авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 6 |

«ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ ИМЕНИ А.Ф. ИОФФЕ ИНСТИТУТ ПРОБЛЕМ ТЕХНОЛОГИИ МИКРОЭЛЕКТРОНИКИ И ОСОБОЧИСТЫХ МАТЕРИАЛОВ ИНСТИТУТ КРИСТАЛЛОГРАФИИ ИМ. А.В. ...»

-- [ Страница 2 ] --

путём увеличивается или уменьшается до Т.к. методы семейства SART являются размера CCD-матрицы. Это позволяет достичь итерационными, то качество результата сильно разрешения порядка 1 мкм. Однако и зависит от количества итераций и от значений эффективность таких систем невелика. релаксационных коэффициентов [2]. Однако, Другой путь повышения разрешения следует заметить, что при реализации связан с использованием увеличивающих алгебраических методов реконструкции рентгенооптических элементов. Применяемые на томографических данных часто применяются синхротронных станциях зонные пластинки алгоритмы обработки изображений. Таким Френеля позволяют достичь субмикронного образом, каждую итерацию метода часто можно разрешения. разбить на почти независимые операции над При увеличении разрешения поток отдельными писклями изображения. Этот рентгеновских квантов в один чувствительный шаблон вычислений очень хорошо элемент уменьшается, как квадрат коэффициента программируется для массивно-паралленьной увеличения. В связи с этим уменьшается также архитектуры и может быть эффективно соотношение «сигнал-шум» и как следствие реализован на графических чипах (GPGPU) контрастность получаемых рентгеновских поддерживающих технологии Nvidia CUDA [4] изображений. Однако, качество получаемой или OpenCL [5]. Это позволяет в несколько раз томографической реконструкции зависит также и увеличить количество итераций и добавить от числа получаемых рентгеновских проекций. фильтрацию в RegART без потери Т.о. следует искать оптимум, между качеством производительности, по сравнению с версией для одной проекции и количеством проекций. Этот обычных процессоров (CPU) выбор можно сделать на основании свойств Обработка методом RegART выбранного математического алгоритма проекций 1000 на 1000 px на процессоре AMD реконструкции, который таким образом Opteron 275 (2.4 Ггц) занимает порядка 5 минут.

становится важной частью самого Для повышения производительности нами была томографического эксперимента. написана реализация RegART с использованием Разработка новых алгебраических технологии CUDA, т.е. для расчетов алгоритмов реконструкции позволяет использовалась графическая карта. Это использовать методы адаптивной обработки позволило на видеокарте Nvidia GeForce GTX изображений, учитывать морфологию и получить ускорение порядка 300 раз и сократить априорные данные об объекте. Отметим, что время реконструкции до 1 сек.

алгебраические методы требуют для Высокая скорость работы, низкий реконструкции меньшее число проекций, чем уровень шумов и необходимость меньшего метод свёртки и обратного проецирования, и числа проекций, чем в методе свёртки и менее чувствительны к высокочастотным шумам обратного проецирования, делает RegART в экспериментальных данных. оптимальным методом для реконструкции Нами предлагается новая модификация томографических данных, получаемых как в (RegART) [3] алгебраического метода обычной томографии, так и в схемах с реконструкции (SART). Известно, что увеличением.

[1] Senin R. A., Buzmakov A.V., Konovko A.V., Smirnov I.S., Geranin A.S. and Asadchikov V.E., "Gain in spatial resolution of X ray laboratory microtomographs with enlarging X ray optical elements", Journal of Physics:

Conference Series, 186, 2009, 012035, pp. 1-3.

[2] Klaus Mueller. “Fast and accurate three dimensional reconstruction from cone-beam projection data using algebraic methods” //The.

Dissertation. [3] Chukalina M., Nikolaev D., Simionovici A. (2007) “ART in X-ray tomography:

image noise reduction”, European Conference on Modelling and Simulation, 309-312.

[4] http://www.nvidia.ru/object/what_is_cuda_ new_ru.html [5] http://www.khronos.org/opencl/ ДИНАМИЧЕСКАЯ ДИФРАКЦИЯ РЕНТГЕНОВСКИХ ПУЧКОВ И ИМПУЛЬСОВ В. А. Бушуев Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия E-mail: vabushuev@yandex.ru В учебной литературе динамическая теория q = kx k0x, = 0. (4) дифракции рентгеновских лучей обычно излага В итоге для Фурье-амплитуд поля получим, ется в приближении плоских монохроматичес что Ein(kx, ) = Ain(q, ), где ких волн [1, 2]. В реальных же ситуациях Ain(q,) = (2)-2Ain(x,t)exp(iqx + it)dxdt. (5) излучение имеет вид ограниченных и промоду лированных в пространстве пучков из-за про- Перейдем теперь к нахождению простран хождения через щели, коллиматоры или какие- ственно-временного распределения полей либо объекты. Кроме того, излучение синхро- Eg(x, z, t) проходящего (g = 0) и отраженного тронных источников и лазеров на свободных (g = h) импульсов в произвольной точке прост электронах представляет собой короткие им- ранства (x, z) в произвольный момент времени t.

пульсы. В связи с этим в настоящей лекции изла- В соответствии с (2) на кристалл падает гаются вопросы динамической дифракции прои- совокупность плоских монохроматических волн звольных рентгеновских импульсов в геометриях с амплитудами Ain(q, ), волновыми векторами Брэгга и Лауэ. Проведен анализ трансформации k = (kx, [k2 kx2]1/2), где k = /c, и частотами. В формы и длительности импульсов в процессе соответствии с результатами плосковолновой дифракции и последующего распространения в динамической теории дифракции каждая волна в пространстве (см в [3, 4]). (2) проходит и отражается с амплитудными Рассмотрим дифракционное отражение и коэффициентами прохождения T(q, ) и отраже прохождение произвольного импульса рентге- ния R(q, ). В итоге получим, что новского излучения, падающего на плоско Eg (x, z, t) = Bg(q, )Ain(q, ) параллельный кристалл с толщиной d. Поле exp(iKgxx + iKgz|z| it)dqd, (6) падающего импульса на входной поверхности кристалла z = 0 представим в виде где B0 = T, Bh = R. Здесь учтено, что в силу не прерывности тангенциальных компонент вол Ein(x, t) = Ain(x, t)exp(ik0xx i0t), (1) новых векторов на входной и выходной поверх где Ain - комплексная медленно меняющаяся ностях кристалла величины z-проекций волно амплитуда (огибающая волнового пакета), вых векторов в вакууме примут следующий вид:

k0x = k0cosin, k0 = 0/c = 2/, c - скорость света в Kgz = (k2 Kgx2)1/2, (7) вакууме;

ось x направлена вдоль поверхности где Kgx = kx + gx;

hx = shsin, hz = shcos;

g = 0, h;

кристалла, ось z направлена в глубь кристалла по z 0 для отраженного импульса в случае Брэгга и нормали к поверхности. Угол падения по отношению к поверхности in = 0 + s, где z d в остальных случаях. В дальнейшем под 0 = B + в случае Брэгга (s = 1) и 0 = B в величиной z будем понимать, что z = |z|.

случае Лауэ (s = 1), B - угол Брэгга для Разложим квадратный корень (7) в ряд по центральной (средней) частоты 0, определяе- малым параметрам q/k0 и /0 с точностью до квадратичных слагаемых и подставим в (6). В мый соотношением 2k0sinB = h, где h - величина вектора обратной решетки, - угловая итоге получим следующие общие выражения для полей рентгеновских импульсов:

отстройка от точного брэгговского условия, угол наклона отражающих плоскостей кристалла Eg(x, z, t) = Ag(x, z, t)exp(ikgr i0t), (8) по отношению к поверхности. Представление где kg = k0 + g, “медленные” амплитуды импульса в виде (1) справедливо, если харак Ag (x, z, t) = Bg(q, )Ain(q, ) терный поперечный размер импульса r0, а exp(iSg + iDg)dqd, (9) его длительность 0 /c.

Представим поле Ein (1) в виде двумерного Sg (q, ) = q(x gctggz) (t z/cg), (10) фурье-разложения z/(2k0g3).

Dg (q, ) = [q g(/c)cosg] (11) Ein(x,t) = Ein(kx,)exp(ikxx it)dkxd, (2) Здесь g = sing;

в случае Брэгга h = B, где 0 = h = 1;

в геометрии Лауэ h = B, Ein(kx,) = (2)-2Ein(x,t)exp(ikxx + it)dxdt. (3) 0 = 1, h = 1;

khx = sk0cos(h + b), b = 0/h Здесь и далее интегрирования проводятся в величина коэффициента асимметрии отражения.

бесконечных пределах от до +. Подставим Фаза Sg (10) определяет смещение центров поле Ein(x, t) (1) в (3) и введем новые переменные импульсов по x и t по мере увеличения сов в случаях Брэгга и Лауэ.

расстояния z от кристалла, а фаза Dg (11), Перейдем к обсуждению различных част пропорциональная расстоянию z, описывает ных случаев. Если амплитуда Ain не зависит от x и t, то, согласно (5) и (13), Ain(q, ) = (q)(), дифракционное расплывание импульсов при их распространении в вакууме. Подчеркнем, что = 2sin2B и мы получаем известный для строгого решения задачи обязательно результат для плоской монохроматической вол необходимо учитывать члены q2, 2 и q при ны: Ag = Bg(). Формально это означает, что в вычислении (7). (15) следует положить r0 и 0. В Приведем явный вид коэффициентов реальной ситуации приближение плоской моно отражения R и прохождения T для кристалла с хроматической волны реализуется при произвольной толщиной d. В случае Брэгга r0 /2B и 0 2tgB/B0. Если, например, = 0.154 нм, то в случае симметричного брэг R = (R1 pR2)/(1 p), говского отражения Si(220) это приводит к таким T = [exp(i1) pexp(i2)]/(1 p), (12) требованиям: r0 10 мкм, 0 10 фс.

где Следующее приближение монохромати R1,2 = (1 ± W)/2Ch, p = (R1/R2)exp[i(1 2)], ческого рентгеновского пучка означает, что 1,2 = k01,2d, 1,2 = (20 + 1 ± W)/40, амплитуда Ain(x) зависит только от координаты, W = (12 + 4bC2hh)1/2.

1 = b 0(1 b), то есть в (15) 0. В этом случае Здесь g - фурье-компоненты поляризуемости Ain(q, ) = Ain(q)(), = 2sin2B( sq/k00), кристалла;

C = 1 и C = cos2B для - и Ag(x, z) = Bg(q)Ain(q)exp(iSg + iDg )dq, (16) поляризованного излучения, соответственно;

где b = k0z/khz. Параметр = [k2 (k + h)2]/k2, опре Sg = q(x gctggz), Dg = q2z/(2k0g3).

деляющий отклонение от точного условия Брэг Соотношение (16), справедливое при лю га, имеет следующий вид:

бых z и d, является более общим по сравнению с (q, ) = 2sin2B[ sq/k00 + полученными ранее методом функции Грина ре s(/0)cos/0cosB]. (13) зультатами для дифракционного отражения рент В случае Лауэ геновского пучка от полубесконечного кристал Bg = Ag(1)exp(i1) + Ag(2)exp(i2), (14) ла при z = 0 в случае Брэгга [5].

где Наибольший интерес представляет дифрак A0(1,2) = (W m 1)/2W, Ah(1,2) = ± Cbh/W. ция короткого импульса с широким фронтом. В этом случае можно пренебречь граничными Интенсивности проходящих и отраженных эффектами, т.е. считать, что отсутствует импульсов определяются как Ig(x, z, t) = |Ag|2.

зависимость поля падающего импульса от В дальнейшем для определенности будем поперечной координаты. Тогда в прямом рассматривать падение гауссовского импульса пространстве Ain(x, t) = Ain(t xcos0/c) и, соглас Ain(x,t) = exp[(x0)2/r02 (txcos0/c)2/02]. (15) но (5), Ain(q, ) = Ain()(q cos0/c). Наличие В зависимости от соотношения между r0 и -функции существенно упрощает задачу. В 0 можно ввести понятия длинного импульса, для итоге из (9) можно получить, что которого поперечный размер r0 c0tg0, и Ag(x, z, t) = Bg()Ain()exp(iSg + iDg)d, (17) короткого импульса с широким фронтом, если где r0 c0tg0. В 1-м случае возбуждается область Sg = (/c)[cos0x + (1gcos0cosg)z/g] t, (18) поверхности кристалла с |x| x0 = r0/0, тогда как Dg = 2Fgz, Fg = (cos0gcosg)2/(2k0c2g3). (19) во 2-м случае узкая освещенная падающим им пульсом область (рентгеновский “зайчик”) с Подстановка q = cos0/c в (13) приводит к размером c0/cos0 x0 “бежит” по поверх- известному результату для в случае падающей ности со скоростью большей скорости света. немонохроматической плоской волны:

Для узких и коротких импульсов дифрак () = 2sin2B[ + (/0)tgB]. (20) ционная расходимость d /2r0 и спектральная Для удобства анализа пространственно ширина 0 2/0 сравнимы или могут даже временной структуры амплитуд Ag(x, z, t) (17) намного превышать угловую ширину удобно перейти от (x, z) к новой системе B = C|h|/b1/2sin2B и спектральную ширину координат (x, z), в которой ось z составляет с B = B0ctgB области брэгговского отраже поверхностью кристалла угол g, а величина ния. Это приводит к резкому изменению формы этого угла определяется из условия незави и уменьшению интенсивности отраженного симости фазы Sg (18) от поперечной координаты импульса, а также к его расплыванию как во x. Из (18) легко получить, что времени, так и в пространстве. Степень рас tgg = (1 gcos0cosg)/(gcos0). (21) плывания увеличивается с ростом z.

Соотношения (8)-(14) в общем виде реша- В новой системе координат фаза Sg = (t ют задачу о дифракционном отражении и про- z/vgr), где групповая скорость хождении произвольных рентгеновских импуль vgr = cg/(1 2gcos0cosg + cos20)1/2. (22) ностью h 2(/c)sin2B/h = 5 фс и с интен сивностью Ih 0.2% ( = (0h)1/2/C|h| - глу Из (19), (21) и (22) следует, что для прохо бина экстинкции). Второй пик в области дящих импульсов (g = 0) как в случае Брэгга, так t = 2(d/c)sin2B/h 16 фс обусловлен отражением и в случае Лауэ угол 0 = 0, vgr = c, D0 = 0.

от нижней поверхности кристалла.

Иными словами, проходящий импульс с широ ким фронтом распространяется в первона- Ih, % Iin чальном направлении k0 со скоростью света и не 0. искажается по мере распространения в вакууме, vgr k т.е. остается плоской немонохроматической 3 kh 0. волной с временной зависимостью, отличаю щейся в общем случае от Ain(t).

Совершенно иная ситуация имеет место для 0. отраженных импульсов. В общем случае направ- 0. ления волнового вектора kh = k0 + h и групповой скорости vgr в вакууме не совпадают. Это обус- ловлено тем, что при фиксированном угле паде ния импульса различные спектральные компо- 0.0 0. 0 10 ненты поля Ah() отражаются под разными угла- t, фс ми к поверхности. Из-за наличия в kh вектора Рис. 1. Дифракционное отражение двух импуль обратной решетки с hx 0 часть продольного им сов 1 с 0 = 0.1 фс и интервалом между ними пульса передается кристаллу и угол отражения t = 1 фс. Расстояние от кристалла z (см): 2 - 0, h + h не равен углу падения 0 + s, где - 2, 4 - 10, 5 - 20. Случай Брэгга, Si(220), h() = (/0)(cos0 hcosh)/h.

= 0.154 нм b = 2, d = 4 мкм. На вставке – иллю Единственным исключением является сим- страция отличия направлений фазовой и груп метричный случай Брэгга (b = 1), для которого повой скоростей отраженного импульса в случае h = 0 = h = B, h = 0, vgr = c и Dh = 0, т.е. несимметричной дифракции.

расплывание импульса в вакууме отсутствует.

Если же b 1, а в случае Лауэ при любой Выше мы рассматривали детерминирован степени асимметрии, то vgr c и форма импульса ные импульса. В действительности же в общем Ah(t) меняется по мере распространения в случае они являются случайными, т.е. не имеют вакууме. явного вида, и характеризуются статистической Расстояние ZF от кристалла, на котором функцией пространственно-временной когерент начинает заметным образом проявляться расплы- ности. Подробнее о теории дифракции таких вание отраженных импульсов, определяется из импульсов см. в [6].

условия |Dh| /2, откуда ZF /(2eff2Dh), где Работа выполнена при поддержке РФФИ eff = 0B/(02 + B2)1/2. (гранты № 09-02-00786, № 10-02-00768) и BMBF Project 05K10CHG.

Эффект расплывания и уширения увели чивается с уменьшением длительности импульса, [1] Пинскер З.Г. Рентгеновская кристаллооптика.

когда ширина падающего спектра 0 B и М.: Наука, 1982.

eff B. Если, например, 0 = 0.1 фс, то в [2] Authier, A., Dynamical Theory of X-Ray случае Брэгга с b = 2 расстояние ZF 26 см.

Diffraction. New York: Oxford University Press Ясно, что, начиная с некоторой длитель Inc., 2001. 674 p.

ности импульса 0, удовлетворяющей условию [3] Бушуев, В.А., Известия РАН. Сер. физ., 69, 0 2/B, в область “сильного” дифракцион 1710 (2005).

ного отражения попадает только часть спектра [4] Bushuev, V.A., J. Synchrotron Rad., 15, падающего импульса. Это приводит к резкому (2008).

уменьшению его интенсивности [5] Afanas’ev, A.M., Kohn, V.G., Acta Cryst. A., Более того, для сверхкоротких (фемто 27, 421 (1971).

секундных) импульсов наступает такая ситуация, [6] Bushuev, V., Samoylova, L., Nucl. Instr. and когда форма и длительность отраженного им Meth. A., 635, S19 (2011).

пульса вообще перестают зависеть от характе ристик падающего импульса. Формально это объясняется тем, что в (17) плавную функцию Ain() можно вынести за знак интеграла, поэтому форма импульса на поверхности кристалла определяется обратным преобразованием Фурье от коэффициента отражения R().

Из рис. 1 видно, что два сверхкоротких им пульса после отражения сливаются в один ши рокий несимметричный импульс с длитель..,..,..

..., 119991 - E-mails: bmantsyzov@gmail.com;

vabushuev@yandex.ru,, ( ), [6, 7].

, -,. (. 1) - -.,, [1]. -,.

[2].,.

- [3] [4]. 1.., ;

T R.

.,, -,,.

.,,,,..

, (. 1). [5]. -., -, - -,,,,.

.

. 2.

. 0z0.8.

. 4..2 -.

. (. 3). (0 z 0.4).

.,,,.

.

(0.4 z 0.8),,., (. 3),,,.,,,.

( 09-02-00786 ).

[1]...

.:, 1982.

[2]..

..:, 2009.

[3] Bushuev V.A., Mantsyzov B.I., Skorynin A.A.

. 3.

Phys. Rev. A. 79, 053811 (2009).

.

[4] Mantsyzov B.I. Optics Communications. 189, n(x) 275 (2001).

.

[5] Benton C.J., Skryabin D. Optics Express. 17, 5879 (2009).

[6]..,..,..

. 16, 1846 (1989).

[7] Baryshevsky V.G., Maksimenko S.A. Optics (. 4). Communications. 94, 379 (1992).

Комплексная диагностика многослойных систем с нано-размерными слоями на примере структур Mo/Si Г.А. Вальковский, М.В. Байдакова, С.Г. Конников, А.А. Ситникова, М.А. Яговкина, Ю.М. Задиранов ФТИ им. А.Ф.Иоффе РАН, Санкт-Петербург xray@mail.ioffe.ru просвечивающем электронном микроскопе JEOL Введение Ключевым моментом, обеспечивающим в 2100F.

течение последних десятилетий беспрецедентные Исследование степени текстуры и темпы развития микроэлектроники, являлась определение размеров кристаллитов проводилось возможность непрерывного уменьшения на рентгеновском дифрактометре (Rigaku, минимального характеристического размера Япония). Дифрактограммы регистировались в широком диапазоне углов (25-100o) как в режиме элементов интегральных схем [1]. Однако такое развитие не возможно без адекватного -2-сканирования, так и в так называемой моде диагностического сопровождения, позволяющего тонких пленок.

получать исчерпывающую информацию о Исследование шероховатости интерфейсов и параметрах наноструктур и приборов на их основе. определение геометрических параметров образцов Такую информацию можно получить лишь с производились с помощью рентгеновского помощью комплекса взаимодополняющих дифрактометра D8 Discover (Bruker AXS, методов. Целью данной работы является Германия). Были получены кривые рентгеновской демонстрация эффективности комплексной рефлектометрии в режиме -2-сканирования с диагностики многослойных периодических использованием приемной щели перед детектором систем, на примере Mo/Si структур (далее МС), ~ 0.15 mm.

использующихся в качестве зеркал в литографии Экспериментальные результаты и обсуждение жесткого ультрафиолетового диапазона. Исследование образцов методом Зеркала для литографии на длину волны ~ просвечивающей электронной микроскопии 13.5 nm создаются на основе систем периодически показало, что все структуры представляют собой повторяющихся слоев Mo и Si, при этом отчетливо выраженную последовательность суммарная толщина бислоя составляет ~ 7 nm [2]. чередующихся Mo и Si слоев с достаточно Рабочие характеристики таких зеркал в первую гладкими интерфейсами. На темнопольных очередь определяются кристаллическим изображениях (Рис. 1) видно, что слои Mo в совершенством всех слоев МС, толщинами слоев, образцах S479, и в особенности S427 не качеством интерфейсов. Например, шероховатость однородны, яркие светлые области отвечают внутренних интерфейсов приводит к блокам поликристаллического Mo. Анализ дополнительному диффузному рассеянию при полученных изображений позволяет заключить, рабочей длине волны [3, 4]. что степень кристалличности различных образцов МС Mo/Si интенсивно исследовались различна. Образец S427 характеризуется сильно последние годы различными методами [см. напр. выраженной текстурой, в образце S 3, 4]. В данной работе впервые представлены наблюдаются отдельные крупные блоки возможности комплексной диагностики таких кристаллического Mo, тогда как в KK892 слои Mo систем, основанной на совместном применении практически аморфные.

методов просвечивающей электронной Кроме того, методом ПЭМ были определены микроскопии (ПЭМ), рентгеновской дифракции периоды и толщины отдельных слоев МС (Табл.).

(РД), рентгеновской рефлектометрии (РР). Для определения степени кристалличности слоев было проведено исследование МС методом Технологические параметры образцов и рентгеновской дифракции (РД). На Рис. методика измереннй МС Mo/Si были выращены методом приведен пример дифрактограммы для образца магнетронного распыления на подложках Si(100) в S427. Помимо пиков Si подложки, на ФТИ им. А.Ф. Иоффе (образцы S427, S479), а дифрактограмме наблюдаются пики, отвечающие также в НПК ГОИ (образец KK892). (110) отражению Mo. Соответствующие размеры Исследование кристаллической структуры и кристаллитов Mo, вычисленные по полуширине оценка толщин слоев проводились на этих пиков для исследуемых образцов равны 3.1±0.3 nm (S427), 2.5±0.3 nm (S479) и 1.7±0.3 nm образцов больше, чем по данным РР даже в случае (KK892). двухслойной модели. Подобный артефакт ПЭМ Использование моды тонких пленок упоминался также в [5] для многослойной системы позволило исключить вклад подложки в W/Si и объясняется «затемнением» слоев Si дифракционную картину, что дало возможность шероховатостью слоев c большим порядковым определить также степень кристалличности Si номером (W). Получающаяся в результате добавка слоев. На Рис. 2 приведена кривая, полученная в к толщине W (Mo) определяется шероховатостью этой моде при фиксированном угле падения интерфейсов и толщиной образца ПЭМ.

рентгеновского пучка на образец =14o, в Толщины слоев Mo, определенные в сравнении с дифрактограммой, полученной в результате моделирования кривых рентгеновской режиме -2 сканирования. Наличие на первой рефлектометрии в модели 2 совпадают в пределах только пиков отражения Mo свидетельствует о погрешности с размерами кристаллитов, поликристалличности Mo слоев и полученных методом РД. Т.о, вертикальные рентгеноамормфности Si слоев. размеры блоков Mo совпадают с толщинами Mo Для исследования степени текстуры в слоев.

зависимости от глубины дифракционные кривые в Заключение моде тонких пленок измерялись при различных Комплексный подход, основанный на углах падения рентгеновского излучения на совместном использовании ПЭМ, РД и РР был образец. Анализ этих кривых для образца S427 применен для исследования многослойных систем выявил увеличение соотношения интенсивности Mo/Si. Эти МС были выращены методом пиков Mo (110) и (211) с ростом угла падения магнетронного распыления. Результаты различных (глубины). Это означает увеличение степени методов хорошо коррелируют и дополняют друг текстуры с глубиной, или другими словами, друга.

возрастание разупорядоченности при Методами ПЭМ и РД было показано, что приближении к поверхности. слои Mo в различных образцах обладают На Рис. 3 приведены экспериментальные различной степенью кристалличности.

кривые рентгеновской рефлектометрии (РР). На Исследование методом рентгеновской кривых для всех образцов наблюдается дифрактометрии в моде тонких пленок позволило последовательность отчетливо выраженных пиков проследить изменение степени текстуры с – сателлитов, отвечающих периоду МС. Это глубиной.

свидетельствует о резкости интерфейсов и В результате моделирования кривых РР были незначительной флуктуации периода. Однако, на определены детали технологического процесса, всех кривых также видны особенности, заключающиеся в нестабильности процесса являющиеся следствием нестабильности напыления. Было показано существование технологического процесса напыления МС. переходных слоев на интерфейсах, Для определения геометрических параметров формирующихся главным образом за счет Si слоя.

(толщина отдельных слоев - t, среднеквадратичная Сопоставление результатов РР с данными РД амплитуда шероховатости - ) было проведено позволило заключить, что вертикальные размеры моделирование кривых рентгеновской блоков Mo совпадают с толщинами Mo слоев.

рефлектометрии с использованием программного Ожидается, что разработанный подход может пакета Leptos (Bruker AXS, Германия). «Подгонка» быть использован для анализа качества осуществлялась в рамках двух моделей: многослойных периодических систем с целью двухслойной и с введением переходных слоев на прогнозирования их рабочих характеристик.

интерфейсах (четырехслойная). Полученные параметры моделирования, а также суммарные периоды МС - T приведены в таблице. Работа выполнена на оборудовании ЦКП Сопоставление результатов моделей 1 и 2, «Материаловедение и диагностика в передовых примененных для расчета кривых РР, позволяет технологиях».

заключить, что упомянутые переходные слои [1] Сейсян, Р. П., ЖТФ, 75, 1053 (2005).

формируются в основном за счет Si слоя, [2] Bakshi, V., EUV Lithography, SPIE Press, поскольку толщины Mo слоя, полученные из Bellingham (2009).

обеих моделей близки (см. жирные цифры в [3] Stearns, D.G., Gaines, D.P., Sweeney, D.W., таблице). Кроме того, плотность переходных слоев Gullikson. E.M., J. Appl. Phys., 84, 1003 (1998).

для всех образцов, ближе к плотности Si, чем к [4] Schroder, S., Feigl, T., Duparre, A., Tunnerman, плотности Mo.

A., Optical Express, 15, 13997 (2007).

Из таблицы видно, что периоды МС, [5] Erko, A., Idir, M., Krist, T., Michette, A. G., определенные методами РР и ПЭМ находятся в Modern developments in x-ray and neutron неплохом согласии друг с другом. Однако, optics. Springer, Berlin. 534 p. (2008).

толщины Mo слоев по данным ПЭМ для всех Электронная микроскопия функциональных наноматериалов.

Васильев А.Л.1,2 Роддатис В.В. Научно Исследовательский Центр «Курчатовский институт»

Учреждение Российской Академии Наук «Институт кристаллографии им.А.В.Шубникова РАН»

Современная электронная и ионная выглядят как более яркие точки. Их контраст не микроскопия в сочетании с микроанализом – зависит от толщины образца и значения уникальный инструмент изучения материалов. дефокусировки объективной линзы. Поэтому Пространственное разрешение для ускоряющего интерпретация таких изображений в случае напряжения в 300 кВ, получаемое в многокомпонентных соединений значительно просвечивающих электронных микроскопах проще, чем изображений, полученных с высоким (ПЭМ), использующих корректоры сферической разрешением в режиме светлого поля. Примеры аберрации (КСА), разработанные в 70-90–х годах изображений, полученных в РПЭМ Титан 80- прошлого века Х.Розе [1], достигло 0,05 нм. с ускоряющим напряжением 300 кВ и модели Исследование углеродных материалов: кристаллической решетки исследуемых нанотрубок, графеновых структур, фуллеренов и материалов представлены на Рис.2 (а и б). На биологических объектов требует пониженного изображении слоя In0.5Al0.5As интенсивность до 60-80 кВ ускоряющего напряжения. всех атомов кристаллической решетки, Применение КСА объективной линзы при таком наблюдаемой в проекции B=[011], одинакова, ускоряющем напряжении дает возможность так как позиции тяжелых атомов In (ZIn=49) получать изображения кристаллической решетки совпадает с позицией легких атомов Al (ZAl=13), углеродных структур с высоким контрастом без что дает среднее Z=31, близкое к ZAs=33. В ее разрушения (Рис.1). противоположность этому на изображении слоя InP Рис.1. Светлопольное изображение фуллеренов в одностенной углеродной нанотрубке. ПЭМ ТИТАН 80-300 с корректором сферической аберрации объективной линзы. Ускоряющее напряжение – 80 кВ.

Другой тип корректора, применяемого в растровой просвечивающей электронной микроскопии (РПЭМ), устанавливается до объективной линзы (проб корректор или корректор зонда) и позволяет сформировать электронный зонд диаметром менее 0.1 нм.

Такой корректор, может быть особенно эффективен для получения изображения с помощью высокоуглового кольцевого Рис.2. а) РПЭМ изображение слоя In0.5Al0.5As в темнопольного детектора (ВУКТД). Этот проекции B=[011], полученное с помощью детектор регистрирует неупруго рассеянные ВУКТД. б) РПЭМ изображение кристаллической электроны, интенсивность которых решетки InP в проекции B=[011]. Изображения пропорциональна Z2 (заряду атома) [2]. На получены в РПЭМ ТИТАН 80-300 (FEI, CША) изображениях с разрешением на уровне при ускоряющем напряжении в 300 кВ.

кристаллической решетки более тяжелые атомы хорошо виден эффект поляризации Тяжелые атомы In выглядят существенно ярче легких атомов P. Такой метод позволяет легко различить слои разного состава в гетероструктурах и один из примеров представлен на Рис.3. На этом изображении представлена гетероструктура Si/Ge. В центре микрофотографии слой Ge, толщиной в 1, элементарной ячейки, сформированный в матрице Si.

Рис.4. РПЭМ изображение граница раздела высокотемпературного сверхпроводника YBa2Cu3O7- на подложке BaZrO3, полученное с Рис.3. РПЭМ изображение гетероструктуры помощью ВУКТД. Модели кристаллических Si/Ge в проекции B=[011], полученное с структур представлены на врезках. Изображения помощью ВУКТД в РПЭМ ТИТАН 80-300 (FEI, получены в РПЭМ ТИТАН 80-300 (FEI, CША) CША) при ускоряющем напряжении в 300 кВ. при ускоряющем напряжении в 300 кВ.

На врезке модель кристаллической структуры типа алмаза в проекции 011. Другое направлением в электронно микроскопических исследованиях, получившее Метод РПЭМ позволяет расшифровать развитие – метод томографии. Хотя основные последовательность атомных слоев в сложных исследования, требующие применения слоистых структурах. На Рис.4 представлена томографии - исследование биологических граница раздела высокотемпературного структур, а именно макромалекул, фагов и сверхпроводника YBa2Cu3O7- (YBCO) на вирусов, этот метод применяется в геологии, при подложке BaZrO3 (BZO). Модели кристаллических структур представлены на врезках. Самые яркие точки соответствуют атомам Ba, менее яркие – Y, и, наконец, наименее яркие- атомам Cu. В нижней части микрофотографии более яркие пятна соответствуют атомам Ba, менее – Zr. На границе раздела последовательность слоев следующая:

BaO-CuO- (CuO)-BaO-CuO2 –Y. На отдельных участках границы раздела наблюдается одинарный слой CuO, на других – двойной.

Также хорошо видны краевые дислокации с проекцией вектора Бюргерса b=1/2аYBCO.

Сочетание РПЭМ с современными методами микроанализа: энергодисперсионным рентгеновским микроанализом и анализом потерь энергии электронов позволяет определять химический состав с атомным разрешением, а также анализировать атомные связи Рис.5. Изображение частиц палыгорскита индивидуальных атомов.

(показаны одиночными стрелками) и кварца (показаны двойной стрелкой).

исследовании керамик, сплавов и т.д. Один из Кроме этого, использование ионного или примеров применения томографии представлен электронного зонда и систем напуска в область на Рис. 5. Методом томографии в ПЭМ KRIOS образца металл-органических газов дает (FEI, CША) при ускоряющем напряжении в 300 возможность создавать контакты к объектам, кВ поворотом гониометра от -700 до +700 была размерами в 10-100 нм, например получена серия из 140 изображений частиц функциональным нанопроволокам, в том числе палыгорскита – слоистого глинистого минерала. на основе окислов металлов (NiO, SnO2 и т.п.), Затем с помощью программ Expert 3D (FEI, которые могут быть использованы как газовые CША) и Amira (Visage Imaging, Германия) были сенсоры [3], к нанотрубкам. Таким образом, получены 3D изображения. Такие исследования можно определять электрофизические позволили определить морфологию частиц характеристики этих нанообъектов. С помощью палыгоскита, а также ассоциированных частиц этого же метода можно создавать и кварца и монтмориллонита. наноструктуры на различных поверхностях Существенный прогресс достигнут и в (Рис.7).

области приготовления образцов для ПЭМ.

Разработанные в последнее время методы растровой ионной микроскопии, а именно использование фокусированного ионного пучка (ФИП) в сочетании с растровой электронной микроскопией позволяют приготовить образец, пригодный для исследований с разрешением на уровне кристаллической решетки из заданного участка образца с точностью в десятые доли микрона. Использование ФИП дает возможность последовательно срезать слои образца и фиксировать изображение и химический состав с помощью электронного зонда. Таким образом, в растровом электронно-ионном микроскопе, удается реконструировать 3-х мерную структуру и 3-х мерное распределение химических элементов в объекте. Пример такого исследования представлен на Рис. 6, на котором показана трехмерная структура нескольких Рис.7. Острийные структуры из W, сверхпроводящих волокон Nb3Sn, используемых сформированные с помощью ФИП (Нelios, FEI, при изготовление проводов для магнитов. США) на поверхности кремния.

Литература [1] ROSE, H, Ultramicroscopy, 103, 1 (2005).

[2] Wang Z.L. and Cowley J.M.. Ultramicroscopy, 31. 437 (1989).

[3] Tresback J.S., Vasiliev A.L., Padture N.P., Park S.-Y., Berger P.R. IEEE Transactions on Рис.6. Трехмерная реконструкция Nanotechnology. 6 (6). 676 (2007).

сверхпроводящих волокон провода на основе Nb3Sn, полученная в электронно-ионном микроскопе Helios (FEI, США) с использованием программы Amira.

При наличии держателя объекта, охлаждаемого жидким азотом, такие исследования возможно проводить и с биологическими объектами.

Таблица. Сопоставление данных ПЭМ с результатами моделирования РР в двухслойной и четырехслойной модели.

1 1 2 2 tSi/tMo, nm Si/Mo, tSi/t1/tMo/t2, nm av, nm, T, nm tSi/tMo, nm T, nm g/cm nm (ПЭМ) (ПЭМ) S427 7.93 4.2/3.8 7.71 (4.68/3.03) (0.29/0.41) (3.67/0.77/2.77/0.50)±0.23 0.21±0.03 4.2±0. ±0.01 ±0. S479 5.68 1.9/3.8 5.92//5.78 2.97/2.81 (0.30/0.85) (1.55/1.49/2.52/0.36)±0.23// 0.30±0.03 4.7±0. ±0.04 ±0. (1.85/1.30/2.61/0.02)±0. KK892 7.1 6.93//6.98 (0.32/0.64) 4.65//1.61/0.67/ 0.28±0.04 5.1±0. 3.8/3.2 (5.17/1.81) ±0.02 ±0.05 (4.70//1.63/0.65)±0. Параметры из 1двухслойной и 2четырехслойной модели, ti - толщины переходных слоев (t1 – tSi-Mo, t2 – t Mo-Si), – плотность переходных слоев Образцы S427 и S479 описывались моделью, в которой верхние 10 слоев характеризовались параметрами отличными от параметров для нижних 35 слоев. Для S479 меняется также период верхних 10 слоев.

Образец KK892 описывался моделью, в которой период считался удвоенным (вместо 60 бислоев, рассматривалось 30 повторений по два бислоя) Рис.1. Темнопольные изображения для МС Mo/Si: a – S427, b – S479, c – KK892.

10 Si(100) 10 Intensity, a.u.

Intensity, a.u.

c 10 Mo(110) Si(200) b 10 Mo(211) a 1 0 2 4 6 8 10 12 0 20 40 60 80 2, deg.

2, deg.

Рис. 2. Дифрактограммы, полученные в режиме -2 Рис. 3. Экспериментальные кривые рентгеновской сканирования (верхняя) и моде тонких пленок рефлектометрии для МС Mo/Si: a – S427, b – S479, c (нижняя) для образца S427. – KK892.

Исследование границ раздела в системах HfO2/Si и TiO2/Si методами рефлектометрии и рентгеновского рассеяния Ю. О. Волков1, И. В. Кожевников1, Б. С. Рощин1, А. Л. Мезенцев2, Е. О. Филатова3, В. Е. Асадчиков Институт Кристаллографии им. А. В. Шубникова РАН Физический факультет МГУ им. Ломоносова Институт Физики СПБГУ email: neko.crys@gmail.com Сверхтонкие химически стойкие плёнки осаждением TiO2 на поверхность подложки, так оксидных соединений широко применяются в и окислением предварительно осаждённого на различных областях современной техники. В подложку слоя чистого титана.

частности, диоксид гафния HfO2 является Исследования шероховатости внешней перспективным “high-k” диэлектриком с высоким поверхности плёнок проводились методом значением диэлектрической проницаемости диффузного рентгеновского рассеяния (XRS).

и хорошей температурной стойкостью, Преимущество данного метода заключается в применяемым в качестве подзатворного получении информации о шероховатости со всей диэлектрика в МОП-структурах [1]. Также площади засветки поверхности рентгеновским благодаря высокому показателю преломления и пучком, которая, как правило, на 5-7 порядков хорошей структурной стабильности тонкие превосходит площадь сканирования в атомно плёнки оксида гафния широко применяются силовой микроскопии. С другой стороны, метод в высокоточной оптике и многослойных рентгеновского рассеяния позволяет извлечь рентгеновских зеркалах [2]. лишь статистические параметры шероховатости, Однако при выращивании сверхтонких не предоставляя данных о её реальном виде.

слоёв HfO2 физические и химические параметры Согласно теории возмущений по высоте получаемой структуры заметно зависят как от шероховатости, угловая индикатриса диффузно строения полученного слоя, так и от стстава и рассеянного рентгеновского излучения для протяжённости интерфейса на границе плёнка- изотропных поверхностей связана с одномерной подложка. При создании же многослойной функцией спектральной плотности мощности структуры качество последующих наносимых поверхностных шероховатостей (PSD-функцией) слоёв зависит от параметров шероховатости соотношением [5]:

внешней поверхности плёнки. Таким образом, существенный практический интерес представляет исследование качества сверхтонких плёнок, синтезируемых различными методами.

Методами рентгеновской рефлектометрии и рассеяния в жёстком рентгеновском диапазоне В качестве более наглядного интегрального ( = 0.154 нм) были исследованы образцы плёнок параметра также используется эффективная HfO2 толщиной 5 нм и 20 нм, а также TiO2 eff определённая высота шероховатости толщиной 10 нм, синтезированных на в заданном диапазоне пространственных частот.

кремниевой подложке ориентации (100). Слои Исследование внутренней границы раздела оксида гафния были осаждены методами и восстановление структуры плёнок по толщине молекулярного наслаивания (atomic layer проводилось методом рентгеновской deposition, ALD) и гидридной эпитаксии (metal рефлектометрии. Преимуществом данного organic chemical vapor deposition, MOCVD). Оба метода является его неразрушающий характер.

метода позволяют контролировать толщину Однако в рефлектометрических экспериментах выращиваемых плёнок с точностью до одного возможно измерить только интегральный моноатомного слоя, однако существенно коэффициент отражения. Поэтому решение различаются процессом синтеза. Исследования обратной задачи в общем случае сводится состава и структуры плёнок оксида гафния на к подгонке модельной угловой зависимости кремнии методами эллипсометрии, коэффициента отражения к экспериментальным фотоэлектронной спектроскопии и сканирующей данным по набору параметров выбранной электронной микроскопии [3], а также модели и минимизации функци невязки (как рентгеновской спектроскопии [4] показали, что описано, например, в [6]).

между плёнкой и подложкой в процессе В модельном коэффициенте отражения выращивания методом MOCVD формируется R()=|r0()|2 амплитуда отражения r0() от аморфный переходной слой в виде смеси оксидов многослойной структуры рассматривалась как HfO2 и SiO2. В свою очередь, слои оксида титана сумма амплитуд отражений от каждой из границ были сформированы как непосредственным раздела слоёв, рассчитанных по рекуррентной переменной плотности, что, вероятно, связано с формуле [7]: воздействием прекурсора на подложку в процессе выращивания покрытия. В свою очередь, для плёнки окисленного титана потребовалось ввести в модель дополнительный внутренний слой Ti, недоокисленного в ходе синтеза, и паразитный слой гидроксида титана TiO(OH)2, сформировавшегося в ходе окисления.

В качестве модельных параметров В ходе проведённых исследований было выступают толщины слоёв dj, постоянные показано, что метод послойного молекулярного оптической плотности материала j = Re(1 - j), а осаждения позволяет получать оксидные плёнки также дополнительные поправочные факторы j высокого структурного совершенства с высоким множителя Нево-Кроса [8], соответствующего качеством внешней поверхности. В свою описанию переходных слоёв и шероховатостей очередь, при выращивании слоёв оксида гафния на границах раздела плавной функцией вида на кремнии методом гидридной эпитаксии. Выбор множителя Нево-Кроса установлено формирование на границе раздела был обусловлен тем, что эксперименты по плёнка-подложка переходного слоя сложной измерению рассеяния проводились с широкой структуры, что подтверждает приведённые в приёмной щелью, при этом совместно с работах [3, 4] результаты других методов отражённым излучением детектировалось исследования.

и излучение, рассеянное на длиннопериодных шероховатостях.

В работе были получены PSD-функции [1] R. Chau, S. Datta, M. Doczy et al., IEEE El. Dev.

поверхностей плёнок HfO2 толщиной 20 нм и Lett., 25, (2004), p. 408.

TiO2 толщиной 10 нм. В случае оксида гафния [2] P. Baumeister and O. Arnon, Appl. Opt., 16, значения эффективной шероховатости в области (1977), p. 439.

= 0.05–10 мкм-1 составили 1.9 для плёнки [3] Т. П. Смирнова, В. В. Каичев, Л. В. Яковкина, ALD и 2.2 для плёнки MOCVD. Следует Неорганические материалы, 44, (2008), с. 1086.

отметить, что ход PSD-функции поверхности [4] А. А. Соколов, А. А. Овчинников и др., ЖТФ, плёнки MOCVD по сравнению с плёнкой ALD 80, (2010), с. 131.

оказался выше в области низких частот, но ниже [5] I. V. Kozhevnikov, V. E. Asadchikov, A. Duparr в области высоких, т.е. на её поверхности, судя et al., Proc. SPIE, 4099, (2000), p. 267.

по всему, преобладают длиннопериодные [6] I. V. Kozhevnikov, Nucl. Instr. and Methods in шероховатости. В случае плёнок оксида титана Phys. Res. A, 508, (2003), p. 519.

эффективная шероховатость в том же диапазоне [7] L. G. Parratt, Phys. Rev., 95, (1954), p. 359.

пространственных частот составила 2.0 для [8] L. Nvot and P. Crose, Rev. de Phys. Appl., 15, осаждённого TiO2 и 2.2 для окисленного Ti (1980), p. 761.

соответственно.

Профили распределения оптической плотности по глубине для образцов HfO2 были восстановлены на основе модели трёхслойной структуры „адсорбированный слой – HfO2 – SiO – массивный Si“, позволившей наиболее точно описать экспериментально измеренные угловые зависимости коэффициента отражения. Для плёнок MOCVD в обоих случаях плотность структуры сильно неравномерна, при этом на границе раздела плёнка-подложка обнаружен переходной слой, описанный в работе [3], оптическая плотность которого превоскодит плотность массивного оксида гафния почти на 12%. В то же время переходные слои на внешней поверхности плёнок почти совпадают, что косвенно подтверждается сходством значений эффективных шероховатостей, полученных методом диффузного рассеяния.

Профиль распределения оптической плотности по глубине для плёнки осаждённого TiO2, по аналогии со слоями оксида гафния, был восстановлен на основе модели структуры „адсорбированный слой –TiO2 –SiO2 – массивный Si“. На внутренней границе раздела также наблюдается нарушенный слой Coherent X-ray Diffractive Imaging.

O. M. Yefanov1, I. Vartanyants1.

Deutsches Elektronen-Synchrotron DESY, Notkestr. 85, D-22607 Hamburg, Germany efa@hotbox.ru sample propagates to a two-dimensional detector in Coherent X-ray Diffractive Imaging the far-field from the sample and the diffracted (CXDI) is a relatively novel imaging method that intensities are measured (Fig. 1). These diffracted can produce an image of a sample without using intensities alone are insufficient to determine the optics between the sample and detector (see exit-surface wave, as during the measurement Figure 1). This differs from conventional process the phase information is lost (the measured microscopy schemes which use objective lenses quantity is intensity and not the complex to produce an image of an object. Taking into amplitude). However, with some additional account the difficulties of producing lenses at knowledge of constraints on the sample in object hard x-ray energies that are both highly space the ESW from the sample can be resolving and efficient, we see clearly the reconstructed using phase retrieval algorithms advantages of so-called 'lensless' microscopy based on an iterative approach.

techniques. Many demonstrations of CXDI at The image reconstruction process begins with synchrotron sources on non-biological samples assigning random phases to the known magnitudes have been made. Due to the lack of resolution in reciprocal space. This far-field wavefield, is then limiting optics and the penetrative ability of x inverse Fourier transformed to real space giving the rays, this imaging technique ultimately offers first guess of the ESW, s'(r). This first guess will new insights into the structure of intact, three look wholly unlike the correct ESW and constraints dimensional (3D) biological specimens [1].

While conventional x-ray imaging of in the object space, most importantly the finite biological specimens at synchrotron sources suffers extent of the object, are applied to this guess. This from radiation damage, which limits the resolution typically involves setting the values of s'(r) outside of the resultant images, breaking this resolution some bound to zero, known as the Error Reduction limit may be possible by the use of ultrabright, (ER) method, or forcing them towards zero, most ultrashort pulses from free electron lasers (FEL). commonly the Hybrid Input-Output method. After Indeed, one of the key goals of CXDI is to image the constraints have been applied, the function, s(r), beyond the conventional damage limit using these is then Fourier transformed to the far-field. This pulses of x-ray FEL radiation. If these pulses are new far field guess then has its magnitude, |A(q)|, short enough they may scatter from the specimen replaced by the measured intensities |F(q)| while before it is destroyed by this pulse. Structural now the phases, (q), are kept. This process is then information of the undamaged sample will be iterated over for typically thousands of iterations measured and reconstructed to produce an image until it converges. The resulting function s(r) is the of the object at a resolution higher than that exit-surface wave of the sample, and may be typically obtained at conventional x-ray sources. interpreted in terms of the sample's physical properties.

Figure 1. Coherent diffractive imaging experiment The conventional CXDI experiment is Figure 2. Block diagram of the iterative performed with an isolated sample illuminated by a reconstruction method coherent, plane wave (Fig. 1). The incident wave may be described by a complex valued field of A necessary condition for the successful uniform magnitude and phase. The radiation reconstruction of the ESW from a diffraction interacts with the sample, which affects both the pattern is the appropriate sampling of that pattern.

amplitude and phase of this field. This scattered A useful experimental rule of thumb is that at least radiation, or exit-surface wave (ESW), from the two measurement points per fringe in the diffraction pattern are required for adequate B sampling. This means that the autocorrelation function of the data is correctly sampled according to Shannon's sampling theorem, which is twice that required to sample the fully complex wavefield.

This essential sampling consideration leads this method to be sometimes referred to as the 'oversampling' method.

While CXDI requires no optics between the sample and the detector, and this is a great Figure 4. (a) Image of a freeze-dried yeast cell experimental simplification, there are also some [3], (b) cross sectional images of the reconstructed limitations that are intrinsic to the method.

3D electron-density map of an unstained human Typically, a CXDI iterative procedure requires chromosome [4] some thousands of iterations for an image to be reconstructed, meaning that the imaging is certainly not performed instantaneously. Moreover, CXDI is a photon hungry method requiring increasingly higher flux to achieve higher resolutions. The scattered intensity as a function of momentum transfer can be described by, where k is between and 4 depending upon the sample. This means that for already weakly scattering samples a factor of three or four orders of magnitude in flux is required to improve the resolution by an single order, hence Figure 5. (a) Far-field diffraction data the need for very bright photon beams. measured from a single train of 21 femtosecond Furthermore, a beam stop, or a hole in the detector, pulses from the FEL. The white dot corresponds to is required to prevent the intense direct beam of the the center of the incoming beam. (Inset) Enlarged source from damaging the detector. In the case that region of diffraction pattern. (b) The final this missing data region is too large, iterative reconstructed image [5] reconstructions may fail. Finally, the sample needs to be illuminated with sufficiently coherent Coherent imaging gives a high resolution illumination, both transversely and longitudinally, imaging tool for biological samples that will be for a successful reconstruction. useful up to a resolution of approximately 10 nm for synchrotron sources, and could reach a few Several examples of using CXDI are shown nanometers for non-reproducible objects imaged below. with ultrashort FEL pulses. For reproducible objects imaged with these pulses the potential exists to achieve even sub-nanometer resolution. With new, hard x-ray FEL sources now coming online, and the continuous improvement in the interpretation of coherently scattered data, we can expect to see the contribution of CXDI to the understanding of biological structures grow rapidly over the near future.

[1] A.P. Mancuso, O.M. Yefanov, and I.A.

Vartanyants, Journal of Biotechnology, 149, 229 237, (2010).

[2] H. N. Chapman, et al, Nature Physics, 2, 839 843 (2006) [3] D. Shapiro et al, PNAS 102, 15343-15346, (2005) [4] Y. Nishino, et al, Phys. Rev. Lett., 102, 018101, (2009) [5] A. P. Mancuso, et al, Phys. Rev. Lett., 102, Figure 3. (a) Diffraction pattern produced 035502, (2009) from a single pulse of FEL radiation at FLASH.


(Inset) A reconstruction of the complex image from this single pulse data [2] Modern X-ray Sources (Petra3 and FELs).

O. M. Yefanov1, E. Weckert1.

Deutsches Elektronen-Synchrotron DESY, Notkestr. 85, D-22607 Hamburg, Germany efa@hotbox.ru More and more x-ray facilities are being built in many countries. New 3rd generation synchrotrons are constructed in France (Soleil), UK (Diamond), Australia, China, Germany (Petra 3), USA. Another branch of modern facilities are free electron lasers (FEL). Two lasers are already operating in Germany (Flash) and USA (LCLS) and two are almost ready in Japan (SCSS) and Italy (Elettra/Trieste). One more, the europian project XFEL, is under construction in Germany.

These modern facilities could be used in many branches of science: physics, biology, chemistry, material science, environmental studies and even in art.

RF accelerator at XFEL The lecture will cover the properties of the modern x-ray facilities and the examples of recent scientific researches that are carried on those facilities.

Undulator at Petra III Petra III in Hamburg Schematics of FEL [1] http://petra3.desy.de [2] http://xfel.eu XFEL undulator tunnels and experimental hall ИССЛЕДОВАНИЕ ВНУТРЕННЕГО СТРОЕНИЯ КРИСТАЛЛИЧЕСКИХ МАТЕРИАЛОВ МЕТОДОМ РЕНТГЕНОВСКОЙ ТОПО-ТОМОГРАФИИ Д.А. Золотов1, В.Е. Асадчиков1, А.В. Бузмаков1, А.Э. Волошин1, В.Ю. Карасев Учреждение Российской академии наук институт кристаллографии им. А.В. Шубникова, 119333, г. Москва, Ленинский просп., ООО «ПТЦ УралАлмазИнвест» 121108, г. Москва, ул. Ивана Франко, д. e-mail: zolotovden@ns.crys.ras.ru Рентгеновская дифракционная топография Следует отметить, что такой подход в занимает особое место среди других методов основном применяется на синхротронных интроскопии, применяемых при исследованиях источниках. Между тем с практической точки реальной структуры монокристаллов и изделий зрения весьма важным была бы их адаптация для из них. С учетом особенностей методики лабораторных источников рентгеновского эксперимента на рентгеновских топограммах излучения. Настоящая работа и посвящена можно выявить границы блоков, единичные реализации такой возможности.

дислокации, включения, дефекты упаковки, При проведении экспериментов по топо неоднородности распределения примеси. Однако томографии в лабораторных условиях рентгеновская топография обладает актуальным является вопрос выбора образцов существенным недостатком - позволяет получать для исследования. Изучаемый кристалл должен лишь двумерные сечения распределения обладать линейным коэффициентом поглощения дефектов в объеме кристалла [1-3]. меньшим единицы в используемом нами На сегодняшний день известны несколько диапазоне длин волн 0.5-2.3. С учетом возможностей для получения трехмерного геометрии эксперимента и в особенности представления внутренней структуры линейных размеров детектора в исследуемом исследуемого объекта на базе топографических образце должны присутствовать подходов. Наиболее простым является метод кристаллографические плоскости, для которых дифракционной томографии [4]. Исследуемый угол Брэгга составляет не более 10°. В связи с объект сканируется узкой щелью (~10 мкм), что этими обстоятельствами в данной работе мы позволяет получать набор секционных выбрали для исследования кристаллы топограмм от всего изучаемого кристалла. Затем синтетического фтористого лития (LiF) и эти топограммы складываются как слои, что и природного алмаза.

обеспечивает получение объемной картины Эксперименты проводились на распределения кристаллических дефектов. экспериментальной установке, созданной на Заметим, что общее поглощение в исследуемом базе лабораторного микротомографа [7].

кристалле не должно превышать 60% от Соответствующая схема представлена на рис.1.

интенсивности падающего излучения. Основные особенности данной установки В последнее время широкое развитие заключаются в следующем. Во-первых, можно получила так называемая «топо-томография». проводить обычные томографические Данный метод отличается достаточно высоким исследования с применением кристалла разрешением, что позволяет выявлять даже монохроматора. Во-вторых, в конструкции отдельные дислокации внутри слабо прибора применяется гониометр для поглощающих монокристаллов [5]. Основная его обеспечения наклона оси вращения образца по методическая особенность состоит в отношению к падающему рентгеновскому пучку следующем. В процессе эксперимента ось с точностью ~10'', как показано на рис.1.

вращения кристаллического образца должна Прецизионная юстировка оси вращения оставаться параллельной вектору обратной исследуемого объекта для выполнения условий решетки одной из отражающих плоскостей Брэгга во всем интервале углов поворота кристалла. Это достигается путем наклона осуществляется с использованием гониометра на угол 90о–B к падающему гониометрической головки. Укажем также на рентгеновскому пучку, где B – возможность проведения эксперимента без соответствующий угол Брэгга. В результате при кристалла монохроматора, что позволяет вращении на двумерном детекторе фиксируются проводить сравнительный анализ получаемых проекции отраженного пучка (топограммы). Для экспериментальных данных с методом трехмерной реконструкции применяются проекционной топографии Ланга.

алгоритмы, разрабатываемые для абсорбционной томографии [6].

Рис.1. Схема эксперимента: 1 – источник рентгеновского излучения;

2 – коллиматор;

3 – образец, закрепленный на гониометре;

3 – двумерный детектор (1024520 ячеек с размером 1313 мкм2).

а) б) в) Рис. 2. Топограммы кристалла LiF. а) топо-томография;

б) по методу Ланга;

в) Проекция трехмерной реконструкции. Результаты получены на длине волны рентгеновского излучения MoK (= 0.71).

Нами исследовался кристалл кубической источника. В результате, с применением формы фтористого лития (LiF) с размерами созданного нами программного обеспечения, граней 3 мм и кристаллографической получена реконструкция трехмерной структуры ориентацией (200). Кристалл крепился на объекта по дифракционным данным (рис. 2в).

гониометре, и освещался полихроматическим Проекции отраженного пучка сравнивались («белым») рентгеновским излучением с с данными топографического эксперимента по возбужденной характеристической К-линией методу Ланга, которые представлены на рис. 2б.

молибдена. Гониометр был повернут Результаты обоих методов очень хорошо относительно пучка на угол Брэгга 10.14° согласуются. Видно, что кристалл LiF состоит из (рис.1 п.3). Автоматическое вращение образца сильно разориентированных блоков. В связи с осуществлялось в диапазоне углов от 0о до 360о с этим можно предположить, что дифракционные угловым шагом 1о. Каждый раз при повороте на отражения носят кинематический характер. Это двумерном детекторе регистрировались подтверждается экспериментами по методу проекции в отраженном пучке (рис. 2а). Время Шульца и измеренной кривой дифракционного экспозиции одного кадра составило 30 с. При отражения (рис. 3). На ней наблюдается два этом расстояние «источник-образец» – 800 мм, максимума, видимо соответствующих расстояние «образец-детектор» – 20 мм, ширина разориентации блоков на 100-200 угл. сек.

выходной щели – 0.5 мм. Пространственное Полуширины этих максимумов составляют ~ разрешение при такой геометрии составляет ~15 угл. сек., что в 20 раз выше теоретической мкм. величины [9].

В отличие от обычной абсорбционной томографиии изображения, получаемые при повороте на 180о, не являются идентичными вследствие наклона оси вращения образца относительно рентгеновского пучка. Поэтому автоматическое вращение образца осуществлялось в диапазоне углов от 0о до 360о.

Для трёхмерной реконструкции образца по набору Брэгговских рефлексов был модифицирован алгоритм восстановления Simultaneous Algebraic Reconstruction Technique (SART) [8]. В модели учтено, что изображения Рис. 3. Кривая дифракционного отражения рефлексов кристалла получены от виртуального кристалла LiF, измереная на длине волны MoK источника, лучи от которого смещены на (= 0.71).

двойной угол Брэгга относительно реального а) б) Рис. 4. Результаты исследования природного алмаза. a) фотография кристалла;

б) Результат реконструкции. Показано радиально-лучистое строение.

Отметим также, что в объеме кристалла возможность применения томографических обнаружен клиновидный скол, образованный в алгоритмов для реконструкции внутреннего результате приготовления образца. Выше строения кристаллических дефектов по отмечалось, что отражающей является дифракционным данным. Такой подход плоскость (100). Угол между этой плоскостью и реализован с применением модифицированного плоскостью (111) составляет 54о 44’. Измеренное алгебраического метода реконструкции SART нами на основании экспериментальных данных для случая параллельного пучка с учетом значение между плоскостью (100) и плоскостью наклона оси вращения. Полученные данные скола (трещины) близко к этому значению. позволили провести восстановление трехмерного Поэтому логично предположить, что данный распределения дефектной структуры двух дефект расположен в кристаллографической кристаллов различной природы, а именно плоскости (111). синтетического фторида лития и естественного В качестве другого объекта для изучения алмаза.

внутреннего кристаллического строения был выбран природный алмаз в форме октаэдра Список литературы:

(рис. 4а). В эксперименте также как и в [1] Black, D. R., Long, G. G., Mater. Sci. Eng.


предыдущем случае использовалось «белое Laboratory. (2004).

»рентгеновское излучение. В качестве [2] Authier, A. Dynamical Theory of X-Ray отражающей мы выбрали кристаллографическую Diffraction, Oxford University Press, (2003).

плоскость (111). [3] Боуэн, Д. К., Таннер, Б.К.

На рис. 4б представлены результаты Высокоразрешающая рентгеновская реконструкции кристалла природного алмаза по дифрактометрия и топография, СПб.: Наука, топо-томографическим данным. Видно (2002).

радиально-лучистое, «волокнистое» строение [4] V.V.,Kvardakov, K.M., Podurets, S.A.

кристалла. Алмазы с такого типа строением Schetinkin, et. al., Nucl. Instr. M. Phys. Res., A неоднократно описаны в литературе [10]. 575, (2007), 140-143.

Конфигурация ростовых дефектов показывает, [5] Ludwig, W., Cloetens, P., Hartwig, J. et. al. J.

что рост алмазов происходил из единого центра. Appl. Cryst. 34. (2001). 602.

Линии “волокон” имеют извилистые очертания. [6] Kak, A.C., Slaney, M. Principles of Такой контраст на топограммах может Computerized Tomographic Imaging, IEEE обусловлен плотным пучком дислокаций, Press. NY. (1988).

распространяющихся от центра к периферии. [7] Асадчиков, В.Е., Бузмаков, А.В., Золотов, Важно, что в отличие от [10] полученные Д.А. и др., Кристаллография, 55, (2010), нами с использованием метода топо-томографии 167- результаты описывают трехмерные [8] Mueller, K. Fast and accurate three-dimensional распределения кристаллических дефектов, reconstruction from cone-beam projection data расположенных внутри кристалла. using algebraic methods, The Ohio State Таким образом, в работе впервые University, Dissertation. (1998).

экспериментально показана как возможность [9] http://sergey.gmca.aps.anl.gov/ использования лабораторного источника для [10] Афанасьев, В.П., Елисеев, А.П., проведения топо- томографических Надолипный, В.А. и др., Вестник экспериментов, так и Воронежского университета. 5,(2000), 80-97.

ВЛИЯНИЕ ПРЕЛОМЛЕНИЯ И ПОГЛОЩЕНИЯ В УСЛОВИЯХ РАССЕЯНИЯ РЕНТГЕНОВСКИХ ЛУЧЕЙ НА МНОГОСЛОЙНОЙ ДИФРАКЦИОННОЙ РЕШЕТКЕ А.В. Карпов Отдел математики Коми НЦ УрО РАН 167982, г. Сыктывкар, ул. Коммунистическая, д. 26, каб. i aH Многослойные дифракционные решетки dx ' dy ' dz' G x ', z ' r q x, q z = (МДР) применяются в различных спектроскопи- E0 S (1) ческих исследованиях в качестве высокоразреша- E 0 x' z ' ctg 0, y ', ющих монохроматоров и энергетических сепара- exp i q x x ' i qz z ' i a0 w x ', z '.

торов [1–2]. Изготавливаемые из многослойных Плоскость дифракции лежит в XOZ. Если пред рентгеновских зеркал (МРЗ) (например, литогра положить, что пучок падающей волны имеет фическим методом [3]), МДР представляют квадратное сечение площадью 2, то граничное собой периодическую в горизонтальном направ- условие на поверхности МДР будет иметь вид лении структуру. Рассеяние рентгеновских лучей от такой структуры зависит не только от периода E 0 x, y, z = E 0U x дифракционной решетки и многослойного 2 sin (2) зеркала, но и от формы сечения (профиля) 0 0 штриха [4]. x U y U y.

U 2sin 0 2 Существуют разные методы расчетов При этом площадь засветки равна S =0 /sin 0. дифракции рентгеновских лучей на МДР:

Ступенчатая функция U x=1 при x0 и модальный анализ [5], дифференциальные и U x=0 при x0. В выражении (1) записана интегральные методы [6], метод собственных функция пути векторов [7] и т. д. Однако кинематические урав нения в двуволновом приближении являются z dz ' G x zz ' ctg 0, z ' w x, z= sin 0 наиболее простым и еще не исчерпавшим своего (3) потенциала подходом к этой проблеме, особенно 0z dz ' G xz z 'ctg H, z ', в аспекте статистического анализа. sin H Рассмотрим плоскую монохроматическую Значение функции можно интерпретировать поляризованную волну с длиной волны. (рис. 1) как расстояние, которое проходит пада Период многослойной дифракционной решетки ющая волна с поверхности МДР к точке x, z равен d. Исследуем дифракцию вблизи угла через рассеивающее вещество МРЗ, плюс рассто Брэгга 0 =arcsin /2 d. Основными парамет- яние, которое проходит дифрагированная волна рами, характеризующие идеальную МДР, от точки x, z на поверхность сквозь рассеива являются: рассеивающая способность МРЗ ющее вещество. Применительно к МДР угол a H =12/ sin 0sin d 1 / d;

падения равен углу отражения, т. е. 0 =H.

коэффициент, учитывающий эффекты прелом ления и поглощения a 0 = d 1 1d 2 2/ d ;

функция G x, z, моделирующая профиль дифракционной решетки, равная 1, если в точке x, z присутствует рассеивающее вещество МРЗ, и равная 0, если вещества – нет. Здесь 1, Рис. 1. Интерпретация функции w x, z.

2, d 1 и d 2 – восприимчивость и толщины компо нентных слоев МРЗ (d =d 1d 2). Предполагаем, что рентгеновскую поляризуемость МДР можно представить в виде r r r 0/ H, mg =G 0 / H, mr, где 0 /H, mr – рентгеновская поляризуемость МРЗ. Решая кинематические уравнения в двух волновом приближении [8] применительно к МДР, записанные в косоугольной системе коор s s динат s0, s H, где 0 и H – направляющие волновых векторов падающей и дифрагиро ванной волн, можно прийти к следующему решению для амплитудного коэффициента отра жения Рис. 2. Трапецеидальная модель профиля.

Наиболее общий случай простых форм Для заданной модели профиля функция сечения штриха МДР (прямоугольник, пути (3) является кусочно-линейной и может треугольник, трапеция, параллелограмм) можно быть представлена в аналитическом виде. Слож описать трапецеидальной моделью (рис. 2, ность этого подхода состоит в том, что в таком рассматриваем случай =0). Основные пара- виде функция имеет огромное число условий метры этой модели: b – средняя ширина фигуры, разветвления. Проще ее вычислить алгоритми l – ширина левого склона, r – ширина правого чески, и тогда интеграл (1) берется приближено.

склона, t – толщина, x, z – средняя геометриче- Для этого разобьем профиль МДР на малые ская точка. Тогда функцию дифракционной области m такие, что можно записать r q x, q z expi a0 w xm ', z m' решетки для одного периода можно записать так b zz ' (5) m' G1 x ', z '=U l x x ' L q x, x m' z m ' ctg 0 m ' q x, q z.

r 2 t Здесь b z ' z x x ' (4) U r r m q x, q z =i aH dx ' dz ' expi q x x 'i q z z ', (6) 2 t t t m U z z ' U zz '. sin 2 2 L qx, x= exp i q x P n1n2/ Более сложную модель профиля МДР qP можно сформировать из нескольких трапецие L x, n 2 1n1, видных областей, располагающихся одна под другой (рис. 3). n1= x 0 /2sin 0/P, n 2= x 0 /2sin 0/ P, L x, n=sin x n/ sin x.

В рамках модели (4) решение интеграла (6) имеет вид:

r m q x,q z =a H t m expi q x x m i q z z m expi q x b m / 2sinc q x l m /2 qz t m / expi q x b m /2sinc qx r m /2q z t m /2 /qx.

Функция sinc x=sin x /x. Параметры малых обла стей вычисляются следующим образом. Для каждой трапециевидной области профиля выберем натуральные числа C k и R k и для m ( 1m k' C k 'R k' ) вычислим jR k 1/ b m= B B l, k B r, k, Ck k Rk Рис. 3. Составная модель профиля.

i l m= Bl, k B l, k B r, k, Rk Ck Основными параметрами этой модели будут: gr 1 i – отношение средней ширины штриха к периоду, r m= B l, k Bl, k Br, k, Rk Ck P – период МДР, B l, k – ширина левого склона T для k-ой области, B r,k – ширина правого склона t m= k, Rk для k-ой области, T k – толщина для k-ой области.

B k Bl, k j 0, Если в составе профиля необходимо смоделиро x m= X k Bl, k b m i0,5, вать невытравленную часть МДР, то последняя 2 Rk область с индексом ne будет иметь параметры: z m =Z k t m j0,5.

B l,ne = B r,ne =0 и T ne. Другие параметры модели Необходимо отметить, что m принадлежит к k вычисляются следующим образом: опорные ой области профиля.

точки X 1=0, Z 1=0, На рис. 4-5 представлены результаты B B l, k 1 B r, k Bl, k численных расчетов для Ni/C МДР [4];

использо X k =X k 1 r, k1, вались параметры: =0.154нм, P=827нм, d =3. Z k = Z k 1T k 1, нм, 0=5мкм, толщина МРЗ равна 136.5нм, k=2, 3,..., N rg, ne, N rg – число трапециевидных C=100 и R=100.

Для более простого профиля (рис. 4) эффект областей профиля;

средняя ширина k -ой области преломления приводит к обычному сдвигу пиков (кроме ne, B ne=P ) вдоль оси q z, влияние поглощения практически B B r, k k Bl, k ' Br, k ' B k = gr P l, k не заметно, т. к. оно слабое. Для более сложного 2 k ' = профиля штрихов (рис. 5) эффект преломления N k ' T k ' Bl, k ' Br, k ' rg Bl, k ' ' Br, k ' '. существенно влияет на интерференцию рассе k '= 1 T gr 2 янных волн от поверхностной дифракционной k ' ' = Указанные параметры будут корректно описы- решетки и «подложки» (невытравленная часть вать профиль, если выполняются неравенства для МРЗ). Об этом свидетельствует сечение вдоль всех областей: главного пика на рис. 5г.

Bl, k Br, k 2 B k, B l, k B r,k2P B k.

Рис. 4. МДР с прямоугольным профилем (а). Рис. 5. МДР со сложным профилем (а). Карты Карты коэффициента отражения в обратном коэффициента отражения в обратном пространстве с учетом эффектов преломления и пространстве с учетом эффектов преломления и поглощения (б) и без учета (в). Сечения (г) вдоль поглощения (б) и без учета (в). Сечения (г) вдоль главного пика и сателлитов 1 и 2 порядков. главного пика и сателлитов 1 и 2 порядков.

[1] Bac S., Soullie G., Mirone A., Idir M., Gurin P., [4] Пунегов В.И. Теория рассеяния рентге Ladan F.-R., Troussel P., Barchewitz R., Vidal B. новских лучей на латеральных структурах.

// Opt. Commun. (1997). V. 144, p. 281–291. Сыктывкар: изд-во Сыктывкарского ун-та, [2] Benbalach R., Andr J.-M., Barchewitz R., Rav- 2007. 220 с.

et M.-F., Raynal A., Delmotte F., Bridou F., Ju- [5] Chernov B., Nevire M., Popov E. // Opt. Com li G., Bosseboeuf A., Laval R., Troussel P. //Nu- mun. (2001). V. 194, p. 289–297.

cl. Instrum. Meth. Phys. Res. A (2001). V. 458, [6] Sammar A., Andr J.-M. // Opt. Commun. (1998) p. 650–655. V. 149, p. 348–354.

[3] Mikulik P., Jergel M., Baumbach T., Majkov E., [7] Erofeev V.I., Kovalenko N.V. // Nucl. Instrum.

Pink E., Luby., Ortega L., Tucoulou R., Hu- Meth. Phys. Res. A (1998). V. 405, p. 305–309.

dek P., Kosti I. // J. Phys. D: Appl. Phys. (2001). [8] Nesterets Ya.I., Punegov V.I. //Acta Cryst. (2000) V. 34, p. A188–A192. A. 56, p. 540–548.

КРИСТАЛЛИЧЕСКАЯ СТРУКТУРА УПОРЯДОЧЕННОЙ ФАЗЫ Ba4Lu3F К. А. Кедало Московский Государственный Университет им. М. В. Ломоносова, Физический факультет Институт Кристаллографии РАН ksenia.kedalo@gmail.com Работа посвящена рентгеноструктурному состава [Ba8{Lu6F37}F32], которые являются в анализу соединения Ba4Lu3F17 – упорядоченной структуре Ba4Lu3F17 элементарными фазы с производной от типа флюорита структурными единицами.

структурой. Она является продолжением Проведенное на начальном этапе уточнение исследований, проводимых в ИК РАН по заселенностей катионных позиций подтвердило изучению структуры и свойств объемно стехиометрическое отношение Ba:Lu = 4:3. на наноструктурированных кристаллов (НСК) – 80 рис. 1 приведен синтез электронной плотности с нестехиометрических фаз M1-xRxF2+x [1]. Это локализацией атомов F(8) в центре кубооктаэдра гетеровалентные твердые растворы трифторидов {F12}. Заселенность позиции F(8) равна 1/6. В 16 редкоземельных элементов (R – РЗЭ) в 5 каждой кубооктаэдрической пустоте расположен флюоритовых MF2 (M = Ca, Sr, Ba, Cd, Pb). Их один атом F(8).

объемное наноструктурирование вызвано изоморфным введением R3+, образующих РЗ- e3=0. e кластеры, имеющие признаки фазы - 0. отличающийся от матрицы MF2 химический состав и локальную структуру. 0. Полученные в настоящей работе результаты для упорядоченной фазы Ba4Lu3F17 будут 0. использованы для изучения структурно химических механизмов объемного -0. наноструктурирования (кластерообразования) ионных кристаллов при образовании -0. нестехиометрических фаз Ba1-xRxF2+x (R = РЗЭ) со структурой типа флюорита и позволят более e -0.8 -0.4 0.0 0.4 0. строго интерпретировать данные о дефектном Рис. 1. Синтез электронной плотности в строении разупорядоченных плоскости x + y + 0.491 = 0. Локализация атомов (высокотемпературных) состояний флюоритовых F(8). Шаг изолиний 0.4 э/А3. Сплошные линии – фаз Ba1-xRxF2+x.. положительная электронная плотность, пунктир – Кристалл Ba4Lu3F17 для исследования отрицательная, широкий пунктир – нулевой отобран из монокристаллической були, уровень. Координатная сетка приведена в долях полученной из расплава методом Бриджмена в элементарной ячейки.

атмосфере гелия и продуктов пиролиза тетрафторэтилена. Дифракционный эксперимент На рис. 2 показаны разностные синтезы проводился на автоматическом рентгеновском электронной плотности в окрестностях катионов дифрактометре Xcalibur-S фирмы Oxford Ba(1) и Lu. Вычтены все атомы структуры, кроме Diffraction (Mo K, 295 К, sin/ 1.3). Измерено F(8). Тепловые параметры всех атомов уточнены 35273 рефлекса, после усреднения – 8157. в анизотропном приближении. Максимумы Фактор расходимости при усреднении 0.0611. электронной плотности на рис. 2а около позиции Расшифровка структуры проведена прямыми Ba(1) показывают, что наибольшая ось методами программой SHELXTL. Уточнение эллипсоида тепловых колебаний Ba(1) структуры проводили в рамках пр. гр. R3. ориентирована вдоль направления, Тепловые параметры уточняли в анизотропном соответствующего направлению [111]куб в приближении для всех атомов. Фактор структуре флюорита. Тепловой параметр Ba(1) расходимости уточнения структуры 0.0252. уточнен в анизотропном приближении. На В результате рентгеноструктурного синтезе (рис. 2б) видно расщепление позиции Lu исследования установлено, что кристалл вдоль направления [001]куб, что можно описать Ba4Lu3F17 изоструктурен Ba4R3F17 (R = Y, Yb) [2] ангармоническим приближением тепловых и имеет a = 11.023(3), с = 20.301(8), пр. гр. колебаний Lu. Дальнейшее уточнение структуры R3. Кристаллическая структура Ba4Lu3F17 проводили с расщеплением позиции Lu, что построена из октаэдро-кубических кластеров привело к снижению R-фактора с 8.8 до 4 %. томсоновский куб). КЧ Ba(2) и Ba(1) равны 10 и Тепловые параметры всех атомов фтора 11 соответственно.

уточняли в анизотропном приближении.

Тепловой параметр (Bэкв) F(8) завышен, поскольку атом «размазан» внутри кубооктаэдрической пустоты. Уточнение заселенности позиции F(8) не привело к изменению теплового параметра и значения заселенности.

а) Рис. 3. Искажения правильного ромбоэдра в окта-кубическом кластере [Ba8{Lu6F36+1}F32] при б) образовании упорядоченной фазы Ba4Lu3F17 (а) Рис. 2. Разностные синтезы электронной = 59.52 (1), = 63.71 (1) ;

б) = 60.98 (1), плотности в плоскости, соответствующей = 60.11 (1) ) плоскости (110) кубической структуры флюорита.

Вычтены все атомы структуры, кроме F(8).

На рис. 4 Показана элементарная ячейка Тепловые параметры катионов уточнены в структуры Ba4Lu3F17, построенная из ОКК.

изотропном приближении. В центре координат находится а - Ba (2), б - Lu. Шаг изолиний а – 1, б – 5 э/А3. Сплошные линии – положительная электронная плотность, пунктир – отрицательная, широкий пунктир – нулевой уровень.

Координатная сетка приведена в ангстремах.

Упорядоченная фаза построена на основе тригонально-искаженной флюоритовой структуры. На рис. 3 показана элементарная структурная составляющая этой фазы – искаженный ОКК [Ba8{Lu6F36+1}F32]. Каждый ОКК состоит из 6 Lu3+ и 8 Ba2+. В Ba4Lu3F реализуется предельный вариант насыщения ОКК катионами Lu3+. Анионы F(5) и F(6), образующие кубооктаэдрическое ядро ОКК, Рис. 4. Расположение окта-кубических компенсируют положительный заряд четырех кластеров [Ba8{Lu6F36+1}F32] в элементарной катионов Lu3+. В центре каждого ОКК ячейке структуры Ba4Lu3F17. Атомы F(7) и F(8) расположен один анион F(8). Еще 6 анионов F(7) не показаны.

располагаются на периферии ОКК. Каждый анион F(7) одновременно принадлежит 6 ОКК.

Рис. 5. Катионные слои в направлении [111] Анионы F(7) и F(8) компенсируют в идеальной структуре флюорита BaF2 (пр. гр.

дополнительный положительный заряд двух Fm3m) (а);

катионные слои в структуре катионов Lu3+. Координационное число (КЧ) Lu Ba4Lu3F17 (пр. гр. R3) в направлении [001] (б).

равно 8 (координационный полиэдр (КП) – ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ Проведено рентгеноструктурное исследование кристаллической структуры соединения Ba4Lu3F17 – представителя семейства упорядоченных фаз с общей формулой Ba4R3F и производной от типа флюорита структурой, образующихся в системах BaF2-RF3 (R = Ce-Nd, Sm-Lu, Y).

В структуре Ba4Lu3F17 локализованы междоузельные ионы фтора в центрах кубических и кубооктаэдрических пустот.

Показано, что в Ba4Lu3F17 катионы Ba2+ и Lu3+ упорядоченно расположены по мотиву кубической плотнейшей упаковки, характерной для структуры флюорита.

Рис. 6. Деформация катионной подрешетки Кристаллы Ba4Lu3F17 имеют тригональную ОКК в структуре Ba4Lu3F17. Смещение Lu от искаженную решетку флюорита. В результате центра ОКК по направлению [100]куб (а);

рентгеноструктурного исследования смещение Ba(1) к центру ОКК по направлению установлено, что кристалл Ba4Lu3F [111]куб (б);

поворот слоев Ba(1) на угол в изоструктурен Ba4R3F17 (R = Y, Yb) и имеет a = плоскости, перпендикулярной оси 3 (в).

11.023(3), с = 20.301(8), пр. гр. R3.

Смещение катионов Ba(2) не указано. Они Искажения катионной решетки флюорита смещаются к центру ОКК вдоль направления, выражаются в расщеплении единственной перпендикулярного плоскости рисунка.

смешанной позиции (Ba, Lu) на четыре: Ba(1), Ba(2), Lu(1), Lu(2). Все атомы Lu(1)3+ смещены от центра ОКК [Ba8{Lu6F36+1}F32] в направлении [001]куб, атомы Lu(2)3+ к центру ОКК;

а катионы Ba(1) - в направлении [111]куб к центру ОКК.

Искажения анионной флюоритовой подрешетки обусловлены внедрением дополнительных анионов в центр окта кубического кластера (F(8)) и в кубические пустоты за пределами кластера (F(7)).

Размещение аниона в центре кубооктаэдрической пустоты способствует смещению анионов ядра ОКК в направлении [110]куб от центра ОКК.

Полученные в работе структурные данные для упорядоченной фазы Ba4Lu3F подтверждают правильность выбора смещенного катиона авторами предыдущего исследования структуры разупорядоченной фазы Ba0.9Lu0.1F2.1 – к центру кластера смещается катион Ba2+.

Выражаю глубокую благодарность Сульяновой Е.А. за помощь в проведении исследования.

1. Sobolev B.P. // Bull. Soc. Cat. Cien.

1991. V. 12. №2. P. 275.

2. Б.А. Максимов, Х. Соланс и др. // Кристаллография. 1996. Т.41. №1. С. ОБРАТНЫЕ ЗАДАЧИ В ТЕОРИИ МНОГОСЛОЙНЫХ РЕНТГЕНОВСКИХ ЗЕРКАЛ И. В. Кожевников Институт кристаллографии РАН, Москва, Россия e-mail: ivk@crys.ras.ru • Обратные задачи в теории многослойных Двухкомпонентные и многокомпонентные рентгеновских зеркал (называемые также задачами зеркала с максимальным коэффициентом синтеза) состоят в том, чтобы сконструировать отражения на заданной длине волны.

зеркало с требуемыми оптическими параметрами. • Широкополосные зеркала, Конструирование означает выбор материалов с обеспечивающие заданный профиль наилучшими оптическими свойствами и коэффициента отражения R() или R().

определение толщин всех слоев, составляющих Возможности нашего подхода иллюстрируются многослойную структуру. рис.1, где показан коэффициент отражения от Являясь типичной нелинейной задачей Ni/C многослойного зеркала в зависимости от оптимизации, любая задача синтеза может быть энергии падающего излучения при угле разделена на три основных шага, а именно: скольжения = 10 мрад и необходимое 1) выбор адекватной целевой функции распределение толщины би-слоя по глубине (функции невязки), минимизация которой структуры.

позволяет определить требуемую толщину всех слоев, 2) выбор алгоритма минимизации функции невязки, 3) выбор начального приближения толщин слоев.



Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 6 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.