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 | 7 |   ...   | 8 |

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

-- [ Страница 5 ] --

длина наклонных пор lsl,()= 160(80) нм;

радиус вертикальных пор Rv, ()=55(25)нм;

длина вертикальных пор lsl, ()=250(100)нм;

n-отношение числа наклонных пор /нормальных пор=4;

угол наклона пор к поверхности 47-56 угл.град.

Работа выполнена при частичной финан совой поддержке грантов Российского фонда фундаментальных исследований (№ 10-02-00527 а и № 10-02-00445-а).

Рис. 2. Полученные на основе подгонки [1] Sangwal, K. Etching of Crystals, Theory, теоретические карты RSM InP(004) для образца Experiment and Application. North-Holland.

#245 при = 00 (в) и 900 (г). Amsterdam, Oxford, NewYork, Tokio, 1987.

[2] Ulin, V.P., Konnikov, S.G., Semiconductors, 41, Анализ РЭМ изображений показывает, что 845 (2007).

пористый слой толщиной 5-6мкм, как и [3] Pietsch, U., Holy, V., Baumbach, T., High предполагалось по технологии анодирования, Resolution X-ray Scattering from Thin Films and состоит из четырех пар бислоев с различно Lateral Nanostructures. Springer- Verlag, New ориентированными порами. Только три York, 2004. 408 p.

внутренних бислоя можно рассматривать как [4] Чуев, М.А., Ломов, А.А., Имамов, Р.М., сохраняющие средние параметры пор. Верхний Кристаллография, 51, №2, 208 (2006).

слой при формировании находился в условиях [5] Mariager, S.O., Sorensen, C.B., Aagesen, M., et нуклеации пор: наблюдаются поры разных al., Appl. Phys. Lett., 91, 083106 (2007).

направлений и размеров. Необходимо отметить, [6] Lomov, A.A., Punegov, V.I., Vasiliev, A.L., et что большое число «нормальных» к поверхности al., Crystallography Reports, 55, №2, 182 (2010).

пор сильно искривлено, и они не могут давать заметное рассеяние на картах RSM в СПЕЦИФИКА ИДЕНТИФИКАЦИИ СТРУКТУРЫ НАНОЧАСТИЦ.

С.К. Максимов, К.С.Максимов.

НИУ Московский институт электронной техники, 124498, Зеленоград, проезд 4806, д. 5.

maksimov_sk@comtv.ru Формирование атомарной и дефектной Для частиц на основе бинарных компози структур в нанообласти – это взаимозависимый ций поверхностное натяжение вызывает форми единый процесс, специфика которого определя- рование антифазных доменов, поскольку при ется его неравновесным характером и огромной этом подавляется «рифление», и поверхность ролью напряжений поверхностного напряжения может обогащаться компонентом, снижающим [1]. Если плоскость двойникования параллельна поверхностное натяжение. Каждая грань стре поверхности, то двойники не вызывают на ней мится обзавестись своими двойниками и своим ступеней, поэтому оптимальным механизмом доменом, и по мере роста частицы её дефектная структура стабилизируется [4].

релаксации напряжений поверхностного натяже При двойниковании в обратной решетке ния для наночастиц является двойникование [2].

Двойникование наблюдалось в наночастицах Al, возникают плоскости c двойниковыми рефлек в массивных кристаллах которого оно невоз- сами, отстоящие для ГЦК вдоль [111] друг от друга на 0,1 -1, и при отклонении от точной можно, в BN оно сопровождалось нарушениями порядка в чередовании ионов компонентов, проекции захватываются рефлексы из других множественное двойникование наблюдалось в плоскостей. На рис.2 типичная (А) и аномальная Au4Pd28(CO)22(PMe3)16. В частице Au размером в (Б) электронограммы с двойниковыми рефлекса 5 нм присутствовали 5 двойников [3]. ми для Ca1-xLaxF2+x со структурой CaF2 [5].

Рис. 2. Электронограммы кубического Ca1-xLaxF2+x со структурой CaF2. А – обычная электроно грамма с двойниковыми рефлексами в позициях рефлексов 211 (а), сателлитами (б), рефлексами, обу словленными двойной дифракцией (в);

штрих на врезке указывает плоскости, рефлексы которых рас сматривались для объяснения электронограммы. Б – «аномальная» электронограмма, отвечающая откло v нению от проекции [111] вокруг направления [ 1 10 ], на которой двойниковые рефлексы отсутствуют, и позиции отсутствующих двойниковых рефлексов « 211 » указаны точками, присутствуют рефлексы 200??, (К) формирующие прямоугольную сетку образованную направлениями a =[ 11 0 ] и b = [110] при отношении da/db = 0,95, формирование К-рефлексов за счет многократного рассеяния исключено в виду отсутствия двойниковых отражений;

сателлиты «а» отвечают двойникам 111, сателлиты «б» – двойникам 1 11, сателлиты «в» – двойникам 11 1, суммирование смещений 1 11 приводит к «двойни ковым» смещениям 002, штрих на врезке указывает плоскости, рефлексы которых рассматривались для объяснения электронограммы Отклонение от квадратичной формы сетки турировании могут возникать необычные К-рефлексов необъяснимо отклонением от точ- плоскости двойникования, во-вторых, может ной проекции [111]. Отношение da/db = 0,95 воз- происходить суммирование смещений, свя можно только при наклоне в 18,5°, что не ре- занных с единичными двойниками 1 11. Од ально. К-рефлексы не получили объяснения в нако возможность этих эффектов надо доказать.

рамках двойной дифракции при участии струк- В частном случае, когда в результате двой турно/двойниковых или двойниково/двойнико- никования проекция hkl переводится в проекцию вых пар отражений. Поэтому возможны два объ- h1k1l1 c набором индексов, возникающим при яснения феномена, во-первых, при нанострук простой перестановке индексов hkl, а плоскость избирательно подавление рефлексов. Рис. 3 ил двойникования пересекает плоскость hkl по на- люстрирует подобную ситуацию для La2CaF8, правлению, являющемуся также направлением имеющего тригональную решетку [3].

пересечения плоскостей hkl и h1k1l1, наблюдается Рис. 3. Экспериментальная электронограмма для проекции [ 102 ] (А) La2CaF8 и расчетные электро нограммы для проекций [ 102 ] (Б) и [ 012 ] (В). Прямой шрифт – присутствующие отражения, курсив – отсутствующие, точками на рис. 3-А отмечены позиции отсутствующих рефлексов.

Правило погасания для тригональной { 12 0 } не пересекают плоскость ( 102 ) по на структуры: hu + kv + (hv + ku) + lw = 0, правлению [111], Особенностям рис.3-а отвечает где hkl – индексы рефлекса и uvw – индексы двойникование со смещением [ 11 0 ], в результа плоскости проекций. На электронограмме 3-А те которого решетка разворачивается от проек отсутствуют ряды, получившие нечетные номе ции [ 102 ] к проекции [ 012 ]. Наноструктури ра, рефлексов. разрешенных для ( 102 ), нулевой рование может вести к двойникованию, не ряд 111 проходит через рефлекс 000. Все 6 реф обычному для массивных кристаллов.

лексов типа 12 0 наблюдаются на проекции В ГЦК кристаллах на двойниковых грани [001], т.е., они не запрещены для La2CaF8, но от- цах наблюдаются смещения по направлениям сутствуют на проекции [ 102 ]. Единственное [111], и фазовые скачки на двойниковых грани объяснение: подавление рефлексов, обусловлен- цах не вызывают наложения рефлексов и их по ное двойникованием. Двойникование в решетке давления. Эта закономерность нарушается в результате наноструктурирования (рис. 3).

LaF3 имеет смещение [ 12 0 ], но плоскости Рис. 3. Проявления двойникования на электронограммах кубического Ca1-xLaxF2+x со структурой CaF2. Рис. 3-а. Средняя плотность двойников;

двойниковые отражения маркированы точками;

ряды реф лексов, ориентированные вдоль направления пронумерованы, нулевой ряд проходит через рефлекс 000, характерная интенсивность отражений ряда закономерно уменьшается с удалением от 000. Рис. 3-Б, вы сокая плотность двойников, двойниковые отражения размыты вплоть до превращения их в диффузные тяжи по направлениям 111;

развиты сателлиты, смещенные вдоль направления [ 11 0 ] и отвечающие двойникам 111 и 111 рефлексы нечетных рядов имеют более низкую среднюю интенсивность, чем чет ных, 5-й ряд отсутствует вообще, и позиции его рефлексов 33 7 или 44 6 указаны звездочками Изменения характерной интенсивности ря- зываться и суммированием смещений элемен дов рефлексов аналогично её изменениям на рис. тарных двойников и нетрадиционным характе 2 и обусловлено двойникованием. Необычная ром двойникования в условиях наноструктури ориентация направления вариаций интенсивно- рования. Однако эффект, обусловленный сумми сти может быть объяснено только тем, что про- рованием смещений, обнаружен в том же исходит суммирование смещений двойников 111 Ca1-xLaxF2+x, и объяснение К-рефлексов сумми рованием обычных двойниковых смещений и 111, и возникают «двойниковые» смещения представляется более логичным.

220 и 2 2 0, что для обоих случаев означает ин На рис. 4 представлены электронограммы версию тетраэдра Томсона. Результаты, зафик- упорядоченного La2CaF8. Они отвечают одной и сированные рисунками 2 и 3, означают, что воз той же проекции [ 116 ], но имеют отличия.

никновение К-рефлексов рисунка 1-Б может вы Рис.4. Электронограммы упорядоченного тригонального La2CaF8 для проекции типа [ 116 ], ряды рефлексов вдоль направления [ 1 10 ] пронумерованы, нулевой ряд проходит через рефлекс 000;

индексы структурных отражений указаны прямым шрифтом, сверхструктурных – курсивом. Рис. 4-а. звездочками * и литерами указаны отражения, которые для проекции [ 116 ] имеют иррациональные индексы (несо вместные отражения), литерами указаны точки, в которых несовместные отражения отсутствуют, врез ка «А» характеризует сечение обратной решетки вдоль [ 116 ];

врезка «Б» отвечает части проекции [001].

Рис. 4-Б. Изменения интенсивности сверхструктурных отражений противоположны изменениям интен сивности структурных;

сверхструктурные отражения нулевого ряда, напр., 100 или 200 имеют интенсив ности, которые меньше интенсивностей сверхструктурных рефлексов рядов -1 и 1;

напр., 431 или 43 1 ;

в ряду 2 сверхструктурные рефлексы отсутствуют вообще, но вновь появляются в ряду 3.

Врезки и разметка на рис. 4-А отражает по- вен (2n+1). Смещения [100] на антифазных гра пытки найти другое объяснение несовместным ницах вызывают фазовые скачки 2/3, и ампли рефлексам, в частности, совместным влиянием туда суммарного рассеяния при сосуществова двойников и антифазных границ. Объяснение нии двойниковой и антифазной границ для сверхструктурных рефлексов нулевого и 2-го несовместных отражений за счет рассеяния на рядов ~ cos 2/3, а для 1-го и 3-го рядов ~ 7/3. и антифазных границах вращения типа «лесен ка», в качестве которых выступают границы со при прочих равных условиях сверхструктурные смещением [100], остается единственным. рефлексы нечетных рядов имеют интенсивность, Рис.2. отражает эффекты сосуществования в 3 раза выше интенсивности рядов четных.

двойников и антифазных границ. Двойникование Наноструктурирование изменяет усло вия дифракции, что отражается на электроно со смещением [ 12 0 ], обычным для структур граммах. Без понимания их закономерностей LaF3, подавляет интенсивности структурных от невозможно объяснить структурирование.

ражений в нечетных рядах: 1-ом и 3-ем, для ко торых скачок фазы на двойниковой границе ра 1. Barnard A.S. Reports on Progress in Physics, 2010. V. 73, No 8, pp. 86502- 2. Rossi G., Ferrando R. Journal of Physics: Condensed Matter. V. 21, No 8. P. 84208-84218, (2009).

3. Wang Y. Q., Liang W. S., Geng C. Y. Nanoscale Res Lett. 2009. No 4. Р. 684-688.

4. Wittig J., Wellons M., Lukehart C., et al. & Microanal. V. 14, Suppl. 2. P. 348-356 (2008).

Максимов С.К., Максимов К.С. Неорганические материалы. 2007. Т.43, №5. С. 626-631.

5.

6. Максимов С.К., Максимов К.С.. Неорганические материалы.2008. Т. 44, №. 8. C. 1007-1013.

7. Maximov B.A., Schulz H. Acta cryst. 1985. V. B41. P. 88-91.

ПЕРСПЕКТИВЫ КОНТРОЛЯ НАНОЧАСТИЦ МЕТОДАМИ РЭМ С.К. Максимов, К.С.Максимов.

НИУ Московский институт электронной техники, 124498, Зеленоград, проезд 4806, д. 5.

maksimov_sk@comtv.ru Технологии формирования наночастиц по- должен предусматривать разделение массива на тенциально позволяют путем вариаций состава, фракции частиц с идентичными структурно структуры и огранки (габитуса) получать части- морфологическими параметрами, т.е., опираться цы с желательными каталитическими свойства- на исследования этих параметров для отдельных ми, т.е., со способностью стимулировать необхо- частиц. Контроль габитуса – прерогатива микро димые реакции в окружающей среде. Эта их осо- скопических методов: сканирующей зондовой бенность востребована в медицине, и фармако- микроскопии (СЗМ), просвечивающей электрон логии, для которых перспективы, обусловленные ной микроскопии (ТЭМ), растровой электронной освоением нанотехнологий, и, в первую очередь, микроскопии (РЭМ) [2]. Идентификация струк наночастиц невозможно переоценить [1]. Однако туры отдельной частицы может осуществляться каталитические возможности наночастиц, опре- только электронографическими методами. Не деляющие перспективы их использования, явля- существует проблем с идентификацией структу ются также причиной величайших рисков.

В на- ры и габитуса отдельной частицы или несколь номире следует различать интегральную катали- ких частиц, но при массовом производстве один грамм нанопродукции может содержать 1013 – тическую активность массива, отражающую 1019 частиц. Ни СЗМ, ни ТЭМ не могут работать суммарную площадь поверхностей, формирую с такими массивами, и только РЭМ позволяет щих его частиц, и индивидуальную каталитиче получать и обрабатывать изображения массивов, скую активность частицы, определяемую её начитывающих 106 частиц. Если ТЭМ изобра структурой и габитусом. В наномире размер структура и габитус термодинамически взаимо- жения формируются при фиксированных усло связаны. Не существует технологий, в которых виях (по ускоряющему напряжению, расходимо формируются частицы только одного размера. сти/сходимости освещающего пучка, увеличе Технологии получения наночастиц основаны на нию, плоскости фокусировки, коррекции астиг принципиально неравновесных процессах, и, как матизма и аберраций и пр.) то характеристики все технологии такого типа, они не устойчивы к изображений (форма, размеры и распределения случайным факторам. Поэтому в массиве частиц, интенсивности) однозначно связаны со струк полученном в едином процессе, могут присутст- турно-морфологическими параметрами объектов вовать частицы с разной индивидуальной ката- [4]. И, принимая во внимание скорости сканиро литической активностью, в том числе, частицы, вания в РЭМ, эта закономерность РЭМ изобра имеющие разные активности и один и тот же жений может быть основой метода выходного размер, а, учитывая многообразие процессов, контроля при массовом производстве частиц.

протекающих в живом организме, наличие час- Реализация подобного подхода связана с тиц с другой индивидуальной активностью все- решением двух факторов. Во-первых, в настоя гда связано с высочайшими рисками [1-3]. Риски, щее время отсутствуют приборы, обеспечиваю присущие наноразмерным частицам, имеют не щие необходимую стабильность формирования только «внешнюю» экологическую направлен- изображений. Сканирование осуществляется пу ность, они представляют не меньшую опасность тем наклона освещающего пучка;

и по мере воз также в той сфере, для решения которой они растания угла отклонения фокальная точка ухо предназначены. Невозможно отказаться от пер- дит от плоскости исходной фокусировки, а также спектив, обеспечиваемых этими наночастицами;

нарушается коррекция астигматизма и аберраций минимизация рисков должна гарантироваться [5]. Специалисты JEOL и Hitachi считают, что выходным производственным контролем [2,3]. решение этой проблемы трудностей не предста Переход к массовому производству наноча- вит, но для оптимизации РЭМ необходимо убеж стиц для медицины и фармакологии должен про- денность в востребованности подобного РЭМ.

изойти к 2015 году [1]. Так что времени на рас- Большие сложности связаны со второй пробле качку не осталось, но, как это не печально, не мой: выявлением зависимостей между структу известны предложения не только по конкретным рой и морфологией частиц с одной стороны и методам этого контроля, но даже по общему характеристиками изображений с другой. Реше подходу к этому контролю. Более того, не при- ние проблемы выходного контроля возможно нят даже стандарт безопасности, который дол- только при его разделении на 2 этапа: на 1-м от жен лежать в основе выходного производствен- рабатывается его процедура для каждой разно ного контроля. Причины возникших затруднений видности частиц. На этом этапе классифициру очевидны. В свете всего вышесказанного вход- ются изображения и устанавливаются соответст ной производственный контроль не может сво- вия между ними и параметрами объекта, и его диться к интегральному контролю массива. Он логично совместить со стадией отработки техно логии данных частиц. На этой стадии массового бражений, отвечающих пучкам с разной сходи производства нет, и при решении проблемы со- мостью. При движении по поверхности трехмер ответствия ТЭМ методы не являются лимити- ного объекта размеры пробы (сечения пучка по рующим фактором. Собственно контроль в про- верхностью объекта), отвечающей пучку с боль изводстве осуществляется посредством выявле- шим углом сходимости, увеличиваются при уда лении от плоскости фокусировки, т.е., проба де ния типовых изображений, отвечающих части фокусируется и эту дефокусировку можно име цам с определенными структурно-морфологичес новать в отличие от дефокусировки, обусловлен кими характеристиками. Однако при текущем ной режимом работы объективной линзы, габи контроле всегда должны возникать ситуации, при которых требуется подтверждать соответст- тусной. Поэтому, если вычесть из распределения вия, а обращение к ТЭМ при этом делает кон- интенсивности для изображения, полученного в троль не эффективным. Поэтому предложен ме- пучке с большим углом сходимости, изображе тод определения габитуса, основанный на РЭМ ние, сформированное в параллельном пучке, изображениях, в котором переход от получения можно получить разность распределений, одно значно отражающую форму объекта. Существует изображения частицы к определению её габитуса два подхода к использованию габитусных дефо осуществляется простым измерением режима кусировок. Первое из них, основано на том, что работы микроскопа.

распределения, полученные при фокусировке на Метод стал возможен в результате появле ния приборов с корректорами сферической абер- некоторое сечение объекта, пересекаются по ли рации и управляемой сходимостью освещающе- нии, по которой плоскость фокусировки пересе го пучка [5]. Он основан на сопоставлении изо- кает поверхность объекта (рис.1, 2) Рис.1. а – объект;

1, 2, образующие пучков с различными сходимостями;

пучки сфокусированы на одно и то же сечение объекта «с»;

точка f лежит на линии пересечения плоскости фокусировки и поверхности частицы, сечения пучков плоскостью фокусировки в точке f одинаковы, а потому одинаковы также их воздействия на освещаемый объект, что обуславливает идентичность выхода электронов отдачи в окре стности точки f;

поэтому профили интенсивности, отвечающие изображениям в разных пучках, должны пересекаться вблизи точки f, а разностные профили иметь экстремумы или проходить через ноль в точке f. Рис. 2. Тонкая линия соответствуют профилю интенсивности, полученному в «параллельном» пучке;

жирная линия – профилю интенсивности, полученному в сходящемся пучке;

сходящийся пучок первона чально фокусируется строго на плоскость подложки, далее плоскость фокусировки перемещается на из вестное расстояние Z к сечению z3, (приведенный на рисунке «жирный» профиль соответствует фокуси ровке на плоскость z3);

при формировании изображения в параллельном пучке все точки на поверхности объекта (и в том числе точка, определенная как z3) находятся в фокусе;

поэтому оба профиля реально отвечают фокусировке на плоскость z3, и точка z3 является точкой пересечения двух профилей (также как точкой экстремума на разностном профиле);

т.е., расстояние точки на поверхности объекта, которой на изображениях отвечает точка z3, от плоскости подложки или расстояние, которое имела бы точка z3 на трехмерном изображении объекта в реальном пространстве равны Z;

перемещая плоскость фокусировки на разные расстояния от плоскости подложки и формируя изображения, отвечающие разным сечениям объекта, можно определить расстояния любого числа интересных точек объекта от плоскости подложки (в том числе высоту объекта h) или трансформировать распределение интенсивности в пространстве ин тенсивностей в трехмерное изображение объекта в реальном пространстве. Рис.3. Рисунок к другому методу. Если объект поочередно перемещать на плоскости, эквидистантно удаленные от плоскости фо кусировки «a», то при использовании одного освещающего пучка с фиксированным углом сходимости формируются два изображения, различающиеся различными условиями фокусировки. При движении пробы по поверхности объекта при его положении на плоскости «b» проба удаляется от плоскости фоку сировки, а при его положении на плоскости фокусировки «c» – приближается. В результате влияние одно и той же габитусной дефокусировки на изображение удваивается;

использование эквидистантно удален ных плоскостей позволяет при диаметре пробы в 1 нм определять габитус объектов высотой в 5 нм, а при уменьшении пробы до 0,3 – 0,4 нм (это обещает Hitachi), контролировать субнанометровые кластеры.

Метод, основанный на фокусировках пучков с 10 нм. Для контроля объектов с размерами разной сходимостью на одно и то же сечение нм предлагается использовать метод «двух экви объекта, не применим к объектам с размером дистантно удаленных плоскостей локализации объекта Идея метода иллюстрируется рис. 3, он восстановление формы объекта осуществляется позволяет удвоить влияние габитусной дефоку- посредством расчетной обработки разностного сировки на разностный профиль. В этом методе профиля на основе выражения [5]:

1 ( x xc ) ( x xc ) 2 J exp exp dxc I = 12 2 1 Rr и = z f +r f где 1 и 2 радиусы проб пучков с разной сходимостью. I – кривая воздействий на объект [14], xc – коор дината центра пробы, J – суммарная интенсивность зонда, – радиус пробы, z – расстояние точки на по верхности объекта от диафрагмы объективной линзы, а R – размер её отверстия, f – фокусное расстояние, r – размер сечения пучка плоскостью фокусировки, |z – f| – удаление точки на поверхности объекта от плоскости фокусировки, область интегрирования X зависит от латерального размера объекта.

Для контроля частиц меньших 5 нм воз- и максимумы, отвечающие сходящемуся и па можны подходы, основанные на эффектах, на- раллельному пучкам зарождаются в разных точ рушающих однозначность соответствия между ках (рис. 4), что позволяет определить высоту формой объекта и РЭМ изображением. Если объекта как h = 2d/tan. Аналогично можно оп проба при сканировании пересекает линию, уда- ределить высоту точки объекта, на которой про ленную от боковой грани на расстояние свобод- исходит выход пробы для сходящегося пучка за ного пробега, ее дальнейшее движение сопрово- контур объекта (рис. 5), а положение края объек ждается формированием максимума интенсивно- та по точке пересечения проб при фокусировке сти. Расстояние от боковой грани до точки, в на плоскость подложки. Можно также получить которой находится центр пробы и начинает фор- несколько точек, для боковых граней, используя мироваться максимум, зависит от размера пробы, пучки с разными сходимостями.

Рис. 4. Профили интенсивности для объекта с плоской верхней гранью, жирная линия – параллельный пучок, тонкая – сходящийся, s – плоскость подложки, a, b – сечения проб, a1, b1- центры проб (начала формирования максимумов), d – расстояние между центрами проб;

h – высота объекта;

f и g – точки верхнего и нижнего краёв прототипа;

штриховая линия – невидимая часть профиля, отражающего верх нюю грань;

i – расстояние свободного пробега. Рис. 5. Профили интенсивности для объекта полуэллип соидной формы. 1 – объект;

2 – подложка;

жирная линия – параллельный пучок, тонкая – сходящийся;

a, b – сечения проб;

a1 и b1 – позиции центров проб;

ax и bx – позиции проекций центров проб на плоскость подложки;

00I – линия, проходящая через контур объекта;

0 – край подошвы объекта;

стрелками указаны точки переломов профилей.

Хотя полученные формы объектов яв- которой строится расчетное изображение про ляются приблизительными, они отражают тотипа, которое далее подгоняется к его экс истинный габитус объекта со всеми нюанса- периментальному путем вариаций парамет ми, и поэтому могут использоваться, как про- ров прототипа.

тотипы объекта в стандартной процедуре, при 1. Nanotoxicology. Characterization, Dosing and Health Effects. Eds. Montairo-Riviere N., N.Y., Informa Healthcare USA, 450 P, (2007).

2. Максимов С.К., Максимов К.С. // Российские нанотехнологии. Т. 4, № 3-4, С. 59-70 (2009).

3. Максимов С.К., Максимов К.С. // Нанотехника. № 18, С. 5-12, (2009).

4. Goldstain J., Newbury D., Joy D., et al. Scanning Electron Microscopy and X-Ray Microanalysis. Kluwer Acad. & Plenum Publ. N.Y. USA. 663 P. (2005).

5. Максимов С.К., Максимов К.С. // Письма в ЖТФ. Т. 36, № 20, С. 21 – 28 (2010).

НОВЫЙ ПОДХОД К ОПРЕДЕЛЕНИЮ МАССОВОГО КОЭФФИЦИЕНТА ПОГЛОЩЕНИЯ ПРИ РФА ТОНКИХ Ti/Co ПЛЕНОК Н. И. Машин, Р.В. Лебедева, А.Н. Туманова, А. А. Ершов Государственное образовательное учреждение высшего профессионального образования «Нижегородский государственный университет им. Н. И. Лобачевского», Н. И. Лобачевского, ННГУ им. Н. И. Лобачевского, г. Нижний Новгород, пр. Гагарина, д. 23, корп. mashin@chem.unn.ru Использование тонкопленочных систем в сочетании с уже имеющимися в нашем различных областях науки и техники связано с распоряжении однослойными пленками необходимостью определения, как состава, так кобальта на поликоре разной поверхностной и толщины каждого слоя. Из известных физико- плотности они служили для формирования методов при определении химических двухслойных Ti/Co систем.

указанных параметров наиболее эффективно Исследования проводились с применением применение рентгенофлуоресцентного анализа энергодисперсионного анализатора EDX- (РФА). Роль и значение РФА определяются его (фирмы Shimadzu, Япония). Для возбуждения достоинствами, среди которых спектра использовалась рентгеновская трубка с многоэлементность, возможность осуществлять Rh-анодом (мощность 50 Вт, напряжение 30 кВ, анализ без деструкции исследуемого образца, ток 130 мкА). Регистрации излучения экспрессность и относительно высокая проводилась с помощью детектора Si(Li), время точность. экспозиции 100 с, коллиматор 10 мм.

Основной трудностью, ограничивающей Линейные градуировочные зависимости применение данного метода для анализа строили с использованием комплектов ТП пленочных структур, является отсутствие титана и кобальта на поликоре, которые специфического эталонного набора пленочных представляли собой серию из восьми образцов слоев, необходимых при определении массовых сравнения (ОС) каждого элемента, имеющих коэффициентов поглощения. Точность расчета одинаковую поверхностную плотность (mTi=167.1 и mCo = 83.8 мкг/см2) и подложки из этих коэффициентов существенно влияет на величину погрешности при определении поликора без пленки. Следует отметить, что ТП исследуемых параметров слоев многослойных удовлетворяли критерию «тонкого слоя».

систем. Поверхностную плотность пленок титана и кобальта ms находили взвешиванием подложки Для определения массового коэффициента из поликора до и после напыления на нее ТП на поглощения первичного излучения весах ВРЛ-20г с точностью ± 5 мкг. Для рентгеновской трубки и аналитической линии элемента нижнего слоя в верхнем нами исключения погрешности, связанной с предложено использование простых в различием масс подложки и напыляемой изготовлении унифицированных однослойных и пленки, применялся метод «компенсации».

слоев, получаемых однокомпонентных Толщина d определена на многолучевом напылением элементов на подложку из микроинтерферометре МИИ-11 с точностью ± 2 нм. По измеренным ms и d получены полимерной [(C10H8O4)n] пленки. Нами исследована возможность использования экспериментальные значения плотности материала ТП с погрешностью ± 0.04, которые данного подхода к определению массовых коэффициентов поглощения в процессе РФА составили для титана – 4.37 и кобальта – 8. двухслойных Ti/Co тонких пленок (ТП), г/см3, что на 3 – 4 % отн. меньше плотности напыленных на поликор – алюмооксидную соответствующего массивного образца.

керамику состава: Al2O3 (99.8%), B2O3 (0.1%) и Установлено, что найденные MgO (0.1%). гравиметрическим методом величины Новизна подхода заключается в поверхностной плотности титана на подложках формировании вспомогательной двух-слойной из полимера и поликора с нанесенным на них системы (Ti/полимер)/(Co/поликор) слоем кобальта и без него, совпадали по непосредственно перед исследованием величине и составили в образце № 1 – 32.4, а в последовательным размещением слоев образце № 2 – 111.9 мкг/см2.

кобальта, напыленного на поликор и титана, Результаты же рентгенофлуоресцентных нанесенного на полимерную пленку. В измерений поверхностной плотности слоев титана, нанесенных на разные подложки, излучение как обоих слоев покрытия, так и показали их значимое различие. При подложек. Так как длины волн рентгеновских исследовании, проведенном с целью его квантов флуоресцентного излучения элементов, устранения, установлено, что величина входящих в состав подложки из поликора, значительно больше длины волны Кq– краев интенсивности фона, измеренной рядом с поглощения титана и кобальта, то данные линией от слоя титана, напыленного на излучения не оказывают влияние на полимер, почти в 5 раз меньше, чем от флуоресценцию элементов верхних слоев.

аналогичной пленки, нанесенной на поликор.

Полимерная пленка, служащая подложкой для Для исключения наблюдаемого титана, также не нарушает пропорциональности расхождения при РФ определении между толщиной слоя титана и флуоресценцией поверхностной плотности титана, нанесенного на полимер, под исследуемым образцом его аналитической К– линии, но ослабляет размещалась подложка из поликора. интенсивность К– линии кобальта.

Рассмотрение особенностей процессов В связи с этим, величина массового коэффициента поглощения CoК входит в Ti излучения и поглощения в формируемой нами системе показывает, что при ее облучении соотношение:

первичным рентгеновским пучком возбуждается одновременно флуоресцентное I Co/Кполимер = I CoК exp[(CoК mполимер )] exp[(CoК mTi )] = I CoК exp[(CoК mTi )], (1) 0 полимер полимер Ti Ti Ti ( ) ( ) полимер Ti где CoК = + ;

CoК = + CoК CoК полимер Ti ;

sin sin sin sin I CoК, I Co K и I Co/Кполимер – интенсивности флуоресценции CoК– линии: слоя кобальта;

при размещении полимер 0 Ti полимер Ti на нем пленки полимера и в присутствии титанового покрытия, нанесенного на полимер;

Co К и CoК – массовые коэффициенты поглощения CoК–линии в полимере и титане;

mполимер и mTi – поверхностные плотности полимера и титана соответственно;

= 60° и = 45°–углы падения и выхода рентгеновских лучей в спектрометре EDX-720.

exp [ ( Co К m полимер )] полимер I CoК в Множитель ln I CoК Ti правой части формулы (1) отражает собой откуда CoК =. (3) Ti mTi поглощение К– линии кобальта в полимерной пленке и для данного вида полимера имеет В формулу (3) не входят характеристики постоянную величину.

полимера, поэтому она позволяет рассчитать Как видно из формулы (1), для коэффициент CoК = (493 ± 5) см2/г для реальной определения толщины нижнего слоя из кобальта Ti необходимо знать значение коэффициента CoК :

Ti системы Ti/Co/поликор. Видим, что значение коэффициента CoК, найденное традиционным Ti I CoК полимер способом, хорошо согласуется с данными, ln I Co/Кполимер рассчитанными с использованием Ti. (2) CoК = Ti mTi вспомогательной (Ti/полимер)/(Co/поликор) системы.

Как видно, в условиях учета взаимного По соотношению (2) с использованием влияния элементов предлагаемый нами способ трех однокомпонентных ТП кобальта, на нанесения слоев титана на полимерную пленку которых поочередно размещали сверху успешно использован при определении первоначально полимер, а затем нанесенные на коэффициента поглощения в исследуемой него тонкие слои титана, проведен расчет CoК, Ti двухслойной системе Ti/Co/поликор.

которая величины коэффициента Важным преимуществом использования составила (497 ± 6) см /г.

слоев титана на полимерной пленке по С другой стороны, умножая обе части (1) сравнению с традиционным подходом является exp(CoК mполимер ) полимер на и учитывая, что меньшая затратность технического обеспечения, I exp( mполимер ) = I CoК, получим:

Ti / полимер полимер Ti а также возможность последующего CoК CoК использования их при рентгенофлуоресцентном исследовании других Ti – содержащих I CoК = I CoК exp(CoК mTi ), Ti Ti многослойных пленочных структур.

Влияние радиационного разложения на распределение сил осцилляторов в рентгеновских спектрах поглощения двумерных самоорганизующихся протеиновых структур (S-layer).

С.В.Некипелов1, В.Н. Сивков2, О.В. Петрова2, K. Kummer3, V.V. Maslyuk4, A. Bluher5, I. Mertig4, M. Mertig5, Д.В.Вялых3, С.Л.Молодцов Коми педагогический институт, 167982, Сыктывкар, Коммунистическая, Коми научный центр УрО РАН, 167982, Сыктывкар, Institut fr Festkrperphysik, Tehnische Universitt Dresden, D-01062 Dresden, Germany Martin-Luther-Universitat Halle-Wittenberg, Fachbereich Physik, D-06099 Halle, Germany BioNanotechnology and structure Formation Group, Max-Bergman Center of Biomaterials, Dresden University of Technology, D-01062 Dresden, Germany.

e-mail: NekipelovSV@mail.ru Протеины, выделяемые из бактерии спектрах. Поэтому информация о полученных Bacillus sphaericus NCTC 9602, образуют на образцами дозах облучения важна для поверхности твердых тел самоорганизующиеся спектральных исследований, что позволяет слои (S-layer) с уникальными структурными и учитывать и контролировать в процессе физико-химическими свойствами [1-3], измерений радиационное разложение образцов.

применение которых перспективно для создания Кроме того, изучение зависимости параметров периодических структур из наноразмерных NEXAFS спектров атомов азота, углерода и металлических частиц и стимулирует кислорода в протеинах на примере S-layer в спектральные исследования S-layer. На зависимости от получаемой дозы поверхности на поверхности пассивированного монохроматического излучения имеет особый на воздухе чистого кремния [SiOx/Si(100)] S- интерес, поскольку связано к реакцией layer из бактерии Bacillus sphaericus NCTC пептидной связи на воздействие радиационного 9602, имеет симметрию р4 с постоянной облучения и, поэтому характерно для любых решетки 12.5 нм и сложную структуру пор с протеинов.

диаметром 2-3 нм [4-5]. При этом покрытие Целью данной работы является поверхности кремния протеином составляет не исследование вызванного ультрамягким менее 80-90%, и толщина слоя S-layer монохроматическим рентгеновским излучением составляет 5.0 нм. Каждая отдельная ячейка разложения S-layer путем анализа периодической решетки S-layer состоит из распределения сил осцилляторов в C1s, N1s и четырех одинаковых фрагментов, каждый из O1s NEXAFS-спектрах как функция полученной которых включает в себя 1228 аминокислот и дозы облучения.

имеет молекулярный вес 111.5 kDa [4]. В состав Информация о спектральных субединицы S-layer входят все альфа- зависимостях абсолютных значений сечения аминокислоты за исключением Cyseine, при поглощения (E) [7] позволяет вычислять этом на один атом азота в среднем приходится величину поглощенной дозы D (в Греях) в 3.91 атомов углерода, 1.22 атома кислорода, 7.7 любой момент времени и, соответственно, в атомов водорода, 0.0026 атомов серы и 0.81 любой точке спектра в процессе сканирования пептидных связей. Методика приготовления S- E t (1) h dt = D(Gy ) = J J (E) ( E ) E dE layer из Bacillus sphaericus NCTC 9602 описана в VE 0 E работах [5-6].

где E=ћ– энергия поглощенного кванта, t – Проведенные ранее исследования время сканирования, J – интенсивность распределения сил осцилляторов рентгеновских падающего излучения (фотон/(сек*м2), VE – переходов определяемых из спектральных скорость сканирования, / – массовый зависимостей абсолютных сечений поглощения коэффициент поглощения, который связан с в области С, N и О 1s - краев поглощения в S сечением поглощения layer показали, что основные элементы тонкой N A ( E ) структуры спектров поглощения обусловлены = nA рентгеновскими переходами в пептидной AN + i i nN группе CONH [7]. Однако, в процессе здесь NA–число Авогадро, (E) – сечение исследований было обнаружено, что вызванное поглощения S-layer, нормированное на один синхротронным излучением радиационное атом азота, Ai – атомный вес, ni – число атомов в разложение S-layer существенно искажает молекуле, ni /nN – доля других атомов в расчете форму полос и изменяет величину сечения на 1 атом азота (С – 3,91;

O – 1.22;

H – 7,7;

S – поглощения в соответствующих NEXAFS С1s 0.026). Формула (1) справедлива для тонких подложке и вклад самой подложки, образцов, т.е. когда толщина поглотителя много приведенные к абсолютной шкале. Эта меньше глубины проникновения излучения. нормировка осуществлялась умножением Абсолютные сечения поглощения были спектральной зависимости сечений поглощения измерены методом полного электронного S-layer в относительных единицах на выхода (Total electron Yield - TEY) с нормировочный коэффициент такой величины, чтобы спектральная зависимость сечения вне использованием Ti-фильтра для подавленного порогов ионизации совпадала с суммой немонохроматического фона по методике, атомных сечений поглощения, рассчитанным по описанной в работе [7]. Исследования данным [9]. Как уже отмечалось ранее, протеин проводились с использованием излучения покрывает поверхность SiOx/Si(100) пластинки Русско-Германского канала выхода и на 80-90%, кроме того, в слое протеина имеются монохроматизации СИ на BESSY-II (г. Берлин, Германия) [8]. Спектральная зависимость поры размером 2-3 нм, поэтому в состав интенсивности падающего СИ с усредненной группы атомов необходимо использованием Ti-фильтра была определена, включить дополнительно атомы кремния и используя TEY из поверхности чистого Au- кислорода с соответствующими весовыми коэффициентами. Лучшее совпадение было фотокатода (рис.1). Полученная кривая найдено, принимая средний атомный состав показывает большой провал в области O1s-края NC4.0O1.53Si1.24. Соответствующая кривая поглощения (530-570 эВ) из-за оксидного слоя представлена на рис. 2 как пунктирная линия.

на оптических элементах монохроматора, Вклад подложки в сечение S-layer должен быть Поэтому исследования NEXAFS O1s-спектров представлен структурной формулой C0.1O0. поглощения проводились на канале D Si1.24 и соответствующее сечение показано на накопителя MAX II в MAXlab (Университет в рис.2 точечной кривой.

Лунде, Швеция).

4,0 Ti2p N1s C1s 3,5 Absorption cross section, Mb N, fotons / s / m / mA* 3, 2, Ti2p 2,0 two order C1s N1s 1, 1,0 O1s 0, 0, 300 350 400 200 300 400 500 E, eV E, eV Рис.3. Сечение поглощения «чистого» S-layer.

Рис.1. Интенсивность падающего Пунктиром показаны экстраполированные синхротронного излучения, полученная с значения сечений поглощения.

применением Au-фотокатода.

Рис. 3 приведена зависимость сечения поглощения S-layer за вычетом вклада C1s подложки, которая равна разности между Absorption cross section, Mb кривыми (1) и (3) на рис. 2. Полученные таким образом абсолютные сечения поглощения с учетом интенсивности падающего излучения NC4.0O1.53Si1. (рис.1) позволяют рассчитать по формуле (1) N1s дозу облучения, полученную образцом, в любой O1s момент времени, или соответственно в любой точке спектра. Данная доза была получена C0.1O0.33Si1. 2 только для монохроматического излучения, так использование Ti-фильтра позволяет полностью 300 350 400 450 500 550 E, eV подавить вклады от более высоких порядков излучения и длинноволнового Рис.2. Сечение поглощения S-layer (сплошная немонохроматического фона [7].

кривая 1), суммы атомных сечений поглощения На рис. 4-6 представлены зависимости и вклад подложки кремния (точечная кривая 3). изменений парциальных сечений поглощения с увеличением дозы поглощенного излучения.

На рис. 2 приведены спектральные Парциальные сечения для каждого атома зависимости сечений поглощения S-layer на Si получались путем вычитанием из общего хода сечения поглощения экстраполированных предположить, что после разрушения пептидной вкладов других атомов (пунктирные кривые на связи, участвующие в ней атомы азота и рис.3). Как видно из представленных кислорода частично покидают поверхность результатов, радиационное облучение приводит образца. В то время как атомы углерода, в к существенным изменениям в спектрах спектрах которых не наблюдается уменьшения поглощения. В частности видно, что во всех общей силы осцилляторов, остаются в образце, спектрах происходит уменьшение пика, образуя ароматические соединения, на что связанного с переходами 1s-электронов атомов указывает рост пика в районе 285 эВ, углерода, азота и кислорода на обусловленного наличием бензольных соответствующую молекулярную орбиталь производных в функциональных группах пептидной группы CNOH (CNOH-резонанс). аминокислот в составе протеина.

Следует отметить, что после облучения S-layer в течении нескольких секунд интенсивным немонохроматическим излучением в нулевом 1,0 7, 1,6 43, порядке дифракции в NEXAFS C1s спектрах не Prtial O1s cross section, Mb 109, 0, 1, исчезает полностью CNOH-резонанс. Это, zero CONH 1, вероятно, обусловлено тем, что в область этой 0, 1,0 530 532 полосы могут давать вклад рентгеновские 0, переходы в других функциональных группах 0, аминокислот входящих в состав S-layer [7]. 0, 0, 0, 0, 3, CONH 31, 520 530 540 550 560 570 580 87, Prtial C1s cross section, Mb E, eV 2,5 zero 2, Рис.6. Радиационные изменения в парциальных 1,5 284 286 288 O1s-спектрах поглощения S-layer.

Ar.ring 1, Работа была выполнена при поддержке 0, двухсторонней программы Русско-Германской 0, лаборатории на BESSY II.

280 290 300 310 E, eV [1] Mann S., Nature, 365, 499 (1993).

Рис.4. Радиационные изменения в парциальных [2] Sleytr U.B., P. Messner, D. Pum, M. Sara, C1s-спектрах поглощения S-layer. Стрелками Crystalline Bacterial Cell Surface Proteins показано направленность изменения деталей (Academic Press, San Diego, 1996).

спектра. На вставке указана доза (в MГр), [3] Sleytr U.B.;

Sara, M. Trends Biotechnol., 15, накопленная S-layer на момент исследования 20 (1997).

формы CNOH-резонанса. [4] The structure of the S layer of B sphaericus NCTC 9602 is available from the Nucleotide Sequence Database of the European Molecular Biology Laboratory (http//www.ebi.as.uk) 4, 1, 1,2 CONH 39, [5] Vyalikh D.V., Kirchner, A., Kade, A., Partial N1s cross section, Mb 104, 0, 1, Danzenbacher, S.;

Dedkov, Yu.S.;

Mertig, M.;

zero Molodtsov, S.L. J. Phys. Condens. Matter, 18, 0, 0, 398 400 402 131 (2006).

0, [6] Vyalikh, D.V.;

Danzenbcher, S.;

Mertig, M.;

0, Kirchner, A.;

Pompe, W.;

Dedkov, Yu.S.;

Molodtsov, S.L. Phys. Rev. Lett., 93, 0, (2004).

0, [7] Kummer K., V.N. Sivkov, D.V. Vyalikh, V.V.

390 400 410 420 Maslyuk, A. Bluher, S.V. Nekipelov, T.

E, eV Bredow, I. Mertig, M. Mertig, S.L. Molodtsov.

Phys. Rev. B. 80. 155433. (2009).

Рис.5. Радиационные изменения в парциальных [8] Fedoseenko S.I., Iossifov I.E., Gorovikov S.A., C1s-спектрах поглощения S-layer.

Schmidt J.-S., Follath R., Molodtsov S.L., Adamchuk V.K., Kaindl G.. Nuсl. Instr.and Следует так же отметить, что в N1s-и О1s Meth.. A, 470, 84 (2001).

спектрах с увеличением дозы облучения [9] Henke B.L., Gullikson E.M., Davis J.C. Atom.

происходит уменьшение сил осцилляторов в Data and Nucl.Data Tables., 54, 181 (1993) широком диапазоне энергий (общая сумма под соответствующими кривыми), что позволяет ВОЗМОЖНОСТИ РЕНТГЕНОВСКОЙ ТОПОГРАФИИ ПРИ ИССЛЕДОВАНИИ РЕАЛЬНОЙ СТРУКТУРЫ МОНОКРИСТАЛЛОВ ZnGeP А.О. Окунев1, Г.А. Верозубова2, Л.Н. Данильчук1, В.А. Стащенко1, А.Ю. Трофимов Новгородский государственный университет им. Ярослава Мудрого, ул. Б. Санкт-Петербургская, 41, 173003 Великий Новгород, Россия Учреждение Российской академии наук Институт мониторинга климатических и экологических систем Сибирского отделения РАН, пр. Академический, 10/3, 634055 г. Томск, Россия Монокристаллы ZnGeP2, полупроводнико- зарегистрировать наличие эффекта Бормана и вого соединения из группы А2В4С52, являются использовать его для рентгеновской топографии одним из наиболее важных нелинейно- ZnGeP2 [3, 4].

оптических материалов ИК-диапазона благодаря Для получения топограмм методом РТБ не своим уникальным оптическим и нелинейно- обходимо наличие достаточно совершенных об разцов (плотность дислокаций Nd 103 см–2), оптическим свойствам. Материал имеет потен удовлетворяющих условию 0t 1, где 0 – циально широкий диапазон прозрачности в сред ней ИК области спектра (0.65–12 мкм), высокое обычный линейный коэффициент поглощения значение диэлектрической восприимчивости (см–1), t – толщина образца (см). Для ZnGeP второго порядка (d36= 7510-12 м/В), двулучепре- толщина образцов должна составлять 270 мкм и ломление, достаточное для фазового согласова- больше. Для реализации метода РТБ была ис ния, слабую температурную зависимость показа- пользована схема с предварительной монохрома телей преломления и относительно высокую тизацией излучения [6], позволяющая уменьшить удельную теплопроводность [1]. Наиболее силь- интенсивность излучения, прошедшего через но преимущества кристаллов ZnGeP2 раскрыва- кристалл без дифракции, исключить многовол ются при создании когерентных источников оп- новое рассеяние и увеличить разрешение. При тического излучения, перестраиваемых по часто- менение монохроматизации первичного пучка те в широком диапазоне длин волн – 2.5–11 мкм позволяет фиксировать топограммы в обоих ди (параметрических генераторов света). Такие ис- фрагированных пучках (в отраженном и в про точники являются важными составными частями шедшем по Борману), что значительно увеличи оптических приборов и систем с новыми, нетра- вает возможности интерпретации эксперимен диционными функциями, имеющими большое тального контраста. Для оцифровки топограмм прикладное значение [2]. непосредственно с негативов применялся микро Более широкое использование ZnGeP2 в не- скоп МИН-8 и цифровой фотоаппарат Olympus линейной оптике в значительной мере зависит от Camedia 5060 с оптическим переходным моду успехов в выращивании монокристаллов ZnGeP2 лем. Для идентификации дефектов использова высокого структурного и оптического качества. лись особенности их изображений на различных За исключением наших работ [3, 4] литера- отражениях и анализ изображений в виде розеток турные данные о реальной структуре монокри- интенсивности в совокупности с теоретическим сталлов ZnGeP2, а также о влиянии на неё кри- расчётом контраста от дефектов по методике, сталлографической ориентации направления развитой в [6].

роста и термических условий выращивания Сопоставление топограмм, полученных ме практически отсутствуют. В данной работе про- тодом РТБ, с топограммами в геометрии Брэгга ведён анализ структурного совершенства слит- (на отражение), оптическими и ИК изображе ков, выращенных в Институте мониторинга кли- ниями, картинами селективного травления пока матических и экологических систем СО РАН зало большую информативность первых. Основ вертикальным методом Бриджмена [5], различ- ными типами структурных дефектов, выявляе ными методами рентгеновской топографии. мых методами топографии в ZnGeP2, являются Так как кристаллы ZnGeP2 сильно погло- поля макронапряжений, индивидуальные дисло щают рентгеновские лучи, то реализация транс- кации, гигантские ростовые дефекты упаковки, миссионных методов секционной и проекцион- микродефекты, полосы сегрегационной неодно ной топографии Ланга, использующих прибли- родности.

жение «тонкого» кристалла, требовала бы слиш- Анализ образцов, вырезанных вдоль и пер ком малых толщин образцов. Поэтому в данной пендикулярно оси слитка, позволил проследить работе были использованы методы на отражение изменение плотности дефектов и вида дислока и метод рентгеновской топографии на основе ционной структуры по длине слитка. В качестве эффекта Бормана (РТБ), обладающий высокой примера на рис. 1а приведена топограмма про чувствительностью к дефектам кристаллической дольного среза части слитка ZnGeP2 с затравкой, решётки и показавший высокую эффективность демонстрирующая изменение дислокационной при исследовании широкого класса полупровод- структуры в процессе роста: в парактически без никовых материалов (Ge, Si, GaAs, SiC, моно- дислокационной затравке основными типами кристаллических сплавов (Bi+Sb)) [6]. Достигну- дефектов являются микродефекты (когерентные, тые результаты в выращивании кристаллов с полукогерентные и некогерентные выделения достаточно совершенной структурой позволили второй фазы и дислокационные петли). Плот g 1 mm g граница раздела затравки и слитка 2 mm б a Рис. 1. Топограммы образцов, вырезанных вдоль оси роста [001] слитка ZnGeP2.

g 2 2 mm Рис. 2. Обзорная топограмма образца, вырезанного перпендикулярно оси роста [001] слитка ZnGeP2.

g g 2 2 2 200 m 200 m а б 110 в случаях b g (а) и b g (б).

Рис. 3. Изображения краевых дислокаций системы скольжения 1 ность микродефектов составляет ~2,7 102 см-1 дифракции векторы Бюргерса таких дислокаций (4103 см-3). Области с большой концентрацией либо параллельны, либо перпендикулярны век дислокаций (Nd 104 см-1, указаны цифрой 1) тору дифракции g. В первом случае на топо вблизи боковой поверхности затравки вызваны грамме формируется розетка, содержащая два её деформацией в процессе роста слитка. лепестка белого и два лепестка чёрного контра В растущем слитке выявляются дислока- ста вблизи точки выхода оси дислокации на по ции, микродефекты и дефекты упаковки (правая верхность кристалла (1-ая зона контраста), а часть рис. 1а и рис. 1б). Мощными источниками также два лепестка, вытянутых вдоль вектора дислокаций являются области вблизи границы дифракции g (2-ая зона контраста розетки) (рис.


«затравка–растущий кристалл» на боковой по 3а). По расположению лепестков первой зоны верхности слитка, из которых в объем слитка контраста однозначно определяется знак дисло исходят пучки дислокаций (указаны цифрой 2).

кации: у дислокаций «вертикального» ряда, ука Гигантский ростовой дефект упаковки обозначен занного цифрой 1 на рис. 3а, тёмные лепестки в на рис. рис. 1а цифрой 3. Рис. 1а, б демонстриру изображениях расположены справа, и эти дисло ет неравномерное распределение дислокаций в кации имеют векторы Бюргерса вдоль направле слитке: большая часть дислокаций расположена ния 1 1 0 ;

две дислокации, указанные цифрами вдоль оси роста [001], а также в полосах сколь 2 на рис. 3а, имеют тёмные лепестки розетки жения и «столбах», исходящих от боковой по слева, и, соответственно, векторы Бюргерса верхности слитка;

на малодислокационных уча вдоль направления 110.

стках возможно изучение контраста от отдель ных дефектов. В случае, когда плоскость скольжения дис По мере продвижения от начала к концу локации (и, соответственно, вектор Бюргерса) слитка общая плотность дислокаций уменьшает- расположены перпендикулярно вектору дифрак ся с Nd ~ 3,5103 см-1 до ~ 2,5102 см-1, часть ции, формируется шестилепестковая розетка с дислокаций выклинивается из объёма слитка и чередующимися лепестками чёрного и белого выходит на его боковую поверхность, остальные контраста (такие розетки указаны цифрой 3 на концентрируются в области вблизи оси слитка. рис. 3а;

скопление дислокаций в такой ориента На рис. 2 показана топограмма образца, вы- ции показано также на рис. 3б).

резанного перпендикулярно оси роста. Видно, Первые результаты исследований показы что в целом справедливо представление о W- вают большие возможности «розеточной» мето образном распределении дефектов в объеме дики топографии в регистрации и исследовании слитка: повышена плотность дислокаций в цен- структурных дефектов ZnGeP2. Выявление осо тре слитка и плотность дефектов (дислокаций в бенностей экспериментальных топограмм и со виде отдельных скоплений и относительно рав- поставление их с теоретически рассчитанными номерно распределенных микродефектов) вбли- позволит создать атлас экспериментальных и зи боковой поверхности слитка. Промежуточная расчетных топограмм дефектов в ZnGeP2 в мето между ними область наиболее совершенна. де РТБ, что в дальнейшем значительно упростит Для центральной области пластины харак- анализ совершенства кристаллов ZnGeP2.

терно наличие вытянутых вдоль оси роста слитка Работа частично поддержана грантом дислокаций двух типов: первый тип составляют РФФИ 11-02-98804_р_север_а.

дислокации с мощными примесными атмосфе рами, формирующие изображения в виде свет- 1. Никогосян Д.Н. // Квантовая электрони лых кругов белого контраста, окаймлённых с ка. 1971. Т. 4. №1. С. 5.

одной стороны полумесяцем чёрного контраста 2. Справочник по лазерам / Под ред. А.М.

(выделены на рис. 2 окружностью с цифрой 1). Прохорова. Т.2. М.: Сов. Радио, 1978. 400 с.

Для средней части пластины характерны также 3. Окунев А.О., Верозубова Г.А., Труханов наклонные к оси слитка дислокации с большой Е.М., Дзюба И.В. // Современные методы анали краевой компонентой вектора Бюргерса, распо- за дифракционных данных (топография, дифрак ложенные в полосах скольжения и формирую- тометрия, электронная микроскопия): Сб. мате щие плоские дислокационные скопления (типич- риалов и программа Четвертого междунар. науч.

ные ПДС указаны цифрой 2). По пластине рав- семинара. Великий Новгород, 2008. С. 153–156.

номерно распределены дислокации винтового 4. Okunev A.O., Verozubova G.A., Trukhanov типа;

в правой части пластины они формируют E.M., Dzjuba I.V., Galtier P.R.J. and Said Hassani скопление (выделено эллипсом с цифрой 3). S.A. // J. Appl. Cryst. 2009. Vol. 42, N. 6. P. 994– Краевые дислокации, расположенные в 998.

центре слитка и имеющие оси вдоль направления 5. Верозубова Г.А., Грибенюков А.И. // роста слитка, формируют характерные розетки Кристаллография. 2008. Т. 53. № 1. С. 175–180.

контраста (рис. 3). Сопоставление эксперимен- 6. Данильчук Л.Н., Окунев А.О., Ткаль В.А.

тальных топограмм дислокаций с рассчитанны- Рентгеновская дифракционная топография де ми по методике [6] показывает, что эти дислока- фектов структуры в кристаллах на основе эффек ции принадлежат преимущественно к системе та Бормана. НовГУ им. Ярослава Мудрого. Ве 110 ликий Новгород, 2006. 493 с.

скольжения 1 10. При данных условиях ПРИМЕНЕНИЕ ПОЛЯРИЗАЦИОННО-ОПТИЧЕСКОГО МЕТОДА ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ ДИСЛОКАЦИЙ В МОНОКРИСТАЛЛАХ ZnGeP А.О. Окунев1, Г.А. Верозубова2, В.А. Стащенко1, Chun-Hui Yang3, А.Ю. Трофимов Новгородский государственный университет им. Ярослава Мудрого, ул. Б. Санкт-Петербургская, 41, 173003 Великий Новгород, Россия Учреждение Российской академии наук Институт мониторинга климатических и экологических систем Сибирского отделения РАН, пр. Академический, 10/3, 634055 г. Томск, Россия School of Chemical Engineering and Technology, Harbin Institute of Technology, 150001 Harbin, P.R.China e-mail: alexei.okunev@mail.ru Благодаря своей простоте, исключительной карбида кремния приводятся в наших работах наглядности и надёжности особое место среди [13–15]. В квасцах, сегнетовой соли и корунде всех экспериментальных методов определения наблюдаемые в методе фотоупругости напряжений занимает поляризационно- изображения соответствуют скоплениям оптический метод (метод фотоупругости) – дислокаций и часто наблюдается суммарный оптический метод исследования напряжений, контраст от линий скольжения [16].

основанный на явлении индуцированного Контрастность изображения, и, двойного лучепреломления (пьезооптическом следовательно, чувствительность метода эффекте) [1]. В прозрачных конструкционных фотоупругости, определяется многими материалах метод фотоупругости позволяет факторами: особенностями оптической схемы, обнаружить и количественно измерить как величиной апертурной диафрагмы микроскопа, напряжения, возникающие под воздействием качеством поляризаторов, свойствами внешних сил, так и внутренние напряжения, применяемого для фиксации изображений существующие в теле в отсутствие внешних сил. фотоматериала, качеством обработки Распределение напряжений в массивных и поверхности кристалла. Несмотря на развитую непрозрачных конструкциях исследуют на теорию, позволяющую достаточно полно моделях, выполненных из специальной охарактеризовать выявляемые дислокации, прозрачной резины [2]. наглядность и простоту реализации, метод При исследовании полупроводниковых фотоупругости относительно редко применяется материалов поляризационно-оптический метод для исследования дефектов структуры был с успехом использован для анализа полупроводников.

внутренних напряжений в поперечных и В данной работе мы использовали метод продольных срезах слитков кремния и германия поляризационно-оптического анализа для и расчёта напряжений в слитках [3, 4]. Было анализа структурного совершенства кристаллов показано, что на основании измерения и ZnGeP2, выращенных вертикальным методом изучения остаточных напряжений можно Бриджмена [17]. По данным более ранних восстановить распределение температур, исследований, выполненных методами имевшее место при охлаждении кристалла. рентгеновской топографии, в этих кристаллах Недавно этим метод был применён для присутствуют прямолинейные дислокации [18, исследования напряжений в ленточных 19] и можно было ожидать формирования от них кристаллах сапфира, выращенных методом картин двойного лучепреломления.

Степанова [5]. Для оптических исследований После исследований В.Л. Инденбома и Г.Е. использовался поляризационный микроскоп Томиловского стало ясно, что методом МИН-8 с переходной оптической системой и фотоупругости выявляются не только цифровой фотоаппарат «Olympus C-5060 WZ».

макроскопические, но и микроскопические При исследовании пластин ZnGeP2, напряжения в монокристаллах, связанные с вырезанных вдоль плоскости (001), являющейся отдельными дислокациями [6]. В оптически плоскостью оптической изотропии, были изотропных кубических кристаллах дислокации, зарегистрированы поляризационно-оптические обладающие отличной от нуля краевой изображения, предположительно, от полос компонентой вектора Бюргерса, формируют скольжения (рис. 1,а,б). Фиксировались также картину характеристических напряжений, розетки фотоупругости от отдельных дислокаций имеющую вид розетки контраста. Исследуя поле в малоугловых границах (врезка на рис. 1,а).

двойного лучепреломления вокруг краевой или Поляризационно-оптические изображения смешанной дислокации, параллельной оси всего объема образцов, составленные из наблюдения, можно определить положение отдельных фотографий, приведены на рис. 2,а и плоскости скольжения, знак и величину вектора рис. 2,б.

Бюргерса [7]. Метод продемонстрировал свои Пластина №2 имела большую толщину, чем большие возможности при исследовании пластина №1 (500 и 900 мкм соответственно) и, отдельных дислокаций в кремнии [7, 8], как выяснилось далее из рентгеновских кристаллах гранатов [9, 10], GaAs [11] и GaP исследований, была более дефектной (имела [12]. Данные об исследовании поляризационно- большие плотность дислокаций и углы оптическим методом монокристаллического разориентации блоков). В соответствии с этими [100] [ 1 00] 200 m 900 m 900 m (001) (001) а б Рис. 1. Поляризационно-оптические изображения, полученные от центральной (а) и от периферийной (б) областей пластины ZnGeP2.


(001) g 2 2500 m а б Рис. 2. Поляризационно-оптическое изображение (а) и рентгеновская топограмма (б) пластины № ZnGeP2.

g 2 (001) 2500 m а б Рис. 3. Поляризационно-оптическое изображение (а) и рентгеновская топограмма (б) пластины № ZnGeP2.

двумя причинами, для пластины №2 области полос скольжения на рис. 2,б и 3,б), фиксировались более контрастные поляризационно-оптический метод позволяет поляризационно-оптические изображения. зафиксировать изображения дефектов (рис. 1,а, После исследования методом рис. 2,а, рис. 3,а) и, исследуя поле напряжений фотоупругости кристаллы были утонены и вокруг них, определить характеристики подвергнуты химической полировке для дефектов. В частности, для дислокаций из рентгеновской топографии. На рис. 2,б и 3,б анализа формы розетки фотоупругости показаны топограммы соответствующих определяется направление дислокационной кристаллов, полученные методом на основе линии и направление вектора Бюргерса;

знак и эффекта Бормана (методом РТБ). Из топограмм величина вектора Бюргерса определяются с видно, что дислокации распределены по помощью оптических компенсаторов [15].

площади пластин неравномерно, существуют Анализ облегчается тем фактом, что в методе практически бездислокационные области фотоупругости можно получить непрерывный небольшого размера и области, в которых ряд изображений дислокации при различных высокая плотность дефектов приводит к значениях углов между плоскостью скольжения исчезновению аномального прохождения дислокации и вектором поляризации падающего рентгеновских лучей из-за сильных искажений плоскополяризованного света. В отличие от кристаллической решётки. Средняя плотность этого, в рентгеновской топографии Nd~5·103 см–2.

дислокаций составляет исследователь ограничен дискретным рядом Преобладают дислокации с искривлёнными изображений дефекта на наиболее «сильных»

линиями, объединяющиеся в «ручьевидные» отражениях.

структуры и полосы скольжения. Таким образом, поляризационно Сопоставление топограмм и оптический метод впервые применен для поляризационно-оптических снимков показывает исследования дефектов в кристаллах ZnGeP2.

их полную корреляцию. Поляризационно- Показано, что этим методом можно исследовать оптические изображения соответствуют пластины, вырезанные перпендикулярно оси преимущественно скоплениям дислокаций в роста слитков [001]. Выявлены изображения как полосах скольжения, наиболее сильный контраст полос роста, так и отдельных дислокаций в наблюдается на границах полос скольжения и малоугловых границах. Проведено областей относительно совершенного кристалла. сопоставление рентгеновских и поляризационно Из сопоставления экспериментальных оптических топограмм, свидетельствующее о изображений следует, что как и в кристаллах SiC большой перспективности этого метода для [15], метод поляризационно-оптического анализа экспресс-анализа структурного совершенства позволяет получать информацию и в том случае, слитков и исследования распределения и типов когда методом РТБ нельзя исследовать дефекты. дислокаций в них.

В областях, где аномальное прохождение Работа частично поддержана грантом рентгеновских лучей отсутствует из-за высокой РФФИ 11-02-98804_р_север_а.

плотности дислокаций (Nd104 см–2, напр., 1. Шаскольская М.П. Кристаллография. – М.: Высш. шк., 1984. 376 с.

2. Александров А.В., Потапов В.Д., Державин Б.П. Сопротивление материалов. – М.: Высш. шк., 1995. 560 с.

3. Инденбом В.Л., Никитенко В.И. // Напряжения и дислокации в полупроводниках. М.: Институт кристаллографии АН СССР, 1962. С. 8–33.

4. Никитенко В.И, Инденбом В.Л. // Напряжения и дислокации в полупроводниках. М.: Институт кристаллографии АН СССР, 1962. С. 34–42.

5. Денисов А.В., Крымов В.М., Пунин Ю.О. // ФТТ, 2007, том 49, выпуск 3, с. 454– 6. Инденбом В.Л., Томиловский Г.Е. // Кристаллография. 1957. Т. 2, № 1. С. 190–194.

7. Инденбом В.Л., Никитенко В.И., Милевский Л.С. // Напряжения и дислокации в полупроводниках. М.: Институт кристаллографии АН СССР, 1962. С. 55–60.

8. Данильчук Л.Н., Никитенко В.И. // ФТТ. 1967. Т. 9, № 7. С. 2027–2034.

9. Chuan-zhen B.G., Nai-ben M., Duan F. // Phil. Mag. A. 1986. Vol. 53, N 2. P. 285–296.

10. Nai-ben M., Chuan-zhen B.G. // J. Cryst. Growth. 1990. Vol. 99. P. 1309–1314.

11. Nikitenko V.I., Dedukh L.H. // Phys. stat. sol. (a). 1970. Vol. 3. P. 383–392.

12. Loschke K., Paufler P. // Phil. Mag. A. 1982. Vol. 46, N. 4. P. 699–705.

13. Данильчук Л.Н., Окунев А.О. // Вестн. Новгород. гос. ун-та. Сер. Естеств. и техн. науки. 1998. № 10. С. 13–18.

14. Дроздов Ю.А., Окунев А.О., Ткаль В.А., Шульпина И.Л. // Заводская лаб. Диагностика материалов. 2003. Т. 69, № 1. С. 24–29.

15. Окунев А.О., Ткаль В.А., Данильчук Л.Н. Исследование дефектов структуры монокристаллического карбида кремния прямыми физическими методами. – Великий Новгород: НовГУ им. Ярослава Мудрого, 2006. 252 с.

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

17. Г.А. Верозубова, А.Ю. Трофимов, Е.М. Труханов, А.В. Колесников, А.О. Окунев, Ю.Ф. Иванов, П.Р.Ж. Галтьер, С.А. Саид Хассани // Кристаллография. 2010. Т. 55, № 1. С. 68–74.

18. Окунев А.О., Верозубова Г.А., Труханов Е.М., Дзюба И.В. // Современные методы анализа дифракционных данных (топография, дифрактометрия, электронная микроскопия): Сб. материалов и программа Четвертого междунар. науч. семинара. Великий Новгород, 2008. С. 153–156.

19. Okunev A.O., Verozubova G.A., Trukhanov E.M., Dzjuba I.V., Galtier P.R.J. and Said Hassani S.A. // J. Appl. Cryst. 2009. Vol. 42, N. 6. P. 994–998.

ЧИСЛЕННОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ПЕРЕСТРОЙКИ ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ СПЕКТРОВ ЗАПРЕЩЕННЫХ ОТРАЖЕНИЙ С ТЕМПЕРАТУРОЙ В ВЮРТЦИТАХ ZNO И GAN А.П.Орешко1, Е.Н.Овчинникова1, В.Е.Дмитриенко2, Г.Бютье3, С.П.Коллинз4, Г.Нисбет МГУ имени М.В.Ломоносова, физический факультет, 119991, г.Москва, Ленинские горы, ИК РАН имени А.В.Шубникова, 119333, г.Москва, Ленинский пр-т, Centre national de la recherche scientifique, France Diamond Light Source, Didcot Oxfordshire OX11 0DE GB oreshko@mail.ru но-зависимого. Происхождение этих вкладов Введение пока до конца не ясно: по всей видимости, ди Полупроводниковые соединения элемен- поль-квадрупольный вклад превалирует в тем тов второй/шестой и третьей/пятой групп табли- пературно-независимой части, а диполь-диполь цы Менделеева со структурой вюрцита (прост- ный вклад, подавленный за счет высокой сим ранственная группа P63mc, №186) занимают метрии окружения в состоянии покоя, – в темпе видное место в современной физике и технике ратурно-зависимой части за счет тепловых сме полупроводников, являясь одними из наиболее щений атомов из положения равновесия [10].

важных и перспективных материалов для ряда Феноменологическое рассмотрение, обыч быстро развивающихся областей науки и техни- но используемое в анизотропной резонансной ки [1-3]. дифракции, является достаточно эффективным, В 1980-х годах были заложены теоретичес- однако для количественной интерпретации экс кие и экспериментальные основы элементочув- периментальных зависимостей требуется чис ствительного метода исследования свойств ленное моделирование процесса резонансного кристаллов, основанного на резонансном рас- рассеяния, а для исследования термоиндуциро сеянии рентгеновского излучения [4, 5]. Резо- ванных “запрещенных” отражений – еще и мо нансное рассеяние рентгеновского излучения делирование мгновенных атомных конфигура обладает высокой чувствительностью к анизот- ций. В работе [11] методами первопринципной ропии тензорного рассеивающего фактора резо- молекулярной динамики было проведено моде нансного атома, как правило имеющего более лирование мгновенных атомных конфигураций низкую точечную группу симметрии, чем крис- германия при различных температурах с после таллическая структура, что может приводить к дующим расчетом энергетической зависимости возникновению “запрещенных” отражений. коэффициента поглощения и интенсивности Природа этой анизотропии до сих пор еще не до “запрещенного” отражения 006 вблизи K-края конца ясна [6]. поглощения германия. Полученные результаты Причиной возникновения “запрещенных” находились в превосходном согласии с экспери отражений так же могут быть и атомные смеще- ментом, что позволило сделать заключение о ния: в том случае, когда резонансные атомы правомерности такого подхода к исследованию занимают кристаллографические положения с термоиндуцированных рефлексов.

частичными правилами погасания, их смещения В настоящей работе методами первоприн из занимаемых положений приведут к возникно- ципной молекулярной динамики проводится мо вению “запрещенных” отражений, запрещенных делирование мгновенных атомных конфигура только частичными правилами погасаний. Если ций w-ZnO и w-GaN при различных температу при смещениях атомов сохраняется симметрия рах и последующий расчет энергетической зави кристаллической решетки, то “запрещенные” симости интенсивности “запрещенных” отраже отражения будут наблюдаться только в услови- ний 115 вблизи K-края поглощения Zn и Ga со ях резонанса. Такие атомные смещения могут ответственно.

быть вызваны статической или динамической неупорядоченностью [7]. Термоиндуцирован- Численное моделирование “запрещенных” ные “запрещенные” отражения как раз принад- отражений лежат к последнему случаю и являются прояв С учетом всех вкладов, возникающих как лением фононов. Пока такие отражения наблю вблизи, так и вдали от краев поглощения, атом дались в германии [8] и в оксиде цинка со ный рассеивающий фактор может быть пред структурой вюрцита (w-ZnO) [9]. В обеих сис ставлен в виде [6] темах наблюдаемые “запрещенные” отражения возникают благодаря интерференции двух вкла- fij(E) = (f0 + f0 + if0)ij + fij + ifij + fijmag, дов, температурно-независимого и температур где f0 - амплитуда потенциального рассеяния, f и f0 - добавки, включающие изотропную часть электронного уровня на нем образуется дырка, эффектов дисперсии и поглощения (~10-1f0), которая также дает вклад в потенциал.

fij(E) и fij(E) (~ 10 -1 - 10 -3f0) описывают Ани- Для вычисления атомных тензорных фак зотропное рассеяние, fijmag (~10-2 - 10-3f0) – амп- торов вблизи K-края поглощения германия мы литуда магнитного нерезонансного рассеяния использовали программу FDMNES [13].

Для описания брэгговской дифракции рен- На рисунке 1 представлено сравнение ре тгеновского излучения удобно использовать зультатов численного моделирования энергети тензорный структурный фактор Fij(H): ческой зависимости рефлекса 115 в ZnO и GaN с экспериментальными результатами при различ Fij(H) = fijSexp{iHrS}, ных температурах.

где H – вектор обратной решетки и суммирова ние ведется по всем атомам в элементарной 0,18 (a) ячейке, но в “запрещенные” отражения могут дать вклад только резонансные атомы. При резонансном рассеянии рентгеновско 115 Intensity, a.u.

0, го излучения тензорный атомный фактор сущес- твенно зависит от локального окружения резо нансного атома, которое влияет на волновые 0, функции возбужденного состояния (тогда как волновые функции внутренних оболочек не подвержены влиянию окружения). Даже слабые статические смещения могут существенно пов- 0, 0 10 20 30 лиять на тензорный резонансный фактор, пос- E - EK(Zn), eV кольку они нарушают симметрию положений атомов. В соответствии с адиабатическим приб лижением, электронная подсистема следует за (b) движениями ядер, поэтому ее конфигурация ме- няется с течением времени. Однако, для рентге- 115 Intensity, a.u.

новского рассеяния эти конфигурации можно считать статическими, поскольку характерное время взаимодействия с электронной подсисте- мой много меньше типичного времени тепловых колебаний. Именно поэтому, для вычисления резонансного структурного фактор, необходимо провести вычисления для отдельных атомный конфигураций, а затем провести усреднение: 0 10 20 30 E-EK(Ga), eV Fij(H) = fijSexp{iHrS}, Рис. 1. Сравнение экспериментальных результа Как уже отмечалось выше, причиной, кото тов (сплошные линии) с результатами численно рая может приводить к появлению вклада в чис го моделирования (пунктирные линии) энерге то резонансные рефлексы, растущего с темпера тической зависимости рефлекса 115 в ZnO (a) и турой, является тепловое движение атомов.

GaN (b) при различных температурах.

Для моделирования тепловых колебаний атомов в ZnO и GaN, мы воспользуемся мето- Из рисунка 1 видно, что результаты моде дом, реализованном в программе ABINIT [12]. лирования находятся в прекрасном соответст Мы начали наши вычисления с оптимизации па- вии с экспериментальными результатами, что раметров кристаллической решетки при различ- является подтверждением, во-первых, возмож ных температурах. Используя найденные пара- ности применения предложенной методики для метры решетки мы вычислили атомные смеще- моделирования “запрещенных” отражений. Во ния при различных температурах. вторых, правильности вычисления температур Волновые функции основного состояния ного расширения элементарной решетки и сред атома, когда электрон находится на внутреннем неквадратичных тепловых смещений атомов в уровне, изолированном от влияния кристалли- рассматриваемых соединениях.

ческого поля, хорошо известны. Однако вычис- Как было показано ранее [10], мы предпо ление волновых функций возбужденных элект- лагаем, что основные вклады в резонансное рас ронных состояний в кристалле представляет сеяние дают диполь-дипольный (температурно значительные трудности, вызванные необходи- зависимый) и диполь-квадрупольный (темпера мостью задания адекватного кристаллического турно независимый) вклады. При этом интен потенциала для проведения подобных расчетов. сивность диполь-квадрупольного вклада должна При вычислении спектров в резонансном погло- уменьшаться с температурой в соответствии с щении и рассеянии СИ эта задача осложняется поведением фактора Дебая-Валлера. На рисунке тем, что при выбивании электрона с основного 2 показано поведение интегральной интенсив ности этого вклада при изменении температуры. поведение интегральных интенсивностей этого вклада при изменении температуры.

Поведение интегральной интенсивности 115 (DQ) Integral Intensity, a.u. 1, диполь-квадрупольного вклада практически со ZnO Debay-Waller ответствует поведению фактора Дебая-Валлера DQ и, таким образом, диполь-квадрупольный вклад 0, действительно является температурно независи мым. Стоит подчеркнуть, что использованный в данной работе способ вычисления диполь-квад 0, рупольного вклада является единственным ме тодом, который может точно показать темпера турное поведение данного вклада.

0, 0 400 800 1200 1600 На рисунке 3 показано поведение интег ральной интенсивности диполь-дипольного вк Temperature, K лада в рефлекс 115 в оксиде цинка и нитриде галлия при изменении температуры. Для сравне 1, ния на рисунке для каждого из соединений при ведены также зависимости |coth(ћ0/2kT)|2e–2M, 115 (DQ) Integral intensity, a.u.

GaN определяющие температурное поведение “зап Debay-Waller DQ 0, рещенных” рефлексов при феноменологическом рассмотрении. В области малых температур по ведение интегральной интенсивности диполь 0, дипольного вклада отличается от феноменоло гической модели, что обусловлено переестрой ками фононного спектра кристалла.

0, Работа выполнена при поддержки гранта ми РФФИ №09-02-01293-а, 10-02-00768-а.

0 600 1200 Temperature, K Численное моделирование проводилось на су перкомпьютерном комплексе СКИФ МГУ.

Рис. 2. Поведение интегральной интенсивности диполь-квадруполного вклада при изменении температуры.

[1] Ghione G. Semiconductor Devices for High Speed Optoelectronics. Cambridge University Press, 2009.

0, 115 DD integral intensity, a.u.

[2] Morkoc H. Nitride Semiconductors and Devices. Springer, Berlin, 1999.

ZnO [3] Klingshirn C.F., Meyer B.K., Waag A., DD 0, coth Hoffmann A., Geurts J.M.M. Zinc Oxide: From Fundamental Properties Towards Novel Applications. Springer-Verlag, Berlin, 2010.

0, [4] Templeton D.H. and Templeton L.K. Acta Cryst. A, 36, 237 (1980).

[5] Dmitrienko V.E. Acta Cryst. A, 39, 29 (1983).

0, [6] Дмитриенко В.Е., Овчинникова Е.Н.

0 400 800 1200 Кристаллография. 48, S59, (2003).

Temperature, K [7] Dmitrienko V.E. and Ovchinnikova E.N. Acta Cryst. A, 56, 340 (2000).

[8] Kirfel A., Grybos J., and Dmitrienko V.E. Phys.

Rev. B, 66, 165202 (2002).

115 DD integral intensity, a.u.

[9] Collins S.P., Laundy D., Dmitrienko V.E., GzN Mannix D., and Thompson P. Phys. Rev. B, 68, coth DD 064110 (2003).

[10] Ovchinnikova E.N., Dmitrienko V.E., Ishida K., Kirfel A., Collins S.P., Oreshko A.P., Cabaret D., Vedrinskii R.V., Kraizman V.L., Novakovich A.A., Krivitskii E.V., Tolochko B.P. NIM A, 543, 122 (2005).

0 600 1200 [11] Орешко А.П., Дмитриенко В.Е., Temperature, K Овчинникова Е.Н. Фундаментальная и прикладная математика. 15, 151 (2009).

Рис. 3. Энергетические и температурные [12] www.abinit.org зависимости диполь-квадрупольного вклада в [13] www.neel.cnrs.fr/fdmnes рефлекс 115 в оксиде цинка и нитриде галлия и ВЫХОД ИЗЛУЧЕНИЯ ПОВЕРХНОСТНОЙ ВОЛНЫ, ГЕНЕРИРУЕМОЙ В ПРОЦЕССЕ РЕЗОНАНСНОГО КОГЕРЕНТНОГО ВОЗБУЖДЕНИЯ РЕЛЯТИВИСТСКИХ ИОНОВ В КРИСТАЛЛАХ В.П. Петухов НИИ Ядерной физики МГУ, 119991 Москва, Ленинские горы д. 1, стр. Petukhov@anna19.sinp.msu.ru Упорядоченно расположенные атомы вокруг этого направления с углом раствора 2, монокристалла создают пространственно который рассчитывается по формуле:

периодическое поле, которое является осциллирующим во времени в системе отсчета cos = (cos ' +v/c) / (1+ v/c · cos '), (1) движущегося иона. Резонансное когерентное где v и c – скорость иона и скорость света, возбуждение (РКВ) [1] возникает, когда частота соответственно. Этот конус называют конусом периодического поля кристалла совпадает с РКВ. Азимутальное угловое распределение энергией возбуждения связанного электрона излучения иона на конусе анизотропно (см. рис.

иона и происходит его возбуждение, имеющее характер. 2 в работе [3]), что соответствует результатам резонансный и когерентный Девозбуждение иона сопровождается эксперимента [2]. Энергия фотонов Е в характеристическим рентгеновским излучением лабораторной системе постоянна на всем конусе (ХРИ) или выходом Оже-электронов. В и вычисляется по формуле эксперименте [2] в процессе РКВ гелиеподобных ионов Fe24+ в условиях каналирования в E = [Eion · (1-v2/c2)1/2] / [1-(v/c) · cos ], (2) плоскостном канале (2-20) кристалла кремния где Eion = 6,7кэВ – энергия перехода 1s2p:1P наблюдалась большая анизотропия выхода ХРИ.

1s2:1S0 в системе покоя иона. При энергии ионов Расчеты углового распределения рентгеновского излучения девозбужденного иона в условиях 423МэВ/н (v/c = 0,726) энергия фотонов в РКВ, выполненные в работе [3], также лабораторной системе меняется от 2,67кэВ до указывают на большую анизотропию выхода 16,82кэВ в зависимости от направления ХРИ и широкий диапазон изменения степени его излучения.

поляризации. В данной работе мы будем рассматривать До настоящего времени полностью угловое распределение выхода из кристалла фотонов, которые были испущены ионами Fe24+ отсутствовал анализ специфики выхода ХРИ из кристалла в условиях резонансного когерентного параллельно поверхности в лабораторной возбуждения с учетом его взаимодействия с системе в направлении k0 перпендикулярном решеткой. Естественно ожидать, что направлению ионного пучка ( = /2) и дифракционное рассеяние на кристалле должно параллельном плоскости (2-20) (см. Рис. 1) в сказаться на угловом распределении процессе девозбуждения на поверхности.



Pages:     | 1 |   ...   | 3 | 4 || 6 | 7 |   ...   | 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.