Все о датчиках температуры.
Первый универсальный русскоязычный портал

Символ нового года

Методы лазерной термометрии

Термометрия по сдвигу края поглощения света в кристаллах

Метод термометрии по сдвигу края поглощения позволяет измерять как стационарную, так и нестационарную температуру полупроводниковых монокристаллов в диапазоне от криогенных до высоких (T ≥ 1000 0С) температур. Метод является вторым (после лазерной интерференционной термометрии) по температурной чувствительности сигнала, поскольку температурно-зависимая переменная (коэффициент поглощения света α, см-1) входит в показатель экспоненты exp(-αh), где h – толщина пластинки. При увеличении температуры растет коэффициент поглощения, при этом коэффициент пропускания быстро уменьшается.


Рис.1. Оптическая схема лазерной термометрии по сдвигу края поглощения кристаллов в проходящем свете: лазер или другой источник света (1), зондируемая пластинка (2), фотоприемник (3), компьютер (4).

На рис.1 показана базовая схема лазерной термометрии в проходящем свете. Помимо основных элементов, схема может включать модулятор интенсивности зондирующего света и синхронный детектор, оптический фильтр для селекции излучения, оптическое волокно, дополнительную схему для контроля стабильности лазера и коррекции регистрируемого сигнала и т.д.
Для нахождения неизвестной температуры пластинки необходимо провести одно из двух измерений:
- определить коэффициент отражения R или пропускания T света исследуемой пластинкой на фиксированной длине волны, лежащей в области края поглощения (рис.2);
- зарегистрировать спектр пропускания или отражения в области края поглощения (рис.3).
Далее вычисляют температурно-зависимый параметр – коэффициент поглощения или ширину запрещенной зоны – и с помощью известной температурной зависимости этого параметра определяют искомую температуру.


Рис.2. Температурная зависимость коэффициента пропускания монокристаллом кремния излучения с длиной волны (мкм): 1.06 (1), 1.15 (2), 1.3 (3) и 1.52 (4). толщина кристалла 0.5 мм.

Край поглощения при комнатной температуре соответствует для наиболее важных полупроводниковых монокристаллов длинам волн, лежащим в ультрафиолетовом, видимом или ближнем инфракрасном диапазонах спектра. Для монокристалла германия (Eg ≈0.7 эВ) заметное поглощение при 300 К наблюдается при зондировании излучением с длиной волны λ ≤1.8 мкм, для кремния (Eg ≈1.1 эВ) при λ ≤1.1 мкм, для арсенида галлия (Eg ≈1.4 эВ) при λ ≤0.9 мкм, для фосфида галлия (Eg ≈2.24 эВ) при λ ≤0.55 мкм, для безазотного алмаза (Eg ≈5.5 эВ) при λ ≤0.225 мкм и т.д.

Взаимодействие света с пластинкой должно происходить в некогерентном режиме, т.е. при наличии многократных внутренних отражений без интерференции. Подавление интерференции в экспериментах достигается несколькими способами:
1) за счет естественной клиновидности практически любой пластинки dh/dx∼10-5÷10-4 (в этом случае надо применять лазерный пучок диаметром D>λ[4n(dh/dx)]-1, для монокристаллов кремния с углом между поверхностями 3·10-5 рад полное усреднение интерференции наблюдалось при D ≈3 мм);
2) увеличением спектральной ширины зондирующего света, используя нелазерный источник (чаще всего применяется именно этот способ) или лазер с достаточно широкой линией генерации (например, твердотельный вместо газового); необходимая ширина линии Δλ>>λ2/4nh, для кристалла кремния толщиной 1 мм на длине волны 1.3 мкм Δλ>> 0.1 нм.


Рис.3. Спектры пропускания света монокристаллом кремния толщиной 0.5 мм при температурах (оС): 20 (1), 200 (2), 300 (3), 400 (4).


Рис.4. Зависимость коэффициента пропускания света (длина волны 1.15 мкм) монокристаллом кремния толщиной 0.45 мм от времени после зажигания ВЧ-разряда в кислороде при давлении 40 Па. Вкладываемая в разряд мощность (Вт): 110 (1) и 250 (2). При t = 212 c (кривая 2) выключен ВЧ генератор, далее происходит остывание кристалла.


Рис.5. Температура монокристалла кремния в плазме. Условия и обозначения, как на рис.4.

Метод термометрии по сдвигу края поглощения применяется для контроля температуры полупроводниковых подложек в процессах эпитаксиального роста пленок и быстрых термических процессах микротехнологии. Широкое распространение получила разновидность метода, известная как “спектроскопия диффузного рассеяния”, в которой регистрируют спектр отражения света от пластины с шероховатой тыльной поверхностью и определяют ширину запрещенной зоны кристалла, которая и является температурно-зависимым параметром.

Лазерная интерференционная термометрия

Метод лазерной интерференционной термометрии (ЛИТ) позволяет измерять нестационарную температуру плоскопараллельной пластинки. ЛИТ является самым чувствительным методом термометрии полупроводниковых и диэлектрических подложек в микротехнологии. Этот метод наиболее часто применяется для изучения температурных режимов подложек из кремния, арсенида галлия, плавленого кварца и различных стекол. Схема установки для измерения температуры приведена на рис.6.


Рис.6. Схема ЛИТ в отраженном свете: лазер (1), светоделительный кубик (2), зондируемая пластинка (3), фотоприемник (4), компьютер (5).


Метод ЛИТ основан на том, что прозрачная или полупрозрачная плоскопараллельная пластинка является для зондирующего светового пучка эталоном Фабри-Перо, оптическая толщина (nh) которого изменяется с температурой (здесь n – показатель преломления, h – геометрическая толщина). В выражения для коэффициентов отражения и пропускания монохроматического света пластинкой оптическая толщина входит в виде аргумента тригонометрической функции cos(2nkh), где k = 2π/λ - волновое число, λ - длина волны зондирующего света. Поэтому при монотонном изменении температуры подложки во времени наблюдаются периодические осцилляции интенсивности отраженного и проходящего света, т.е. сдвиг полос интерферограммы (рис.7 и 9).


Рис.7. Интерферограмма в отраженном свете (1.15 мкм) при нагревании монокристалла кремния в аргоновой плазме ВЧ-разряда.

Температурный интервал между соседними одноименными экстремумами (например, минимумами отражения) определяется выражением:
ΔT = λ·[2nh(n-1∂n/∂T + h-1∂h/∂T)]-1
Для многих материалов (Si, Ge, GaAs, плавленый кварц и т.д.) основную роль играет первое слагаемое n-1∂n/∂T, тогда как вклад термического расширения пластинки в десятки раз меньше (например, для монокристаллического кремния вклад первого слагаемого составляет примерно 96%, а второго 4%). Пренебрегая вторым слагаемым, получаем приближенное выражение ΔT ≈ λ/2h(∂n/∂T). Отсюда видно, что для выбранного материала ΔT уменьшается при использовании более коротковолнового зондирующего излучения и при увеличении толщины пластины. Величина ∂n/∂T для полупроводников существенно (примерно на порядок) выше, чем для диэлектриков.

Обработка интерферограммы позволяет найти зависимость температуры кристалла от времени после начала нагрева (например, момента зажигания разряда). На рис.8 показаны зависимости T(t), построенные с помощью интерферограмм, аналогичных представленной на рис.7.
Температурная чувствительность ЛИТ очень велика: при изменении температуры монокристалла Si толщиной 0.5 мм на 1 К интенсивность отраженного света с длиной волны 1.15 мкм изменяется в среднем по периоду на 80% (чувствительность в пределах периода осциллирует с удвоенной частотой и изменяется от нуля в интерференционных экстремумах до максимума в точках перегиба кривой). Сдвиг интерферограммы на одну полосу соответствует изменению температуры такого кристалла примерно на 5.2 К. Зная начальную температуру пластины и температурную зависимость показателя преломления и толщины, легко найти зависимость температуры от времени.
Итак, с помощью ЛИТ на фиксированной длине волны зондирующего света можно измерять только нестационарную температуру пластины. Для измерения стационарной температуры необходимо сканирование по спектру в пределах одной или нескольких интерференционных полос. При этом температура определяется по спектральному интервалу между двумя соседними экстремумами интерференции. Создание таких термометров возможно на основе перестраиваемых лазеров (например, импульсных полупроводниковых лазерных диодов ИК диапазона, у которых перестройка длины волны генерации происходит за счет нагрева и удлинения резонатора в течение импульса длительностью порядка 1 мкс).


Рис.8. Температура монокристалла кремния в плазме ВЧ-разряда (давление 40 Па). Вкладываемая в разряд мощность (Вт), снизу вверх: 60, 100, 140, 180, 230, 290, 340.


Существует верхний предел измеряемых температур для полупроводниковых монокристаллов, что обусловлено двумя причинами: а) сдвигом края собственного поглощения в длинноволновую область при нагревании кристалла; влияние этого эффекта видно на рис.7; влияние сдвига края поглощения не проявляется, если длина волны зондирующего света находится дальше от края поглощения (например, для Si можно с этой целью применять линию 3.39 мкм вместо 1.15 мкм; для GaAs на длине волны 1.15 мкм в температурном диапазоне до 800 К поглощение пренебрежимо мало, как видно на рис.9); б) увеличением концентрации свободных носителей заряда до уровня, при котором кристалл становится совершенно непрозрачным во всем спектральном диапазоне. Для кремния толщиной 0.5 мм верхний предел находится вблизи 1000 К на длине волны 1.8 мкм (для других длин волн предел расположен ниже). Для арсенида галлия верхний предел расположен вблизи 1300 К. Для широкозонных кристаллических диэлектриков верхний предел измеряемых температур совпадает с температурой плавления. Для стекол верхний предел лежит вблизи температуры стеклования, выше которой начинается размягчение материала, его вязкое течение и деформация пластин.


Рис.9. Интерферограмма в отраженном свете (длина волны 1.15 мкм) при нагревании монокристалла GaAs толщиной 0.43 мм в плазме ВЧ-разряда.

Лазерный термометр, встроенный в установку плазмохимического травления Ярославского филиала Физико-технологического института РАН, работает на длинах волн 0.633 и 1.15 мкм (He-Ne лазер ЛГН-118-2В). Видимое излучение используется для юстировки оптической схемы и для термометрии диэлектриков (кварца и оптического стекла), ИК-излучение для термометрии кремния и арсенида галлия. Зондирующее излучение, отраженное от кристалла, регистрируется с момента загрузки пластины в реактор. После зажигания ВЧ разряда на мониторе появляется интерферограмма, по которой в реальном времени рассчитывается нестационарная температура кристалла T(t) и температурная зависимость мощности, нагревающей кристалл (рис.10). Последняя зависимость применяется при исследовании тепловых эффектов плазмохимических реакций и для детектирования момента окончания травления тонкой пленки.
Для проведения температурных измерений необходимо задать следующие параметры: материал подложки, ее толщину, начальную температуру, длину волны зондирования.


Рис.10. Картина на мониторе автоматизированного лазерного термометра,
встроенного в установку плазмохимического травления структур.

Основные препятствия к применению метода ЛИТ связаны с отклонениями пластины от плоскопараллельности и шероховатостью ее поверхностей. Для получения интерферограммы необходимо, чтобы угол между поверхностями пластины не превосходил 10-5÷10-4 рад, а шероховатость поверхностей была малой по сравнению с длиной волны зондирующего излучения (например, трудно или невозможно измерить методом ЛИТ в видимом свете температуру неполированных пластин, в этом случае для получения интерферограммы необходимо применять ИК излучение). Шероховатость поверхности и клиновидность пластины приводят к снижению контраста V = (Rmax – Rmin)/(Rmax + Rmin) интерферограммы вплоть до полной неразличимости полос (при V → 0). При столь высоких требованиях к форме образца оказывается, что область применимости ЛИТ ограничена, несмотря на высокую чувствительность метода.

Термометрия по отражению от поверхности

Изменение температуры поверхности можно определить, измерив относительное изменение зеркального отражения, из соотношения

ΔT = (1/βR)(ΔR/Rо),
где Rо – коэф. отражения при температуре Tо, ΔT = Т – Tо, ΔR = R – Rо, βR= (1/Rо)(∂R/∂T) Tо – коэффициент термоотражения, обычно от 10-5 до 10-3 К-1в зависимости от материала, длины волны зондирования, начальной температуры. Поскольку точные измерения коэффициента отражения намного более сложны, чем измерение его изменений, этот метод применяется для определения быстрых температурных изменений (например, при импульсном нагреве) или распределения относительной температуры по площади.
Коэффициент отражения света от нагреваемой поверхности изменяется с температурой вследствие того, что действительная (n) и мнимая (κ) части комплексного показателя преломления n = n - iκ зависят от температуры. Выражение (формула Бэра) для коэффициента отражения света от полированной поверхности при падении по нормали:

R = [(n-1)22]·[(n+1)22]-1 (1)

Для сильнопоглощающего материала возможна термометрия при зондировании поверхности под любым углом, для пластин из прозрачного материала необходимо облучать поверхность под углом к нормали (чтобы произошло пространственное разделение пучков, отраженных от верхней и нижней поверхностей).


Рис.11. Температурная зависимость коэффициента отражения света (λ = 0.633 мкм)
от поверхности монокристаллов кремния (1) и арсенида галлия (2) при нормальном падении.

На рис.11 показана температурная зависимость коэффициента отражения при нормальном падении света (λ=633 нм) на монокристаллы кремния и арсенида галлия. Увеличение коэффициента отражения с температурой связано с увеличением действительной и мнимой частей показателя преломления. При облучении кристалла кремния на длине волны λ =0.633 мкм во всем диапазоне температур выполняется условие n >> κ, поэтому выражение (1) принимает вид R = [(n-1)/(n+1)]2.
Инерционность измерений определяется временем, в течение которого образец прогревается на глубину, превышающую глубину формирования отраженной волны. В поглощающей среде отраженная волна формируется в слое толщиной, сравнимой с α-1, где α (см-1) = 4πκ/λ - коэффициент поглощения света с длиной волны λ. Для кремния на длине волны λ=0.633 мкм при комнатной температуре α ≈ 4·103 см-1, отсюда время прогревания и мера инерционности измерения Τ ∼ 10 нс. С уменьшением длины волны растет коэффициент поглощения и падает время прогревания слоя толщиной α-1.
При падении света на поверхность не по нормали, а под углом, по-разному отражаются пучки, поляризованные в плоскости падения (p-поляризация) и в плоскости поверхносπти образца (s-поляризация). Кроме того, различаются скачки фазы электромагнитной волны для этих поляризаций. При отражении от поверхности линейно поляризованный свет может стать эллиптически поляризованным, а эллиптически поляризованный может превратиться в линейно поляризованный. Анализ изменений поляризации при отражении света лежит в основе метода эллипсометрии, широко применяемого для исследования оптических свойств поверхности и тонких пленок. В ряде работ эллипсометрию использовали для измерения температуры поверхности полупроводниковых кристаллов (Si, GaAs, GaP, ZnTe), аморфных полупроводниковых сплавов, металлов (Hf, Ir, Mo, Pd, Ta, Nb, V).
На рис.12 показана динамика термоотражения при диагностике работающего микроприбора. Регистрируется относительное изменение интенсивности отраженного света на 0.1-0.3 % и определяется температура проводника в интегральной схеме.


Рис.12. Динамика термоотражения на длине волны 633 нм от поверхности двух сопротивлений, через которые пропускается импульс тока (70 мА) длительностью 1 мкс.

Фотолюминесцентная термометрия

Многие вещества светятся (люминесцируют) под действием внешнего оптического облучения, при эТом спектр излучения, возбуждающего свечение, и спектр свечения вещества отличаются друг от друга. Фотолюминесценция (ФЛ) возникает при поглощении возбуждающего света и обусловлена электронным переходом из возбужденного состояния в основное. Фотолюминесцентное излучение является неравновесным, т.е. его интенсивность не описывается формулой Планка. Интенсивность ФЛ существенно выше, чем интенсивность равновесного (температурного) излучения этого вещества в том же участке спектра при той же температуре.
Интенсивность и форма спектра, а также длительность ФЛ твердого тела после возбуждения, являются индивидуальными характеристиками вещества, но изменяются с температурой. Таким образом, неравновесное излучение вещества содержит информацию о его равновесном состоянии, характеризуемом температурой. При нагревании вещества уменьшается интенсивность и длительность ФЛ, изменяется ее спектр. Например, для краевой ФЛ ряда полупроводников происходит сдвиг полосы в длинноволновую область.
Схема фотолюминесцентной термометрии показана на рис.13. Обычно облучение образца проводят таким образом, чтобы отраженное излучение не попадало на фотоприемник.
Наибольший квантовый выход (отношение числа испущенных квантов к числу поглощенных) среди твердых тел наблюдается для сложных неорганических веществ, называемых кристаллофосфорами. Создание условий для эффективной люминесценции обеспечивается введением в материалы примесных атомов, образующих разрешенные локальные уровни энергии в запрещенной зоне кристалла (активные центры люминесценции). Спектр люминесценции определяется природой активных центров. К таким веществам относятся кристалофосфоры ZnS:Cu (сульфид цинка, легированный медью), SrS:Cu, ZnS:Mn, ZnS:Bi, CaS:Bi и т.д. Эти люминофоры наносят на поверхность исследуемого тела. Проводят облучение поверхности и регистрируют интегральную интенсивность люминесценции во время импульса, кинетику спада интенсивности за срезом возбуждающего импульса или фазовый сдвиг между интенсивностью возбуждения и интенсивностью флуоресценции.


Рис.13. Схема фотолюминесцентной термометрии. Лазер (1), исследуемый образец (2), линза (3), спектрометр и/или фотоприемник (4), отраженный световой пучок (5).

Весьма эффективно происходит ФЛ при рекомбинации электронов и дырок в монокристалах прямозонных полупроводников (GaAs, InP и т.д.). Вероятность излучательной рекомбинации для прямозонных полупроводников на 5÷6 порядков выше, чем для непрямозонных (Si, Ge и т.д.). Квантовый выход ФЛ для GaAs при комнатной температуре составляет примерно 0.07, остальные 93% поглощенных квантов полностью превращаются в тепло. При повышении температуры квантовый выход уменьшается. На рис.14 показаны спектры ФЛ GaAs и InP при комнатной температуре. При повышении температуры интенсивность падает, а максимум сдвигается вправо по оси длин волн, положение максимума описывается соотношением
(hν)max = Eg + (kT)/2
Определяя в эксперименте спектральное положение максимума, можно найти ширину запрещенной зоны кристалла Eg и его температуру. Температурные зависимости ширины запрещенной зоны Eg(T) изучены для многих полупроводников, для GaAs положение максимума смещается примерно на 0.006 эВ при увеличении температуры на 10 оС.
В таблице 1 приведены данные по температурной зависимости интенсивности ФЛ и длины волны в максимуме для GaAs.

Таблица 1. Изменение характеристик фотолюминесценции GaAs с температурой

Температура, оС 25 100 200 300 400
Относит. интенсивность ФЛ 1 0,58 0,105 0,0095 1,35·10-3
Длина волны λmax, нм 860 886 908 945 991
Энергия кванта (hν)max, эВ 1,44 1,40 1,365 1,31 1,25



Применению метода фотолюминесцентной термометрии посвящено большое число публикаций. С помощью ФЛ проводилось определение температуры полупроводниковых подложек, гетероструктур, микро- и наночастиц в плазме и газовых потоках, лопаток турбин. Возможны измерения от криогенной области до температур вблизи 1000 К. При дальнейшем повышении температур интенсивность ФЛ становится малой по сравнению с температурным излучением нагретого тела. Пространственное разрешение метода ФЛ-термометрии, достигнутое в ряде работ, составляет доли микрона. Погрешность измерений температуры, по данным ряда авторов, не превышает ± 1 К.


Рис.14. Спектры ФЛ GaAs (1) и InP (2) при Т = 293 К. Максимум интенсивности при длине волны 860 нм (1) и 920 нм (2), что соответствует энергии кванта 1.44 эВ (1) и 1.35 эВ (2). Спектр ФЛ возбуждали Ar+-лазером (488 нм). При повышении температуры оба спектра уменьшаются по интенсивности и сдвигаются в длинноволновую область.

Термометрия комбинационного рассеяния

Для термометрии твердых тел широко применяется рассеяние света на колебаниях решетки, относящихся к оптической ветви. Такое рассеяние называется комбинационным (или рамановым). Свойства среды здесь модулируются колебаниями атомов, находящихся в узлах кристаллической решетки. При комбинационном рассеянии света возникают линии, смещенные по частоте относительно линии падающего излучения.
В таблице 2 приведены величины частотных сдвигов для комбинационного рассеяния света в некоторых кристаллах. Сдвиг принято выражать не в длинах волн, а в обратных (энергетических) единицах (ν =1/λ). Величина ν называется волновым числом и измеряется в см-1, она пропорциональна энергии оптического фонона, участвующего в рассеянии света.

Таблица 2. Спектральные линии твердых тел, активные в комбинационном рассеянии света

Материал Алмаз Si Ge GaAs InP LiNbO3
νo, см-1
(Т=300 К)
1332 522 307 292
269
345
304
632
332
275
252


Величина сдвига νo не зависит от длины волны падающего света (если рассматривается нерезонансное рассеяние, для которого энергия кванта падающего света лежит вне полосы поглощения). Несмотря на появление новых частот, процесс комбинационного рассеяния является линейным по интенсивности падающего света и относится к параметрическим процессам. Интенсивность рассеяния пропорциональна, как и в случае рэлеевского рассеяния, четвертой степени частоты света.
Интенсивность стоксовой компоненты, смещенной в сторону длинных волн при комнатной температуре намного выше интенсивности антистоксовой компоненты, смещенной в коротковолновую сторону. Причина заключается в том, что для рассеяния с увеличением частоты необходимо приобрести от решетки энергию, которая существенно превышает тепловую энергию kТ. Для многих случаев можно считать справедливым простое выражение, описывающее соотношение интенсивностей стоксовой (IS) и антистоксовой (IAS) линий:

IS/ IAS = [(ν i - ν o)/(ν i + ν o)]4·exp[(hcν o)/(kТ)]
где ν i - волновое число падающего излучения.
При рассеянии излучения аргонового лазера (длина волны λ = 514.5 нм, ν i = 19436 см-1) на поверхности кремния (ν o = 525 см-1) получаем IS/ IAS ≈10 при температуре Т = 300 К и IS/ IAS ≈3.6 при Т =500 К. Для алмаза (νo =1332 см-1) эти же отношения интенсивностей существенно выше: IS/ IAS ≈344 при Т =300 К и IS/ IAS ≈27 при Т =500 К. Таким образом, измеряемое отношение интенсивностей весьма чувствительно к изменению температуры.
На рис.15 показано положение и соотношение интенсивностей стоксовой и антистоксовой линий при рассеянии излучения аргонового лазера на поверхности монокристалла GaAs, интенсивность стоксовой линии более чем в 6 раз выше, чем антистоксовой.


Рис.15. Положение (относительно возбуждающей линии) и интенсивности стоксовой и антистоксовой линий света, рассеянного на поверхности кристалла GaAs (Yamaguchi T., et al. Furukawa Rev., 1999. No.18. P.73-77).

На рис.16 показаны температурные зависимости Is/Ias для алмаза, кремния и германия. С уменьшением массы атома и увеличением частоты оптического фонона νo увеличивается отношение Is/Ias и производная d(Is/Ias)/dТ. Вероятность заселенности возбужденного колебательного уровня быстро падает с увеличением энергии кванта. По этой причине рождение антистоксовых квантов намного менее вероятно, чем стоксовых. Измерение Is/Ias вблизи комнатной температуры (kТ ≈0.026 эВ) сравнительно легко провести для материала с тяжелыми атомами и малой энергией оптического фонона, и труднее для материала с легкими атомами и большой энергией фонона (например, для алмаза энергия фонона 0.165 эВ). Интенсивность антистоксовой линии в случае большой частоты νo настолько мала, что регистрацию сигнала (в режиме счета фотонов) необходимо проводить длительное время, чтобы получить превышение сигнала над фоном.
Случайная погрешность термометрии обусловлена флуктуациями числа рассеянных квантов (особенно это относится к антистоксовым квантам). Для уменьшения этой погрешности необходимо накапливать сигнал в течение достаточно длительного времени, зависящего от интенсивности возбуждающего излучения.


Рис.16. Температурная зависимость отношения интенсивностей стоксовой и антистоксовой линий в спектре комбинационного рассеяния. Возбуждение линией 514.5 нм (Ar+-лазер). Монокристаллы: алмаз (1), кремний (2) и германий (3).


При изменении температуры происходит изменение частоты оптических фононов, участвующих в КР. Частота оптического фонона уменьшается с температурой, т.е. при увеличении температуры длина волны рассеянного света приближается к длине волны лазера. Температурная зависимость частоты оптического фонона для алмаза показана на рис.17.
Метод термометрии КР применяется для диагностики работающих интегральных микросхем и полупроводниковых лазеров, при этом достигается субмикронное пространственное разрешение. Из-за малой интенсивности рассеянного излучения термометрия возможна только в случае постоянной температуры исследуемого объекта, нестационарные температурные режимы этим методом изучать нельзя.
Достоинством метода является отсутствие каких-либо требований к форме образцов и качеству поверхности. Комбинационное рассеяние света происходит на полированной и на шероховатой поверхности, на прозрачных и на непрозрачных материалах, при облучении образцов любых размеров, включая микро- и наночастицы.


Рис.17. Температурная зависимость отношения частоты оптического фонона в алмазе, участвующего в комбинационном рассеянии, к частоте при Т = 300 К.