осцилляции Фабри-Перо). Отклик ФЛ на конце без капли Ga более чем в 3 раза выше в продольной поляризации по сравнению с поперечной.

Сигнал, собранный на краю ННК без капли Ga, примерно в 30 раз интенсивнее, чем сигнал на краю капли в продольной поляризации. Этот эффект является проявлением сильного отражающего и одновременно слабо рассеивающего поведения НЧ Ga. Капля усиливает внутреннее отражение на торцевой грани ННК, что способствует увеличению добротности резонатора, и приводит к осцилляциям интенсивности сигнала ФЛ. По этой же причине полученный отклик здесь значительно слабее. При поперечной поляризации сигнал, собранный в окрестности капли, пренебрежимо мал по сравнению с сигналом с противоположной грани. Данное явление может стать ключом к применению исследуемых ННК в устройствах, где необходима чувствительность к поляризации анализируемого излучения.

Для более детального анализа особенностей излучения гетероструктурированного ННК под воздействием оптической накачки при комнатной температуре была получена карта интегральной интенсивности сигнала ФЛ от одиночного ННК на стеклянной подложке, РЭМ-изображение которого представлено на Рисунке 43 а). Для обеспечения высокого разрешения картирования шаг сканирования был установлен равным 40 нм как в вертикальном, так и горизонтальном направлениях. Полученная карта сигнала ФЛ (Рисунок 43 б)), интегрированного в диапазоне 500 - 800 нм, согласуется со структурой ННК, показанной на РЭМ-изображении. На карте четко различимы девять «горячих

точек»: две по краям и остальные семь точно совпадают с положением прямозонных вставок GaPxAs1-x. Далее, были проанализированы соответствующие спектры. Спектры ФЛ, соответствующие каждой вставке, показаны на Рисунке 43 в).

\

500 nm

Gallium droplet ^^r

i У

% 500 nm

0 T

Gallium droplet

GaPAs, inserts

— ■ 2 цт

а)

б)

в) г)

Рисунок 43. а) РЭМ-изображение одиночного планаризованного ННК GaP/GaPxAsl -x, вставка демонстрирует 50-нанометровые сегменты GaPxAsl-x (отмечены красным); б) интегральная карта интенсивности ФЛ исследуемого ННК и в) спектры ФЛ, полученные на каждой из вставок GaPxAs1-x; г) спектры ФЛ, измеренные с конца ННК без капли Ga (фиолетовый, умножен на 0.5); на краю с каплей Ga (желтый, умножен на 5); и на 1 (красный), 4 (зеленый) и 7 (синий) вставках.

Появление отклика ФЛ в месте расположения каждой вставки означает, что, несмотря на малое сечение ННК и распространение возбуждения перпендикулярно его оси, сфокусированный пучок может возбуждать ФЛ в отдельных вставках. Пики интенсивности всех наблюдаемых спектров сосредоточены между 640 и 650 нм с шириной полосы излучения от 600 до 700 нм. Спектральное положение пиков соответствует содержанию мышьяка около х = 0.5, согласно закону Вегарда [151], что близко к ожидаемому составу исходя из соотношения ростовых потоков P:As, равному 1. Интенсивность ФЛ варьируется от одной вставки к другой, при этом наблюдается наиболее интенсивный сигнал на вставке, расположенной ближе всего к торцу ННК (1).

На Рисунке 43 в) представлены спектры ФЛ, измеренные в окрестности верхней (желтая кривая) и нижней (фиолетовая кривая) торцевых граней ННК. Оба спектра оказываются спектрально неоднородными, в отличие от тех, что были измерены вблизи любой из вставок. Осцилляции интенсивности происходят, за счет выполнения условий резонанса Фабри-Перо [145,152]. Края ННК выступают в роли эффективных центров рассеяния, поэтому здесь наблюдается сигнал высокой интенсивности, модифицированный резонансами Фабри-Перо. Большая часть излучения вставок направляется в объем резонатора и при отражении от торцевых граней интерферирует, а меньшая часть выходит с боковой поверхности, не модифицируясь спектром резонансных мод, согласно полученным спектрам на Рисунке 43 г).

Несмотря на одинаковую спектральную структуру, отклик, полученный вблизи капли Ga, оказался на порядок менее интенсивным по сравнению с сигналом на противоположном краю ННК (Рисунок 43 г)), что полностью соотносится с результатами, изображенными на Рисунке 42.

Согласно экспериментальным результатам, представленным на Рисунке 43, наблюдаемый сигнал ФЛ имеет различную интенсивность на каждой вставке, несмотря на их идентичную геометрию. Этот эффект можно объяснить двумя факторами. Первый фактор — размер лазерного пятна (~1 мкм), что может приводить к частичному наложению возбуждения на торцевую грань при

центрировании лазерного пятна на вставке, расположенной вблизи края, с последующим более эффективным возбуждением.

Согласно Рисунку 43, отклик ФЛ, полученный на конце ННК без капли Ga, оказался значительно выше, чем тот, что был измерен в окрестности капли. Данное явление может быть связано с поглощением сигнала ФЛ плазмонной каплей. Этот эффект, однако, должен приводить к ухудшению резонансных свойств, обеспечивающих осцилляцию сигнала ФЛ. Более того, как было показано ранее [153], капля Ga действует скорее, как антенна, направляющая волну в ННК, нежели как поглотитель. Результаты моделирования, представленные на Рисунке 45, демонстрируют, что наночастицы Ga улучшают отражательную способность грани с соответствующим усилением поля, сконцентрированным на противоположном краю.

Сравнение спектров ФЛ на Рисунке 43 г) демонстрирует спектральный сдвиг примерно на 20 нм между положениями пиков ФЛ излучения, собранного на конце ННК, и вставки, причем первый из них смещен в красную область спектра. Для объяснения этого явления необходимо учитывать, что интенсивность ФЛ пропорциональна концентрации носителей заряда. Полупроводник с оптической накачкой находится в условиях сильного неравновесия; поэтому можно применить концепцию квазиуровней Ферми. Рассмотрим концентрацию электронов. Концентрация (пе) электронов в зоне проводимости может быть рассчитана с помощью данного выражения:

где Ее — низший уровень зоны проводимости, ^(Е) — функция Ферми-Дирака, зависящая от положения квазиуровня Ферми, В08(Е-Ее) - функция плотности состояний в зоне проводимости. Следовательно, концентрация электронов — это, по сути, площадь под кривой, являющейся произведением плотности состояний и функции распределения Ферми-Дирака, содержащей квазиуровень Ферми для электронов. В данном эксперименте возбуждение и сбор осуществляются с одной

(4)

и той же точки, и при направлении лазерного луча непосредственно на вставку возбуждение значительно выше, чем в случае, когда пучок расположен на краю ННК. Следовательно, в первом случае неравновесность сильнее и квазиуровень Ферми электронов выше, чем во втором случае. Таким образом, функция распределения Ферми-Дирака смещается в сторону более высоких энергий, и пик ее перекрытия с плотностью состояний также смещается в сторону более высоких энергий (Рисунок 44). Положение этого пика и вся кривая функции перекрытия определяют спектр ФЛ межзонных переходов. В результате более слабое возбуждение происходит при фокусировке пучка на краю ННК, что приводит к его красному сдвигу.

Рисунок 44. Функция плотности состояний и функции Ферми-Дирака для электронов при разных интенсивностях возбуждения и их перекрытие (черная кривая) в обоих случаях.

Таким образом, в данной части работы экспериментально и теоретически были изучены спектральные и пространственные особенности ФЛ, возбуждаемой во вставках GaPxAsl-x в гетероструктурированных ННК GaP. Результаты

демонстрируют несколько интересных явлений, определяемых геометрией изучаемой системы. Вставки демонстрируют анизотропное излучение, которое может выводиться как вблизи вставок, так и на краю ННК. Из -за резонансных свойств ННК излучение, выведенное на краю ННК, проявляет сильные осцилляции, а излучение в окрестности вставки оказывается спектрально немодифицированным и менее интенсивным. Другой интересной особенностью системы является роль капли Ga, которая направляет излучение внутри ННК к противоположному краю.

3.4. Численное моделирование ННК СаР/СаРАэ

Для анализа особенностей пространственного распределения и отклика ФЛ, полученных экспериментально, было проведено численное моделирование. Расчет производился с использованием ПО ЛиБуБ Ьишепса1 по алгоритму ЕБТБ. В эксперименте вставки возбуждались лазером с длиной волны 532 нм, которые затем испускают излучение вблизи 650 нм. Чтобы проанализировать эти связанные процессы, было выполнено моделирование в 2 этапа, разделяя возбуждение и излучение от вставок.

Таким образом, были изучены две разные модели. Первая - это модель возбуждения. Идея этого расчета состоит в том, чтобы показать, как поле распределяется в ННК со вставками GaPxAs1-x. Поэтому область площадью 1 мкм2 на конце ННК без капли Оа возбуждалась плоской волной 532 нм с поляризацией, параллельной оси ННК. Рассчитанное стационарное распределение интенсивности электрического поля показано на Рисунке 45. На изображении видно, что поле неоднородно вдоль оси из-за проявления в ННК резонанса Фабри-Перо.

|E/Emax|2

2 substrate

□ К = 625 nm

ф

со

со _о со

CN о

(Л

ш Л = 675 nm

&

со

"со JQ Г5 СО

OI О

(Л

□ Л = 725 nm

&

со 1_

00 25 со

CN О

С/)

Рисунок 45. а) Распределение электрического поля в ННК диаметром 150 нм, длиной 7.8 мкм с 7 вставками GaPxAsl-x, возбуждаемом плоской волной 532 нм, бегущей вдоль оси ННК и поляризованной вдоль оси перпендикулярно ей. На картинке показано распределение поля вдоль центральной плоскости ННК, параллельной поверхности подложки. График нормирован (|Е/Етах|2), где Е — поле в данной точке, а Етах — приложенное поле. Из-за малого размера вставок и низкого оптического контраста GaP-GaPxAsl-x распределение поля слабо искажено, и вставки на рисунке неразличимы; б-д) ННК длиной 7.8 мкм с 7 вставками GaPxAsl-x, разделенными сегментами GaP 600 нм; каждая вставка моделируется диполем 50 нм, поляризованным перпендикулярно оси ННК, излучающим на длине волны 625 (б), 675 (в), и 725 нм (г).

Вторая часть моделирования - модель люминесценции. В этой модели исследовалось излучение шести вставок толщиной 50 нм. Это осуществлялось путем возбуждения точечного диполя (50 нм) имитирующего ФЛ вставки и расчета стационарного распределения электрического поля для длин волн 625, 675 и 725 нм, которые лежат в пределах спектрального диапазона излучения вставок, GaPxAsl наблюдаемого экспериментально. Расчетные распределения

интенсивности электрического поля представлены на Рисунке 45 б-г). Из-за высокого показателя преломления по сравнению с воздухом и материалом подложки излучение распространяется преимущественно вдоль оси ННК, что полностью согласуется с экспериментом. Кроме того, по мере увеличения длины волны излучения диполей наблюдается снижение локализации поля внутри ННК, что проявляется в уменьшении интенсивности поля как внутри, так и вблизи нижней торцевой грани. В результате моделирование распространения возбуждающего излучения внутри ННК, представленное на Рисунке 45, продемонстрировало эффективную локализацию поля возбуждающего излучения внутри ННК, а моделирование ФЛ от прямозонных вставок показало, что излучение резонирует в ННК и направляется благодаря высокому оптическому контрасту вдоль ННК.

3.5. Создание гибридной наноструктуры СаР/Мо82

Данная часть работы посвящена исследованию гибридной структуры, состоящей из ННК GaP и монослоя MoS2, представляющей собой систему, которая демонстрирует ряд нетривиальных оптических эффектов, возникающих при оптическом возбуждении.

Монослои MoS2 были получены методом механической эксфолиации с помощью ПДМС, при котором объемные кусочки монокристалла помещались на скотч «№йо» и затем переносились на ПДМС. После эксфолиации монослои переносились на желаемые подложки методом сухого переноса при температуре 60°С.

Чтобы перенести ННК GaP на монослой MoS2, ННК отделяли от ростовой подложки Si. Для этого часть ростовой подложки с вертикальным массивом ННК погружали в пробирку Эппендорфа, заполненную изопропанолом (1РА), и подвергали ультразвуковому воздействию в течение 30 секунд. Затем 10 мкл суспензии капельно наносилось на подложку. Процесс капельного нанесения

повторялся несколько раз до тех пор, пока ННК не были успешно осаждены на желаемый монослой (Рисунок 46).

Рисунок 46. Схема протокола переноса ННК на образцы подложек с тонкими слоями MoS2

3.6. Исследование оптических свойств гетероструктуры ННК СаР/Мо82 методами микроспектроскопии КРС и ФЛ

Целью данной части работы являлось исследование оптического взаимодействия ННК GaP, выступающего в роли резонансной наноструктуры и волновода с монослоем MoS2. Для достижения этой цели требовалось точное позиционирование ННК, один конец которого располагался на монослое, а другой - на подложке SiO2. Чтобы изготовить гибридную структуру ННК GaP/MoS2, процесс начинался с осаждения монослоев на вспомогательную подложку. Для повышения оптического контраста между подложкой и изготовленной структурой использовались коммерчески доступные подложки Si с термическим окислом толщиной 290 нм. Для точного позиционирования ННК на монослое использовалась атомно-силовая микроскопия [21]. На Рисунке 47 б) представлено оптическое изображение ННК GaP, успешно размещенного в нужном месте. На Рисунке 47 г) представлено увеличенное оптическое изображение полученной структуры. Кроме того, на Рисунке 47 в) представлено АСМ-изображение, демонстрирующее размеры ННК длиной около 17 мкм и диаметром от 160 нм до 190 нм.

Карты интегральной интенсивности комбинационного рассеяния были получены вблизи обоих концов ННК (области сканирования обозначены пунктирными прямоугольниками на Рисунке 47 г)) и представлены на Рисунке 47

д, е). На этих картах видны интенсивные отклики на торцевых гранях ННК, которые объясняются усиленным рассеянием на гранях и возбуждением резонансных мод в ННК. Для дальнейшего анализа данных рассеяния были построены спектры для нескольких характерных точек на полученных картах, как показано на Рисунке 47 ж). В спектре, соответствующем точке 1 (монослой MoS2), наблюдаются две характерные полосы комбинационного рассеяния, соответствующие модам Е12ё (ТО) и А2ё (ЬО) в MoS2. Разница в спектральном положении на 19.2 см-1 указывает на толщину в один монослой [154]. На верхнем торце ННК (точка 2) наблюдаются заметные пики, связанные со структурой сфалерита GaP, включая характерные моды Е1 (ТО) и Е2 (ЬО) [155]. Кроме того, обнаруживаются менее интенсивные моды, такие как фононная поверхностная мода SO, характерная для наноструктурированного GaP [156], и мода ЕН2, соответствующая вюрцитной фазе GaP [157]. Присутствие моды ЕН2 указывает на наличие структурного политипизма, который наиболее выражен на неравновесных стадиях роста [158] и не оказывает существенного влияния на линейные оптические свойства материала [159]. Эти пики не наблюдаются в точке 3 вдоль ННК, в то время как моды решетки MoS2 сохраняют свою интенсивность. Вблизи противоположного конца ННК моды демонстрируют ожидаемое поведение (см. Рисунок 47 ж)): в точке 4 (ННК на MoS2) видны обе моды материала, а моды MoS2 постепенно ослабевают по мере приближения к нижнему концу ННК.

Рисунок 47. а) РЭМ-изображение поперечного сечения подложки с вертикально выращенными ННК GaP. б) Оптическое изображение монослоя MoS2 и планаризованного ННК GaP поверх нее. в) АСМ-изображение ННК. г) Увеличенное оптическое изображение ННК. Интегральные карты интенсивности комбинационного рассеяния света д) верхнего конца ННК на монослое MoS 2 и е) нижнего конца ННК на подложке SiO2. ж) Спектры комбинационного рассеяния света, соответствующие пронумерованным точкам в д) и е).

Чтобы исследовать особенности ФЛ гибридной структуры, было использовано картирование при комнатной температуре. Картирование ФЛ проводилось при комнатной температуре на спектрометре НопЬа ЬаЬЯАМ НЯ 800 на базе конфокального микроскопа, оснащенного 100-кратным объективом (КА = 0.9) и источником непрерывного лазерного излучения 532 нм (Nd:YAG) и мощности 5.94 мВт. Столик микроскопа был оснащен пьезоэлектрическими контроллерами для точного позиционирования лазерного луча. Сбор оптического сигнала осуществлялся в геометрии обратного рассеяния. Сканирование проводилось с пространственным шагом 100 нм и размером лазерного пятна 1 мкм.

На Рисунке 48 б) и г) представлены полученные карты интегральной интенсивности ФЛ вблизи концов ННК, отмеченных на Рисунке 48 а). Поскольку

GaP является непрямозонным материалом, он не обладает излучательными свойствами. Это хорошо видно на Рисунке 48 г), который соответствует нижней части ННК. На нем не видно контраста между нелюминесцирующей подложкой и ННК GaP, за исключением самого конца.

Напротив, на Рисунке 48 б), где показана карта верхней части ННК на монослое MoS2, наблюдается сильный сигнал ФЛ. И снова наиболее интенсивный сигнал наблюдается на конце ННК. На Рисунке 48 д) представлены спектры ФЛ, соответствующие точкам 1 (красная кривая, верхний конец ННК на MoS2) и 2 (синяя кривая, монослой MoS2), выделенным на Рисунке 48 б). Из этих данных видно, что использование ННК GaP приводит к значительному локальному усилению отклика ФЛ в монослое MoS2, почти в три раза увеличивая его интенсивность. Усиление ФЛ можно объяснить оптическими свойствами ННК GaP, которые способствуют эффективной связи падающего света с собственными модами ННК. Впоследствии эта эффективная связь способствует возбуждению ФЛ в монослое MoS2, что приводит к усилению излучения на конце ННК. Важно отметить, что спектр ФЛ, полученный на конце ННК, имеет пик при 670 нм, в то время как спектр монослоя имеет максимум при 680 нм. Этот сдвиг в спектральном отклике можно объяснить взаимодействием между модами ННК и монослоем моб2, которое изменяет энергетические уровни и оптические свойства MoS2.

Рисунок 48. а) Оптическое изображение гибридной системы GaP/MoS2 с обозначением областей картирования. б) Карта ФЛ верхней части ННК (на MoS интенсивность ФЛ интегрирована по спектральному диапазону 600 нм - 715 нм). в) Карта спектрального положения пиков ФЛ. г) Карта ФЛ нижней части ННК (на ЗЮ2). д) Спектры ФЛ, собранные в точках, обозначенных в б) и г), возбуждение -532 нм, 5.94 мВт, экспозиция 3 сек. е) Нормированные спектры ФЛ монослоя MoS2 при изменении мощности накачки.

Для детального анализа спектральных особенностей была построена карта спектрального положения пика ФЛ, представленная на Рисунке 48 в). Полученные данные показывают, что положение пика ФЛ обычно лежит в диапазоне 678 - 684 нм, что соответствует на шкале псевдоцвета синий-зеленый-желтый. Как уже отмечалось ранее, сигнал на торце ННК демонстрирует заметный коротковолновый сдвиг, в то время как вдоль боковой стенки ННК наблюдается красное смещение. Соответствующий спектр, собранный в точке 3 (см. Рисунок 48

в)), показан на Рисунке 48 д) зеленым цветом. Как указывалось в предыдущих исследованиях [160], такое спектральное поведение люминесценции монослоя MoS2 является результатом изменения мощности накачки и связано с конкуренцией между первичным экситоном А и мультиэкситонами. В данном случае наличие мультиэкситонов приводит к красным сдвигам с увеличением мощности накачки, при этом наиболее интенсивный отклик соответствует первичному А экситону. Предполагается, что коротковолновый сдвиг пика вблизи торцевой грани ННК может быть обусловлен фактически более слабой накачкой по сравнению с монослоем. Как обсуждалось ранее, рассеянное излучение накачки в этой области взаимодействует с модами ННК, что приводит к возбуждению ФЛ MoS2 вдоль ННК. Более низкая эффективная мощность накачки, распределенная вдоль ННК, приводит к синему сдвигу сигнала, в то время как большая длина взаимодействия увеличивает общую интенсивность ФЛ по сравнению с монослоем.

Для анализа влияния мощности накачки на спектральные характеристики ФЛ MoS2, были проведены дополнительные измерения на второй наноструктуре (Рисунок 49). Результаты, представленные на Рисунке 48 е), демонстрируют красное смещение пика ФЛ при увеличении мощности накачки. Интересно, что пик ФЛ не возвращается в исходное спектральное положение при уменьшении мощности. Предполагается, что это явление связано с локальным разрушением MoS2, вызванным перегревом или окислением.

На оптических изображениях ниже показаны слои MoS2 до (Рисунок 49) и после капельного нанесения изопропанольной суспензии ННК и их АСМ-позиционирования (Рисунок 49 б)). Второй образец (Рисунок 49 в) и г)) (до осаждения ННК)) был изготовлен для уточнения спектрального сдвига ФЛ MoS 2 вдоль боковой стенки ННК, показанного на Рисунке 50 в), и затухания отклика КРС вблизи границы монослоя на Рисунке 47 е).

Рисунок 49. Оптические изображения гибридных структур ННК GaP/MoS2. а, г) (основной, 1-й образец) до осаждения ННК GaP и б, в) (дополнительный 2-й образец) после осаждения ННК и их позиционирования с помощью АСМ

Измерения проводились в тех же условиях, что и для первого образца. На Рисунке 47 е) наблюдается затухание отклика КРС при приближении к границе монослоя MoS2. Для более подробного анализа, были получены дополнительные карты интенсивности комбинационного рассеяния для второго образца (Рисунок 50 а, б)). Эти карты не демонстрируют значительного затухания отклика вблизи границы монослоя как в X-, так и в У-ориентированных поляризациях возбуждения. Следовательно, затухание сигнала КРС может быть связано с

неточностью возбуждения или сбора, вызванной локальным ухудшением формы ННК 1 -го образца либо незначительной расфокусировкой в процессе картирования.

Рисунок 50. Карты интегральной интенсивности комбинационного рассеяния второго образца вблизи границы MoS2/SiO2. a) карта комбинационного рассеяния при горизонтально поляризованном и б) вертикально поляризованном возбуждении 532 нм в) спектры комбинационного рассеяния, измеренные в пронумерованных точках на б)

На Рисунке 48 в) также наблюдалось красное смещение пика ФЛ вдоль боковой стенки ННК. На Рисунке 53 представлена интегральная карта интенсивности ФЛ второго образца. Здесь мы видим затухание ФЛ вдоль ННК по сравнению с картой на Рисунке 48 б) из-за меньшего диаметра ННК во втором образце. Что еще более важно, на Рисунке 53 б) не видно значительного смещения пика ФЛ вдоль ННК. Чтобы продемонстрировать отсутствие спектрального сдвига на Рисунке 53 в), были построены соответствующие спектры, измеренные с области вдоль поверхности ННК. Отсутствие спектрального сдвига пика ФЛ в контрольном образце говорит о возможном локальном ухудшении формы ННК первого образца, например, о наличии полимерной наночастицы после переноса монослоя.

Рисунок 53. Карта интенсивности ФЛ 2-го образца. a) Карта ФЛ торца ННК, расположенного на монослое MoS2 б) Положение спектра максимума интенсивности ФЛ. в) Спектры ФЛ, измеренные в пронумерованных точках на б)

3.7. Спектроскопия ФЛ с разнесенными в пространстве сбором и накачкой,

направленный вывод ФЛ

Чтобы исследовать потенциал направленного вывода излучения в плоскости подложки от люминесцирующего монослоя, была проведена дополнительная спектроскопическая характеризация изготовленной гибридной структуры. В ходе эксперимента ФЛ возбуждалась на верхнем конце ННК, расположенном на монослое MoS2, и собиралась на противоположном конце. Возбужденное излучение ФЛ визуализировалось с помощью оптической микроскопии с отфильтрованным рассеянным светом накачки. Возбуждение ФЛ на конце ННК и его сбор на противоположном конце, а также исследование зависимости ФЛ от длины волны и мощности накачки были получены с помощью спектрально широкополосного лазера типа «суперконтинуум» (Fianium WhiteLase™ SC400). Возбуждение ФЛ у одного конца ННК и получение сигнала у противоположного конца осуществлялось с помощью 100-кратного объектива с NA = 0.9 (Mitutoyo M Plan Apo HR 100x). Оптическая система фокусирует лазерный луч в пятно диаметром около 1 мкм, что позволяет локально возбуждать ННК с

высоким пространственным разрешением. Объектив был установлен на трехосный пьезотранслятор для точной фокусировки на образце. Перемещение пучка лазера накачки достигается поворотом зеркала на кинематическом креплении, не нарушая формы пятна. Сигнал ФЛ с противоположного конца ННК вырезался пространственным фильтром и регистрировался спектрометром с ПЗС -матрицей и решеткой 150 штрихов/мм (Princeton Instruments Acton SP-2500). Оптическое изображение сигнала ФЛ, проходящего через ННК, было получено с помощью камеры.

Полученное изображение показано на Рисунке 54 б). Здесь интенсивная люминесценция наблюдается на верхнем конце ННК - в точке возбуждения. Кроме того, люминесценция возбуждается вдоль ННК, что объясняется взаимодействием между возбуждением и собственной волноводной модой ННК с расположенным под ним монослоем MoS2. Кроме того, излучение наблюдается на противоположном конце ННК, что свидетельствует о явлении направленного вывода излучения.

Спектр ФЛ, излучаемого на дальнем конце ННК, был проанализирован для различных условий возбуждения. На Рисунке 54 г) показаны спектры, полученные при фокусировке возбуждения на верхнем конце ННК (на Рисунке 54 в) обозначено как точка возбуждения 0). Спектр демонстрирует сильные осцилляции интенсивности, обусловленные модами Фабри-Перо в ННК. Затем лазерное пятно перемещалось вдоль ННК (обозначено как «On» на Рисунке 54 в)), в сторону от ННК вдоль его оси (обозначено как «Off» на Рисунке 54 в)) и перпендикулярно оси (обозначено как «Out» на Рисунке 54 в)). Во время измерений лазерное пятно последовательно смещалось на 1 мкм на каждом шаге. Полученные спектры представлены на Рисунке 54 г).

3« оЗ Out > • 1 • • Excitation

- spot

„,6000 Д) RT

_ 5000 ' .

S

о 4000 I

Collection

I------У - - 4

0 12 3 4

Excitation spot displacement (pm)

PL

Excitation ® spot

VAoS^ ^ ^ - " "

Guided — PL

Dipole source spectrum

ж) MoS2 0.7 nm

Dipole sources

650 675 700 }.. Wavelength (nm)

NW cross-section

GaP

500 600 700 800 900 1000 X, Wavelength (nm)

Рисунок 54. Направленный вывод резонансного сигнала ФЛ MoS2 через ННК GaP. a) Схема гибридной наноструктуры GaP/MoS2 для направленного вывода ФЛ. б) Оптическое изображение ФЛ (возбуждение отфильтровано). в) Оптическое изображение гибридной системы. г) Спектры ФЛ, возбуждаемой вблизи верхнего конца ННК (см. обозначение в в)), и собранного на противоположном конце ННК. д) Затухание интенсивности пика ФЛ при смещении пятна возбуждения (см. обозначения в в), шаг смещения 1 мкм), экспериментальные данные (точки) аппроксимированы экспоненциальной кривой затухания. е) Спектр модельного

дипольного источника. ж) Схема смоделированной наноструктуры и стационарное распределение электрического поля для моды 685 нм.

Независимо от смещения лазерного пятна ННК демонстрирует резонансные свойства: все собранные спектры демонстрируют множественные пики, являющиеся результатом взаимодействия ФЛ с модами резонатора Фабри-Перо. На Рисунке 54 д) показано изменение интенсивности пика ФЛ, измеренного на конце ННК при смещении пятна возбуждения в трех различных направлениях. При перемещении пятна возбуждения вдоль ННК (отмечено красными точками) интенсивность выходного сигнала постепенно уменьшалась и в конце концов достигла насыщения. Интенсивность ФЛ в насыщении составляет около половины интенсивности, соответствующей наиболее эффективному возбуждению на конце ННК (точка 0). Это можно объяснить оптимальным взаимодействием и локальным возбуждением ФЛ, происходящим в окрестности торцевой грани ННК. По мере удаления лазерного пятна от ННК эффективность взаимодействия резко снижалась, что приводило к значительному затуханию выходного сигнала. Характер затухания можно объяснить перекрытием между лазерным пятном (размером около 1 мкм) и кончиком ННК, которое уменьшается при смещении.

Для определения добротности ННК (Q-фактор) несколько интенсивных пиков на Рисунке 54 д) были аппроксимированы с помощью функции Лоренца. Q-фактор рассчитывался путем отношения спектрального положения пика к FWHM, полученной в результате аппроксимации контуром Лоренца. Полученные значения Q-фактора варьировались от 340 до 380, что считается высоким показателем для резонатора на основе ННК.

3.8. Спектроскопия возбуждения ФЛ

Также была исследована возможность дистанционного возбуждения ФЛ в монослое MoS2, фокусируя пучок возбуждения на торцевой грани ННК GaP, расположенной за пределами MoS2. Сначала были проведены измерения в геометрии обратного рассеяния, возбуждая чистый монослой MoS2, и была

проведена оценка эффективности излучения при изменении длины волны накачки в диапазоне от 400 нм до 640 нм при постоянной мощности накачки. На Рисунке 55 а) представлены типичные спектры, полученные при длине волны накачки 420 нм и 580 нм. Можно заметить, что независимо от длины волны накачки спектры указывают на наличие нескольких каналов рекомбинации. Основной экситон A вблизи 664 нм демонстрирует полосу ФЛ, в то время как мультиэкситонный пик при 670 нм также наблюдается на спектрах. Кроме того, вблизи 614 нм наблюдается менее выраженный сигнал, связанный с экситоном B.

Рисунок 55. Дистанционное возбуждение MoS2 и дисперсия интенсивности ФЛ от длины волны накачки. а) Спектры ФЛ чистого монослоя MoS2 при накачке 420 нм и 580 нм (50 мкВт). б) Спектры ФЛ монослоя MoS2 при накачке 420 нм и 580 нм через ННК GaP (100 мкВт). Вставки демонстрируют схемы возбуждения и сбора сигнала. в) Дисперсия интенсивности пика ФЛ MoS2 при прямом и дистанционном возбуждении.

Рисунок 55 в) (черная кривая) иллюстрирует зависимость нормированной интенсивности пика ФЛ монослоя MoS2 от длины волны накачки. Видно, что для длин волн ниже 450 нм эффективность значительно снижается из -за падения поглощения и показателя преломления MoS2 в этом диапазоне [161]. Более того,

спектр демонстрирует менее заметный пик при 450 нм, что соответствует экситонному резонансу С в MoS2. В диапазоне 500 - 580 нм эффективность меняется недостаточно сильно и достигает пика по мере приближения длины волны накачки к 600 нм. Такое поведение можно объяснить резонансным поглощением, обеспечиваемым экситоном В.

На следующем этапе исследовалось дистанционное возбуждение, фокусируя лазерное пятно на конце ННК за пределами монослоя и собирая ФЛ вблизи противоположного конца на монослое (см. схему на Рисунке 55 б)). Спектры, полученные при коротковолновой и длинноволновой накачке, представлены на Рисунке 55 б). Удивительно, но спектры показывают сильный отклик, соответствующий первичному экситону А с пиком при 664 нм. Здесь не наблюдается мультиэкситонов, а отклик, связанный с экситоном В, относительно слаб. Предполагается, что такое селективное возбуждение экситона А происходит из-за низкой мощности накачки, обеспечиваемой лазерным излучением, связанным с модами ННК. Зависимость интенсивности пика ФЛ от длины волны накачки в этом случае демонстрирует более сложное поведение. При длине волны накачки около 610 нм, соответствующей экситону В, эффективность достигает максимума, аналогичного прямому возбуждению монослоя MoS2. Для длин волн накачки ниже 550 нм, где происходит поглощение в ННК GaP [162], где эффективность значительно ниже.

Таким образом, интегрируя монослой MoS2 с ННК GaP, удалось добиться резонансного усиления ФЛ MoS2 и его направленного вывода в плоскости подложки. Кроме того, гибридная система позволяет дистанционно возбуждать ФЛ в MoS2, причем эффективность возбуждения можно перестраивать за счет выбора длины волны возбуждения. Одним из важных результатов исследования является добротность, превышающий 350, что подчеркивает потенциал рассматриваемой гибридной структуры для разработки нанофотонных лазерных источников. Полученные результаты проливают свет на зависимость эффективности и спектра ФЛ MoS2 от изменения мощности накачки и длины волны, что дает ценное представление о поведении двумерных ДПМ материалов. В целом, исследование

продемонстрировало потенциал гибридизации двумерных ДПМ с полностью диэлектрическими наноструктурами для повышения эффективности фотолюминесценции и интеграции двумерных люминесцентных материалов в базовые фотонные схемы. Эти результаты открывают возможности для разработки передовых оптических устройств, приближая нас к реализации компактных источников света и улучшая характеристики двумерных фотонных технологий.

2.12. Заключение по главе 3

Данная часть работы продемонстрировала возможность реализации наноразмерных источников излучения на основе ННК GaP, в том числе гибридных. С помощью микроспектроскопии ФЛ и численного моделирования было показано, что гетероструктурированные ННК GaP/GaPxAsi-x обладают пространственно неоднородным распределением оптического отклика: ФЛ от прямозонных вставок эффективно локализуется внутри ННК и направляется вдоль него с последующим выводом через торцевые грани. Измерения с ориентацией плоскости поляризации возбуждающего излучения показали, что в случае параллельной поляризации отклик ФЛ значительно усиливается в виду более эффективной локализации электромагнитных волн внутри ННК. Также была продемонстрирована возможность реализации гибридной излучающей наноструктуры на основе монослоя MoS2 и ННК GaP с помощью методики наноманипулирования зондом АСМ. Теоретически и экспериментально был реализован направленный вывод излучения из монослоя через ННК в плоскости подложки. Также, данная структура продемонстрировала спектральную модификацию сигнала ФЛ, связанную с тем, что ННК GaP также выступал как резонатор Фабри-Перо с добротностью ~360.

2.13. Положение выносимое на защиту

Гибридная наноструктура на основе монослоя MoS2 и нитевидного нанокристалла фосфида галлия позволяет реализовать локальный источник

направленного излучения с оптической накачкой. За счет резонансного оптического поведения нанокристалла наблюдается усиление фотолюминесценции монослоя MoS2 в окрестности торца нитевидного нанокристалла, лежащего на монослое, а также осцилляции интенсивности в спектре фотолюминесценции. Нитевидный нанокристалл позволяет также дистанционно возбуждать фотолюминесценцию в монослое за счет проявления волноводных свойств.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В результате выполнения данной работы были исследованы оптические свойства нитевидных нанокристаллов фосфида галлия. С помощью методов численного моделирования было продемонстрировано, что одиночные вертикальные ННК GaP демонстрируют резонансный отклик, связанный с возбуждением в них Ми-подобных оптических резонансов, спектральное положение которых практически не меняется в зависимости от длины ННК и может перестраиваться в диапазоне 400 - 900 нм с помощью изменения диаметра ННК от 50 до 200 нм. С помощью темнопольной микроскопии и спектроскопии было показано, что при изменении диаметра ННК по поверхности образца положение резонанса в спектре рассеяния смещается в полном соответствии с расчетными зависимостями. Методами численного моделирования и с помощью оптической микроскопии было продемонстрировано, что волноводный эффект, связанный с распространением в планаризованных ННК GaP фундаментальной моды НЕц, обладает отсечкой. При этом, критический диаметр ННК составляет 108, 135 и 185 нм для длин волн 532, 633 и 808 нм соответственно. Также показано, что отсечка волноводного эффекта может возникать при изгибе ННК в связи с ростом потерь на излучение на изгибе, если диаметр ННК находится вблизи отсечки (112 нм для длины волны 532 нм). На основе двух изогнутых ННК волноводов реализован направленный ответвитель 2х2. Путем построения численной модели было показано, что изменение параметров геометрии ответвителя (диаметр ННК, ширина зазора, длина области оптической связи) позволяет перестраивать спектральные характеристики сигнала на выходах данного устройства. Заключительная часть работы продемонстрировала возможность реализации наноразмерных источников излучения на основе ННК GaP. В частности, оптический отклик гетероструктурированных ННК GaP/GaPxAsl-x обладал пространственной направленностью и демонстрировал резонансное поведение ННК (Фабри-Перо), что было показано с помощью микроспектроскопии ФЛ и численного моделирования. С помощью метода наноманипулирования зондом

АСМ была реализована гибридная наногетероструктура на основе ННК GaP и монослоя MoS2. С помощью картирования отклика ФЛ и спектроскопии с разнесенными в пространстве сбором и оптической накачкой был продемонстрирован направленный вывод ФЛ из монослоя MoS2 через ННК GaP, локальное усиление вывода ФЛ на монослое, модификация, прошедшего через ННК сигнала ФЛ модами резонатора Фабри-Перо, а также дистанционное возбуждение ФЛ на монослое и ее обратный вывод через ННК. Данная работа открывает широкие перспективы в применении наноструктур на основе ННК GaP, в том числе гибридных, в качестве основы для пассивных и активных элементов фотонных интегральных схем, а также вносит большой вклад в развитие нанофотоники.

СЛОВАРЬ СОКРАЩЕНИЙ И ОБОЗНАЧЕНИЙ

АСМ - атомно-силовая микроскопия ВСО - водородный силсесквиоксан ГВГ - генерация второй гармоники ГФЭ - осаждение из газовой фазы ККТ - коллоидные квантовые точки КРС - комбинационное рассеяние света

МОГФЭ - осаждение из газовой фазы с использованием металлорганических соединений

МПЭ - молекулярно-пучковая эпитаксия ННК - нитевидный нанокристалл НЧ - наночастица

ПВО - полное внутреннее отражение

ПДМС - полидиметилсилоксан

ПЖК - пар-жидкость-кристалл

ПЗС - прибор с зарядовой связью

ППП - поверхностные плазмон-поляритоны

ПЭМ - просвечивающая электронная микроскопия

ПЭМ ВР - просвечивающая электронная микроскопия высокого разрешения

РИТЦ - родамин Б изотиоцианат

РЭМ - растровая электронная микроскопия

ФЛ - фотолюминесценция

ЭДП - эквивалентное давление потока

FDFD - finite-difference frequency-domain (метод конечных разностей в частотной области)

FDTD - finite-difference time-domain (метод конечных разностей во временной области)

FWHM - full width at half maximum (ширина на полувысоте) ITO - indium-tin oxide (оксид индия-олова)

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Rayleigh, Lord. XXXIV. On the transmission of light through an atmosphere containing small particles in suspension, and on the origin of the blue of the sky // The London, Edinburgh, and Dublin Philosophical Magazine and Journal of Science. 1899. Vol. 47, № 287. P. 375-384.

2. Rayleigh, Lord. XLII. On the scattering of light by a cloud of similar small particles of any shape and oriented at random // The London, Edinburgh, and Dublin Philosophical Magazine and Journal of Science. 1918. Vol. 35, № 209. P. 373-381.

3. Mie G. Zur kinetischen Theorie der einatomigen Korper // Ann Phys. 1903. Vol. 316, № 8. P. 657-697.

4. Yuan W. et al. Structural Coloration of Colloidal Fiber by Photonic Band Gap and Resonant Mie Scattering // ACS Appl Mater Interfaces. 2015. V ol. 7, № 25. P. 14064-14071.

5. Lockwood D.J. Rayleigh and Mie Scattering // Encyclopedia of Color Science and Technology. Cham: Springer International Publishing, 2023. P. 1361 -1372.

6. Guerra R., Mendon5a J.T. Mie and Debye scattering in dusty plasmas // Phys Rev E. 2000. Vol. 62, № 1. P. 1190-1201.

7. Lee N. et al. Multi-Resonant Mie Resonator Arrays for Broadband Light Trapping in Ultrathin c-Si Solar Cells // Advanced Materials. 2023. Vol. 35, № 29.

8. Visser D. et al. Embossed Mie resonator arrays composed of compacted TiO2 nanoparticles for broadband anti-reflection in solar cells // Sci Rep. 2020. Vol. 10, № 1. P. 12527.

9. Quinten M. Optical Properties of Nanoparticle Systems. Wiley, 2011.

10. Fu Y.H. et al. Directional visible light scattering by silicon nanoparticles // Nat Commun. 2013. Vol. 4, № 1. P. 1527.

11. Makarov S. V. et al. Efficient Second-Harmonic Generation in Nanocrystalline Silicon Nanoparticles // Nano Lett. 2017. Vol. 17, № 5. P. 3047-3053.

12. Zavelani-Rossi M. et al. Near-field second-harmonic generation in single gold nanoparticles // Appl Phys Lett. 2008. Vol. 92, № 9.

13. Yu X. et al. Investigation the scattering properties of silver nanowires with different densities // Opt Mater (Amst). 2018. Vol. 84. P. 490-497.

14. Rodríguez-Lorenzo L. et al. Surface Enhanced Raman Scattering Using Star-Shaped Gold Colloidal Nanoparticles // The Journal of Physical Chemistry C. 2010. Vol. 114, № 16. P. 7336-7340.

15. Tabatabaei M. et al. Optical Properties of Silver and Gold Tetrahedral Nanopyramid Arrays Prepared by Nanosphere Lithography // The Journal of Physical Chemistry C. 2013. Vol. 117, № 28. P. 14778-14786.

16. Proust J. et al. All-Dielectric Colored Metasurfaces with Silicon Mie Resonators // ACS Nano. 2016. Vol. 10, № 8. P. 7761-7767.

17. Zallen R., Paul W. Band Structure of Gallium Phosphide from Optical Experiments at High Pressure // Physical Review. 1964. Vol. 134, № 6A. P. A1628-A1641.

18. Wilson D.J. et al. Integrated gallium phosphide nonlinear photonics // Nat Photonics. 2020. Vol. 14, № 1. P. 57-62.

19. Bolshakov A.D. et al. Single GaP nanowire nonlinear characterization with the aid of an optical trap // Nanoscale. 2022. Vol. 14, № 3. P. 993-1000.

20. Shima D. et al. Gallium Phosphide Nanoparticles for Low-Loss Nanoantennas in Visible Range // Adv Opt Mater. 2023. Vol. 11, № 12.

21. Sortino L. et al. Enhanced light-matter interaction in an atomically thin semiconductor coupled with dielectric nano-antennas // Nat Commun. 2019. Vol. 10, № 1. P. 5119.

22. Lv J. et al. Multi-wavelength unidirectional forward scattering properties of the arrow-shaped gallium phosphide nanoantenna // Journal of the Optical Society of America A. 2023. Vol. 40, № 11. P. 2034.

23. Bolshakov A.D. et al. Growth and Characterization of GaP/GaPAs Nanowire Heterostructures with Controllable Composition // physica status solidi (RRL) - Rapid Research Letters. 2019. Vol. 13, № 11.

24. Eaton S.W. et al. Semiconductor nanowire lasers // Nat Rev Mater. 2016. Vol. 1, № 6. P. 16028.

25. Fedorov V. V. et al. Tailoring Morphology and Vertical Yield of Self-Catalyzed GaP Nanowires on Template-Free Si Substrates // Nanomaterials. 2021. Vol. 11, № 8. P. 1949.

26. Ishizaka A., Shiraki Y. Low Temperature Surface Cleaning of Silicon and Its Application to Silicon MBE // J Electrochem Soc. 1986. Vol. 133, № 4. P. 666-671.

27. Okumura H. et al. Comparison of Conventional Surface Cleaning Methods for Si Molecular Beam Epitaxy // J Electrochem Soc. 1997. Vol. 144, № 11. P. 37653768.

28. Frisenda R. et al. Micro-reflectance and transmittance spectroscopy: a versatile and powerful tool to characterize 2D materials // J Phys D Appl Phys. 2017. Vol. 50, № 7. P. 074002.

29. Pan C. et al. High-resolution electroluminescent imaging of pressure distribution using a piezoelectric nanowire LED array // Nat Photonics. 2013. Vol. 7, №

9. P. 752-758.

30. Soci C. et al. Nanowire Photodetectors // J Nanosci Nanotechnol. 2010. Vol.

10, № 3. P. 1430-1449.

31. Law M. et al. Nanoribbon Waveguides for Subwavelength Photonics Integration // Science (1979). 2004. Vol. 305, № 5688. P. 1269-1273.

32. Yan R. et al. Direct photonic-plasmonic coupling and routing in single nanowires // Proceedings of the National Academy of Sciences. 2009. Vol. 106, № 50. P. 21045-21050.

33. Kim S., Yan R. Recent developments in photonic, plasmonic and hybrid nanowire waveguides // J Mater Chem C Mater. 2018. Vol. 6, № 44. P. 11795-11816.

34. Yan R., Gargas D., Yang P. Nanowire photonics // Nat Photonics. 2009. Vol. 3, № 10. P. 569-576.

35. Pozzi E.A. et al. Tip-Enhanced Raman Imaging: An Emergent Tool for Probing Biology at the Nanoscale // ACS Nano. 2013. Vol. 7, № 2. P. 885-888.

36. Ma Y. et al. Semiconductor nanowire lasers // Adv Opt Photonics. 2013. Vol. 5, № 3. P. 216.

37. Maier S.A. Plasmonics: Fundamentals and Applications. New York, NY: Springer US, 2007.

38. Dasgupta N.P. et al. 25th Anniversary Article: Semiconductor Nanowires -Synthesis, Characterization, and Applications // Advanced Materials. 2014. Vol. 26, № 14. P. 2137-2184.

39. Larkin I.A. et al. Dipolar emitters at nanoscale proximity of metal surfaces: Giant enhancement of relaxation in microscopic theory // Phys Rev B. 2004. Vol. 69, № 12. P. 121403.

40. Takahara J. et al. Guiding of a one-dimensional optical beam with nanometer diameter // Opt Lett. 1997. Vol. 22, № 7. P. 475.

41. Eaton S.W. et al. Lasing in robust cesium lead halide perovskite nanowires // Proceedings of the National Academy of Sciences. 2016. Vol. 113, № 8. P. 1993-1998.

42. Nanowires: Building Blocks for Nanoscience and Nanotechnology Anqi Zhang, Gengfeng Zheng, and Charles M. Lieber // MRS Bull. 2017. Vol. 42, № 07. P. 540-541.

43. Huang M.H. et al. Room-Temperature Ultraviolet Nanowire Nanolasers // Science (1979). 2001. Vol. 292, № 5523. P. 1897-1899.

44. Johnson J.C. et al. Single gallium nitride nanowire lasers // Nat Mater. 2002. Vol. 1, № 2. P. 106-110.

45. Zapien J.A. et al. Room-temperature single nanoribbon lasers // Appl Phys Lett. 2004. Vol. 84, № 7. P. 1189-1191.

46. Duan X. et al. Single-nanowire electrically driven lasers // Nature. 2003. Vol. 421, № 6920. P. 241-245.

47. Chin A.H. et al. Near-infrared semiconductor subwavelength-wire lasers // Appl Phys Lett. 2006. Vol. 88, № 16.

48. Wang X. et al. High-Quality In-Plane Aligned CsPbX 3 Perovskite Nanowire Lasers with Composition-Dependent Strong Exciton-Photon Coupling // ACS Nano. 2018. Vol. 12, № 6. P. 6170-6178.

49. Zimmler M.A. et al. Laser action in nanowires: Observation of the transition from amplified spontaneous emission to laser oscillation // Appl Phys Lett. 2008. Vol. 93, № 5.

50. Shi J. Determination of NH3 gas by combination of nanosized LaCoO3 converter with chemiluminescence detector // Talanta. 2003. Vol. 61, № 2. P. 157-164.

51. Xiao Y. et al. Single-Nanowire Single-Mode Laser // Nano Lett. 2011. Vol. 11, № 3. P. 1122-1126.

52. Yan R.X., Li Y.D. Down/Up Conversion in Ln3+-Doped YF3 Nanocrystals // Adv Funct Mater. 2005. Vol. 15, № 5. P. 763-770.

53. Gao Q. et al. Selective-Area Epitaxy of Pure Wurtzite InP Nanowires: High Quantum Efficiency and Room-Temperature Lasing // Nano Lett. 2014. Vol. 14, № 9. P. 5206-5211.

54. Guo P. et al. Low-Threshold Nanowire Laser Based on Composition-Symmetric Semiconductor Nanowires // Nano Lett. 2013. Vol. 13, № 3. P. 1251-1256.

55. Tatebayashi J. et al. Highly uniform, multi-stacked InGaAs/GaAs quantum dots embedded in a GaAs nanowire // Appl Phys Lett. 2014. Vol. 105, № 10.

56. Fu Y. et al. Broad Wavelength Tunable Robust Lasing from Single-Crystal Nanowires of Cesium Lead Halide Perovskites (CsPbX 3 , X = Cl, Br, I) // ACS Nano. 2016. Vol. 10, № 8. P. 7963-7972.

57. Huang W.-P., Mu J. Complex coupled-mode theory for optical waveguides // Opt Express. 2009. Vol. 17, № 21. P. 19134.

58. Barrelet C.J., Greytak A.B., Lieber C.M. Nanowire Photonic Circuit Elements // Nano Lett. 2004. Vol. 4, № 10. P. 1981-1985.

59. Gudiksen M.S. et al. Growth of nanowire superlattice structures for nanoscale photonics and electronics // Nature. 2002. Vol. 415, № 6872. P. 617-620.

60. Sirbuly D.J. et al. Optical routing and sensing with nanowire assemblies // Proceedings of the National Academy of Sciences. 2005. Vol. 102, № 22. P. 7800-7805.

61. Tong Ph.D X.C. Advanced Materials for Integrated Optical Waveguides. Cham: Springer International Publishing, 2014. Vol. 46.

62. Guo X., Ying Y., Tong L. Photonic Nanowires: From Subwavelength Waveguides to Optical Sensors // Acc Chem Res. 2014. Vol. 47, № 2. P. 656-666.

63. Yu H. et al. Modeling bending losses of optical nanofibers or nanowires // Appl Opt. 2009. Vol. 48, № 22. P. 4365.

64. Vlasov Y.A., McNab S.J. Losses in single-mode silicon-on-insulator strip waveguides and bends // Opt Express. 2004. Vol. 12, № 8. P. 1622.

65. Horikawa T., Shimura D., Mogami T. Low-loss silicon wire waveguides for optical integrated circuits // MRS Commun. 2016. Vol. 6, № 1. P. 9-15.

66. Li F. et al. Low propagation loss silicon-on-sapphire waveguides for the mid-infrared // Opt Express. 2011. Vol. 19, № 16. P. 15212.

67. Sirbuly D.J. et al. Semiconductor Nanowires for Subwavelength Photonics Integration // J Phys Chem B. 2005. Vol. 109, № 32. P. 15190-15213.

68. Yu J. et al. Far-field free tapping-mode tip-enhanced Raman microscopy // Appl Phys Lett. 2013. Vol. 102, № 12.

69. Stockle R.M. et al. Nanoscale chemical analysis by tip-enhanced Raman spectroscopy // Chem Phys Lett. 2000. Vol. 318, № 1-3. P. 131-136.

70. Kumar N. et al. Nanoscale mapping of catalytic activity using tip-enhanced Raman spectroscopy // Nanoscale. 2015. Vol. 7, № 16. P. 7133-7137.

71. Stadler J., Schmid T., Zenobi R. Nanoscale Chemical Imaging of Single-Layer Graphene // ACS Nano. 2011. Vol. 5, № 10. P. 8442-8448.

72. Aspnes D.E., Studna A.A. Dielectric functions and optical parameters of Si, Ge, GaP, GaAs, GaSb, InP, InAs, and InSb from 1.5 to 6.0 eV // Phys Rev B. 1983. Vol. 27, № 2. P. 985-1009.

73. Ren X. et al. Experimental and theoretical investigations on the phase purity of GaAs zincblende nanowires // Semicond Sci Technol. 2011. Vol. 26, № 1. P. 014034.

74. Guniat L., Caroff P., Fontcuberta i Morral A. Vapor Phase Growth of Semiconductor Nanowires: Key Developments and Open Questions // Chem Rev. 2019. Vol. 119, № 15. P. 8958-8971.

75. Malitson I.H. Interspecimen Comparison of the Refractive Index of Fused Silica*,f // J Opt Soc Am. 1965. Vol. 55, № 10. P. 1205.

76. Köster W., K^nig A. Hypomelanosis of Ito: No entity, but a cutaneous sign of mosaicism // Am J Med Genet. 1999. Vol. 85, № 4. P. 346-350.

77. Bordag M. et al. Shear Stress Measurements on InAs Nanowires by AFM Manipulation // Small. 2007. Vol. 3, № 8. P. 1398-1401.

78. Xie W. et al. On-Chip Integrated Quantum-Dot-Silicon-Nitride Microdisk Lasers // Advanced Materials. 2017. Vol. 29, № 16.

79. Rong K. et al. Configurable Integration of On-Chip Quantum Dot Lasers and Subwavelength Plasmonic Waveguides // Advanced Materials. 2018. Vol. 30, № 21.

80. Geiregat P., Van Thourhout D., Hens Z. A bright future for colloidal quantum dot lasers // NPG Asia Mater. 2019. Vol. 11, № 1. P. 41.

81. Klimov V.I. et al. Optical Gain and Stimulated Emission in Nanocrystal Quantum Dots // Science (1979). 2000. Vol. 290, № 5490. P. 314-317.

82. Lim J., Park Y.-S., Klimov V.I. Optical gain in colloidal quantum dots achieved with direct-current electrical pumping // Nat Mater. 2018. Vol. 17, № 1. P. 4249.

83. Fan F. et al. Continuous-wave lasing in colloidal quantum dot solids enabled by facet-selective epitaxy // Nature. 2017. Vol. 544, № 7648. P. 75-79.

84. Klimov V.I. et al. Single-exciton optical gain in semiconductor nanocrystals // Nature. 2007. Vol. 447, № 7143. P. 441-446.

85. Wu K. et al. Towards zero-threshold optical gain using charged semiconductor quantum dots // Nat Nanotechnol. 2017. Vol. 12, № 12. P. 1140-1147.

86. Dang C. et al. Red, green and blue lasing enabled by single-exciton gain in colloidal quantum dot films // Nat Nanotechnol. 2012. Vol. 7, № 5. P. 335-339.

87. Li M. et al. Ultralow-threshold multiphoton-pumped lasing from colloidal nanoplatelets in solution // Nat Commun. 2015. Vol. 6, № 1. P. 8513.

88. Grivas C. et al. Single-mode tunable laser emission in the single-exciton regime from colloidal nanocrystals // Nat Commun. 2013. Vol. 4, № 1. P. 2376.

89. Schäfer J. et al. Quantum Dot Microdrop Laser // Nano Lett. 2008. Vol. 8, № 6. P. 1709-1712.

90. Liao C. et al. Ultralow-Threshold Single-Mode Lasing from Phase-Pure CdSe/CdS Core/Shell Quantum Dots // J Phys Chem Lett. 2016. Vol. 7, № 24. P. 49684976.

91. Prins F. et al. Direct Patterning of Colloidal Quantum-Dot Thin Films for Enhanced and Spectrally Selective Out-Coupling of Emission // Nano Lett. 2017. Vol. 17, № 3. P. 1319-1325.

92. Kozlov O. V. et al. Sub-single-exciton lasing using charged quantum dots coupled to a distributed feedback cavity // Science (1979). 2019. Vol. 365, № 6454. P. 672-675.

93. Gollner C. et al. Random Lasing with Systematic Threshold Behavior in Films of CdSe/CdS Core/Thick-Shell Colloidal Quantum Dots // ACS Nano. 2015. Vol. 9, № 10. P. 9792-9801.

94. Cao M. et al. Random lasing in a colloidal quantum dot-doped disordered polymer // Opt Express. 2016. Vol. 24, № 9. P. 9325.

95. Winkler J.M. et al. Dual-Wavelength Lasing in Quantum-Dot Plasmonic Lattice Lasers // ACS Nano. 2020. Vol. 14, № 5. P. 5223-5232.

96. Guan J. et al. Engineering Directionality in Quantum Dot Shell Lasing Using Plasmonic Lattices // Nano Lett. 2020. Vol. 20, № 2. P. 1468-1474.

97. Malko A. V. et al. From amplified spontaneous emission to microring lasing using nanocrystal quantum dot solids // Appl Phys Lett. 2002. Vol. 81, № 7. P. 13031305.

98. Wang Y. et al. Blue Liquid Lasers from Solution of CdZnS/ZnS Ternary Alloy Quantum Dots with Quasi-Continuous Pumping // Advanced Materials. 2015. Vol. 27, № 1. P. 169-175.

99. Park Y.-S. et al. Effect of Auger Recombination on Lasing in Heterostructured Quantum Dots with Engineered Core/Shell Interfaces // Nano Lett. 2015. Vol. 15, № 11. P. 7319-7328.

100. Wang Y. et al. Robust Whispering-Gallery-Mode Microbubble Lasers from Colloidal Quantum Dots // Nano Lett. 2017. Vol. 17, № 4. P. 2640-2646.

101. Min B. et al. Ultralow threshold on-chip microcavity nanocrystal quantum dot lasers // Appl Phys Lett. 2006. Vol. 89, № 19.

102. Ta V.D., Chen R., Sun H.D. Self-Assembled Flexible Microlasers // Advanced Materials. 2012. Vol. 24, № 10.

103. Bolotin K.I. et al. Ultrahigh electron mobility in suspended graphene // Solid State Commun. 2008. Vol. 146, № 9-10. P. 351-355.

104. Duan X. et al. Two-dimensional transition metal dichalcogenides as atomically thin semiconductors: opportunities and challenges // Chem Soc Rev. 2015. Vol. 44, № 24. P. 8859-8876.

105. Sun Z., Martinez A., Wang F. Optical modulators with 2D layered materials // Nat Photonics. 2016. Vol. 10, № 4. P. 227-238.

106. Mak K.F., Shan J. Photonics and optoelectronics of 2D semiconductor transition metal dichalcogenides // Nat Photonics. 2016. Vol. 10, № 4. P. 216-226.

107. Yu M. et al. Nitrogen-Doped Co 3 O 4 Mesoporous Nanowire Arrays as an Additive-Free Air-Cathode for Flexible Solid-State Zinc-Air Batteries // Advanced Materials. 2017. Vol. 29, № 15.

108. Cheiwchanchamnangij T., Lambrecht W.R.L. Quasiparticle band structure calculation of monolayer, bilayer, and bulk MoS2 // Phys Rev B. 2012. Vol. 85, № 20. P. 205302.

109. Ugeda M.M. et al. Giant bandgap renormalization and excitonic effects in a monolayer transition metal dichalcogenide semiconductor // Nat Mater. 2014. Vol. 13, № 12. P. 1091-1095.

110. Ye Y. et al. Monolayer excitonic laser // Nat Photonics. 2015. Vol. 9, № 11. P. 733-737.

111. Li Y. et al. Room-temperature continuous-wave lasing from monolayer molybdenum ditelluride integrated with a silicon nanobeam cavity // Nat Nanotechnol. 2017. Vol. 12, № 10. P. 987-992.

112. Reed J.C. et al. Wavelength Tunable Microdisk Cavity Light Source with a Chemically Enhanced MoS 2 Emitter // Nano Lett. 2015. Vol. 15, № 3. P. 1967-1971.

113. Tongay S. et al. Broad-Range Modulation of Light Emission in Two-Dimensional Semiconductors by Molecular Physisorption Gating // Nano Lett. 2013. Vol. 13, № 6. P. 2831-2836.

114. Nan H. et al. Strong Photoluminescence Enhancement of MoS 2 through Defect Engineering and Oxygen Bonding // ACS Nano. 2014. Vol. 8, № 6. P. 5738-5745.

115. Kim M.S. et al. Enhanced Light Emission from Monolayer Semiconductors by Forming Heterostructures with ZnO Thin Films // ACS Appl Mater Interfaces. 2016. Vol. 8, № 42. P. 28809-28815.

116. Sheng Y. et al. Photoluminescence Segmentation within Individual Hexagonal Monolayer Tungsten Disulfide Domains Grown by Chemical Vapor Deposition // ACS Appl Mater Interfaces. 2017. Vol. 9, № 17. P. 15005-15014.

117. Amani M. et al. Near-unity photoluminescence quantum yield in MoS 2 // Science (1979). 2015. Vol. 350, № 6264. P. 1065-1068.

118. Ryder C.R. et al. Chemically Tailoring Semiconducting Two-Dimensional Transition Metal Dichalcogenides and Black Phosphorus // ACS Nano. 2016. Vol. 10, № 4. P. 3900-3917.

119. Tonndorf P. et al. Single-photon emission from localized excitons in an atomically thin semiconductor // Optica. 2015. Vol. 2, № 4. P. 347.

120. Chakraborty C. et al. Voltage-controlled quantum light from an atomically thin semiconductor // Nat Nanotechnol. 2015. Vol. 10, № 6. P. 507-511.

121. Xiao D. et al. Coupled Spin and Valley Physics in Monolayers of MoS2 and Other Group-VI Dichalcogenides // Phys Rev Lett. 2012. Vol. 108, № 19. P. 196802.

122. Sie E.J. Large, Valley-Exclusive Bloch-Siegert Shift in Monolayer WS2. 2018. P. 77-92.

123. Sie E.J. Valley-Selective Optical Stark Effect in Monolayer WS2. 2018. P.

37-57.

124. Ye Y. et al. Electrical generation and control of the valley carriers in a monolayer transition metal dichalcogenide // Nat Nanotechnol. 2016. Vol. 11, № 7. P. 598-602.

125. Aivazian G. et al. Magnetic control of valley pseudospin in monolayer WSe2 // Nat Phys. 2015. Vol. 11, № 2. P. 148-152.

126. Mak K.F. et al. The valley Hall effect in MoS 2 transistors // Science (1979). 2014. Vol. 344, № 6191. P. 1489-1492.

127. Lee J., Mak K.F., Shan J. Electrical control of the valley Hall effect in bilayer MoS2 transistors // Nat Nanotechnol. 2016. Vol. 11, № 5. P. 421-425.

128. Malard L.M. et al. Observation of intense second harmonic generation from MoS2 atomic crystals // Phys Rev B. 2013. Vol. 87, № 20. P. 201401.

129. Fan X. et al. Broken Symmetry Induced Strong Nonlinear Optical Effects in Spiral WS 2 Nanosheets // ACS Nano. 2017. Vol. 11, № 5. P. 4892-4898.

130. Li H. et al. Lateral Growth of Composition Graded Atomic Layer MoS 2(1- x ) Se 2 x Nanosheets // J Am Chem Soc. 2015. Vol. 137, № 16. P. 5284-5287.

131. Li H. et al. Composition-Modulated Two-Dimensional Semiconductor Lateral Heterostructures via Layer-Selected Atomic Substitution // ACS Nano. 2017. Vol. 11, № 1. P. 961-967.

132. Zhang Z. et al. Robust epitaxial growth of two-dimensional heterostructures, multiheterostructures, and superlattices // Science (1979). 2017. Vol. 357, № 6353. P. 788-792.

133. Sahoo P.K. et al. One-pot growth of two-dimensional lateral heterostructures via sequential edge-epitaxy // Nature. 2018. Vol. 553, № 7686. P. 63-67.

134. Zhou W. et al. Luminescence and local photonic confinement of single ZnSe:Mn nanostructure and the shape dependent lasing behavior // Nanotechnology. 2013. Vol. 24, № 5. P. 055201.

135. Zhang Q. et al. Vapor growth and interfacial carrier dynamics of high-quality CdS-CdSSe-CdS axial nanowire heterostructures // Nano Energy. 2017. Vol. 32. P. 28 -35.

136. Wu S. et al. Monolayer semiconductor nanocavity lasers with ultralow thresholds // Nature. 2015. Vol. 520, № 7545. P. 69-72.

137. Salehzadeh O. et al. Optically Pumped Two-Dimensional MoS 2 Lasers Operating at Room-Temperature // Nano Lett. 2015. Vol. 15, № 8. P. 5302-5306.

138. Yan H. et al. Dendritic Nanowire Ultraviolet Laser Array // J Am Chem Soc. 2003. Vol. 125, № 16. P. 4728-4729.

139. Johnson J.C. et al. Optical Cavity Effects in ZnO Nanowire Lasers and Waveguides // J Phys Chem B. 2003. Vol. 107, № 34. P. 8816-8828.

140. Barrelet C.J. et al. Hybrid Single-Nanowire Photonic Crystal and Microresonator Structures // Nano Lett. 2006. Vol. 6, № 1. P. 11-15.

141. Choi H.-J. et al. Self-Organized GaN Quantum Wire UV Lasers // J Phys Chem B. 2003. Vol. 107, № 34. P. 8721-8725.

142. Qian F. et al. Multi-quantum-well nanowire heterostructures for wavelength-controlled lasers // Nat Mater. 2008. Vol. 7, № 9. P. 701-706.