Dépendance de la température des phonons G et D' dans le graphène monocouche à peu de couches avec des lacunes

Introduction

Les matériaux à base de graphène ont été des matériaux prometteurs pour relier les dispositifs thermiques, électroniques et photoniques [1, 2] en raison de leurs propriétés intrigantes [3, 4] puisque la plupart des études se sont d'abord concentrées sur le graphène monocouche (1LG) [3, 4] et par la suite transférés aux graphènes à quelques couches (FLG) [5, 6] en raison de leur accordabilité prometteuse de la bande interdite [7, 8]. La diffusion Raman est l'une des techniques largement utilisées pour caractériser les propriétés des phonons des matériaux à base de graphène [2, 9]. Leurs propriétés de transport thermique peuvent être étudiées en étudiant les spectres Raman dépendants de la température (dépendants de T). Balandin et al. [10] ont d'abord mesuré la conductivité thermique d'un 1LG exfolié mécaniquement en surveillant le décalage du pic G avec un chauffage laser, et Ghosh et al. [11] ont ensuite étudié le transport thermique dans les FLG exfoliés mécaniquement en utilisant la même technique. Dans de nombreuses applications pratiques, les défauts dans 1LG et FLG sont inévitables par différentes méthodes de préparation et même une modification des structures parfaites du graphène est nécessaire pour adapter les paramètres électriques et améliorer la faible activité chimique [12, 13]. Il est indispensable d'étudier comment les défauts affectent les propriétés des phonons du graphène pour obtenir une compréhension approfondie de leurs propriétés de transport thermique. Bien qu'il y ait eu peu de rapports sur les propriétés des phonons T-dépendants dans le cas des films de couche de graphène dopés à l'azote et au bore [14], il n'y a eu aucune discussion sur les mécanismes car les mécanismes potentiellement responsables étaient relativement complexes, tels que le niveau de Fermi. changement dû aux impuretés de charge, au changement de longueur de liaison N-C ou B-C et aux interactions à longue distance entre les défauts ponctuels d'azote ou de bore. Jusqu'à présent, il n'y a eu aucun rapport qui étudie spécialement les propriétés des phonons T-dépendants dans le graphène avec des lacunes. Cependant, les lacunes [15] sont l'un des défauts les plus susceptibles de se produire dans les matériaux de graphène synthétique avec une feuille d'un atome d'épaisseur d'atomes de carbone liés par covalence avec sp ² hybridation conditionnée dans un réseau cristallin en nid d'abeille.

Pour clarifier les différentes propriétés des phonons avec du graphène vierge, nous avons effectué une mesure Raman dépendante de T de 1LG et FLG exfoliés mécaniquement après bombardement d'ions C+. Le bombardement par faisceau ionique a été une méthode efficace pour terminer la découpe et la perforation du graphène [16], ce qui peut introduire des lacunes avec uniformité dans le réseau hexagonal d'atomes de carbone par bombardement ionique C+. Outre le pic G le plus important (∼ 1582 cm ⁻¹ ) dérivé de la structure intrinsèque du graphène, plusieurs caractéristiques de brisure de symétrie supplémentaires près du pic G telles que le pic D’ lié au défaut [17] (∼ 1620 cm ⁻¹ ) peut être trouvé. Dans cet article, nous avons présenté une étude des propriétés des phonons T-dépendants du pic G et du pic D' à basse température de 78 à 318 K dans 1LG et FLG avec des lacunes et avons essayé de discuter du mécanisme de l'effet phonon défectueux et du T- extrinsèque. comportement Raman dépendant. Nos résultats sont utiles pour fournir des informations dépendantes de T des détections sur les propriétés thermiques des flocons de graphène pour les applications de dispositifs.

Matériaux et méthodes

Du graphite pyrolytique hautement orienté (HOPG) a été exfolié mécaniquement sur les mêmes substrats Si {100} recouverts d'un SiO₂ 89 nm pour obtenir 1LG et FLG. Nous avons utilisé la notation NLG pour indiquer les flocons à N couches. Le numéro de couche (N ) de NLG a été estimée par des mesures Raman du rapport d'intensité de Si entre le pic de Si (I (Si_G )) de SiO₂ Substrat /Si recouvrant les flocons de graphène et le pic Si (I (Si₀ )) à partir de SiO nu₂ Substrat /Si [18]. Les valeurs standard de I (Si_G )/Je (Si₀ ) pour les éclats NLG déposés sur SiO₂ /Si substrat ont été donnés dans les données supplémentaires de référence [19]. Nous avons préparé plusieurs ensembles de flocons de graphène avec N déterminé et sélectionné 2 ensembles de flocons 1LG-4LG, 6LG et 10LG. Des lacunes ont été introduites intentionnellement par bombardement d'ions C+ pour un ensemble d'échantillons (appelé ensemble défectueux), avec l'ensemble sans défaut comme contraste. Les ions C+ de faible énergie ont bombardé perpendiculairement à la surface de l'échantillon à température ambiante ce qui a été réalisé à l'aide d'un système de type LC-4 avec la dose et l'énergie cinétique de 2 × 10 ¹³ cm ⁻² et 80 keV, respectivement. Après bombardement ionique C+, la bande D à ∼ 1350 cm ⁻¹ et D’ pic à ∼ 1620 cm ⁻¹ sont apparus dans les spectres Raman des flocons de NLG, comme le montre la figure 1. Les spectres Raman de l'ensemble sans défaut sont également représentés sur la figure 1. Les spectres Raman ont été mesurés par l'excitation d'un laser de 532 nm à température ambiante sous un objectif × 100 (NA =0,90). Ces deux ensembles ont la même épaisseur afin de faciliter la comparaison. Le pic G est resté essentiellement à 1582 cm ⁻¹ avant et après le bombardement ionique C+, qui a montré que les défauts dans les échantillons brisaient seulement la symétrie du réseau en nid d'abeilles de carbone mais ne provoquaient pas de dopage évident qui devrait faire monter la fréquence du pic G. Cela a rendu les recherches ultérieures plus simples. Il y avait une autre bande spectrale notable autour de 2700 cm ⁻¹ avant et après le bombardement ionique C+, qui est appelé bande 2D [17] et est une harmonique de la bande D [17]. La forme de ligne de la bande 2D a été largement utilisée pour distinguer le nombre de couches de graphène d'une à quatre couches [20, 21]. Cependant, la bande 2D est devenue douce et pleine après le bombardement d'ions C+ et sa dépendance vis-à-vis du nombre de couches de graphène est devenue floue en raison du changement de réseau pour modifier la courbe de dispersion des phonons.

Les spectres Raman de 1LG-4LG, 6LG et 10LG pour les ensembles sans défaut et défectueux ont été mesurés à température ambiante dans la plage de 1250-2850 cm ⁻¹

Afin d'examiner l'uniformité des lacunes introduites dans la structure du graphène par bombardement d'ions C+, nous avons mesuré la cartographie Raman des échantillons de l'ensemble défectueux, avec l'ensemble sans défaut comme contraste. Les cartographies Raman ont été mesurées à température ambiante en rétrodiffusion avec un système micro-Raman HR Evolution, équipé de l'unique SWIFT™ CCD, un objectif × 100 (NA =0,90). Un réseau de 1800  g/mm a donné un 0,5 cm ⁻¹ résolution spectrale. L'excitation laser de 532 nm a été utilisée. Une puissance laser inférieure à 2 µmW a été utilisée pour éviter le chauffage de l'échantillon. Les mesures cartographiques ont été effectuées à l'aide d'une platine motorisée. Le xy les coordonnées de chaque point ont été préalablement définies afin de trouver la mise au point optimisée. Des images cartographiques ont été construites pour chaque xy coordonner en prenant 100 points sur la surface d'un échantillon avec un réseau de points de sondage de 10 × 10 également espacés. Dans tous les cas x , y le pas était de 0,5 m. Les spectres Raman ont été mesurés dans la plage de 1250-2850 cm ⁻¹ . Les mappages d'intensité de pic G I (G) comme référence pour les défauts contenus dans les flocons de graphène sont présentés sur la figure 2 pour 1LG, 2LG et 3LG sans défaut et défectueux. Les images microscopiques optiques des échantillons correspondants sont également présentées sur la figure 2. I (G) est sensible au nombre de défauts [22] à de faibles concentrations de défauts dans les systèmes de graphène, car le pic G provient de l'étirement de la liaison C-C dans le plan de toutes les paires de sp ² atomes dans les anneaux et les chaînes. De plus, le pic G est un phonon provenant d'un processus normal de diffusion Raman de premier ordre dans les systèmes de graphène, et son intensité peut être augmentée en raison du processus de résonance [2] en raison de l'énergie d'excitation correspondant à la transition d'une bande de valence à une conduction. bande. La couleur de Je Les mappages (G) dans presque tous les échantillons sont fondamentalement homogènes sur toute la feuille pour déterminer l'uniformité de la structure atomique des couches de graphène. Je (G) dans les flocons de NLG défectueux est inférieur à celui dans les flocons de NLG sans défaut en raison de l'introduction de lacunes. Bien que la couleur de certains points au coin de l'ensemble d'échantillons défectueux montre une légère différence, nous pouvons identifier l'uniformité des lacunes dans la partie dominante des échantillons défectueux. De plus, les défauts peuvent être caractérisés par la distance moyenne entre les défauts les plus proches (L _D ) [22, 23]. Nous avons calculé la distribution des défauts L _D qui est d'environ 4 à 6  nm dans le 1LG bombardé C+ sur la base du rapport d'intensité entre la bande D et la bande G, c'est-à-dire I (D)/Je (G), en utilisant la relation de Tuinstra-Koenig bien connue [24] (le mappage de L _D en C+ bombardé 1LG a été montré dans la Fig. f1 avec plus d'explications physiques en supplément.) I (D) est aussi directement lié au nombre de défauts [23, 25] car le mode D correspond à un phonon dû à la présence de défauts. Considérant que la caractéristique D pourrait être complexe dans les FLG [26] similaires à la bande 2D, les mappages de I (D) ont été montrés pour 1LG, 2LG et 3LG défectueux dans la Fig. f2 du supplément.

Les mappages de I (G) pour 1LG, 2LG et 3LG sans défaut et défectueux et les images microscopiques optiques des échantillons correspondants

Pour les échantillons préparés ci-dessus, nous avons mesuré les spectres Raman dépendant de T près de la bande G (y compris le pic G et la bande D) dans des ensembles d'échantillons sans défaut et défectueux de flocons 1LG-4LG, 6LG et 10LG. Les spectres Raman T-dépendants ont été mesurés en rétrodiffusion avec un système micro-Raman HR Evolution, équipé du CCD unique SWIFT™. Les échantillons ont été montés sur un porte-échantillon fabriqué en interne, composé d'un mince disque de cuivre avec un pilier central et un trou de 500 μm de diamètre. Les mesures ont été effectuées dans un azote liquide (LN₂ ) étage Linkam refroidi à basse température équipé d'un régulateur de température. L'étage de refroidissement programmable THMS600 (Linkam Scientific Instruments) couvre la plage de température de 78 à 318 K dans un N₂ environnement gazeux. L'instrument Linkam a une stabilité de température de ± 0,1 K. En utilisant un réseau avec une densité de rainures de 1800  g/mm, la résolution spectrale obtenue était de 0,5 cm ⁻¹ . Un objectif à longue distance de travail × 50 (NA =0,45) a été utilisé, obtenant une résolution spatiale meilleure que 1 µm. Tous les spectres ont été excités avec un laser à 532 nm. Pendant toutes les mesures, la puissance du laser a été maintenue suffisamment faible pour empêcher tout échauffement de l'échantillon. Le temps d'intégration de 20µs a été adopté pour assurer un bon rapport signal/bruit. La dépendance T des modes Raman a été mesurée dans la plage de 78 à 318 K et enregistrée à des intervalles de 10 K, pour les ensembles sans défaut et défectueux.

Résultats et discussion

Les études portent en premier lieu sur le pic G. La figure 3 montre la position du pic G dépendant de T (Pos(G)) pour les ensembles sans défaut et défectueux. Les données dans 1LG sont relativement fluctuantes et éloignées des données des autres couches. On constate que Pos(G) dans les 1LG sans défaut et défectueux montre une rétrogradation progressive à mesure que la température augmente, ce qui indique une relation linéaire cohérente avec les rapports pour le graphène intrinsèque [14, 27, 28]. Pos(G) peut être ajusté à une équation linéaire, ω (T ) =0 + χT [29], où ω 0 est la position maximale des bandes vibratoires à une température de zéro Kelvin et χ représente le coefficient de température de premier ordre des modes. Le 1LG sans défaut présente un coefficient de température négatif de − (1,56 ± 0,20) × 10 ⁻² cm ⁻¹ /K (tracé par la ligne pointillée bleue sur la figure 3a), ce qui est fondamentalement cohérent avec les rapports précédents pour 1LG intrinsèque [14, 27, 28]. Le coefficient de température du 1LG défectueux est de − (2,52 ± 0,20) × 10 ⁻² cm ⁻¹ /K (tracé par la ligne pointillée bleue sur la figure 3b), une valeur supérieure à celle du 1LG sans défaut, similaire aux rapports précédents de dopage à l'azote ou au dopage au bore [14]. Pour les échantillons avec plus de couches, Pos(G) est considérablement plus petit que celui de 1LG, mais la tendance dépendante de T se rapproche de celle de 1LG à la fois dans l'ensemble sans défaut (tracé par la ligne pointillée rose sur la figure 3a) et dans l'ensemble défectueux (tracé par la ligne pointillée rose sur la figure 3b). Bien que certains rapports précédents aient suggéré que le coefficient de température du pic G dans les échantillons plus épais est légèrement inférieur à celui de 1LG [27, 28], nos données montrent qu'il est insensible au nombre de couches dans la plage étroite de 78 à 318 K. Cependant, les Pos(G) dans l'ensemble sans défaut sont plus grandes que celles de l'ensemble défectueux, ce qui devrait être le résultat d'un bombardement d'ions C+.

Pos(G) dépendant de T de 1LG-4LG, 6LG et 10LG pour a sans défaut et b ensembles défectueux dans la plage de température de 78 à 318  K

La largeur de raie Raman est une autre qualité importante pour découvrir les interactions des électrons et des phonons lorsque la structure cristalline change. La figure 4 montre la pleine largeur dépendante de T à mi-hauteur du pic G (FWHM(G)) pour les ensembles sans défaut et défectueux. Il est constaté que FWHM(G) n'est pas sensible à la température pour les ensembles sans défaut et défectueux, ce qui est cohérent avec les résultats FWHM(G) dépendant de T récemment rapportés du graphite vierge [30]. Il est intéressant de noter que le FWHM(G) dépendant de T dans divers échantillons de graphène a été discuté [14, 31, 32] et présente des divergences ; par exemple, Lin et al. [31] ont observé une tendance à l'augmentation du graphène non supporté, Kolesov et al. [32] ont montré différentes dépendances T dans le graphène supporté sur divers substrats, et même Late et al. [14] ont montré des dépendances légèrement positives ou insensibles dans le cas du graphite dopé à l'azote ou au bore. Cependant, dans la plage de basses températures inférieure à 350 K, FWHM(G) est toujours resté constant dans tous les échantillons [14, 31, 32] probablement en raison de la contribution plus faible de l'anharmonicité des phonons et du couplage électron-phonon (EPC) à basse température. gamme [29, 33]. De plus, FWHM(G) de 1LG à 10LG est de 9,2 à 14,6 cm ⁻¹ dans l'ensemble sans défaut et de 10,9 à 16,1 cm ⁻¹ dans l'ensemble défectueux. Les valeurs FWHM(G) de l'ensemble défectueux sont supérieures à celles de l'ensemble sans défaut, ce qui devrait être un autre résultat du bombardement d'ions C+.

Le FWHM(G) dépendant du T de 1LG-4LG, 6LG et 10LG pour a sans défaut et b ensembles défectueux dans la plage de température de 78 à 318  K

Nous avons ensuite étudié la bande D’ liée au défaut. La figure 5a montre Pos(D') pour l'ensemble défectueux. Lorsque la température augmente de 78 à 318 K, Pos(D') diminue linéairement jusqu'à 1620 cm ⁻¹ en C+ bombardé 1LG avec une pente d'environ − (2,37 ± 0,20) × 10 ⁻² cm ⁻¹ /K (tracé par la ligne pointillée bleue sur la figure 5a). Pos(D') passe à des valeurs plus élevées dans les couches épaisses mais a une approche de pente dépendante de T similaire à celle de 1LG (tracée par la ligne pointillée rose sur la figure 5a). FWHM(D') ne montre pas de dépendance T évidente comme le montre la figure 5b. FWHM(D') varie de 7,6 à 14,4 cm ⁻¹ en 1LG à 10LG, mais il diminue avec l'augmentation des couches. Il est évident que la bande D' montre un coefficient de température similaire avec le pic G après bombardement par l'ion C+. Cependant, Pos(D’) augmente tandis que Pos(G) diminue; simultanément, FWHM(D') diminue tandis que FWHM(G) augmente à mesure que les couches de graphène deviennent plus épaisses.

Le T-dépendant a Pos(D’) et b FWHM(D') de 1LG-4LG, 6LG et 10LG pour l'ensemble défectueux dans la plage de température de 78–318 K

En examinant les travaux précédents, nous nous rendons compte qu'il existe plusieurs facteurs qui influencent les spectres Raman des systèmes de graphène. Premièrement, l'étude Raman T-dépendante du graphène vierge a été expliquée par l'anharmonicité des phonons et l'EPC [29]. Cependant, les spectres Raman peuvent également être dépendants de l'échantillon en présence de lacunes. Le coefficient de température du pic G dans les échantillons de graphène défectueux s'avère être plus grand que celui des échantillons sans défaut. Parce que l'EPC induit l'augmentation de Pos(G) alors que l'anharmonicité des phonons la diminue lorsque la température augmente, la domination de l'anharmonicité des phonons conduit à l'adoucissement du phonon G et entraîne donc un coefficient de température négatif pour G pic [29]. Après bombardement d'ions C+, il est possible que le changement de maille modifie l'EPC conduisant au durcissement du phonon G; en conséquence, le coefficient de température du pic G devient moins négatif. Pendant ce temps, les Pos(G) dans l'ensemble sans défaut sont plus grandes que celles de l'ensemble défectueux, ce qui signifie une diminution de l'énergie des phonons due au changement de réseau par les lacunes [34]. Deuxièmement, les valeurs FWHM(G) dans l'ensemble défectueux sont plus grandes que celles de l'ensemble sans défaut, ce qui signifie une diminution de la durée de vie des phonons en raison de l'effet de confinement des phonons [35] lorsque la structure atomique du graphène est détruite par des lacunes . Troisièmement, les FLG sont formés en empilant des nombres de 1LG le long de l'axe c, et leur anharmonicité des phonons et EPC sont étroitement liés à ceux de 1LG. Le coefficient de température de la bande G dans les FLG se rapproche de celui de 1LG dans les échantillons sans défaut et défectueux. Cependant, il existe quelques différences entre eux. La nature ultrafine de 1LG oblige à considérer l'effet du substrat. Pos(G) dans 1LG est supérieur à celui des échantillons plus épais pour les ensembles sans défaut et défectueux. Pos(G) se décale jusqu'à ~ 1588 cm ⁻¹ en 1LG sans défaut et ~ 1584 cm ⁻¹ dans 1LG défectueux à 300 K dans des expériences à température variable bien que leur Pos(G) reste fondamentalement à 1582 cm ⁻¹ dans les mesures de température ambiante. La raison possible est l'inadéquation du coefficient de dilatation thermique entre le matériau et le substrat [36]. Pos(G) dans les échantillons plus épais augmente linéairement jusqu'à ~ 1582 cm ⁻¹ dans l'ensemble sans défaut et ~ 1580 cm ⁻¹ dans l'ensemble défectueux à 300 K, ce qui signifie qu'il est de moins en moins sensible aux effets de substrat à mesure que les couches de graphène deviennent plus épaisses. Pendant ce temps, FWHM(G) s'affine considérablement jusqu'à ~ 9,2 cm ⁻¹ en 1LG sans défaut et ~ 10,9 cm ⁻¹ dans 1LG défectueux dans des expériences à température variable bien que FWHM(G) de graphène vierge soit ~ 13 cm ⁻¹ dans les mesures de température ambiante. La raison possible est le blocage de la désintégration des phonons en paires électron-trou [37] en raison de l'effet diélectrique du substrat dans la couche de graphène plus mince. Enfin, le phonon D peut être considéré comme un prototype non trivial pour étudier l'effet de la température des matériaux de graphène défectueux sur la base des raisons suivantes :(1) des modes Raman supplémentaires peuvent être observés dans des échantillons de graphène désordonnés, par exemple, les soi-disant D et D ' modes. Bien que ces modes ne puissent être attribués au mode de vibration des défauts eux-mêmes, ils correspondent à des phonons avec rupture de la conservation de la quantité de mouvement [38] en raison de la présence de défauts dans l'échantillon. Leurs comportements dépendants de T peuvent refléter la contribution de l'EPC due au changement de réseau dans les échantillons défectueux. (2) La relation entre le pic G et le mode D' est à la fois interdépendante et compétitive car il existe une interaction électron-phonon connexe dans les phonons G et D' car leur fréquence et leur largeur de raie dépendent de la même structure de bande électronique conique dans la région proche du Point K [39]. (3) Le phonon D est une autre caractéristique spectrale typique des échantillons de graphène défectueux. Cependant, la bande D devient large et complexe avec l'augmentation des couches de graphène le long de l'axe c en raison d'un processus inter-vallée reliant deux structures de bandes électroniques coniques autour des points K et K' inéquivalents [40]. (4) Davantage de calculs sont nécessaires pour expliquer le comportement dépendant de T du mode D', ce qui dépasse le cadre de ce travail.

Conclusion

Dans cet article, des lacunes ont été uniformément introduites dans les structures carbonées par bombardement d'ions C+ et caractérisées par des cartographies Raman de I (G). Les propriétés des phonons T-dépendants du pic G et de la bande D' dans les 1LG et les FLG défectueux ont été mesurées par un spectromètre Raman combiné à un cryostat Linkam, avec des échantillons sans défaut comme contraste. À des températures de 78 à 318 K, les défauts entraînent une augmentation du coefficient de température négatif du pic G en raison du changement de réseau. Le mode D' en tant que signature Raman du désordre est à la fois interdépendant et compétitif avec le pic G sous l'interaction défaut-phonon. Le coefficient de température de la bande D' est presque identique au pic G. Cependant, Pos(D') augmente simultanément à mesure que FWHM(D') diminue avec l'augmentation des couches, contrairement au pic G. En conclusion, les défauts de structure du graphène par bombardement d'ions C+ induisent un changement important des propriétés T-dépendantes des phonons; par conséquent, ils ont une influence sur les propriétés physiques des systèmes de graphène. L'introduction d'atomes étrangers dans les réseaux de carbone hexagonaux a été un sujet brûlant de nos jours pour un outil efficace pour adapter les propriétés intrinsèques des systèmes de graphène. Les propriétés correspondantes devraient être étudiées en profondeur à l'avenir.

Disponibilité des données et des matériaux

Des flocons de graphène ont été obtenus par clivage micromécanique de cristaux de graphite massifs (2D semi-conducteurs Inc.) sur SiO₂ Substrat /Si avec SiO₂ épaisseur comme 89  nm. Leur numéro de couche (N ) a été estimée par des mesures Raman du rapport d'intensité de Si entre le pic de Si (I (Si_G )) de SiO₂ Substrat /Si recouvrant les flocons de graphène et le pic Si (I (Si₀ )) à partir de SiO nu₂ /Si substrat. Des lacunes ont été introduites intentionnellement par bombardement d'ions C+ pour un ensemble d'échantillons (appelé ensemble défectueux), avec l'ensemble sans défaut comme contraste. Les ions C+ de faible énergie ont bombardé perpendiculairement à la surface de l'échantillon à température ambiante ce qui a été réalisé à l'aide d'un système de type LC-4 avec la dose et l'énergie cinétique de 2 × 10 ¹³ cm ⁻² et 80 keV, respectivement. Les cartographies Raman ont été mesurées à température ambiante en rétrodiffusion avec un système micro-Raman HR Evolution, équipé de l'unique SWIFT™ CCD, un objectif × 100 (NA =0,90). Un réseau de 1800  g/mm a donné un 0,5 cm ⁻¹ résolution spectrale. L'excitation laser de 532 nm a été utilisée. Une puissance laser inférieure à 2 µmW a été utilisée pour éviter le chauffage de l'échantillon. Les mesures cartographiques ont été effectuées à l'aide d'une platine motorisée. Le xy les coordonnées de chaque point ont été préalablement définies afin de trouver la mise au point optimisée. Des images cartographiques ont été construites pour chaque xy coordonner en prenant 100 points sur la surface d'un échantillon avec un réseau de points de sondage de 10 × 10 également espacés. Dans tous les cas x , y le pas était de 0,5 m. Les spectres Raman T-dépendants ont été mesurés en rétrodiffusion avec un système micro-Raman HR Evolution, équipé du CCD unique SWIFT™. Les échantillons ont été montés sur un porte-échantillon fabriqué en interne, constitué d'un mince disque de cuivre avec un pilier central et un trou de 500 μm de diamètre. Les mesures ont été effectuées dans un azote liquide (LN₂ ) étage Linkam refroidi à basse température équipé d'un régulateur de température. L'étage de refroidissement programmable THMS600 (Linkam Scientific Instruments) couvre la plage de température de 78 à 318 K dans un N₂ environnement gazeux. L'instrument Linkam a une stabilité de température de ± 0,1 K. En utilisant un réseau avec une densité de rainures de 1800  g/mm, la résolution spectrale obtenue était de 0,5 cm ⁻¹ . Un objectif à longue distance de travail × 50 (NA =0,45) a été utilisé, obtenant une résolution spatiale meilleure que 1 µm. Tous les spectres ont été excités avec un laser à 532 nm. Pendant toutes les mesures, la puissance du laser a été maintenue suffisamment faible pour empêcher tout échauffement de l'échantillon. Le temps d'intégration de 20µs a été adopté pour assurer un bon rapport signal/bruit. La dépendance T des modes Raman a été mesurée dans la plage de 78 à 318 K et enregistrée à des intervalles de 10 K, pour les ensembles sans défaut et défectueux.

Abréviations

1LG :

Graphène monocouche

FLG :

Graphènes à quelques couches

T-dépendant :

En fonction de la température

HOPG :

Graphite pyrolytique hautement orienté

N :

Numéro de couche

L _D :

La distance moyenne entre les défauts les plus proches

LN₂ :

,Azote liquide

Pos(G) :

Position de pointe G

FWHM(G) :

Pleine largeur à mi-hauteur du pic G

EPC :

Couplage électron-phonon