Temperaturabhängigkeit von G- und D'-Phononen in Monolayer- bis Wenigschicht-Graphen mit Leerstellen

Einführung

Graphenbasierte Materialien sind aufgrund ihrer faszinierenden Eigenschaften [3, 4] vielversprechende Materialien für die Überbrückung von thermischen, elektronischen und photonischen Geräten [1, 2], da sich die meisten Studien zunächst auf Monolayer-Graphen (1LG) konzentrierten [3, 4] und später aufgrund ihrer vielversprechenden Bandlücken-Abstimmbarkeit auf Wenigschicht-Graphen (FLGs) [5, 6] übertragen werden [7, 8]. Die Raman-Streuung ist eine der weit verbreiteten Techniken zur Charakterisierung der Phononeneigenschaften von graphenbasierten Materialien [2, 9]. Ihre Wärmetransporteigenschaften können durch Untersuchung temperaturabhängiger (T-abhängiger) Raman-Spektren untersucht werden. Balandinet al. [10] maßen zunächst die Wärmeleitfähigkeit eines mechanisch abgeblätterten 1LG, indem sie die Verschiebung des G-Peaks mit Lasererwärmung verfolgten, und Ghosh et al. [11] untersuchten anschließend mit derselben Technik den Wärmetransport in mechanisch abgeblätterten FLGs. In vielen praktischen Anwendungen sind Defekte in 1LG und FLGs durch verschiedene Herstellungsverfahren unvermeidlich, und sogar die Modifikation perfekter Graphenstrukturen ist erforderlich, um elektrische Parameter anzupassen und die niedrige chemische Aktivität zu verbessern [12, 13]. Es ist unabdingbar zu untersuchen, wie sich die Defekte auf die Phononeneigenschaften von Graphen auswirken, um ein tieferes Verständnis ihrer Wärmetransporteigenschaften zu erhalten. Obwohl es nur wenige Berichte über T-abhängige Phononeneigenschaften im Fall von stickstoff- und bordotierten Graphenschichtfilmen gibt [14], gab es keine Diskussion über Mechanismen, da die potenziell verantwortlichen Mechanismen relativ komplex waren, wie zum Beispiel das Fermi-Niveau Änderung aufgrund von Ladungsverunreinigungen, der Änderung der NC- oder B-C-Bindungslänge und der weitreichenden Wechselwirkungen zwischen Stickstoff- oder Borpunktdefekten. Bisher gab es keinen Bericht, der speziell T-abhängige Phononeneigenschaften in Graphen mit Leerstellen untersucht. Leerstellen [15] sind jedoch einer der wahrscheinlichsten Defekte, die in synthetischen Graphenmaterialien mit einer ein Atom dicken Schicht kovalent gebundener Kohlenstoffatome mit sp ² . auftreten Hybridisierung verpackt in einem Wabenkristallgitter.

Um verschiedene Phononeneigenschaften mit reinem Graphen aufzuklären, führten wir eine T-abhängige Raman-Messung von mechanisch abgeblätterten 1LG und FLGs nach Ionen-C+-Bombardement durch. Der Ionenstrahlbeschuss war eine effektive Methode, um das Schneiden und die Perforation von Graphen zu beenden [16], wodurch durch den Ionen-C+-Bombardement gleichmäßig Leerstellen in das hexagonale Netzwerk von Kohlenstoffatomen eingeführt werden können. Neben dem wichtigsten G-Peak (∼ 1582 cm ⁻¹ ) abgeleitet von der intrinsischen Graphenstruktur, mehrere zusätzliche Symmetriebrechungsmerkmale in der Nähe des G-Peaks, wie der defektbezogene D’-Peak [17] (∼ 1620 cm ⁻¹ ) kann gefunden werden. In diesem Artikel präsentierten wir eine Studie der T-abhängigen Phononeneigenschaften des G-Peaks und des D'-Peaks bei niedrigen Temperaturen von 78 bis 318 K in 1LG und FLGs mit Leerstellen und versuchten, den Mechanismus des defekten Phononeneffekts und des extrinsischen T- zu diskutieren. abhängiges Raman-Verhalten. Unsere Ergebnisse sind hilfreich, um T-abhängige Informationen zu Detektionen von thermischen Eigenschaften in Graphenflocken für Anwendungen von Geräten bereitzustellen.

Materialien und Methoden

Hochorientierter pyrolytischer Graphit (HOPG) wurde mechanisch auf denselben Si {100}-Substraten abgeblättert, die mit einem 89-nm-SiO₂ . bedeckt waren um 1LG und FLGs zu erhalten. Wir haben die Notation NLG verwendet, um Flocken mit N Schichten anzuzeigen. Die Schichtnummer (N ) von NLG wurde durch Raman-Messungen des Si-Intensitätsverhältnisses zwischen dem Si-Peak (I (Si_G )) aus SiO₂ /Si-Substrat über den Graphenflocken und dem Si-Peak (I (Si₀ )) aus blankem SiO₂ /Si-Substrat [18]. Die Standardwerte von I (Si_G )/Ich (Si₀ ) für auf SiO₂ . abgeschiedene NLG-Flakes /Si-Substrat wurden in den ergänzenden Daten der Referenz [19] angegeben. Wir haben mehrere Sätze von Graphenflocken mit N . hergestellt bestimmt und ausgewählt 2 Sätze von 1LG-4LG, 6LG und 10LG Flocken. Leerstellen wurden absichtlich durch Ionen-C+-Bombardement für einen Satz von Proben (genannt defekter Satz) mit dem defektfreien Satz als Kontrast eingeführt. Die niederenergetischen C+-Ionen bombardierten bei Raumtemperatur senkrecht zur Probenoberfläche, was unter Verwendung eines LC-4-Systems mit einer Dosis und kinetischen Energie von 2 × 10 ¹³ . durchgeführt wurde cm ⁻² bzw. 80 keV. Nach dem Ionen-C+-Bombardement ist die D-Bande bei ∼ 1350 cm ⁻¹ und D’-Peak bei ∼ 1620 cm ⁻¹ trat in den Raman-Spektren von NLG-Flakes auf, wie in Abb. 1 dargestellt. Die Raman-Spektren des defektfreien Satzes sind auch in Abb. 1 aufgetragen. Raman-Spektren wurden durch Anregung eines 532-nm-Lasers bei Raumtemperatur unter gemessen a × 100 Objektivlinse (NA =0,90). Diese beiden Sets haben die gleiche Dicke, um den Vergleich zu erleichtern. Der G-Peak blieb im Wesentlichen bei 1582 cm ⁻¹ vor und nach dem Ionen-C+-Bombardement, was zeigte, dass Defekte in den Proben nur die Symmetrie des Kohlenstoffwabengitters brachen, aber keine offensichtliche Dotierung verursachten, die die Frequenz des G-Peaks nach oben verschieben sollte. Dies machte die spätere Recherche einfacher. Es gab ein weiteres bemerkenswertes Spektralband um 2700 cm ⁻¹ vor und nach dem Ionen-C+-Bombardement, das als 2D-Band [17] bezeichnet wird und ein Oberton der D-Bande [17] ist. Die Linienform des 2D-Bandes wurde häufig verwendet, um die Anzahl der Graphenschichten von einer bis vier Schichten zu unterscheiden [20, 21]. Die 2D-Bande wurde jedoch nach dem Ionen-C+-Bombardement weich und voll und ihre Abhängigkeit von der Anzahl der Graphenschichten wurde aufgrund der Gitteränderung verschwommen, um die Phononendispersionskurve zu modifizieren.

Raman-Spektren von 1LG-4LG, 6LG und 10LG für defektfreie und defekte Sets wurden bei Raumtemperatur im Bereich von 1250–2850 cm ⁻¹ . gemessen

Um die Gleichförmigkeit der durch Ionen-C+-Bombardement in die Graphenstruktur eingeführten Leerstellen zu untersuchen, haben wir das Raman-Mapping der Proben aus dem defekten Satz mit dem defektfreien Satz als Kontrast gemessen. Die Raman-Mappings wurden bei Raumtemperatur in Rückstreuung mit einem HR Evolution Mikro-Raman-System gemessen, das mit dem einzigartigen SWIFT™ CCD, einer × 100-Objektivlinse (NA =0,90) ausgestattet ist. Ein 1800 g/mm-Gitter ergab einen 0,5-cm ⁻¹ spektrale Auflösung. Die Laseranregung von 532 nm wurde verwendet. Eine Laserleistung unter 2 µmW wurde verwendet, um eine Probenerwärmung zu vermeiden. Die Kartierungsmessungen wurden mit einem motorisierten Tisch durchgeführt. Das xy Koordinaten jedes Punktes wurden zuvor eingestellt, um den optimierten Fokus zu finden. Für jedes xy . wurden Mapping-Bilder erstellt Koordinieren Sie, indem Sie 100 Punkte auf der Oberfläche einer Probe mit einem 10 × 10 gleichmäßig beabstandeten Array von Sondierungspunkten nehmen. In allen Fällen x , y Schritt war 0,5 µm. Raman-Spektren wurden im Bereich von 1250–2850 cm ⁻¹ . gemessen . Die Abbildungen der G-Peak-Intensität I (G) als Referenz für in Graphenflocken enthaltene Defekte sind in Abb. 2 für defektfreie und defekte 1LG, 2LG und 3LG gezeigt. Die lichtmikroskopischen Bilder der entsprechenden Proben sind auch in Abb. 2 gezeigt. I (G) reagiert empfindlich auf die Anzahl der Defekte [22] bei niedrigen Defektkonzentrationen in Graphensystemen, da der G-Peak aus der C-C-Bindungsstreckung aller Paare von sp ² . in der Ebene entsteht Atome in Ringen und Ketten. Darüber hinaus ist G Peak ein Phonon, das aus einem normalen Raman-Streuungsprozess erster Ordnung in Graphensystemen stammt, und seine Intensität kann aufgrund des Resonanzprozesses [2] aufgrund der Anregungsenergie erhöht werden, die dem Übergang von einem Valenzband zu einer Leitung entspricht Band. Die Farbe von I (G) Kartierungen in fast allen Proben sind im Wesentlichen über das gesamte Blatt homogen, um die Einheitlichkeit der atomaren Struktur von Graphenschichten zu bestimmen. Ich (G) an defekten NLG-Flakes ist aufgrund der Einführung von Stellen niedriger als an defektfreien NLG-Flakes. Obwohl die Farbe einiger Punkte an den Ecken in der fehlerhaften Stichprobe einen kleinen Unterschied zeigt, können wir die Gleichmäßigkeit der Leerstellen im überwiegenden Teil der fehlerhaften Stichproben erkennen. Darüber hinaus können Defekte durch den durchschnittlichen Abstand zwischen den nächsten Defekten (L _D ) [22, 23]. Wir haben die Fehlerverteilung L . berechnet _D was etwa 4–6 nm in C+-beschossenem 1LG beträgt, basierend auf dem Intensitätsverhältnis zwischen D-Band und G-Band, d. h. I (D)/ich (G) unter Verwendung der bekannten Tuinstra-Koenig-Beziehung [24] (die Abbildung von L _D in C+-beschossenem 1LG wurde in Abb. f1 mit weiteren physikalischen Erklärungen in Ergänzung gezeigt.) I (D) steht auch in direktem Zusammenhang mit der Anzahl der Defekte [23, 25], da der D-Modus aufgrund des Vorhandenseins von Defekten einem Phonon entspricht. In Anbetracht der Tatsache, dass das D-Feature in FLGs [26] ähnlich dem 2D-Band komplex sein könnte, sind die Abbildungen von I (D) wurden für defekte 1LG, 2LG und 3LG in Abb. f2 der Ergänzung gezeigt.

Die Zuordnungen von I (G) für fehlerfreie und fehlerhafte 1LG, 2LG und 3LG und die lichtmikroskopischen Bilder der entsprechenden Proben

Für die oben präparierten Proben haben wir die T-abhängigen Raman-Spektren in der Nähe der G-Bande (einschließlich G-Peak und D’-Band) sowohl in defektfreien als auch in defekten Probensätzen von 1LG-4LG-, 6LG- und 10LG-Flocken gemessen. Die T-abhängigen Raman-Spektren wurden in Rückstreuung mit einem HR Evolution Mikro-Raman-System gemessen, das mit dem einzigartigen SWIFT™ CCD ausgestattet ist. Die Proben wurden auf einem selbstgefertigten Probenhalter montiert, der aus einer dünnen Kupferscheibe mit einer zentralen Säule und einem Loch von 500 µm Durchmesser bestand. Die Messungen wurden in flüssigem Stickstoff (LN₂ ) gekühlte Niedertemperatur-Linkam-Stufe ausgestattet mit einem Temperaturregler. Die programmierbare Kühlstufe THMS600 (Linkam Scientific Instruments) deckt den Temperaturbereich von 78 bis 318 K in einem N₂ Gasumgebung. Das Linkam-Instrument hat eine Temperaturstabilität von ± 0,1 K. Bei Verwendung eines Gitters mit einer Rillendichte von 1800 g/mm betrug die erreichte spektrale Auflösung 0,5 cm ⁻¹ . Es wurde eine Objektivlinse mit großem Arbeitsabstand × 50 (NA =0,45) verwendet, die eine räumliche Auflösung von besser als 1 µm erreichte. Alle Spektren wurden mit einem 532-nm-Laser angeregt. Bei allen Messungen wurde die Laserleistung niedrig genug gehalten, um eine Probenerwärmung zu vermeiden. Die Integrationszeit von 20 µs wurde gewählt, um ein gutes Signal-Rausch-Verhältnis zu gewährleisten. Die T-Abhängigkeit der Raman-Moden wurde im Bereich von 78 bis 318 K gemessen und in 10 K-Intervallen für die fehlerfreien und fehlerhaften Sätze aufgezeichnet.

Ergebnisse und Diskussion

Die Studien befassen sich zunächst mit dem G-Peak. Abbildung 3 zeigt die T-abhängige G-Peakposition (Pos(G)) für die defektfreien und defekten Sätze. Die Daten in 1LG sind relativ schwankend und von den Daten anderer Schichten entfernt. Es zeigt sich, dass Pos(G) sowohl in defektfreien als auch in defekten 1LG mit steigender Temperatur ein progressives Herunterschalten zeigt, was auf eine lineare Beziehung hindeutet, die mit den Berichten für intrinsisches Graphen übereinstimmt [14, 27, 28]. Pos(G) kann an eine lineare Gleichung angepasst werden, ω (T ) =ω0 + χT [29], wobei ω 0 ist die Spitzenposition der Schwingungsbänder bei einer Temperatur von null Kelvin und χ repräsentiert den Temperaturkoeffizienten erster Ordnung der Moden. Das defektfreie 1LG weist einen negativen Temperaturkoeffizienten von – (1,56 ± 0,20) × 10 ^–2 . auf cm ⁻¹ /K (aufgetragen durch die blaue gestrichelte Linie in Abb. 3a), was im Wesentlichen mit den vorherigen Berichten für intrinsisches 1LG übereinstimmt [14, 27, 28]. Der Temperaturkoeffizient des defekten 1LG beträgt − (2,52 ± 0,20) × 10 ^–2 cm ⁻¹ /K (aufgetragen durch die blaue gestrichelte Linie in Abb. 3b), ein Wert größer als der des defektfreien 1LG, ähnlich wie bei den vorherigen Berichten über Stickstoffdotierung oder Bordotierung [14]. Bei Proben mit mehr Schichten ist Pos(G) erheblich kleiner als der von 1LG, aber der T-abhängige Trend nähert sich dem von 1LG sowohl im defektfreien Satz (gezeigt durch die rosa gestrichelte Linie in Abb. 3a) als auch im defekten Satz (in Abb. 3b durch die rosa gestrichelte Linie aufgetragen). Obwohl einige frühere Berichte darauf hindeuteten, dass der Temperaturkoeffizient des G-Peaks in dickeren Proben etwas kleiner ist als der in 1LG [27, 28], zeigen unsere Daten, dass er gegenüber der Anzahl der Schichten im engen Bereich von 78 bis 318 K unempfindlich ist. Pos(G) im defektfreien Satz sind jedoch größer als die des defekten Satzes, was ein Ergebnis des Ionen-C+-Bombardements sein sollte.

Die T-abhängige Pos(G) von 1LG-4LG, 6LG und 10LG für a fehlerfrei und b defekte Sets im Temperaturbereich von 78–318 K

Die Raman-Linienbreite ist eine weitere wichtige Eigenschaft, um die Wechselwirkungen von Elektronen und Phononen bei Veränderungen der Kristallstruktur aufzudecken. Abbildung 4 zeigt die T-abhängige volle Breite beim halben Maximum des G-Peaks (FWHM(G)) für die defektfreien und defekten Sätze. Es wurde festgestellt, dass FWHM(G) sowohl für defektfreie als auch für defekte Sätze nicht temperaturempfindlich ist, was mit den kürzlich berichteten T-abhängigen FWHM(G)-Ergebnissen für reinen Graphit übereinstimmt [30]. Es ist interessant festzustellen, dass T-abhängige FWHM(G) in verschiedenen Graphenproben diskutiert wurden [14, 31, 32] und einige Diskrepanzen aufweisen; zum Beispiel haben Lin et al. [31] beobachteten einen Anstiegstrend bei nicht unterstütztem Graphen, Kolesov et al. [32] zeigten unterschiedliche T-Abhängigkeiten in geträgertem Graphen auf verschiedenen Substraten und sogar Late et al. [14] zeigten bei Stickstoff- oder Bor-dotiertem Graphit leicht positive oder unempfindliche Abhängigkeiten. Im Tieftemperaturbereich unter 350 K blieb FWHM(G) jedoch in allen Proben immer konstant [14, 31, 32] wahrscheinlich aufgrund des schwächeren Beitrags der Phononen-Anharmonizität und der Elektron-Phonon-Kopplung (EPC) bei niedriger Temperatur Bereich [29, 33]. Darüber hinaus beträgt FWHM(G) von 1LG bis 10LG 9,2 bis 14,6 cm ⁻¹ im fehlerfreien Set und von 10,9 bis 16,1 cm ⁻¹ im defekten Set. Die FWHM(G)-Werte in der defekten Menge sind größer als die in der defektfreien Menge, was ein weiteres Ergebnis des Ionen-C+-Bombardements sein sollte.

Die T-abhängige FWHM(G) von 1LG-4LG, 6LG und 10LG für a fehlerfrei und b defekte Sets im Temperaturbereich von 78–318 K

Wir haben dann das defektbezogene D’-Band untersucht. Abbildung 5a zeigt Pos(D’) für den defekten Satz. Wenn die Temperatur von 78 auf 318 K steigt, sinkt Pos(D’) linear auf 1620 cm ⁻¹ in C+ beschossenes 1LG mit einer Steigung von etwa − (2.37 ± 0.20) × 10 ⁻² cm ⁻¹ /K (gezeigt durch die blaue gestrichelte Linie in Abb. 5a). Pos(D’) verschiebt sich in dicken Schichten zu größeren Werten, hat aber einen ähnlichen T-abhängigen Steigungsansatz wie der von 1LG (aufgetragen durch die rosa gestrichelte Linie in Abb. 5a). FWHM(D’) zeigt keine offensichtliche T-Abhängigkeit, wie in Abb. 5b gezeigt. FWHM(D’) reicht von 7,6 bis 14,4 cm ⁻¹ in 1LG bis 10LG, nimmt jedoch mit zunehmenden Schichten ab. Es ist offensichtlich, dass das D’-Band einen ähnlichen Temperaturkoeffizienten mit dem G-Peak nach dem Ionen-C+-Bombardement zeigt. Pos(D’) nimmt jedoch zu, während Pos(G) abnimmt; gleichzeitig nimmt FWHM(D’) ab, während FWHM(G) zunimmt, wenn die Graphenschichten dicker werden.

Die T-abhängige a Pos(D’) und b FWHM(D’) von 1LG-4LG, 6LG und 10LG für das defekte Set im Temperaturbereich von 78–318 K

Bei der Überprüfung der vorherigen Arbeiten stellen wir fest, dass es mehrere Faktoren gibt, die die Raman-Spektren der Graphensysteme beeinflussen. Erstens wurde die T-abhängige Raman-Studie von reinem Graphen durch Phononen-Anharmonizität und EPC erklärt [29]. Die Raman-Spektren können jedoch auch bei Leerstellen von der Probe abhängig sein. Es wurde festgestellt, dass der Temperaturkoeffizient des G-Peaks in defekten Graphenproben größer ist als der der defektfreien Proben. Da EPC den Anstieg von Pos(G) induziert, während die Phononen-Anharmonizität ihn bei Temperaturerhöhung verringert, führt die Dominanz der Phononen-Anharmonizität zur Erweichung von G-Phonon und führt daher zu einem negativen Temperaturkoeffizienten für Gpeak [29]. Nach dem Ionen-C+-Bombardement ist es möglich, dass die Gitteränderung den EPC modifiziert, was zur Härtung von G-Phonon führt; dementsprechend wird der Temperaturkoeffizient von Gpeak weniger negativ. Inzwischen sind Pos(G) in der defektfreien Menge größer als die der defekten Menge, was eine Abnahme der Phononenenergie aufgrund der Gitteränderung durch Leerstellen bedeutet [34]. Zweitens sind die FWHM(G)-Werte in der defekten Menge größer als die in der defektfreien Menge, was eine Verringerung der Phononenlebensdauer aufgrund des Phononeneinschlusseffekts [35] bedeutet, wenn die Atomstruktur von Graphen durch Leerstellen zerstört wird . Drittens werden FLGs durch Stapeln von Zahlen von 1LG entlang der c-Achse gebildet, und ihre Phononen-Anharmonizität und EPC sind eng mit denen von 1LG verwandt. Der Temperaturkoeffizient des G-Bandes in FLGs nähert sich dem von 1LG sowohl in defektfreien als auch in defekten Proben. Es gibt jedoch einige Unterschiede zwischen ihnen. Die ultradünne Beschaffenheit von 1LG macht es notwendig, die Wirkung des Substrats zu berücksichtigen. Pos(G) in 1LG ist sowohl für fehlerfreie als auch für fehlerhafte Sätze höher als bei dickeren Proben. Pos(G) verschiebt sich um bis zu ~ 1588 cm ⁻¹ in defektfreiem 1LG und ~ 1584 cm ⁻¹ in defektem 1LG bei 300 K in Experimenten mit variabler Temperatur, obwohl ihr Pos(G) grundsätzlich bei 1582 cm ⁻¹ . bleibt bei Raumtemperaturmessungen. Der mögliche Grund ist die Fehlanpassung des thermischen Ausdehnungskoeffizienten zwischen dem Material und dem Substrat [36]. Pos(G) in dickeren Proben steigt linear bis auf ~ 1582 cm ⁻¹ . an im fehlerfreien Set und ~ 1580 cm ⁻¹ im defekten Set bei 300 K, was bedeutet, dass es mit zunehmender Dicke der Graphenschichten zunehmend unempfindlicher gegenüber Substrateffekten wird. Unterdessen schärft sich FWHM(G) deutlich auf ~ 9,2 cm ⁻¹ in defektfreiem 1LG und ~ 10.9 cm ⁻¹ in defektem 1LG in Experimenten mit variabler Temperatur, obwohl die FWHM(G) von reinem Graphen ~ 13 cm ⁻¹ . beträgt bei Raumtemperaturmessungen. Der mögliche Grund ist die Blockade des Phononenzerfalls in Elektron-Loch-Paare [37] aufgrund der dielektrischen Wirkung des Substrats in der dünneren Graphenschicht. Schließlich kann D'-Phonon aus folgenden Gründen als nichttrivialer Prototyp zur Untersuchung des Temperatureffekts defekter Graphenmaterialien angesehen werden:(1) In ungeordneten Graphenproben können zusätzliche Raman-Moden beobachtet werden, z ' Modi. Obwohl diese Moden nicht der Schwingungsmode von Defekten selbst zugeschrieben werden können, entsprechen sie Phononen mit Unterbrechung der Impulserhaltung [38] wegen des Vorhandenseins von Defekten in der Probe. Ihr T-abhängiges Verhalten kann den Beitrag von EPC aufgrund der Gitteränderung in defekten Proben widerspiegeln. (2) Die Beziehung zwischen G-Peak und D'-Mode ist sowohl miteinander verknüpft als auch konkurrierend, da die verwandte Elektron-Phonon-Wechselwirkung in G- und D'-Phonon besteht, da ihre Frequenz und Linienbreite von derselben konischen elektronischen Bandstruktur in der Region in der Nähe des . abhängen K-Punkt [39]. (3) D-Phonon ist ein weiteres typisches spektrales Merkmal in defekten Graphenproben. Die D-Bande wird jedoch mit der Zunahme der Graphenschichten entlang der c-Achse aufgrund eines Inter-Tal-Prozesses breit und komplex, der zwei konische elektronische Bandstrukturen um inäquivalente K- und K’-Punkte verbindet [40]. (4) Weitere Berechnungen sind erforderlich, um das T-abhängige Verhalten des D’-Modus zu erklären, was den Rahmen dieser Arbeit sprengen würde.

Schlussfolgerung

In dieser Arbeit wurden Leerstellen durch Ionen-C+-Bombardement einheitlich in Kohlenstoffstrukturen eingeführt und durch Raman-Kartierungen von I . charakterisiert (G). Die T-abhängigen Phononeneigenschaften von G-Peak und D’-Band in defekten 1LG und FLGs wurden mit einem Raman-Spektrometer in Kombination mit einem Linkam-Kryostat mit defektfreien Proben als Kontrast gemessen. Bei Temperaturen von 78 bis 318 K führen Defekte aufgrund der Gitteränderung zu einem Anstieg des negativen Temperaturkoeffizienten des G-Peaks. Der D’-Modus als Raman-Signatur für die Unordnung ist sowohl mit dem G-Peak unter der Defekt-Phonon-Wechselwirkung verknüpft als auch kompetitiv. Der Temperaturkoeffizient des D’-Bandes ist fast identisch mit dem G-Peak. Pos(D’) nimmt jedoch gleichzeitig zu, wenn FWHM(D’) mit zunehmenden Schichten abnimmt, im Gegensatz zum G-Peak. Zusammenfassend lässt sich sagen, dass die Defekte in der Graphenstruktur durch Ionen-C+-Bombardement eine große Änderung der T-abhängigen Eigenschaften von Phononen induzieren; sie haben daher einen Einfluss auf die physikalischen Eigenschaften von Graphensystemen. Die Einführung von Fremdatomen in die hexagonalen Kohlenstoffnetzwerke ist heutzutage ein heißes Thema für ein effektives Werkzeug zur Anpassung der intrinsischen Eigenschaften von Graphensystemen. Die entsprechenden Eigenschaften sollten in Zukunft gründlich untersucht werden.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Graphenflocken wurden durch mikromechanische Spaltung von Bulk-Graphitkristallen (2D Semiconductors Inc.) auf SiO₂ . erhalten /Si-Substrat mit SiO₂ Dicke als 89 nm. Ihre Schichtnummer (N ) wurde durch Raman-Messungen des Si-Intensitätsverhältnisses zwischen dem Si-Peak (I (Si_G )) aus SiO₂ /Si-Substrat über den Graphenflocken und dem Si-Peak (I (Si₀ )) aus blankem SiO₂ /Si-Substrat. Leerstellen wurden absichtlich durch Ionen-C+-Bombardement für einen Satz von Proben (genannt defekter Satz) mit dem defektfreien Satz als Kontrast eingeführt. Die niederenergetischen C+-Ionen bombardierten bei Raumtemperatur senkrecht zur Probenoberfläche, was unter Verwendung eines LC-4-Systems mit einer Dosis und kinetischen Energie von 2 × 10 ¹³ . durchgeführt wurde cm ⁻² bzw. 80 keV. Die Raman-Mappings wurden bei Raumtemperatur in Rückstreuung mit einem HR Evolution Mikro-Raman-System gemessen, das mit dem einzigartigen SWIFT™ CCD, einer × 100-Objektivlinse (NA =0,90) ausgestattet ist. Ein 1800 g/mm-Gitter ergab einen 0,5-cm ⁻¹ spektrale Auflösung. Die Laseranregung von 532 nm wurde verwendet. Eine Laserleistung unter 2 µmW wurde verwendet, um eine Probenerwärmung zu vermeiden. Die Kartierungsmessungen wurden mit einem motorisierten Tisch durchgeführt. Das xy Koordinaten jedes Punktes wurden zuvor eingestellt, um den optimierten Fokus zu finden. Für jedes xy . wurden Mapping-Bilder erstellt Koordinieren Sie, indem Sie 100 Punkte auf der Oberfläche einer Probe mit einem 10 × 10 gleichmäßig beabstandeten Array von Sondierungspunkten nehmen. In allen Fällen x , y Schritt war 0,5 µm. Die T-abhängigen Raman-Spektren wurden in Rückstreuung mit einem HR Evolution Mikro-Raman-System gemessen, das mit dem einzigartigen SWIFT™ CCD ausgestattet ist. Die Proben wurden auf einem selbstgefertigten Probenhalter montiert, der aus einer dünnen Kupferscheibe mit einer zentralen Säule und einem Loch von 500 µm Durchmesser bestand. Die Messungen wurden in flüssigem Stickstoff (LN₂ ) gekühlte Niedertemperatur-Linkam-Stufe ausgestattet mit einem Temperaturregler. Die programmierbare Kühlstufe THMS600 (Linkam Scientific Instruments) deckt den Temperaturbereich von 78 bis 318 K in einem N₂ Gasumgebung. Das Linkam-Instrument hat eine Temperaturstabilität von ± 0,1 K. Bei Verwendung eines Gitters mit einer Rillendichte von 1800 g/mm betrug die erreichte spektrale Auflösung 0,5 cm ⁻¹ . Es wurde eine Objektivlinse mit großem Arbeitsabstand × 50 (NA =0,45) verwendet, die eine räumliche Auflösung von besser als 1 µm erreichte. Alle Spektren wurden mit einem 532-nm-Laser angeregt. Bei allen Messungen wurde die Laserleistung niedrig genug gehalten, um eine Probenerwärmung zu vermeiden. Die Integrationszeit von 20 µs wurde gewählt, um ein gutes Signal-Rausch-Verhältnis zu gewährleisten. Die T-Abhängigkeit der Raman-Moden wurde im Bereich von 78 bis 318 K gemessen und in 10 K-Intervallen für die fehlerfreien und fehlerhaften Sätze aufgezeichnet.

Abkürzungen

1LG:

Monoschicht-Graphen

FLGs:

Wenigschichtige Graphene

T-abhängig:

Temperaturabhängig

HOPG:

Hochorientierter pyrolytischer Graphit

N :

Schichtnummer

L _D :

Der durchschnittliche Abstand zwischen den nächsten Defekten

LN₂ :

,Flüssiger Stickstoff

Pos(G):

G-Spitzenposition

FWHM(G):

Volle Breite beim halben Maximum des G-Peaks

EPC:

Elektron-Phonon-Kopplung