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Développement d’un spectromètre Raman polarimétrique et son application à la
caractérisation de structuresAlexandre Frigout
le 14 décembre 20101
PlanPlan
1. Motivation2. Théorie3. Instrumentation4. Applications du Raman polarisé5. Du Raman polarisé au Raman polarimétrique6. Conclusion et perspectives
2
MotivationMotivation
Spectroscopie Raman polarisée : puissant outil de caractérisation des matériaux,limitée cependant à l’utilisation d’états de polarisation rectilignes
perte d’informations Raman polarimétrique
Validation des capacités d’analyse de l’instrument
Développement du spectromètre Raman polarimétrique
Mesure de contraintes bisotropes et biaxiales
en champ lointain.
Caractérisation de couches minces
organiques en champs lointain et proche.
Calibration complète du système par une méthode originale.
Mesure du vecteur de Stokes de la lumière
diffusée par des pointes.
Etapes
3
PlanPlan1. Motivation2. Théorie
Effet Raman Spectroscopie Raman polarisée Descriptions de la lumière polarisée
3. Instrumentation4. Applications du Raman polarisé5. Du Raman polarisé au Raman polarimétrique6. Conclusion et perspectives
4
i i
mi
mi
Effet RamanEffet RamanDiffusion inélastique de la lumière par la matière
Découvert par Raman en 1930.
Raman anti-Stokes
Rayleigh
Raman Stokes
Section efficace très faible, σ ~ 10-30 cm2.Seul 1 photon sur 107 est diffusée inélastiquement !
Diffusion Raman : signature de la vibration des liaisons atomiques → analyse chimique et structurale du matériau.
rayonnementincident
rayonnementsdiffusés
matière
ωm : fréquence de vibration du réseau / des molécules
mi
mi
imi mi
raie Stokes
raie Rayleigh
raie anti-Stokes
5
Spectroscopie Raman polariséeSpectroscopie Raman polarisée
Echantillon cristallin, intensité Raman : 2
j
ijTd eReI
•Rj: tenseur Raman du mode j (modes orthogonaux)•ei: état de polarisation incident (azimut de la lame demi-onde P)•ed: état de polarisation diffusé (azimut de l’analyseur A)
0000000
00000
00
0000
000
321 dd
Rd
dR
ddR
Pour le Silicium (phonon optique à 3 modes):
Lame demi onde P
analyseur A
ei
ed
θn
échantillond’azimut S
Seule l’incidence oblique permet d’observer l’ensemble des modes !
L’intensité Raman est fonction des états incident et diffusé ei et ed
ainsi que de l’azimut S de l’échantillon
P et A : états de polarisation rectilignes
configuration à incidence oblique
: lien Raman - polarisation
6
Descriptions de la lumière polariséeDescriptions de la lumière polariséeFormalisme de Jones: représentation permettant de décrire la lumière totalement polariséeInsuffisant pour le Raman polarimétriqueFormalisme de Stokes : représentation de l’état de polarisation d’une onde à partir d’intensités mesurables → permet de décrire la lumière partiellement polariséeConvient pour toute application polarimétrique
Vecteur de Stokes
DG
yx
IIIIII
I
SSSS
S4545
0
3
2
1
0
Degré de polarisation
0
23
22
21
SSSS
p
Sphère de Poincaré
Nous disposons d’un formalisme adapté à notre problématique :La description des ondes lumineuses partiellement polarisées
0 ≤ p ≤ 11S
2S
3S
7
PlanPlan
1. Motivation2. Théorie3. Instrumentation
Le dispositif expérimental Evolution vers le Raman polarimétrique
4. Applications du Raman polarisé5. Du Raman polarisé au Raman polarimétrique6. Conclusion et perspectives
8
Schéma du dispositif expérimentalSchéma du dispositif expérimental
Piezo Z
Piezo X, Y
échantillon
Photodiode quatre quadrants
Microscope de visualisation
laser
réseau
détecteur
Microscope pour Raman « standard »
filtre Notch
AFM-STM Ramancouplage
Caractéristiques•Incidence oblique et normale
•Échantillons opaques
•Pas de limitation de taille
•Couplage motorisé stable•AFM/STM et Raman
indépendants•Mode champ proche utilisé :
STM (à effet tunnel)•Longueurs d’onde lasers :
458, 488, 514, 633 nm
Un dispositif polyvalent autorisant un panel de mesures très large9
Vues du dispositif expérimentalVues du dispositif expérimental
Un système à multiples configurations de mesure
Microscope AFM/STM
Couplage opto-
mécanique
Table anti vibrations
Laser aligné sur la pointe
Parcours laser en
incidence oblique
Parcours laser en
incidence normale
10
Objectif 50× LWD, NA = 0.45
Pointe STM
Spectromètre Raman
Enceinte d’isolation acoustique
Évolution vers le Raman polarimétriqueÉvolution vers le Raman polarimétriqueÉvolution vers le Raman polarimétrique : implémentation des éléments PSA et PSG dans le
spectromètre
L’élément PSA est composé de…•Lame quart d’onde tournante
•Analyseur d’azimut fixe
… et se place iciLumière diffusée
L’élément PSG est composé des mêmes éléments en ordre inverse et se place en émission
Possibilité de polariser elliptiquement le laser et d’analyser complètement l’état de polarisation de la lumière diffusée!
microscope
laser
détecteur
11
PlanPlan1. Motivation2. Théorie3. Instrumentation4. Applications du Raman polarisé
Détermination de contraintes Identification des modes de vibration d’une molécule organique Caractérisation d’une monocouche organique en champ proche
5. Du Raman polarisé au Raman polarimétrique6. Conclusion et perspectives
12
Théorie de la mesure des contraintes par RamanThéorie de la mesure des contraintes par RamanModélisation du réseau cristallin par un oscillateur harmonique
•Équation du mouvement pour le phonon j :
•Sans contraintes : avec •Sous contraintes εuv:
•Les fréquences Ωj sont obtenues par :
• Ainsi :
0 jjj uKu
20, jjK
0 j
,0,
0
,0,, jj
jjj KK
KKK
0, jjK
j j2 j
2
Pour un système cubique tel que le Silicium, le tenseur K se simplifie en :
K1111= K2222 = K3333 = p, K1122= K1133 = K2233 = q, K1212= K1313 = K2323 = r
La dégénérescence du phonon optique est levée par les contraintes mécaniques ; accès aux contraintes à condition d’observer les trois modes à 521 cm-1
modes non perturbés (dégénérés)
modes perturbés
(ε : tenseur des déformations)
Si contraint(couche)
Si non contraint(substrat)
13
Mesure des contraintes : approche expérimentaleMesure des contraintes : approche expérimentale
Principe de la méthode :
•Faire « tourner » la polarisation incidente et «prendre» un spectre pour chaque azimut
•Relever pour chaque spectre la fréquence, la largeur et l’intensité du pic Raman
•Ajuster ces quantités à l’aide du modèle numérique des contraintes
Avantages :
• Levée de dégénérescence des trois phonons LO, TO1 et TO2;
tous les trois sont excités
• Le spot reste localisé au même endroit
• Pas de mise au point entre deux mesures: l’intensité ne fluctue pas
Séparation des trois phonons trop faible pour les observer séparément
nous regardons la fréquence effective de cette combinaison de phonons
Cette procédure permet la détermination de contraintes anistoropes (bisotropes et biaxiales)
tenseur des contraintes planes :
00000
yyxy
xyxx
: à déterminer ! Loi de Hooke : ε = sσ lien contraintes - déformations
14
Exemple de détermination de contraintesExemple de détermination de contraintesMesure de contraintes bisotropes (xx = yy) en Incidence oblique
c-Si (001)
SixGe1-x
Échantillon
0 20 40 60 80 100 120 140 160 180
2,9
3,0
3,8
3,9
4,0
polarisation incidente (deg)
FWM
H (c
m-1)
d)
échantillon σxx(MPa)
Si0.95Ge0.05 -452 ± 18
Si0.85Ge0.15 -954 ± 32
S = 45°A = 0°
(compression)
pic vers le bas : compression !
polarisation incidente (deg) polarisation incidente (deg)
fréq
uenc
e (c
m-1)
larg
eur
(cm
-1)
15
La méthode est sensible à la nature (compression ou traction) de la contrainte !
Comparaison entre Comparaison entre Incidence normaleIncidence normale et et obliqueobliqueÉchantillon
échantillon
Deux configurations :
Incidence normaleIncidence oblique
Incidence σxx (MPa)
Normale 1363 ±431
Oblique 1374 ±34
Mesure de contraintes plus précise en incidence oblique: excitation complète des 3 modes du phonon optique Si-Si
S = 45°A = 0° (traction)
contrainte bisotrope
NA des objectifs = cte. !
pic vers le haut : traction !
polarisation incidente (deg) polarisation incidente (deg)
fréq
uenc
e (c
m-1)
fréq
uenc
e (c
m-1)
A. Frigout, G. Picardi, M. Chaigneau, R. Ossikovski, à soumettre à Semicond. Sci. Technol.
16
c-Si (001)
SiO2
s-Si
Comparaison spectroscopie Raman - diffraction Comparaison spectroscopie Raman - diffraction rayons X (GIXRD)rayons X (GIXRD)
Mesure de contraintes bisotropes en Incidence oblique
Échantillon
S = 45°A = 0°
Résultats en très bon accord avec les mesures aux rayons X !
c-Si (001)
SixGe1-x
s-Si pleine
plaque
Raman GIXRD
P1 P2 P6 P1 P2 P6
(%)0,78±0,02 1,09±0,06 0,74±0,02 0,86±0,03 1,16±0,02 0,71±0,02
0 20 40 60 80 100 120 140 160 180511,6
512,0
512,4
512,8
513,2
520,0
520,1
520,2
520,3
520,4
520,5
déca
lage
Ram
an (c
m-1)
polarisation incidente (°)
e)
0 20 40 60 80 100 120 140 160 1803,0
3,2
3,4
3,6
3,8
4,0
4,2
4,4
4,6
4,8
5,0
5,2
FWM
H (c
m-1)
polarisation incidente (°)
f)
déformation (liée à la contrainte par la loi de Hooke)
polarisation incidente (deg) polarisation incidente (deg)
larg
eur
(cm
-1)
fréq
uenc
e (c
m-1)
17
Contraintes Contraintes biaxialesbiaxiales ( (xxxx ≠ ≠ yyyy) en ) en Incidence obliqueIncidence oblique Comparaison entre spectroscopie Raman et diffraction rayons X (GIXRD)
Échantillon
0 20 40 60 80 100 120 140 160 180514,4
514,6
514,8
515,0
515,2
516,55
516,60
516,65
512,95
513,00
513,05
513,10
513,15
513,20
polarisation incidentde (deg)
déca
lage
Ram
an (c
m-1)
P1 P6
a)
P2
0 20 40 60 80 100 120 140 160 180
3,23,33,43,53,63,73,83,94,04,14,24,34,4
polarisation incidentde (deg)
P6 P1 P2
FWM
H (c
m-1)
b)
bandes de
sSi
Raman GIXRD
P1 P2 P6 P1 P2 P6
(%) 0,87±0,06 1,09±0,06 0,80±0,04 0,83±0,02 1,18±0,02 0,78±0,03
(%) 0,58±0,06 0,85±0,06 0,04±0,02 0,58±0,03 0,90±0,03 0,04±0,05
S = 45°A = 0°
La méthode est très sensible à la l’anisotropie de la contrainte !
Les valeurs des échantillons de référence sont
retrouvées
déformations
nmw 200
nmd 800
SixGe1-x
sSi
c-Si (001)
polarisation incidente (deg) polarisation incidente (deg)
fréq
uenc
e (c
m-1)
larg
eur
(cm
-1)
R. Ossikovski, A. Frigout, J. Schreiber, C. Licitra, à soumettre à J. Appl. Phys.
asymétrie :biaxialité !
18
PlanPlan1. Motivation2. Théorie3. Instrumentation4. Applications du Raman polarisé
Détermination de contraintes Identification des modes de vibration d’une molécule organique Caractérisation d’une monocouche organique en champ proche
5. Du Raman polarisé au Raman polarimétrique6. Conclusion et perspectives
19
Identification des Identification des modes de vibration modes de vibration d’une molécule d’une molécule organique (1)organique (1)
Pentacène (C22H14)
Le Raman polarisé peut potentiellement lever cette ambigüité
vibrations intramoléculaires
L1
L2
L3
L4L5
a)
b)
1150 1160 1170 1180décalage Raman (cm-1)
L1
L2
L3
L4
L55 modes C-H observés et déconvolués
Attribution jusqu’à présent controversée des modes de vibrations intramoléculaires
Images AFM des deux couches
épaisseurs : 12 nm et 500 nm
I. Stenger, A. Frigout, D. Tondelier, B. Geffroy, R. Ossikovski, Y. Bonnassieux, Appl. Phys. Lett. 94, 133301 (2009)
20
Identification des Identification des modes de vibration modes de vibration d’une molécule d’une molécule organique (2)organique (2)
modes Agsymétrie de la moléculegroupe D2h
L1 L2 L3 L4 L5
15000
10000
5000
200
150
100
50
00 20 40 60 80 100 120 140 160 180
polarisation incidente (deg)
Inte
nsité
Ram
an (
cts/
sec)
a)
b)0 20 40 60 80 100 120 140 160 180
polarisation incidente (deg)
Inte
nsité
(uni
tés
arbi
traire
s)
zz
yy
xx
Ag
000000
L1 et L4 varient comme Ag
ce sont donc les modes intramoléculaires
recherchés
Théorie des groupes :
Le « taux de dépolarisation » des
vibrations L2, L3 et L5 change avec l’épaisseur
(12 nm et 500 nm)
Le Raman polarisé associé à la théorie des groupes permet d’identifier les modes de vibration intramoléculaires de la molécule
simulation
expérience
500 nm
12 nm
21
PlanPlan1. Motivation2. Théorie3. Instrumentation4. Applications du Raman polarisé
Détermination de contraintes Identification des modes de vibration d’une molécule organique Caractérisation d’une monocouche organique en champ proche
5. Du Raman polarisé au Raman polarimétrique6. Conclusion et perspectives
22
Champ proche optiqueChamp proche optique
Limite de résolution : distance en dessous de laquelle on ne peut distinguer deux objets.
Critère de Rayleigh
Champ lointain Champ proche
Exploration des structures sub-λpar l’accès au champ local
non-propagatif
L’augmentation de la résolution spatiale passe par l’accès au champ proche
Reliefs de dimension
sub-λ
Ondes évanescentes
Ondes propagatives×
1 μmLimite de résolution spatiale
d 0,61
NA2
23
Spectroscopie Raman en champ procheSpectroscopie Raman en champ procheTERS : Tip Enhanced Raman Spectroscopy
Résolution du champ lointain
Champ amplifié et confiné : effet paratonnerre
E
k
Résolution du champ proche
E
k
Avec un tel dispositif nous passons d’une résolution micrométrique à une résolution de l’ordre de quelques dizaines de nm
• Plasmons de surface localisés
• Effet d’antenne
• Effet « paratonnerre »
pointe sans ouverture (Ag, Au…)
localisation précise du hot spot
24
Raman polarisé en champ procheRaman polarisé en champ procheModélisation de la pointe en champ proche
contraste = Ichamp total / Ichamp lointain deux mesures successives :• pointe retirée, « champ lointain »• pointe approchée, « champ total »
Contraste optimisé
S = 45°A minimise le
champ lointain
Contraste non optimisé
S = 45°A = 90°
Le contraste dépend de :• La polarisation incidente• L’orientation de l’analyseur• L’azimut de l’échantillon
Tenseur d’amplification de la pointe :
ab
bA
000000
L’effet de la pointe est modélisé phénoménologiquement : cadre théorique nécessaire pour le Raman polarisé en champ proche
a > bR. Ossikovski, Q. Nguyen, G. Picardi, Phys. Rev. B 75, 045412 (2007)
25
Caractérisation d’une monocouche organique en Caractérisation d’une monocouche organique en champ proche (1)champ proche (1)
Azobenzène (C12H10N2)
Self assembled monolayer (SAM) : monocouche organisée en domaines de dimension 20-30 nm environ
Le champ lointain sonde plusieurs domaines mais le
champ proche un seul !
Le modèle de simulation de Raman en champ proche nous permettra-t-il de remonter au tenseur Raman de la molécule ?
bande Raman étudiée(liaison C-N)
R. Ossikovski, G. Picardi, A. Frigout, M. Chaigneau, manuscrit invité dans numéro spécial de C. R. Physique
champproche
champ lointain
26
Pointe retirée
Pointe en contact
CaractérisationCaractérisation d’une monocouche organique en d’une monocouche organique en champ proche (2)champ proche (2)
Deux azimuts échantillon donnent
ces courbes
ij déterminés avec succès !
champ lointain :maximum pour p !
Le modèle de la pointe en Raman champ proche est validé pour des monocouches organiques; le tenseur Raman de la vibration C-N est
quantitativement déterminé
Tenseur Raman modifié :
groupe C2h
zzxzxz
xzxx
xzxx
azoR
00
Prise en compte de la structure de la couche en domaines
(2 molécules par maille à 90°)
Tenseur de la pointe :
a : b = 10 : 1
ab
bA
000000
polarisation p (90°)
champ proche :maximum décalé !
plusieurs domaines
un domaine
éléments non diagonaux : décalage du pic champ proche!
27
PlanPlan
1. Motivation2. Théorie3. Instrumentation4. Applications du Raman polarisé5. Du Raman polarisé au Raman polarimétrique
Calibration de l’appareil Mesure du vecteur de Stokes de la lumière diffusée par une pointe
6. Conclusion et perspectives
28
Le Raman polarimétriqueLe Raman polarimétriqueCalibration de l’appareil : mesure des matrices de Mueller des voies d’entrée et de sortie
inS
inexcinc SMS incmiroirret SMS
retout SMS det
Principe schématisé
objectif
Voie de sortie à 633 nm Modélisation: trois éléments polarisants principaux(matrices de Mueller)
RRRR
M R
cossin00sincos00
00100001
2
2
1000100001001
21
DD
DD
M D
aa
M
00000000100001
déphaseur
diatténuateur ou dichroïque
dépolariseur
Modélisation du système (entrée et sortie) par le produit d’un déphaseur, un dichroïque et un dépolariseur
N
SSS p i
PinciPi
2/13
1
2exp )()(
Critère d’optimisation :
sortieentrée
S1
entrée
vecteur de Stokes sur la sphère de Poincaré
29
Calibration de la Calibration de la voie de sortie voie de sortie à 633 nmà 633 nm
Vecteur de Stokes : voie de sortie après correction Paramètres des éléments polarisants
• Fort dichroïsme, faibles retard et dépolarisation
Les axes des trois éléments sont pratiquement colinéaires: leur ordre est sans importance
Dichroïque Déphaseur Dépolariseur
D θ R Θ a θ
0.52 0° 6,38° 0° 0,96 0°
Mdet. = MD•MR•MΔ
Déviation standard
ΔDOP ΔS1 ΔS2 ΔS3
0,0569 0,0629 0,0575 0,0569
mesuressimulations
DOP S1
S2 S3
30
Calibration de la Calibration de la voie de sortie voie de sortie à 514 nm (1)à 514 nm (1)
Vecteur de Stokes : voie de sortie sans correction Le plan des points expérimentaux ne passe pas par le centre de la sphère !
Les éléments modélisant le système ne sont pas colinéaires.
RMRM RR RMRM DR RMRM R
000002cos2sin002sin2cos00001
R
Nouvelles matrices (après rotation):
Les matrices ne commutent pas ! Il faut tester les six combinaisons
Les axes des éléments polarisants ne sont pas colinéaires: leur ordre est d’importance !
entrée
31
Calibration de la Calibration de la voie de sortie voie de sortie à 514 nm (2)à 514 nm (2)Vecteur de Stokes : voie de sortie après correction Paramètres des éléments polarisants
•trois éléments fortement désalignés•le système induit un dichroïsme et un retard très forts•peu dépolarisant•déviation standard du même ordre qu’à 633 nm
Malgré les combinaisons différentes retenues pour les différentes longueurs d’onde, leurs précisions sont comparables
Dichroïque Déphaseur Dépolariseur
D θ R Θ a θ
0,68 -89,19° 62,9° -9,68° 0,90 19,38°
Mdet. = MΔ•MD•MR
Déviation standard
ΔDOP ΔS1 ΔS2 ΔS3
0,0274 0,0429 0,0363 0,0325
La combinaison retenue pour 514 nm est différente que celle de 633 et 458 nm !
mesuressimulations
DOP S1
S2S3
32
Calibration de la Calibration de la voie d’entréevoie d’entréeillustration avec les résultats obtenus à 514 nm
Vecteur de Stokes après correction Paramètres des éléments polarisants
• dichroïsme plus faible que pour la voie de sortie• retard du même ordre de grandeur• pas de dépolarisation
Système modélisé dans son intégralité (entrée et sortie)
Dichroïque Déphaseur Dépolariseur
D θ R Θ a θ
0,29 -3,71° 67,99° 75,00° 0,99 -0,05°
Mdet. = MD•MR•MΔ
Déviation standard
ΔDOP ΔS1 ΔS2 ΔS3
0,0548 0,0428 0,0509 0,0265
Le filtre induit moins d’effets en réflexion qu’en transmission : entrée moins perturbée que la sortie
mesuressimulations
A. Frigout, M. Richert, R. Ossikovski, Eur. Phys. J. Web Conf. 5, 06002 (2010)
DOP S1
S2 S3
33
PlanPlan
1. Motivation2. Théorie3. Instrumentation4. Applications du Raman polarisé5. Du Raman polarisé au Raman polarimétrique
Calibration de l’appareil Mesure du vecteur de Stokes de la lumière diffusée par une pointe
6. Conclusion et perspectives
34
inS
inexcinc SMS incpdiff SMS
diffout SMS det
Diffusion par une pointe STM : Diffusion par une pointe STM : principe de la mesureprincipe de la mesure
• Mesure du vecteur de Stokes de la lumière diffusée par la pointe
• Ajustement de ce vecteur par le modèle de diffusion en utilisant les matrices des voies d’entrée et de sortie déterminées précédemment
Avec cette étude nous sommes en mesure de quantifier l’effet de la pointe sur l’état de polarisation de la lumière
P. Gucciardi, M. Lamy de la Chapelle, A. Merlen, J.-C. Valmalette, A. Frigout, R. Ossikovski, J. Raman Spectrosc. 40, 1361 (2009)
Images MEB d’une pointe STM
(Sin = H / V)
5 µm
100 nm
35
Diffusion par une pointe STM : théorieDiffusion par une pointe STM : théorieModélisation des caractéristiques polarimétriques de la pointe (Théorie de Mie)
Pointe modélisée par :• Une sphère• Une sphère + un ellipsoïde• Une sphère + deux ellipsoïdes
Trois quantités importantes :
Paramètres ajustables :•Angle d’inclinaison des ellipsoïdes•Forme de la pointe•Pondération des éléments
La théorie de Mie dans la limite de Rayleigh est-elle appropriée pour modéliser la diffusion sur les pointes?
010
01
aaaa L
yyzz
xxyy
xx
LL
LLL
2/110
31
aa
s
aaaa
i
Coefficients de dépolarisation
Tenseur de polarisabilité
Tenseur de réaction du champ
Limite de Rayleigh : d <<
1 : fonction diélectrique de l’or
36
Résultats : Mesure du Résultats : Mesure du vecteur de Stokesvecteur de Stokes
• Bonne correspondance entre mesures et simulations avec Mdet et Mexc
• Courbe en creux pour le DOP , S1 et S2
plasmonRayleightotal DOPDOPDOP ,min
Compétition entre diffusion Rayleigh et début de résonance plasmon à 514 nm :
• Modélisation par une sphère + un ellipsoïde
réaction du champ pondération Coeff. de
dépolarisation
sphère 9.7054 0.9977 0.3333
ellipsoïde 0.0167 0.0023 0.8201
~20 nm~1 nm
Mesure-t-on vraiment la réponse de la pointe ou celle d’un miroir ?Attention : rapport signal à bruit très faible !
37
Comparaison des réponses pointe STM - miroirComparaison des réponses pointe STM - miroir
• Pas de tendance notable pour le miroir avec : réponse proche de la matrice unité
• La pointe « bascule » l’état de polarisation de S1 vers S2 à 514 nm: polarisation croisée
• S3 apparait à 633 nm• Dépolarisation plus forte
La pointe ne se comporte pas comme un miroir:Elle montre une dépolarisation et une polarisation croisée plus fortes :
À confirmer prochainement avec un SNR plus confortable !38
PlanPlan
1. Motivation2. Théorie3. Instrumentation4. Applications du Raman polarisé5. Du Raman polarisé au Raman polarimétrique6. Conclusion et perspectives
39
ConclusionConclusion1. Une méthode originale de caractérisation des contraintes sur
des échantillons cristallins par Raman polarisé a été validée2. Les modes de vibration d’une molécule ont été identifiés en
champ lointain. En champ proche, le tenseur Raman de la vibration d’une molécule a été déterminé par Raman polarisé.
3. La calibration polarimétrique complète (entrée et sortie) du spectromètre a été réalisée sur la raie Rayleigh
4. Des mesures de vecteurs de Stokes de la lumière diffusée par des pointes champ proche ont été effectuées et modélisées
La voie au Raman polarimétrique et ses applications est tracée !
40
PerspectivesPerspectivesSpectroscopie Raman polarimétrique : méthodologie
Calibration sur des modes Raman• Propriétés polarimétriques
des modes Raman connues• Plus grande richesse de la
réponse Raman que Si
sur SiC (exemple)• Les filtres influencent moins
les raies Raman (par rapport à la Rayleigh)
• La chromaticité de la réponse sera mieux prise en compte
Nombreuses possibilités ouvertes: Mesure de contraintes (AsGa, Ge, …),
caractérisation de couches minces organiques ordonnées, activité optique Raman,
photoluminescence polarisée
Nouvelle méthode de calibration Nouveaux matériaux de validation
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RemerciementsRemerciements
LPICM :
Marc ChaigneauMichaël RichertGennaro PicardiEnric Garcia-CaurelAntonello de MartinoRazvigor OssikovskiBernard Drévillon
HORIBA Jobin Yvon :
Joachim SchreiberMichel LeclercqBernard RousselSébastien LadenHans-Jürgen Reich
Université Paris 13 :
Marc Lamy de la Chapelle
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