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 |   ...   | 8 |

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

-- [ Страница 2 ] --

шероховатость на поверхности жидкости В нашей работе методом рентгеновского рассеяния и рефлектометрии были исследованы связывают с наличием на ней капиллярных волн границы раздела воздух-вода и воздух- [5,6] кремнезоль. В качестве образца гидрозоля По методу, предложенному в [7] для использовался стандартный раствор Ludox SM- полученных в эксперименте угловых 30 (30% SiO2, 0,2% Na по массе) производства зависимостей коэффициентов отражения был Grace Davidson. Образцы приготавливались во восстановлен профиль электронной плотности фторопластовой тарелке диаметром 100 мм, в (рис. 3), который имеет достаточно сложный соответствии с методикой [2]. характер.

Полученные угловые зависимости коэффициентов отражения представлены на рис. 1.

- 1 - PSD, мкм - 3 - - R, отн. ед.

- 10 - - - 0.1 1 - 10 -, мкм - 0 2000 4000 Рис.2. Спектральные плотности мощности Угол скольжения, сек.

поверхности воды (1) и кремнезоля (2), рассчитанные по данным рентгеновского Рис. 1. Экспериментальные угловые рассеяния. Эффективные высоты зависимости коэффициентов отражения для шероховатости поверхности составили 0,26 и поверхности кремнезоля (1) и воды (2). Кривая 0,57 нм соответственно.

(3) рассчитана по формуле Френеля для значений действительной и мнимой части Наиболее выраженной особенностью комплексной диэлектрической проницаемости:

является плотный слой наночастиц на удалении = 7,510-6, = 510-8.

15 нм от поверхности. Имеется также второй слой наночастиц на удалении 25 нм от 10 нм, что соответствует толщине плотного поверхности. слоя. Хотя в растворе и присутствуют частицы Строение поверхности гидрозоля ранее большего размера ~20 нм, их концентрация изучалось Мэдсеном с соавторами [8] и чрезвычайно мала. В предположении, что Тихоновым [2]. В первой работе селективная адсорбция крупных частиц предполагалось, что поверхность состоит из отсутствует, их малая концентрация никак не должна влиять на структуру переходного слоя.

трёх слоёв наночастиц. Однако наш результат не подтверждает эту модель: плотность слоя, Доля частиц в растворе, отн. ед.

непосредственно примыкающего к воздуху 0. близка к плотности воды, т.е. наночастицы с воздухом не соприкасаются. Наш профиль также отличается и от модели, ранее 0. предложенной в [2].

0. 0. Re(1-) 10, отн. ед.

0. 5 10 15 20 25 0. Эффективный диаметр частиц, нм Рис. 4. Распределение по размерам.

0. наночастиц оксида кремния в кремнезоле, полученное по данным малоуглового рентгеновского рассеяния.

0. 0 10 20 30 Таким образом, в работе методами z, нм рефлектометрии и незеркального рассеяния Рис. 3. Восстановленные по данным изучено строение широкого переходного слоя рефлектометрии профили распределения на границе водного раствора наночастиц электронной плотности по глубине воды (1) и кремнезема с распределением по размерам, кремнезоля (2). определенного методом малоуглового рассеяния. Восстановленный профиль С одной стороны, это может распределения электронной плотности поперек свидетельствовать о более широкой, чем границы предполагает наличие структуры из оценено в [6], области расслоения кремнезоля. наночастиц существенно (более чем на 50%) Уже отмеченное нами наличие слоя, отстоящего шире, чем считалось ранее.

на 25 нм от поверхности, может быть качественно связано со следующим: хотя [1] Tikhonov, A.M., J. Chem. Phys., 124, диэлектрическая проницаемость поперёк 164704 (2006).

переходного слоя и неоднородна, однако [2] Tikhonov, A.M., J. Phys. Chem. C 111, существуют слои растворителя, где 930 (2007).

диэлектрическая проницаемость постоянна, [3] Асадчиков, В.Е., Бабак, В.Г., Бузмаков, поэтому образование слоев наночастиц ниже А.В. и др., Приборы и техника эксперимента 3, плоскости наименьшего сближения наночастиц 99 (2005).

с поверхностью (плоскость Гельмгольца) также [4] Асадчиков, В.Е., Кожевников, И.В., возможно. Например, частицы в объеме будут Кривоносов, Ю.С., Кристаллография 48, отталкиваться от границы между слоем с низкой (2003).

плотностью и слоем с повышенной плотностью [5] Buff, F.P., Lovett, R.A., Stillinger, F.H., за счёт сил «электрического изображения». Этот Phys. Rev. Lett. 15, 621 (1965).

эффект мог бы объяснить осцилляции [6] Schwartz, D. K., Schlossman, M. L., плотности наночастиц в глубине раствора. Kawamoto, E. H. et. al., Phys. Rev. A 41, С другой стороны, эта особенность может (1990).

быть также связана и с наличием частиц оксида [7] Kozhevnikov, I. V., Nuclear Instruments кремния большего размера. Для выяснения and Methods in Physics Research A 508, влияния немонодисперсности раствора на (2003).

строение переходного слоя мы также провели [8] Madsen, A., Konovalov, O., Robert, A.

исследование раствора методом малоуглового and Grubel, G., Phys. Rev. E 64, 061406 (2001).

рассеяния [9]. Образцы гидрозолей готовились в [9] Svergun, D. I., Konarev, P. V., Volkov, стеклянных капиллярах, измерения проводились V. V. et. al., J. Chem. Phys., 113, 1651 (2000).

с использованием рентгеновского [10] Могилевский, Л. Ю., Дембо, А. Т., дифрактометра АМУР-К [10]. На рис. 4 Свергун, Д. И. и др., Кристаллография 29, 3- представлено полученное распределение частиц (1984).

по размерам. Характерный размер частиц – ИССЛЕДОВАНИЕ ТОРМОЗНОГО РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА СУБПИКОСЕКУНДНОЙ ЛАЗЕРНОЙ УСТАНОВКЕ СОКОЛ-П ПРИ ИНТЕНСИВНОСТИ 1017-1019 ВТ/СМ В.И. Афонин, Д.А. Вихляев, Д.С. Гаврилов, А.Г. Какшин, Е.А. Лобода, А.В. Потапов, К.В. Сафронов, П.А. Толстоухов.

Российский федеральный ядерный центр – Всероссийский научно – исследовательский институт технической физики. 456770, Снежинск Челябинской области, а/я 245, Россия.

e-mail: dep5@vniitf.ru На 20 ТВт пикосекундной лазерной малогабаритных фотоумножителей ФЭУ-60 со установке СОКОЛ-П [1] проведено измерение сцинтилляторами CsJ (Tl) [5].

спектров мягкого и жесткого рентгеновского Спектр мягкого РИ характеризуется излучения (РИ) из Al, Cu и Ag мишеней в эффективной температурой электронов диапазоне энергий квантов 0,63000 кэВ при Te ~0,40,6 кэВ.

интенсивностях лазерного излучения от 10 до Температура быстрых электронов, 19 10 Вт/см. определенная по наклону спектра жесткого РИ Для регистрации двумерных изображений (25 кэВ 90 кэВ), изменяется от Тhot=34 кэВ при I = 9,8·1017 Вт/см2 до 68 кэВ при излучающей области лазерных мишеней на I = 1,2·1019 Вт/см2. Спектральное распределение установке СОКОЛ-П применялся рентгеновский рентгеновского излучения ( 100кэВ) микроскоп [2] по схеме Киркпатрика-Баеза [3].

характеризуется эффективной температурой Микроскоп позволяет получать одновременно снимки с разрешением 2 мкм в четырех узких электронов в сотни кэВ, меняющейся от 17 значения Тhot=300 кэВ при I = 9,8·10 Вт/см до областях энергий рентгеновских квантов 19 600 кэВ при I = 1,2·10 Вт/см.

диапазона 0,31,5 кэВ.

По зависимости Тhot от интенсивности Измерение непрерывного спектра лазерной ЛИ можно сделать вывод, что основным плазмы в интервале энергий 0,6 – 4,5 кэВ механизмом генерации горячих электронов при проводилось рентгеновским спектрометром на I равной 10171019 Вт/см2 является резонансное основе сферических зеркал полного внешнего поглощение [6].

отражения [4].

Измерение спектра жесткого РИ лазерной Литература плазмы в области энергии квантов 2580 кэВ производилось с фронтальной [1] A.V.Andriyash, D.A.Vikhlyaev, стороны мишени методом К-фильтров D.S.Gavrilov et al. The spectral-angular спектрометром на основе полупроводниковых distribution measurements of fast protons детекторов [5]. Жесткое РИ с энергией квантов from the rear side of a target in experiments свыше 100 кэВ измерялось методом серых on the SOKOL-P facility at laser intensity свинцовых фильтров посредством of 1019 W/cm2. In abstracts of 50th APS трехканального спектрометра на основе DPP 2008. Bulletin of the American тормозного и характеристического Physical Society, 53, №14, р.153. излучения лазерных мишеней, [2] Д.А.Вихляев, Д.С.Гаврилов, облучаемых ультракороткими А.В.Потапов и др. Исследование лазерными импульсами при Вт/см2.

пространственных и спектральных интенсивностях до ~ характеристик плазмы на лазерной «XXXVII Международная конференция установке СОКОЛ-П с помощью по физике плазмы и управляемому четырехканального рентгеновского термоядерному синтезу», г. Звенигород микроскопа «XXXVII Международная (2010) конференция по физике плазмы и [6] D.D.Meyerhofer, H.Chen, J.A.Delettrez et управляемому термоядерному синтезу», al. Phys.Fluids B, 5, 2584 (1993).

г. Звенигород (2010) [3] P. Kirkpatrick, A.V. Baez, J. Opt. Soc.

Amer. – 1948. Vol. 38 – N 9. – P. 766–774.

[4] Д.А.Вихляев, Д.С.Гаврилов, М.В.

Елисеев – ВАНТ. Сер. Термоядерный синтез, 2010, вып. 2, с. 69-75.

[5] П.А.Толстоухов, Д.А. Вихляев, А.В.

Потапов и др. Исследование спектра b ТОПОГРАФИЧЕСКИЙ КОНТРАСТ ОТ МИКРОДЕФЕКТОВ В АРСЕНИДЕ ГАЛЛИЯ А.Н. Буйлов, А.О. Окунев, Л.Н. Данильчук Новгородский государственный университет им. Ярослава Мудрого, ул. Б. Санкт-Петербургская, 41, 173003 Великий Новгород, Россия e-mail: aleksey_builov@mail.ru В статье анализируются особенности кон- контраста [1], используемых также и для расче траста интенсивности при использовании мето- та контраста от дислокаций в случае эффекта да аномального прохождения рентгеновских Бормана.

лучей (эффекта Бормана), физическая природа и Увеличенные изображения микродефектов происхождение микродефектов в малодислока- были получены с помощью микроскопа МИМ-7.

ционных кристаллах арсенида галлия. Диапазон увеличений составлял 70330 крат.

В малодислокационных монокристаллах При визуальном изучении изображений микро полупроводников с плотностью дислокаций дефектов использовался микроскоп МБС-9 и 101103 cм-2 наряду с дислокациями становятся инфракрасный микроскоп МИК-4.

заметными различного рода микродефекты кри- До настоящего времени нет строгого рас сталлической решетки. К ним относят кластеры чета контраста интенсивности от микродефек примесных атомов, кислородо-вакансионные тов в полупроводниках в случае эффекта Бор комплексы, вакансионные поры, предвыделения мана, выполненного на основе уравнений Така и выделения второй фазы и т.д. ги, согласующегося с экспериментом. В работах Для неразрушающего выявления дефектов [2, 3] было показано, что контраст интенсивно кристаллической структуры монокристаллов сти от дефекта кристаллической решетки с мед ленно изменяющимся полем деформаций в ме полупроводников может эффективно приме тоде АПРЛ является прямым дифракционным няться метод аномального прохождения рентге отображением поля деформаций и может быть новских лучей (метод на основе эффекта Борма на) [1]. В работах [2,3] этот метод был успешно рассчитан аналитически по модифицированным использован для обнаружения и исследования уравнениям Инденбома–Чамрова [1].

микродефектов в бездислокационных монокри- Для микродефекта, представляющего со сталлах кремния. В работах [4,5] исследовались бой включение или выделение второй фазы микродефекты в SiC и (Bi+Sb), соответственно. сферической формы в бесконечной изотропной Анализируемый слиток арсенида галлия матрице, поле смещений U дается формулами был легирован индием и выращен по методу [6]:

Чохральского в направлении [001]. Плотность вне частицы - U ro R 3 R, дислокаций, определенная избирательным хи- внутри частицы - U R, мическим травлением, составляла ND=1103 cм- где - параметр, характеризующий упругую Из слитка были нарезаны плоскопараллельные пластины по плоскостям (001), перпендикуляр- деформацию включения ;

ro- радиус включения.

ным оси выращивания, которые после стандарт- Подходы, примененные к вопросам дифракции ных процессов шлифовки, полировки и химиче- и контраста от выделений из твердых растворов ского травления имели толщины около 280 мкм. двухфазных материалов [7], пригодны как для Слиток содержал дислокации, располо- метода просвечивающей электронной микро женные вдоль и под некоторыми углами к оси скопии, так и в рентгеновской топографии.

роста кристалла, и микродефекты, что позволи- Классификация дифракционных эффектов и ло применить для их идентификации розеточ- особенностей контраста авторами выполнены, ную методику. Для получения рентгенотопо- исходя из типа сочленения, существующего ме грамм использовалось характеристическое жду решетками двух фаз. Когерентной призна ется частица, имеющая ту же кристаллографи CuK-излучение и отражения 220, 400 и 440 от ческую структуру, что и матрица, и не обра плоскостей, перпендикулярных поверхности зующая разрыва атомных плоскостей в местах исследуемых пластин. Для регистрации микро сочленения. Плоскости решетки остаются неиз дефектов применялись тонкослойные ядерные менными при переходе из матрицы в выделение.

фотопластинки с эмульсией МК и МР. Разреше На рисунке 1 показаны некоторые типы сочле ние сканирующей рентгеновской камеры в брег нений атомных плоскостей. Расстояние между говском и антибрегговском направлениях со ставляло RK4 мкм. плоскостями решеток выделения (а1) и матрицы (a2) для сферической частицы могут быть рав Идентификация микродефектов проводи ными (а1=a2), чуть меньше, чем у матрицы лась путем сопоставления экспериментальных и (a1а2) (рис. 1а) или несколько больше чем у расчетных изображений. Моделирование изо матрицы (a1а2) (рис. 1с). Выделение может бражений было выполнено на основе уравнений быть частично когерентным, когда имеет по Расчетный контраст от когерентных мик одну сторону когерентное, а по другую сторону ровключений является сложной функцией, зави некогерентное сочленения. В этом случае пери- сящей от типа рефлекса (прямой или дифраги рованный), параметра деформации, глубины од идентичности решетки поперек когерентного сочленения может быть как одинаковым, так и залегания от выходной поверхности кристалла различным в обеих фазах (рис. 1б). Если кри- z, и вектора дифракции g. Основной вклад в сталлическая структура некогерентной частицы формирование изображения вносит матричный полностью отлична от структуры матрицы, то контраст. Микровключения, отнесенные к типу сочленение с матрицей подобно границе зерен с “вакансии” и расположенные на поверхности большим углом разориентировки. В то же время выхода лучей (z = 0), формируют на топограмме сочленение частично когерентных выделений в отраженном рефлексе тройной бело-черно может представлять собой простой ряд струк- белый контраст (отсчет ведется в направлении турных дислокаций и приближается к структуре дифракционного вектора g ) (рис. 2б). Мик малоугловой границы зерен. Если частица имеет ровключения, отнесенные к типу ”внедрения”, чисто радиальное поле деформации (рис. 1а,с), формируют черно-бело-черный контраст.

то для любого направления вектора дифракции Микровключения, расположенные в кри g изображение дефекта будет иметь линию сталле на глубинах z=(13)ro, формируют двой нулевого контраста, перпендикулярную вектору ной контраст. В отраженном рефлексе микровк g при использовании различных отражений.

лючение типа ”вакансии” создает черно-белый Это одно из основных отличий от двухлепест- контраст (рис. 2а) по направлению вектора g.

ковых розеток контраста винтовых и смешан Микровключение типа ”внедрения” создает бе ных дислокаций, для которых линия нулевого ло-черный контраст. Для глубин z 4ro изобра контраста изображения дефекта в основном жения микровключений теряют матричный кон совпадает с направлением вектора дифракции траст, приобретая форму круглого пятна оди g.

нарного контраста – черного от “вакансии” (рис.

В случае, если а1a2, атомные плоскости 2в) и белого от ”внедрения”.

матрицы выгибаются по направлению от самого Расчетный контраст в случае прямого реф включения вглубь кристалла и 0 (рис. 1с). лекса от микровключений на глубинах z=(13)ro Такое включение по своей природе распирает обращается на противоположный, в других слу решетку и его следует отнести к типу “внедре- чаях совпадает с соответствующим контрастом ния”. Если а1a2, то атомные плоскости матрицы в отраженном рефлексе.

прогибаются по направлению к включению и На рис. 3а приведен фрагмент обзорной 0 (рис. 1а), и включение по своей природе сле- топограммы пластины GaAs, полученной в от дует отнести к типу “вакансии”. раженном пучке, на котором зафиксированы Контраст интенсивности от когерентных розетки интенсивности от когерентных мик микровключений в методе АПРЛ рассчитывался ровключений (отмечены цифрами 1,2,4,5) обоих по формулам, приведенным в работе [1]. От типов и дислокаций краевого типа, перпендику крупных микровключений, размер которых со- лярных поверхности пластины (отмечены циф ответствует условию 2rоRK, где RK - разреше- рой 3). Большинство микровключений имели ние рентгеновской камеры, результирующий двойной черно-белый (рис. 3а-2) или бело контраст будет складываться из матричного черный (рис. 3а-5) контраст, характерный для контраста и контраста от самого включения. От приповерхностных дефектов. Реже наблюдались мелких микровключений (2ro RK) будет обна- дефекты с тройным (рис. 3-1) и одинарным кон руживаться, по-видимому, только матричный трастом. Каких-либо иных разновидностей кон контраст. траста от индивидуальных микровключений, На рисунке 2 приведены расчетные изо- отличных от расчетных, на топограммах не на бражения для отраженного рефлекса от крупных блюдалось.

(2ro=20 мкм) когерентных микровключений ти- Из обзорных топограмм пластин GaAs па “вакансии” с параметром деформации =.– следует, что в сечении слитка можно выделить 10-4. Использовалась 64-уровневая шкала кон- три концентрических зоны, в которых наблюда траста интенсивности. Средний 32-й уровень лись качественные и количественные различия в соответствовал интенсивности для неискажен- природе и плотности ростовых дефектов.

ного кристалла (фоновому уровню). Минималь- Микровключения типа "вакансии" в ос ный контраст для построения изображений при- новном располагались в почти бездислокацион нят равным min=0.05. ных участках средней кольцевой зоны с плотно Контраст изображения на топограмме счи- стью до 7090 дефектов на см2. Микровключе тается положительным (черным), если интен- ния типа "внедрения" преимущественно сосре сивность отраженного луча, приходящего в доточены в периферийной зоне шириной до данную точку изображения, больше фоновой и мм от края пластины, в которой плотность дис отрицательным (белым), если интенсивность локаций составляла ND 1104 cм-2. Размеры ро отраженного луча меньше фоновой.

зеток от отдельных дефектов составляли вели- стрированные на рентгенотопограммах мик чины от 10 мкм до 85 мкм и более. ровключения относятся к группе когерентных Анализ изображений микровключений на включений второй фазы в GaAs, имеющих, как топограммах не выявил срыва когерентности ни и матрица, решетку типа сфалерита.

в одном случае. Это указывает на то, что зареги g g c в а линия нулевого контраста линия нулевого контраста Рисунок 1. Сечения сферических когерентных частиц (а,с);

cечение типичного частично когерентного выделения (в) [7].

g [220] c а б Z=4ro Z=1,5ro Z= Рисунок 2. Расчетный контраст интенсивности от когерентных микровключений типа вакансий (a,b,c).

g g[220] б а в Рисунок 3. Фрагмент рентгенотопограммы пластины GaAs, полученной в отраженном рефлексе методом АПРЛ (а): микровключения типа "вакансии" (2,4);

микровключения типа "внедрения" (1,5);

краевые дис локации (3). Микровключениие типа "вакансии" –топограмма (б) и его снимок в ИК неполяризованных лучах (в). Увеличение фото (б, в) (260).

Из работ [8, 9] известно, что при выращи- предположение, что микровыделения типа "вне вании методом Чохральского из-под слоя флюса дрения" обусловлены присутствием химическо В2О3 полуизолирующие монокристаллы GaAs го соединения InAs (=+0.0519), а включения можно воспроизводимо получать путем легиро- типа "вакансия"- химического соединения BAs вания индием. При концентрациях (=–0.0840).

19 20 - СIn210 210 см кристаллы становятся вы- Исследование микровключений проводи сокоомными (107108 Омсм). При этом мате- лось также методами ИК-микроскопии и селек риал имеет проводимость n-типа, а подвижность тивного травления. Применение метода селек тивного травления по конусным формам ямок электронов изменяется в пределах травления позволило выявить радиальный ха см2В-1с-1. Анализируемый слиток имел анало рактер поля деформации вокруг микровключе гичные характеристики.

ний (рис. 3в). Тем самым подтверждена спра Основными остаточными и сопутствую ведливость применения для микровключений щими примесями в слитках арсениде галлия, сферической модели Эшби и Брауна. Примене выращенных по методу Чохральского, являются ние ИК-микроскопии позволило пронаблюдать кремний, углерод и бор с концентрациями форму микродефектов, измерить их размеры, СSi1015 см-3, СC11016 см-3, СB21017 см-3, со глубину расположения в пластине. Установлено ответственно. Основным источником бора явля приблизительное равенство размеров изображе ется флюс В2О3. Благодаря флюсу в кристаллах ний микровключений на ИК-снимках и рентге GaAs должно быть повышенное содержание нотопограммах (рис. 3б, в). Отсутствие сущест кислорода. Из-за высокой активности галлия к венного увеличения дифракционных изображе окислению как в расплаве, так и на фронте кри ний микровключений за счет матричного кон сталлизации, в монокристаллах GaAs следует траста по сравнению с их размерами на ИК ожидать присутствие окислов Ga2О3.

снимках свидетельствует о низком значении Из сопутствующих и легирующих приме параметра деформации. Это возможно, если сей решетку типа сфалерита образуют и будут микровключения состоят из частиц твердых когерентными с матрицей (постоянная решетки растворов на основе молекул GaAs, InAs и арсенида галлия а=0,56534 нм) только соедине BaAs.

ния BAs (постоянная решетки a=0,4777 нм) и InAs (a=0,60585 нм). Отсюда можно сделать 1. Данильчук Л.Н., Окунев А.О., Ткаль В.А., Дроздов Ю.А. Экспериментальное определение физической природы ростовых микродефектов в бездислокационном кремнии, выращенном методом Чохральского // Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования. 2005. № 7. С. 13–22.

2. Данильчук Л.Н. Ростовые включения второй фазы в кремнии, выращенном по методу Чохральского. В кн.: Расширенные тезисы VI международной конференции по росту кристаллов.- М:, 1980. - Т.4. - С. 294 296.

3. Данильчук Л.Н. Бормановский контраст интенсивности от когерентных квазиточечных дефектов в кремнии. В кн.: Вторая конференция по динамическому рассеянию рентгеновских лучей в кристаллах с динамическими и статическими искажениями.- Киев, 1991. - С. 119-127.

4. Ткаль В.А., Окунев А.О., Дроздов Ю.А., Данильчук Л.Н. Применение цифровой обработки для выяв ления топографических изображений микродефектов и дефектов фотоэмульсии // Заводская лаб. Диагно стика материалов. 2004. Т. 70, № 11. С. 23–28.

5. Тимофеева Ю.В., Данильчук Л.Н., Анисимов В.Г., Окунев А.О., Ткаль В.А. Изучение дефектов струк туры монокристаллических сплавов Bi+Sb методом двухкристальной топографии в геометрии Брэгга // Пятая Нац. конф. по применению рентгеновского, синхротронного излучений, нейтронов и электронов для исследования наноматериалов и наносистем РСНЭ НАНО–2005: Тез. докл. Москва. 2005. С. 391.

6. Эшби М., Браун Л. Дифракционный контраст, обусловленный сферически симметричными полями деформаций. В кн.: Прямые методы исследования дефектов в кристаллах.- М., Мир, 1965. - С. 89-108.

7. Хирш П., Николсон Р., Пэшли Д., Уэлан М. Электронная микроскопия тонких кристаллов. - М.: Мир, 1968. - 574 с.

8. Мильвидский М.Г. Полупроводниковые материалы в современной электронике, М., Наука, 1986, С.

143.

9. Мильвидский М.Г., Освенский В.Б. Структурные дефекты в монокристаллах полупроводников. - М., Металлургия, 1984. - С. 255.

АНАЛИЗ КОНТРАСТА КРАЕВЫХ ДИСЛОКАЦИЙ В АРСЕНИДЕ ГАЛЛИЯ А.Н. Буйлов, А.О. Окунев, Л.Н. Данильчук Новгородский государственный университет им. Ярослава Мудрого, ул. Б. Санкт-Петербургская, 41, 173003 Великий Новгород, Россия e-mail: aleksey_builov@mail.ru В статье анализируются два типа контра- о формируемом контрасте в условиях эффекта ста рентгеновских дифракционных изображений Бормана.

от группы краевых дислокаций в кристалле ар- С помощью метода АПРЛ исследовался сенида галлия, полученных с применением ме- монокристалл GaAs, легированный индием.

тода аномального прохождения рентгеновских Средняя плотность дислокаций в кристалле, лучей (АПРЛ) (метода на основе эффекта Бор- определенная с помощью химического травле ния как ND = 1103 cм-2, в целом подтверждена мана) в виде розеток интенсивности и конусо образных изображений. По розеткам интенсив- топографически. Распределение дефектов кри ности проведена идентификация выявленных сталлической решетки в поперечном сечении дислокаций. Установленным характеристикам слитка полностью соответствовало W дислокаций сопоставляются детали контраста образному распределению дефектов, описанно соответствующих конусообразных изображений му в работе [5]. Центральная часть слитка со и обсуждаются полученные результаты. держала малодислокационные и бездислокаци Хорошо известно, что в методе АПРЛ изо- онные области.

бражения от дислокаций общего положения, Образцы для исследования были вырезаны наклонных к поверхности кристалла, когда ли- перпендикулярно оси роста слитка [001]. После нии дислокаций не параллельны вектору Пойн- применения к ним стандартной методики обра тинга, фиксируются на топограмме как линии ботки толщина плоскопараллельных пластин или конусы двойного или тройного контраста. (001) составляла до 300 мкм. Для таких пластин При совпадении осей дислокаций с направлени- в условиях эксперимента критерий t имел ве ем вектора Пойнтинга на топограмме регистри- личину 12, что соответствовало в динамической руются черно-белые розетки интенсивности, теории рассеяния рентгеновских лучей прибли отображающие поля смещений атомов вокруг жению ”толстого” кристалла. Тогда от дефектов дислокаций как в объеме, так и вблизи свобод- в объеме кристалла на топограммах формирова ной поверхности кристалла [1–4]. лись дифракционные изображения в условиях В методе АПРЛ изображения от дефектов эффекта Бормана. Здесь есть линейный коэф можно зарегистрировать как в прямом, так и в фициент поглощения рентгеновских лучей (см– отраженном рефлексах. Оба рефлекса получа- ), а t – толщина кристалла (см). В эксперименте ются в результате дифракции рентгеновских было использовано характеристическое CuK лучей от определенной системы атомных плос- излучение и отражения от систем плоскостей костей. Кроме того, при использовании широко- типа 220, 400, 440. Применение отражений бо го пучка могут фиксироваться и дополнитель- лее высокого порядка, чем отражения типа 220, ные рефлексы, в которых отображается кон- позволило повысить информативность и досто траст от тех же дефектов, что и в основных реф- верность экспериментальных данных за счет лексах, но в другой геометрии дифракции. увеличения размеров и лучшей проработки де Обычно тип и величина вектора Бюргерса талей контраста изображений от дефектов.

дислокации определяются по погасанию кон- В условиях широкого пучка при съемках в траста изображения в одном из отражений. В отражениях типа 400 и 440 выполняются усло этом случае определение вектора Бюргерса яв- вия для многоволнового рассеяния, когда про ляется сложной и не до конца решенной зада- исходит одновременная дифракция от различ чей, и здесь предпринята попытка установить ных систем атомных плоскостей. При этом до подходы к решению этой проблемы. полнительные рефлексы определяются другими В данной работе основное внимание уде- системами плоскостей, которые наклонены к ляется изучению контраста от краевых дислока- основной системе плоскостей, а также перпен ций в основных и дополнительных рефлексах с дикулярны не только друг к другу, но и к по целью получения дополнительной информации верхности кристалла. Например, при съемках в g[040] g[ 400] 150 мкм g[040] а б в [010] (110) [110] 2 [100] е д (010) г Рис.1 Дифракционные изображения краевых дислокаций с осями [001] в кристалле GaAs, полученные методом АПРЛ от плоскостей типа 400 в отраженных основных (а, б, в) и дополнительных рефлексах (д, е);

схема расположения дислокаций в кристалле (г). Масштабная метка одинакова для всех топограмм.

[1 1 0] [010 ] 2 3 [ 1 10] g[ 4 00] в g[440] а б (1 1 0) Рис. 2 Розеточные (а) и конусообразные (б) изображения краевых дислокаций с минимальными вектора ми Бюргерса типа b =а/2110 и схема расположения дислокаций в кристалле (в).

Таблица Рис. № № дислокации Вектор Бюргерса Плоскость скольжения Экстраплоскость 1 1, 5 (100) (010) b1 =a[010];

b5 =a[00] 1 2, 3;

4 (010) (100) b1 = b2 = b3 = b4 =a[00] 1 6, 7 (110) (10) b6 =a/2[10];

b7 =a/2[10] 2 1, 5 (10) (110) b1 = b5 = а/2[110] 2 2, 3, 4 (10) (110) b2 = b3 = b4 = а/2[0] лись более мелкие по размеру конусообразные отражении g [ 4 40] дополнительные рефлексы изображения, чем от дислокаций (1-5). Кроме обусловлены дифракцией рентгеновских лучей того, можно считать, что изображения от дисло от систем плоскостей ( 4 00 ) и (040). От краевых каций, имеющих векторы Бюргерса b =a100, дислокаций с осями [001] в отраженном основ сформировали тройной (отрицательно ном рефлексе регистрировались розетки интен положительно-отрицательный) контраст. Только сивности, которым в дополнительных рефлексах для дислокации (1) наблюдается двойной кон соответствовали определенные конусообразные траст, что, по-видимому, связано с влиянием до изображения. Подобные конусообразные изо полнительных напряжений от дефектов слева от бражения фиксируются на топограммах при об дислокации. Дислокации (6, 7) сформировали щем положении дислокации в кристалле, когда двойной (отрицательно-положительный) кон линия дислокации пересекает плоскости дифрак траст. Для всех конусообразных изображений ции и выходную для рентгеновских лучей по характерны линии нулевого контраста, близко верхность образца под некоторым углом.

совпадающие с направлением [110], а также пер На рис. 1 и рис. 2 приведены эксперимен пендикулярные направлению вектора дифракции тальные позитивные перепечатки топограммы g [ 4 40]. Ко всем топограммам на рис. 1 при участка пластины GaAs с дефектами. На схемах 1г и 2в показаны положения расшифрованных менима система кристаллографических направ дислокаций в кристалле, отмеченных условными лений в кристалле, показанная на схеме рис. 1г.

обозначениями краевых дислокаций () и про- Со стороны острых концов изображений (6, 7) на нумерованных цифрами 1-7 на рис. 1г и цифрами топограммах 1д и 1е наблюдаются пятна отрица 1-5 на рис. 2в. Идентификация исследуемых дис- тельного и положительного контраста, соответ локаций выполнена с использованием подхода, ственно.

описанного в работе [6]. Основные характери- От дислокаций (1-5), имеющих векторы стики дислокаций приведены в табл. 1. Бюргерса b =a/2110, на топограмме 2б в ана Поскольку рентгеновские лучи распростра- логичных условиях дифракции также сформиро нялись в кристалле вдоль направления [001], то вались изображения двойного (отрицательно от дислокаций, имеющих такие направления, на положительного) контраста с пятнами положи топограммах сформировались розетки интенсив- тельного и отрицательного контраста, как и для ности, являющиеся прямым отображением полей дислокаций (6, 7) на рис. 1д, е. Острым концам смещений вокруг этих дефектов. Поскольку все изображений (2-4) на рис. 2б соответствуют пят наблюдаемые дислокации являются краевыми на отрицательного контраста, а острым концам дислокациями с осями, близкими к направлению изображений (1, 5) – пятна положительного кон роста кристалла [001], то их следует считать рос- траста. Следовательно, дислокации такого типа, товыми дислокациями. На основании приведен- но разного знака, можно различить по пятнам ных данных, дислокации (6, 7) на рисунке 1 и контраста противоположного знака в местах вы дислокации (1-5) на рисунке 2 являются дисло- хода дислокаций на поверхность кристалла.

кациями, предсказанными еще Хорнстрой [7] и Для дислокаций (2-4), имеющих векторы Хольтом [8], но которые «розеточной» методи Бюргерса типа b =a010, со стороны острых кой в структуре сфалерита другими авторами, концов изображений заметны темные пятна по по-видимому, не исследовались.

ложительного контраста и на рис. 1д, и на рис.

Следовательно, как показано в работах [6, 1е. Для дислокаций (1, 5), которые по отноше 9] и подтверждается в данной работе, в структу нию друг к другу являются дислокациями проти ре сфалерита могут существовать краевые дис воположного знака, на тех же рефлексах наблю локации как с векторами Бюргерса, кратными даются пятна отрицательного и положительного постоянной кристаллической решетки типа контраста, соответственно.

b =a100, так и дислокации с минимальными Для дислокации (6) на рис. 1д отрицатель векторами Бюргерса типа b =a/2110. ный контраст изображения выражен сильнее, На топограммах 1д и 1е показаны изобра- чем для дислокации (7). На рис. 1е, наоборот, жения семи исследуемых дислокаций, зафикси- изображение от дислокации (7) имеет более рованных в дополнительных рефлексах на топо- сильный отрицательный контраст. Подобные особенности контраста имеют место и для дис грамме при съемке в отражении g [ 440]. На локаций (1) и (5), которые также относятся к топограмме 1д дополнительный рефлекс обу дислокациям разного знака, но имеют большие словлен отражающими плоскостями (040), а на значения модулей векторов Бюргерса.

топограмме 1е – плоскостями ( 4 00 ). Хорошо Обобщая результаты анализа контраста от заметно, что от дислокаций (6, 7) сформирова- краевых дислокаций на дополнительных рефлек сах, можно сделать следующие выводы. Форми- конусообразными изображениями, пересекает руемый двойной или тройной контраст конусо- линии дислокаций под углом 45 градусов. В дан образных изображений в одинаковых условиях ном примере мы имеем дело с частным случаем дифракции зависит от взаимного положения относительного расположения линии дислокации и вектора Пойнтинга, но, по-видимому, основ плоскости скольжения, вектора дифракции, ве ные закономерности формирования изображений личины и направления вектора Бюргерса оди останутся аналогичными и в других ситуациях.

ночной дислокации. Размер конусообразных Следовательно, можно считать, что имеется ре изображений тем больше, чем больше модуль альная возможность определения мощности и вектора Бюргерса краевой дислокации. Для обо их типов краевых дислокаций пятна одинакового знака краевых наклонных дислокаций общего контраста со стороны острых концов изображе- положения в условиях эффекта Бормана, когда ний в местах их выхода на поверхность кристал- на топограмме регистрируются конусообразные ла соответствуют дислокациям с одинаковыми изображения.

по направлению векторами Бюргерса. Пятна Таким образом, в данной работе исследова контраста разного знака со стороны острых кон- лись два разных типа дифракционных топогра фических изображений от дислокаций, перпен цов изображений в местах выхода краевых дис дикулярных поверхности кристалла (001) GaAs, локаций одного типа на поверхность кристалла полученных в условиях АПРЛ. Наблюдаемые соответствуют дислокациям противоположного знака. дислокации идентифицированы по розеткам ин Топограммы на обоих рисунках свидетель- тенсивности как ростовые краевые дислокации с ствуют о сложности и многообразии контраста минимальными векторами Бюргерса и векторами от краевых дислокаций в структуре сфалерита в Бюргерса, равными постоянной решетки кри условиях эффекта Бормана. Может возникнуть сталла. Идентифицированным дислокациям раз вопрос о самой возможности перенесения полу- ной мощности и знака сопоставлены соответст ченных результатов на конусообразные изобра- вующие конусообразные изображения и опреде лены их отличительные детали контраста. При жения от дислокаций общего положения, когда менение представленных результатов к расшиф линия дислокации и вектор Пойнтинга непарал лельны. В рассмотренном случае линии наблю- ровке изображений на топограммах, полученных даемых дислокаций расположены приблизитель- в условиях АПРЛ от дислокаций общего поло но в направлении [001], а вектор Пойнтинга со- жения, может значительно упростить идентифи ответствующего волнового поля, ответственного кацию дислокаций и определение их характери за формирование дополнительного рефлекса с стик.

1. Данильчук Л.Н., Смородина Т.А. // ФТТ. 1965. Т. 7. № 4. С. 1245.

2. Данильчук Л.Н. // ФТТ. 1969. Т. 11. № 11. С. 2085.

3. Данильчук Л.Н. Бормановская рентгеновская топография дефектов с медленно изменяющимися поля ми деформаций: Дис. … д-ра физико-математических наук: 01.04.07. Киев: ИМФ АН Украины, 1992.

361 с.

4. Данильчук Л.Н., Дроздов Ю.А., Окунев А.О. и др. // Заводская лаборатория. Диагностика материалов.

2002. Т.68. № 11. С. 24.

5. Мильвидский М.Г., Освенский В.Б. Структурные дефекты в монокристаллах полупроводников. М.:

Металлургия, 1984. 256 с.

6. Буйлов А.Н., Данильчук, Окунев А.О. // Поверхность. № 1. 2004. с. 25-31.

7. Хорнстра Дж. // Дефекты в кристаллах полупроводников. М.: Мир, 1969. С. 15.

8. Хольт Д.Б. // Дефекты в кристаллах полупроводников. М.: Мир, 1969. С. 100.

9. Буйлов А.Н., Данильчук Л.Н. // Письма в ЖТФ. 2002. Т. 28. Вып. 18. С. 24.

ИДЕНТИФИКАЦИЯ СМЕШАННЫХ ДИСЛОКАЦИЙ В АРСЕНИДЕ ГАЛЛИЯ ПО РОЗЕТКАМ КОНТРАСТА А.Н. Буйлов, А.О. Окунев, Л.Н. Данильчук Новгородский государственный университет им. Ярослава Мудрого, ул. Б. Санкт-Петербургская, 41, 173003 Великий Новгород, Россия e-mail: aleksey_builov@mail.ru В данной работе проведено исследование На рисунке 1 показаны некоторые расчет дислокаций в монокристаллическом GaAs с ные розетки контраста от правовинтовой дисло применением метода аномального прохождения кации, ось которой перпендикулярна (а) и на рентгеновских лучей (АПРЛ) (эффекта Бормана) клонна к поверхности кристалла (б, в). Угол – [1–3] и «розеточной» методики [4]. Слиток ар- угол между осью ОХ и направлением оси дис локации. При построении розеток использова сенида галлия был выращен методом Чохраль лась 64-уровневая шкала интенсивности, сред ского в направлении [001]. При пропускании рентгеновских лучей вдоль оси роста кристалла ний уровень которой соответствовал уровню от некоторых ростовых дислокаций, выходящих фона (интенсивности в неискаженном кристал на поверхность кристалла (001) под разными ле). Был принят минимальный регистрируемый углами, на топограммах фиксировались различ- контраст интенсивности на расчетных топо граммах D = T= 5%. В расчетах использова ного вида двухлепестковые розетки интенсив ности, отображающие поле деформации вокруг ны следующие значения параметров: экстинк дислокаций. По форме, размеру и контрасту ро- ционная длина 440 = 7,04 мкм;

величина векто зетки определялись положение оси, плоскости ра дифракции g440 = 1,0104 мкм-1;

величина век скольжения и экстраплоскости, направление и тора Бюргерса b = а/2110 = 410-4 мкм;

коэф знак вектора Бюргерса, а также мощность дис- фициент Пуассона = 0,31.

локации. Объектом исследования были плоско- Расчетная розетка контраста от правовин параллельные пластины с толщиной около 280 товой дислокации на рис. 1а состоит из двух мкм, вырезанные по плоскостям (001), перпен- овальных лепестков противоположного контра дикулярным оси выращивания слитка GaAs. ста, разделенных линией нулевого контраста, Для топографических исследований первона- которая параллельна вектору g. Розетки в от чально использовалось характеристическое раженном и прямом рефлексах имеют противо CuK-излучение и отражения {220}. В этом положный контраст. Изменение направления случае размеры розеток были малы и анализ любого из векторов b и g на противоположное, контраста затруднен. Переход к отражениям бо лее высокого порядка {400}, {440} позволил а также переход от отражения (hkl) к ( hk l ) ве повысить чувствительность метода и размер ро- дет к обращению контраста. Таким образом, ле зеток. Это облегчило идентификацию дислока- вовинтовая дислокация имеет контраст, проти ций. Для регистрации изображений дефектов воположный правовинтовой. Переход от одной применялись тонкослойные ядерные фотопла- системы отражающих плоскостей к другой стинки с эмульсией МР. В полупроводниковых (структурно эквивалентной) влечет за собой из монокристаллах, выращенных в направлении менение положения плоскости антисимметрии, [001], кроме краевых дислокаций разной мощ- но не вызывает изменения формы и размеров ности [7–9] могут существовать винтовые, а розетки интенсивности, что указывает на ради также смешанные дислокации с большой винто- альный характер симметрии поля деформаций вой компонентой вектора Бюргерса, например, вокруг торчковой дислокации (=0). Форма и 30–градусные дислокации с вектором Бюргерса знак контраста розетки зависят от наклона оси b = a/2110 и различной ориентацией осей дислокации и относительного положения b и дислокаций l = 211 [8,9]. g. Расчетные розетки в отражении 440 крупнее, В работе моделирование контраста выпол- чем в отражении 220, что и было использовано в нено по методике, описанной и использованной данной работе. Для винтовой дислокации раз в ряде работ для элементарных полупроводни- мер изображения увеличивается с увеличением ков кремния и германия [4], карбида кремния модуля вектора Бюргерса. Это дает возмож [5], арсенида галлия [6], применимой, когда ность определения мощности дислокации и ве большая часть розетки интенсивности формиру личины модуля вектора Бюргерса b по величине ется зоной слабых искажений. Исходя из пред изображения на топограмме. Положительный положения, что на формирование контраста от (черный) контраст на расчетной топограмме ха смешанной дислокации с большой винтовой рактеризует области сжатия отражающих плос компонентой вектора Бюргерса влияние краевой костей вблизи дислокации, а отрицательный компоненты незначительно, моделирование (белый) контраст – области растяжения.

контраста было выполнено как для винтовой дислокации [6].

= =90 = х g у г а б в 100мкм 100мкм 100мкм Рисунок 1. Расчетные розетки контраста (а, б, в) в отраженном пучке вокруг правовинтовой дислокации ;

схема расположения координатных осей и вектора дифракции (г).

g[ 4 40] g[ 4 40] g[ 2 20] g[ 4 40] а б в г 300мкм Рисунок 2. Экспериментальные розетки от смешанных дислокаций правовинтового (а, б, в) и левовинтового (г) типов. Масштабная метка одинакова для всех топограмм.

g[04 0] 1 g[ 4 00] g[ 4 00] 2 а б в g[440] 1 g[ 4 40] g[ 4 40] ж 150 мкм д г Рисунок 3. Экспериментальные изображения смешанной (1) и краевой (2) дислокаций. Масштабная мет ка одинакова для всех топограмм.

2г) типов. В определенных случаях такого типа На рисунках 2, 3 представлены некоторые экспериментальные розетки контраста от на- дислокации могут формировать на топограмме клонных смешанных дислокаций с большой не только двух лепестковые розетки контраста винтовой компонентой вектора Бюргерса: пра- разного вида (рис.3б,в,г,д,ж), но и изображения вовинтового (рис. 2а, б, в) и левовинтового (рис. копьевидного типа (рис.3а). Цифрой 1 на топо граммах обозначена смешанная дислокация, а тельно имели мелкие двухлепестковые розетки.

цифрой 2 – краевая дислокация с вектором Бюр- Этим дислокациям отвечают вектора Бюргерса герса b [0 1 0]. Контраст от краевых дислока- b a / 2[011], оси [211] и плоскости скольжения ций в GaAs проанализирован в [11]. Экспери- 1 11.

ментально зафиксировано, что для краевой дис Анализ показывает, что дислокации на рис.

локации с вектором Бюргерса b a / 2 110 2а,б лучшее всего соответствует вектор Бюргер при выполнении условия дифракции ( g b ) =0 са b a / 2[011], ось [ 1 12] и плоскость сколь наблюдался эффект почти полной потери кон- жения 1 1 1. На топограмме 2г зафиксирован траста розетки. Подобный эффект зафиксирован контраст от левовинтовой дислокации, для ко и для смешанных дислокаций. На топограмме торой наиболее подходит противоположно на 3б) наблюдается слабый контраст от дислока- правленный вектор Бюргерса b a / 2[0 1 1 ] и ции 1. Изменение положения дислокации при кососимметричных съемках усиливает этот кон- ось [ 1 12]. На топограмме 2в показана группа траст. На топограмме 3в контраст от дислока правовинтовых дислокаций, сформировавших ции 1 сильнее. В этом случае изменен угол ме контраст, подобный выше описанному. Для этих жду направлением пучка и осью дислокации на дислокаций наиболее подходят вектора Бюргер 10 градусов, что нарушило условие минималь- са b a / 2[011], направление осей [ 1 12] и плос ного контраста cos( g b ) 0. Из этого условия кости скольжения 1 1 1. Выше перечисленные следует, что вектор Бюргерса дислокации 1 пер пендикулярен вектору дифракции. Этим усло- смешанные дислокации идентифицированы как виям удовлетворяют минимальные вектора 30-градусные дислокации.

Таким образом, в настоящей работе пока Бюргерса b a / 2[011] и b a / 2[0 1 1 ]. Анализ зано, что методом АПРЛ можно надежно реги показывает, что дислокация 1 сформировала ро стрировать смешанные дислокации с большой зетки контраста в трех различных отражениях винтовой компонентой вектора Бюргерса, на (рис. 3в,г,д) характерные для левовинтовой 30 клонные к поверхности кристалла. Контраст от градусной дислокации с осью [ 1 12], вектором таких розеток многообразен. По розеткам кон траста дислокации могут быть идентифициро Бюргерса b a / 2[0 1 1 ] и плоскостью скольже ваны путем сопоставления соответствующих ния 1 1 1. Дислокации с вектором Бюргерса теоретических и экспериментальных изображе b a 100 не рассматриваем, т.к. они имеют ний. Контраст от смешанных дислокаций с большой винтовой компонентой вектора Бюр плоскости скольжения {110}, не имеют двойно герса является сложной функцией, зависящей от го слоя атомов галлия и мышьяка и, по- видимому, не могут формировать изображения, параметров b, g, и положения дислокаций в как на рис. 3а(1). Кроме того, подобные изобра- кристалле.

жения (копьевидные), зафиксированные на дру гих топограммах в отражениях 4 40, дополни 1. Borrmann G. // Physik Zeit. - 1941. - Bd. 42, № 9/10, - S. 157.

2. Данильчук Л.Н., Смородина Т.А. // ФТТ. - 1965. - Т. 7, № 4. - С. 1245-1247.

3. Данильчук Л.Н. // ФТТ. - 1969. - Т. 11, № 6. - С. 37-46.

4. Данильчук Л.Н. Бормановская рентгеновская топография дефектов в кристаллах с медленно изме няющимися полями деформации - Дис. на соискание уч. ст. докт. физ.-мат. наук. - К.: ИМФ АН Украины, 1992. - 361 с.

5. Окунев А.О. Рентгенотопографический анализ дефектов структуры монокристаллического карби да кремния. - Дис. на соискание уч. степени канд. физ.- мат. наук. - Новгород, 1999. - 263с.

6. Буйлов А.Н. Исследование структурных дефектов монокристаллического арсенида галлия рентге нотопографическим методом на основе эффекта Бормана. - Дис. на соискание уч. степени канд.

физ.- мат. наук. - Санкт-Петербург, 2002. - 242с.

7. Милевский Л.С. Дислокационная структура полупроводников и методы ее исследования // Дисло кации и физические свойства полупроводников / Под ред. А.Р. Регеля. - Л.: Наука, 1967. - С. 5-29.

8. Хольт Д.В. Дефекты в структуре сфалерита // Дефекты в кристаллах полупроводников. - М.: Мир, 1969. - С.100-118.

9. Сангвал К. Травление кристаллов: теория, эксперимент, применение. - М.: Мир, 1990. - 492 с.

10. Kaganer V.M., Mhling W. Characterization of dislocations by double crystal X-ray topography in back reflection // Phys. stat. sol. (a). - 1991. - V. 123. - P. 379-392.

11. Буйлов А.Н. и др. Особенности контраста краевых дислокаций в арсениде галлия в случае эффекта Бормана. Поверхность. 2004. №1. c 7.

ВЛИЯНИЕ ДИФРАКЦИИ В КРИСТАЛЛАХ И МНОГОСЛОЙНЫХ СТРУКТУРАХ НА СТАТИСТИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ОТРАЖЕННЫХ ИМПУЛЬСОВ РЕНТГЕНОВСКОГО ЛАЗЕРА НА СВОБОДНЫХ ЭЛЕКТРОНАХ В. А. Бушуев1, Л. Самойлова Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия European XFEL GmbH, Notkestr 85, Hamburg 22607, Germany E-mail: vabushuev@yandex.ru На основе развитого в статистической оптике В [4, 5] показано, что при дифракционном формализма рассмотрена пространственно-вре- отражении от монокристаллов детерминирован менная эволюция поля случайных рентгеновских ных фемтосекундных импульсов отраженные фемтосекундных ипульсов и их когерентных импульсы уширяются во времени на 1-2 порядка, свойств при распространении импульсов в сво- их форма существенно отличается от временной бодном пространстве, при дифракции в совер- зависимости падающего импульса, а пиковая шенных кристаллах в геометриях Брэгга и Лауэ и интенсивность составляет единицы и доли при дифракции в многослойных структурах. процента от падающего импульса. Кроме того, во всех случаях, за исключением симметричного Генерация излучения в ренгеновском лазере отражения в геометрии Брэгга, происходит дос на свободных электронах (РЛСЭ) основана на таточно нетривиальное изменение ориентации явлении самоиндуцированного усиления спон отраженного импульса, а сам импульс начинает танного излучения (SASE) сгустков высоко диффузным образом расплываться в простран энергичных электронов при их прохождении стве и времени на расстояниях порядка 0.1- через протяженную систему ондулляторов [1]. В метра от кристалла [5]. Это объясняется тем, что последние годы ведется активная работа по спектральная ширина таких коротких падающих строительству Европейского РЛСЭ с излучением импульсов намного превышает спектральную в жестком рентгеновском диапазоне ( 0.1 ширину области дифракционного отражения. В 1.6 нм) [1]. Согласно расчетам [1-3], ожидаются работе [6] развита статистическая теория брэг следующие параметры Европейского РЛСЭ и его говского отражения случайных фемтосекундных излучения в канале SASE 1: энергия электронов ипульсов РЛСЭ от многослойных структур.

17.5 Гэв, общая длина сверхпроводящих ондул В настоящей работе теоретически рассмот ляторов 150 м, центральная длина волны излу рена пространственно-временная трансформация чения 0 = 0.1 нм, полная длительность импуль поля рентгеновского импульса и его статистичес сов на половине высоты 0 ~ 100 фс. Эти импуль ких свойств при распространении импульса в сы имеют крайне нерегулярную многопичковую свободном пространстве и при дифракционном временную структуру с длительностью отдель отражении в геометриях Брэгга и Лауэ от одного ных случайных субимпульсов (спайков) s 0.1- и от двух параллельно расположенных кристал 0.2 фс, разделенных интервалами времени 0.3- лов. Особое внимание уделено зависимости прос 0.4 фс;

поперечный размер импульса на выходе транственно-временных и статистических харак из ондуллятора r0 40 мкм, угловая расходи- теристик импульса от длины пути, так как рас мость 0 1 мкрад.


Ожидаемая пиковая яркость стояния от РЛСЭ до первых оптических элемен излучения РЛСЭ будет на 9 порядков превышать тов, а затем и до измерительных станций доста яркость современных источников синхротронно- точно велики ( 400-500 м) [1, 3]. Показано, что го излучения 3-го поколения [1]. дифракционное отражение приводит к значитель Эксперименты с временным разрешением, ному увеличению времени когерентности отра корреляционная спектроскопия рентгеновских женного импульса, а форма функции временной фотонов, получение когерентных дифракцион- когерентности отраженного импульса сильно ных и фазоконтрастных изображений в значи- отличается от гауссовой формы для падающего тельной степени зависят от когерентных свойств излучения и имеет характерный “треугольный” рентгеновских импульсов [1]. Излучение РЛСЭ вид с затухающими осцилляциями на краях.

является практически полностью пространст Не вдаваясь в детали, наметим пути решения венно когерентным и характеризуется весьма данной проблемы. Рассмотрим вначале распрос посредственной временной когерентностью. В транение случайного импульса в свободном про режиме насыщения длина пространственной странстве от РЛСЭ до произвольной плоскости (поперечной) когерентности 0 r0, тогда как на расстоянии z, где находятся какие-либо эле время когерентности (продольная когерентность) менты рентгеновской оптики (см., также, [4-7]).

c 0.2 фс 0, что приводит к спектральной Представим поле импульса в плоскости источ ширине импульса E/E 0.1% [1, 3].

ника z = 0 (выходное окно ондуллятора РЛСЭ) в = 1/c и характерной спектральной шириной B виде E(r, 0, t) = As(r, t)exp(i0t), (1) дифракционного отражения, а также расходи мостью импульса и угловой шириной отражения.

где r = (x, y) – координата произвольной точки на На основе анализа данных [1, 3] можно пред источнике, 0 – средняя частота излучения, ложить следующую простую модель нестацио As(r, t) – медленно меняющаяся и в общем случае нарного импульса РЛСЭ со случайной временной случайная и комплексная амплитуда. Статисти субструктурой: A(t) = F(t)a(t), где F(t) описывает ческие свойства импульса (1) описываются кор огибающую импульса и является регулярной реляционной функцией функцией времени, a(t) – случайный стационар s(r, r;

t, t) = As(r, t)As*(r, t), (2) ный процесс, для которого среднее значение ам где угловые скобки означают усреднение по ан- плитуды a(t) = 0, средняя интенсивность самблю различных реализаций, что при s 0 a(t)a*(t) = 1 и функция () = a(t)a*(t + ) эквивалентно усреднению за промежутки време- временной когерентности не зависят от t. Для та ни, намного превышающие характерные времена кого случайного сигнала спектральная корреля флуктуаций поля. В общем случае импульс (1) ционная функция является -коррелированной, является неоднородным в пространстве и неста- т.е. a()a*() = G()( ), где, согласно ционарным во времени, т.е. коррелятор (2) не мо- теореме Винера-Хинчина, спектральная плот жет быть представлен в виде функции лишь раз- ность (энергетический спектр) этого сигнала ностей аргументов = r r и = t t. Иными G() = (1/2)()exp(i)d. (7) словами, импульс (1) не подчиняется теореме Случайный импульс A(t) является нестацио Винера-Хинчина.

нарным, так как его интенсивность I(t) = |F(t)|2и Представим поле (1) в виде разложения по корреляционная функция (t, ) = F(t)F*(t + )() плоским волнам с частотами = 0 + и волно меняются со временем. Следует, однако, отме выми векторами k = (q, kz), которые удовлетво тить, что функция временной когерентности ряют волновому уравнению, где kz = (k2 q2)1/2, такого импульса (t, )/[I(t)I(t + )]1/2 = () совпа k = /c. В итоге для поля импульса в плоскости z дает с функцией когерентности () случайного получим, что стационарного процесса a(t).

E(r, z, t) = A(r, z, t)exp(ik0z i0t), (3) Импульсы РЛСЭ можно преобразовать в где k0 = 0/c = 2/0, A(r, z, t) – медленно меняю- практически когерентные, т.е. с временем коге щаяся амплитуда: рентности cR 0, путем использования брэггов ских отражений высокого порядка с чрезвычайно A(r, z, t) = As(q, )exp(i1)dqd. (4) узкими кривыми отражения (рис. 1). При этом, Здесь As(q, ) - спектрально-угловые Фурье-ам однако, происходит уменьшение интенсивности плитуды поля (1) на выходе РЛСЭ, которые так отраженных импульсов почти в 200 раз (рис. 2).

же являются случайными функциями, явный вид P,S фазы 1(q, ;

r, z, t) см. в [4-6]. R Импульс (3) также неоднороден в простран- 1. стве и нестационарен во времени, так как его корреляционная функция tot(r,, z;

t, ) = A(r, z, t)A*(r+, z;

t+) (5) зависит ещё от r и t.

0. На 2-м этапе находится поле импульса, отра женного (или прошедшего) от кристалла, много слойной структуры, щели, коллиматора и т.п. на произвольном расстоянии z1 от этих элементов:

A(r, z1, t) = G(q, )A(q, )exp(i2)dqd, (6) 0. -0.004 -0.002 0.000 0.002 0. где A(q, ) – Фурье-амплитуды поля (4), G(q, ) /0, % - амплитудные коэффициенты отражения (про Рис. 1. Спектральная кривая дифракционного от хождения) от элементов рентгеновской оптики, ражения PR() (1), спектр падающего импульса 2 - детерминированная функция (см. в [4-6].

S() (2) и спектр огибающей |F()|2 (3).

Таким образом, корреляционная функция и интенсивность импульса (6) в плоскости наблю Рассмотрим симметричное отражение 400 в дения z1 определяются некоторым интегральным геометрии Брэгга от кристалла алмаза с толщи выражением, в которое входит корреляционная ной l = 30 мкм;

длина волны 0 = 0.1 нм, дли функция источника (2) (подробнее см. в [6-8]).

тельность импульса 0 = 30 фс, время когерент Влияние дифракции на статистические свой ности, которое примерно равно длительности ства случайного импульса существенным обра спайков s, c = 0.18 фс. Из рис. 1 видно, что зом зависит от соотношений между ширинами спектральная ширина огибающей импульса (кри спектра огибающей импульса 0 = 1/0, cпек вая 3) соизмерима с шириной брэгговского отра тральной плотности случайного сигнала c = жения, тогда как спектр импульса (кривая 2) дует, однако, отметить, что интенсивные осцил ляции на кривых R(t, ) в области 0 не стоит практически постоянен во всей области диф ракции. абсолютизировать, поскольку в этой области Длительность отраженных импульсов возрас- интенсивности самих импульсов близки к нулю тает примерно в полтора раза по сравнению с 0 (см. кривую 4 на рис. 3).

(41 и 45 фс), а сами импульсы, в отличие от гео- Таким образом, в настоящей работе с исполь метрии Лауэ, становятся асимметричными (рис. зованием спектрального подхода к задачам ста 2). Слабые максимумы в области t 120 фс свя- тистической оптики рассмотрено влияние диф заны с запаздыванием отражения от нижней по- ракционного отражения и прохождения на коге верхности кристалла (см. также в [4, 5]). рентные свойства частично когерентных фемто IR, % секундных рентгеновских импульсов с парамет I, % 0.8 рами, близкими к ожидаемым параметрам им 100 пульсов РЛСЭ. Получены общие выражения для интенсивностей и функций когерентности им 2 0. пульсов, отраженных от одного или двух со вершенных кристаллов. Показано, что высокая 0.4 степень пространственной когерентности им пульсов РЛСЭ позволяет существенно упростить задачу и рассматривать статистические характе 0. ристики импульсов в зависимости от времени когерентности исходного импульса, его длитель 0 0.0 ности и спектральной ширины области диф 0 50 100 150 ракционного отражения. Полученные результаты t, фс представляют интерес как для монохроматизации Рис. 2. Падающий импульс I(t) (1) и отраженные импульсов РЛСЭ, так и для анализа различных импульсы IR(t) после 1-го (2) и 2-го (3) крис- схем линий задержки на основе кристаллов.

таллов. Остальные параметры как на рис. 1. Рассмотрение проводилось в модели “холодного” кристалла. Учет влияния радиационных нагру, R зок, вызываемых мощными рентгеновскими им 1. пульсами, и связанных с ними неоднородными тепловыми полями и деформациями структуры кристаллов будет проведен в следующих публи кациях.

Один из авторов (В.Б.) благодарит РФФИ 0.5 (гранты № 09-02-00786, № 10-02-00768) и BMBF Project 05K10CHG. Авторы признательны М.

Юркову (M. Yurkov) за предоставление 3D FAST результатов расчетов импульсов SASE 1 РЛСЭ, а 1 4 также М. Юркову (M. Yurkov), Х. Зинну (H. Sinn) и Т. Чентчеру (Th. Tschentscher) за полезные об 0. -50 0 50 100 150 суждения.

, фс Рис. 3. Функции временной когерентности пада- [1] Altarelli M. et al. (eds.), XFEL. Technical ющего импульса () (1) и отраженного импульса Design Report. 2006. (DESY 2006-097. Hamburg.

Germany. http://xfel.desy.de/tdr/index_eng.html.).

R(t, ), после 1-го (2) и после 2-го (3) отражений;

[2] Saldin, E.L., Schneidmiller, E.A., Yurkov, M.V., 4 – импульс, отраженный от 1-го кристалла.


Nucl. Instr. and Meth. A., 429, 233 (1999).

Моменты времени t соответствуют положениям [3] Geloni, G., Saldin, E., Samoylova, L. et al., New максимумов на кривых IR(t) на рис. 2.

J. Phys., 12, 035021 (2010).

Время когерентности отраженных импульсов [4] Бушуев, В.А., Известия РАН. Сер. физ., 69, даже превышает их длительность, т.е. импульсы 1710 (2005).

становтся практически когерентными (рис. 3). В [5] Bushuev, V.A., J. Synchrotron Rad., 15, данном случае в заданном на рис. 3 интервале (2008).

времени cR1 80 фс, cR2 100 фс. Функции вре- [6] Bushuev, V., Samoylova, L., Nucl. Instr. and менной когерентности R(t, ) кардинально отли- Meth. A., 635, S19 (2011).

чаются по форме как от функции () для [7] Бушуев, В.А., Известия РАН. Сер. физ., 73, падающего импульса, так и от симметричных (2009).

функций R(t, ) в случае отражения в геометрии [8] Бушуев, В.А., Известия РАН. Сер. физ., 74, Лауэ. Асимметрия и осцилляции функции R(t, ) (2010).

вызваны интерференцией волн, отраженных от верхней и нижней поверхностей кристалла. Сле СПЛИТТЕРЫ РЕНТГЕНОВСКИХ ИМПУЛЬСОВ НА ОСНОВЕ МНОГОСЛОЙНЫХ СТРУКТУР В. А. Бушуев1, Л. Самойлова Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия European XFEL GmbH, Notkestr 85, Hamburg 22607, Germany E-mail: vabushuev@yandex.ru амплитудным коэффициентом отражения R(q, ) Проведен анализ параметров многослойных структур (МС), необходимых для расщепления и проходит с амплитудным коэффициентом про фемтосекундных импульсов рентгеновского лазе- хождения T(q, ), то поля зеркально отражен ра на свободных электронах (РЛСЭ) с произ- ного ER(r, t) и прошедшего ET(r, t) импульсов вольным соотношением интенсивностей отра- примут следующий вид:

женного и прошедшего импульсов.

EG(r,t) = G(q,)Ain(q,)exp(ikGr it)dqd, (2) Дифракционное отражение от кристаллов и где G = R, T;

kGx = K0x + q, kTz = kRz = (k02 kGx2)1/2, периодических МС широко используется для k0 = (0 + )/c (см. [1-3]). Коэффициенты R и T монохроматизации и коллимации рентгеновского вычислялись по рекуррентным соотношениям излучения. В [1, 2] показано, что при брэггов Парратта с учетом фактора Дебая-Валлера, опи ском отражении от монокристаллов импульсов с сывающего влияние шероховатостей границ МС длительностью 0 1 фс отраженные импульсы со среднеквадратичными высотами. Интенсив уширяются во времени на 1-2 порядка, их форма ности импульсов IG(r, t) = |EG(r, t)|2, где угло существенно отличается от временной зависи вые скобки обозначают статистическое усред мости падающего импульса, а пиковая интен нение.

сивность составляет единицы процента от пада Расчеты показывают [6], что излучение ющего импульса. Это обясняется тем, что спек РЛСЭ имеет вид импульсов с длительностью тральная ширина таких импульсов 0 = 2/ ~ 100 фс, имеющих крайне нерегулярную много намного превышает спектральную ширину брэг пичковую структуру с длительностью отдельных говского отражения B = B0ctgB, где B – субимпульсов (спайков) s 0.1-0.2 фс, разделен угловая ширина брэгговского отражения излуче ных интервалами времени 0.3-0.4 фс. Угловая ния с частотой 0, B – угол Брэгга, а длитель расходимость 1 мкрад (в канале SASE 1) [6].

ность отраженного импульса по порядку вели чины R 2/B 0. В работе [3] построена 1. статистическая теория дифракционного отраже ния и прохождения нестационарных во времени случайных фемтосекундных импульсов РЛСЭ.

Интенсивность Многослойные сплиттеры (splitters - “расще пители”) являются важными оптическими 0. элементами в экстремальной ультрафиолетовой и мягкой рентгеновской областях энергии [4, 5].

Представляет интерес рассмотреть задачу о нахождении таких параметров МС, при которых можно осуществлять деление падающего им- 0. 0 20 40 60 пульса РЛСЭ в области жесткого рентгеновского, угл.мин диапазона ( 0.1 нм) на отраженный и проходя Рис. 1. Коэффициенты отражения PR() (1) и про щий импульсы с заранее заданным соотноше нием между их интенсивностями (например, в хождения PT() (2) для МС Mo/Si на подложке из целях создания линий задержки в экспериментах кремния. Параметры МС: период d = 3 нм, = d1/d = 0.5, 0 = 0.1 нм, = 0 толщина подложки типа “pump-probe”).

Рассмотрим отражение произвольного им- 100 нм. Число периодов N = 30 выбрано из пульса условия PR()PT() в области 1-го брэгговского рефлекса при = B = 58.67 угл. мин;

PRmax = Ein(r, t) = Ain(r, t)exp(iK0r i0t), (1) = 49.2%, полная ширина брэгговского максимума который падает под скользящим углом на МС, (FWHM) B =2.1 угл. мин = 611 мкрад.

где Ain(r, t) – медленно меняющаяся в общем случае комплексная и случайная амплитуда;

K0 = На рис. 1 представлены типичные кривые = 0/c = 2/0. Представим (1) в виде двумерного отражения PR() = |R()|2 и прохождения PT() = Фурье-разложения со спектрально-угловыми ам- = |T()|2 для МС. Видно, что кривая дифрак плитудыми Ein(k0x, ) = Ain(q, ). Так как каждая ционного отражения почти на 3 порядка шире такая компонента поля отражается от МС с угловой расходимости импульсов РЛСЭ. Это обстоятельство приводит, помимо прочего, также по сравнению с кристаллами, так как МС, в и к большой спектральной ширине области отличие от кристаллов, не меняют когерентных отражения B по сравнению с шириной спектра свойств R- и T-импульсов по сравнению с па дающим импульсом, т.е. не вносят искажений, 0 даже ультракоротких импульсов РЛСЭ.

которые достаточно трудно учитывать при обра Пусть на МС падает гауссовский импульс с ботке соответствующих экспериментов.

длительностью 0 = 0.1 фс. Из рис. 2 видно, что Если определена пара материалов и задан ширина спектра этого импульса намного уже какой-то угол Брэгга (т.е. период МС), то кривых PR() и PT() в области брэгговского единственной возможностью управления интен рефлекса. Из (2) легко видеть, что это приводит к сивностями IR(t) и IT(t) является подбор числа тому, что после отражения и прохождения этого бислоев (периодов). Ниже для определенности импульса через МС его форма практически не рассмотрена ситуация, когда требуется получить меняется, а лишь уменьшается интенсивность импульсы с равными интенсивностями, т.е.

(см. также рис. 3).

IR(t) = IT(t).

1. Задача решается следующим образом. Выби Спектральная интенсивность 3 рается начальное число периодов N и вы числяются интенсивности IR и IT при = B, где угол Брэгга определяется как угловое положение максимума отражения. Затем число периодов 0. увеличивается, и процедура каждый раз пов торяется с одновременным сравнением интен сивностей IR(t) и IT(t). Отсюда находится число периодов N1, при котором достигается равенство IR = IT. Ясно, что наличие шероховатостей дол 0. -10 -5 0 5 жно приводить к увеличению этого искомого /0, % числа N1 от высоты шероховатостей.

Рис. 2. Спектр падающего импульса |Ain()|2 На рис. 4 приведены кривые IR и IT как (кривая 1) и спектральная зависимость коэф- функции числа бислоев N для идеально гладкой фициентов отражения PR() (2) и прохождения МС Mo/Si (треугольники 1, 2) и для МС с PT() (3) при угле скольжения = B. высотами шероховатостей = 0.3 нм (кружки 3, 4). Для наглядности эти графики приведены в На рис. 3 представлены результаты расчетов широком интервале значений N.

для отражения и прохождения падающего им пульса, имеющего вид некоторого фрагмента импульса РЛСЭ, рассчитанного М. Юрковым. PR Интенсивность, % 1. Интенсивность 0.5 P 2 T 10 20 30 40 50 Число периодов МС 0.0 Рис. 4. Интенсивности отражения (кривые 1, 3) и 126 128 130 132 прохождения (кривые 2, 4) для МС Mo/Si при Время, фс высотах шероховатостей = 0 (кривые 1, 2) и Рис. 3. Интенсивность отраженного IR(t) (кривая = 0.3 нм (кривые 3, 4) в зависимости от числа 2) и проходящего IT(t) (3) импульсов при падении периодов N. Период МС d = 3 нм, = 0.5, на МС случайного импульса Iin(t) (кривая 1).

0 = 0.1 нм. Вертикальные штриховые прямые линии указывают искомые значения числа Как уже отмечалось, спектральная ширина периодов N1.

брэгговского отражения EB/E от традиционных МС составляет 1-5% (см. табл.), что много Из рис. 4 видно, что для идеально гладкой больше ширины спектра импульса РЛСЭ МС условие IR IT выполняется для МС с числом E/E 0.1%. В этом случае из (2) следует, что периодов N1 = 28, а для МС с шероховатыми интенсивности отраженного и проходящего им границами раздела N1 = 34.

пульсов определяются простыми выражениями:

В табл. приведены результаты расчетов N1, IR(t) = |R|2Iin(t), IT(t) = |T|2Iin(t). Использование МС EB/E и IR для МС, наиболее часто обсуждаемых с широкими кривыми отражения и прохождения в литературе. Соответствующие кривые отраже в ряде случаев является более предпочтительным ния и прохождения для МС Mo/Si приведены на рис. 5. IR,T, % Из табл. видно, что наиболее оптимальными являются структуры Mo/Si, Mo/B4C и Cr/B4C, так как характеризуются наибольшими коэффици ентами отражения и достаточно малым требу- емым числом периодов. Структуры W/Si и W/B4C отличаются наибольшими значениями спектральной ширины и наименьшими коли- чествами периодов N1, а наличие шероховатостей не так сильно приводит к увеличению этого числа. Обсуждавшиеся выше МС на основе Al2O3/B4C более пригодны в целях моно хроматизации и приведены здесь для сравнения с параметрами остальных МС. -10 -5 0 5 E /E, % В заключении отметим, что применение МС для монохроматизации импульсов РЛСЭ Рис. 5. Спектральные зависимости интенсивнос является нецелесообразным (по крайней мере, в тей отражения (кривая 1) и прохождения (кривая 1-м порядке отражения, см. в [3]). Однако МС 2) для МС Mo/Si. Количество периодов N1 = 34, могут служить хорошим инструментом для период d = 3 нм, = 0.5, = 0.3 нм, 0 = 0.1 нм.

изменения направления (на 1-3 градуса) распространения рентгеновских импульсов с достаточно малой потерей интенсивности.

Таблица Число периодов N1, спектральная ширина брэгговского отражения 1-го порядка EB/E и интенсивность отражения IR IT для МС с периодом d = 3 нм, = 0.5 и среднеквадратичными высотами шероховатости = 0 и = 0.3 нм (указано в скобках). Длина волны 0 = 0.1 нм, угол Брэгга B 0.98°, подложка из нитрида бора с толщиной 1 мкм, которая в области углов B пропускает 98.4% излучения.

МС W/Si W/B4C Mo/Si Mo/B4C WSi2/Si Cr/B4C Al2O3/B4C N1 15 15 28 28 34 41 (18) (18) (34) (34) (41) (50) (141) EB/E, % 6.6 6.5 3.8 3.8 3.0 2.5 0. (5.4) (5.4) (3.1) (3.1) (2.5) (2.1) (0.76) I R, % 34.9 35.0 44.8 44.9 35.4 42.9 48. (31.3) (31.3) (43.5) (43.6) (32.2) (41.5) (48.0) результатов расчетов импульсов SASE 1 РЛСЭ, а Таким образом, в настоящей работе проведен также М. Юркову (M. Yurkov), Х. Зинну (H. Sinn) анализ параметров МС для использования их в и Т. Чентчеру (Th. Tschentscher) за полезные качестве “сплиттеров” импульсов в жестком обсуждения.

рентгеновском диапазоне энергий. Следует отме тить, что использование скользящих углов паде ния позволит (вследствие увеличения площади [1] Бушуев, В. А., Изв. РАН. Сер. физ., 69, засветки) почти на порядок уменьшить радиа- (2005).

ционную нагрузку мощных импульсов РЛСЭ на [2] Bushuev, V. A., J. Synchrotron Rad., 15, многослойные структуры по сравнению с (2008).

отражением от кристаллов. Оценки показывают, [3] Bushuev, V., Samoylova, L., Nucl. Instr. and что из-за более широкой линии брэгговского Meth. A., 635, S19 (2011).

максимума по сравнению с кристаллами и малых [4] Haga, T., Takenaka, H., Fukuda, M., J. Vac. Sci.

значений углов Брэгга требования к мини- Technol. B., 18, 2916 (2000).

мальной величине длительности импульса РЛСЭ [5] Takenaka, H., Ichimaru, S., Gullikson, E. M., J.

снижаются почти на два порядка. Таким образом, Electron Spectrosc. Relat. Phenom., 144-147, даже субфемтосекундные импульсы с длитель- (2005).

ностью 0.01 фс могут отражаться от МПС [6] Geloni, G., Saldin, E., Samoylova, L. et al., New практически без изменения длительности, формы J. Phys., 12, 035021 (2010).

и потери пиковой интенсивности.

Один из авторов (В.Б.) благодарит РФФИ (гранты № 09-02-00786, № 10-02-00768) и BMBF Project 05K10CHG. Авторы признательны М.

Юркову (M. Yurkov) за предоставление 3D FAST 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 осаждением TiO2 на поверхность подложки, так Сверхтонкие химически стойкие плёнки 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 силовой микроскопии. С другой стороны, метод плёнки оксида гафния широко применяются рентгеновского рассеяния позволяет извлечь в высокоточной оптике и многослойных лишь статистические параметры шероховатости, рентгеновских зеркалах [2].

не предоставляя данных о её реальном виде.

Однако при выращивании сверхтонких Согласно теории возмущений по высоте слоёв HfO2 физические и химические параметры 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.



Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 8 |
 





 
© 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.