Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Обзор литературы по существующим методам из мерения профиля показателя преломления . 12
1. Интерферометрия 12
1.2. Методы отклонения луча 18
1.3. Сканирование в ближнем поле 20
4. Другие методы измерения профиля показателя преломления 25
1.5. Выводы 29
ГЛАВА 2. Метод пространственной модуляции коэффициента отражения 31
2. Г. Отражение и преломление волн на поверхности раздела двух сред 31
2.2. Пространственная модуляция коэффициента отражения 33
2.3. Экспериментальная установка для измерения профиля показателя преломления 37
2.4. Измерение профиля показателя преломления и линейных размеров волноводов 42
ГЛАВА 3. Теоретическое рассмотрение разрешающей способности метода 52
3.1. Переход к безразмерным переменным 52
3.2. Случай прямых измерений 57
3.3. Модуляционный метод 63
3.4. Применение к градиентным волокнам 70
ГЛАВА 4. Исследование дисперсионных зависимостей по казателя преломления 72
4.1. Введение 72
4.2. Методика измерений 72
4.3. Описание установки 76
4.3.1. Блок схема 76
4.3.2. Устройство осветителя 78
4.3.3. Питание лампы 80
4.3.4. Стабилизация лампы по световому потоку . 80
4.3.5. Установка для измерения состава 85
4.4. Определение состава и расчет вероятностей переходов зона-зона и примесь-зона 86
4.5. Дисперсионные зависимости показателя преломления для различных составов бгс» Д^ А? 96
4.6. Теоретический анализ поведеюш дисперсионных зависимостей 99
4.7. Зависимости показателя преломления от состава
Основные результаты и выводы 117
Литература
- Методы отклонения луча
- Пространственная модуляция коэффициента отражения
- Случай прямых измерений
- Стабилизация лампы по световому потоку
Введение к работе
За прошедшее двадцатилетие были выполнены многочисленные исследования фундаментального и прикладного характера в различных областях физики и техники, которые привели к возникновению новых разделов оптики, таких, как интегральная оптика, оптическая обработка информации, голография и другие, составивших основу нового и весьма перспективного научно-технического направления, нацеленного на существенное повышение информационной пропускной способности и надежности систем связи и на увеличение быстродействия устройств обработки изображений. Эти исследования завершились разработкой теоретических основ оптических методов передачи и обработки информации и созданием в основном элементной базы, а также позволили более верно и объективно оценить место этих методов среди других, лучше понять их возможности и свойственные им ограничения. Это дает основание утверждать о переходе; рассматриваемых методов из области фундаментальных исследований в сферу практических приложений.
Наибольшие практические успехи были достигнуты в области создания волоконно-оптических систем связи (ВОЛС). Освоение промышленностью выпуска оптических волокон с предельно низкими потерями, разработка светодиодов и полупроводниковых лазеров, а также высокочувствительных фотоприемников - все это позволило создать первые волоконно-оптические системы передачи информации. В настоящее время во многих странах мира, как и в нашей стране, проходят опытную эксплуатацию ВОЛС, используемые для передачи телефонных разговоров и телевизионных программ.
Центральное место как в интегральной оптике, так и в ВОЛС занимают оптические волноводы. В ВОЛС - это оптические волокна, как правило с осевой симметрией, а в интегральной оптике, где все элементы планарные, волноводом может служить один из слоев гетеро-структуры. Расчет и стыковка как элементов ВОЮ, так и интегрально-оптических схем, а также необходимость контроля технологического процесса их изготовления органически связаны с измерением профиля показателя преломления (приращения показателя преломления в зависимости от координаты вдоль поперечного сечения волновода или структуры) и геометрических характеристик волоконных и планарных волноводов и слоев. Характерные толщины волноводов лежат в пределах I -г ГО мкм, а перепады показателя преломления составляют 10 - ТО , что крайне затрудняет экспериментальное определение этих величин. В самостоятельную проблему превращается также контроль состава в выращиваемых многослойных полупроводниковых структурах. Установки рентгеновского микроанализа, хотя и обладают большой универсальностью и позволяют измерять профили состава, но на них трудно получить разрешение лучше 1т2 мкм. Тем более, что такие установки вряд ли можно отнести к разряду простых и общедоступных.
В настоящее время задачи как измерения приращения показателя преломления Д I? по сечению неоднородной оптической системы (многослойная гетероструктура, диэлектрический волновод и т.д.), так и определения характерных размеров областей с различными показателями преломления (толщина активной области, диаметр сердцевины световода и т.п.) решены далеко не полностью. Известные методы измерения в большинстве своем не отвечают предъявляемым требованиям по чувствительности, точности и, главное., не обеспечивают достаточного пространственного разрешения.
Таким образом, актуальность диссертационной работы обусловлена необходимостью создания нового универсального метода, позволяющего для широкого круга материалов производить измерения профиля показателя преломления на уровне современных требований, а также необходимостью (в целях контроля состава) получения связи между показателем преломления и составом я At А? при энергии квантов света, превышающих ширину запрещенной зоны материала. Основной целью работы являлось: а) разработка, теоретическое и экспериментальное обоснование модуляционного метода, позволяющего производить измерение профиля показателя преломления и геометрических параметров диэлектрических и полупроводниковых волноводов и слоев на уровне современных тре бований, предъявляемых в оптоэлектронике, интегральной и волокон ной оптике, лазерной и полупроводниковой технике; б) теоретическое и экспериментальное исследование дисперсион ных зависимостей показателя преломления для различных составов твердых растворов GahiftS и создание на этой основе метода пе ресчета профилей показателя преломления многослойных гетерострук- тур Get в профили состава и ширины запрещенной зоны.
Диссертационная работа состоит из четырех глав.
Первая глава диссертации содержит обзор работ по существующим методам исследования профиля показателя преломления. Детально разобраны следующие группы исследовательских методов: интерферомет-рические, методы отклонения луча, сканирования в ближнем поле, исследования модового состава и прочие.
Показано, что ни один из рассмотренных методов не обладает достаточной информативностью в применении к многослойным полупроводниковым гетероструктурам, тем более не позволяет исследовать те слои, которые не являются волноводными.
Пространственное разрешение рассмотренных методов составляет в лучшем случае 1*2 мкм и, следовательно, во многом этим же значением определяется абсолютная погрешность определения таких характерных линейных размеров волновода, как диаметр или толщина.
На основании обзора существующих методов делается вывод о не- обходимости изыскания такого способа измерения профиля показателя преломления, который при требуемых уровнях чувствительности, точности и пространственного разрешения позволял бы исследовать как волоконные, так и планарные волноводы, как одно-, так и многомодо-вые, как с симметричным, так и с произвольным профилем.
В главе 2 обсуждено влияние коэффициента экстинкции Э6 на адекватность восстановления профиля показателя преломления по профилю коэффициента отражения.
Изложен метод пространственной модуляции отражения, основанный на регистрации отраженного от поверхности исследуемого образца остросфокусированного и промодулированного по координате (за счет малых колебаний образца в плоскости, перпендикулярной оптической оси объектива) пучка света и выделении из регистрируемого сигнала переменной составляющей, которая пропорциональна производной от профиля показателя преломления по координате в данной точке поверхности.' Показано, что по сравнению с измерениями без модуляции, порог чувствительности может быть уменьшен на два порядка, а абсолютная погрешность измерений толщин слоев с различными показателями преломления по дифференциальной кривой может быть значительно меньше значения, определяемого разрешающей способностью оптической системы. Даны описание экспериментальной установки и ее параметры. Приведены результаты исследований профилей показателя преломления (Д = 633 нм) в волоконном световоде и в различных многослойных гетероструктурах на основе
В главе 3 теоретически исследованы вопросы, связанные о проблемой предельной разрешающей способности метода и адекватности восстановления реального профиля показателя преломления диэлектрических волноводов и полупроводниковых гетероструктур. Рассмотрены случаи как с модуляцией, так и без модуляции отражения в применении к однослойным и многослойным структурам и диэлектрическому волноводу типа "селфок". Показано, что разрешающая способность метода при фокусировке в дифракционный предел несколько превышает разрешающую способность микроскопа, определяемую критерием Рэлея.
Показано, что при малых амплитудах модуляции (много меньше диаметра светового зонда), форма пика производной, соответствующая скачкообразному изменению профиля показателя преломления, совпадает с формой распределения интенсивности сфокусированного на поверхности света." Показано, что при ширине слоя больше разрешающей способности, экстремумы дифференциальной кривой, при малых амплитудах модуляции, совпадают с краями полосы, а при полосе уже минимально разрешаемого расстояния происходит отделение пиков производной от границ слоев, и расстояние между ними перестает зависеть от ширины слоя. Приведены рассчитанные на ЭВМ зависимости поведения дифференциальных кривых при различных амплитудах модуляции для разных толщин слоев и расстояний между ними.
В главе 4 исследованы дисперсионные зависимости показателя преломления Ой М AS для составов с молярной долей Mti? Ю, 15, 19, 23, 27, 30, 34, 40, 41, 44, 48 %, а также для Gq А? в диапа зоне длин волн 500 * 760 нм. Изложен метод измерений, основанный на сравнении спектральных зависимостей отражения от исследуемых образцов Ga со спектральной зависимостью света, отражен- ного от образца с известным коэффициентом отражения в данном диапазоне длин волн. Описан способ стабилизации освещенности в исследуемой локальной области поверхности образца, основанный на создании обратной связи по световому потоку.
Состав в исследуемой области образца определялся по пику фотолюминесценции, возбуждаемой излучением гелий-кадмиевого лазера на длине волны 44Г.6 нм. На основе расчетов вероятностей переходов зона-зона, примесь-зона и анализа литературных данных показано, что в Ganifip при комнатной температуре и концентрациях донор- ных примесей менее 1*10 см , положение максимума пика фотолюминесценции практически соответствует ширине прямого энергетического зазора.
Приведены соответствующие зависимости Г? ("Д) для исследовавшихся составов. Еа основе анализа соотношения Крамерса-Кронига показано, что в области края фундаментального поглощения поведение п(%) должно в большей степени определяться формой края, которая в свою очередь зависит от уровня легирования. По литературным данным апроксимированы аналитическими функциями края поглощения для Get Аг Я высокой чистоты и с концентрациями донорных примесей 5.9.I017, 2*ТО18, 3.3.ГО18, 6.7.Ю18 см"3: По этим моделям, с использованием соотношения Крамерса-Кронига, построены соответствующие зависимости ПЩ для Ga^At^AS с х = 0.3. Получено хорошее совпадение с экпериментальной кривой для GciAtn? высокой чистоты. Показано, что уровень легирования существенно влияет на особенность поведения П(^) в области края поглощения.
По полученным экспериментальным зависимостям Ґ1ІХ) для разных составов построены зависимости fifx) для трех длин волн: 550, 600 и 633 нм. Показано, что для каждой длины волны, в области составов с небольшим содержанием /\{А$ , поведение /7(Х) практически не зависит от уровня легирования и описывается линейной функцией, а по мере приближения к составам, у которых ширина прямого энергетического зазора соответствует данной длине волны, ҐІІ/-) начинает зависеть от концентрации легирующей примеси и отклоняется от линейной зависимости. Чем выше уровень легирования, тем при меньших значениях / происходит это отклонение. Для областей составов, где концентрация примесей не сказывается на поведении fi(X) , получены соответствующие аналитические зависимости и указаны области их применения как по составам, так и по уровням легирования. Показано, как по этим зависимостям П(х) пересчитывать профили показателя преломления в профили состава и ширины запрещенной зоны.
Приведен экспериментальный профиль показателя преломления ДГС лазера на основе GqI{(№ , измеренный на длине волны 633 нм, и соответствующие ему профили состава и ширины запрещенной зоны»
На защиту выносятся следующие положения:
1. Разработанные, экспериментально и теоретически обоснован ные: а) метод исследования профиля показателя преломления на ос нове пространственной модуляции отражения света; б) метод измерения геометрических параметров полупроводнико вых и диэлектрических волноводов и слоев с различными показателя ми преломления с погрешностью, значительно меньшей значения, опре деляемого пространственным разрешением оптической системы.
Результаты экспериментального исследования гетероструктур на основе &С(№н$ и диэлектрического волновода.
Результаты экспериментального исследования дисперсионных зависимостей показателя преломления для различных составов твердых растворов GaMhS "В области края полосы фундаментального поглощения.
Результаты теоретического исследования влияния уровня легирования Gb№№ на характер дисперсионных зависимостей вблизи края поглощения.
Разработанный метод стабилизации освещенности в локальной области поверхности, освещаемой через оптическую систему от неоднородного источника света, характеризующегося пространственно-временной нестабильностью.
Основные результаты диссертационной работы опубликованы в работах [73, 78, 82, 91, 96] , а также докладывались на следующих конференциях: - ІГ-
Г. 1У Республиканский коллоквиум по модуляционной спектроскопии полупроводников и диэлектриков (Сухуми, 198Гг.).
Ш Всесоюзная конференция "Физические процессы в полупроводниковых гетероструктурах" (Одесса, 1982г.). ІУ Всесоюзная конференция "Оптика лазеров" (Ленинград, 1984г.).
Конференция МФТИ (Долгопродный, 1980, 198Г, 1983 г.г.). - 12 ~
Методы отклонения луча
В методах, объединенных под общим названием методы отклоне -ния для расчета профиля показателя преломления используются значения отклонения, которое претерпевают лучи прошедшие через волокно или преформу при преломлении в пучке, который падал на образец перпендикулярно к его оси. В некотором роде метод похож на метод поперечной интерферометрии. Отклонение может быть определено непосредственно (метод слежения луча), либо из пространственного распределения интенсивности света, сфокусированного волокном или пре-формой (метод фокусировки). В методе треугольной маски функция отклонения представляется в виде визуальной картины в изображении преформы.
В методе слежения измеряется серия углов, под которыми выходит лазерный луч, в зависимости от расстояния У луча от оси X , проходящей через оптическую ось преформы (рис.2, вставка в правом углу; на рисунке отклонения луча при прохождении через сердцевину волокна не показаны). Профиль показателя преломления восстанавливается путем интегрирования. Наибольшие ошибки возникают по мере приближения луча к оси X Пространственное разрешение метода составляет 2т5 мкм и определяется, в основном, щелью установленной перед фотоприемником, сканирующим плоскость изображения. По оценкам, точность определения Л 17 5 % и ограничивается ошибками в измерении угла отклонения, вычислений и калибровки. Следует.отметить, что метод, в основном, приемлем для преформ с аксиальной симметрией. В большинстве работ преформа для исключения ошибок, связанных с преломлением на границе воздух-оболочка, помещается в им мерсионную жидкость.
Описание принципа метода, экспериментальных установок и результатов определения: таким образом профиля показателя преломления приведено в работах fl2,I3] . В [Г4,15] метод слежения луча расширен на случай преформ, не обладающих осевой симметрией, а именно: для тех, у которых нормальное сечение сердцевины представляет со бой: не круг, а эллипс. В [іб] метод распространен и на волокна с эллиптической, сердцевиной.
Несмотря на относительную простоту и сравнительно неплохое разрешение методу присущ ряд недостатков. Конечный диаметр лазерного пучка затрудняет точное измерение распределения углов отклонения и ограничивает объекты измерения преформами большого диаметра? Кроме того, методика расчета предполагает осевую симметрию (или эллиптичность) оптических параметров сердцевины.
В фокусирующем методе преформа также помещается в иммерсионную жидкость для предотвращения маскирующего преломления на границе оболочки? Параксиальный пучок света, падающий перпендикулярно к оси преформы проходит через нее, и распределение интенсивности анализируется с помощью видеокамеры, сфокусированной на плоскость, расположенную непосредственно за сердцевиной. Такой выбор местоположения плоскости наблюдения диктуется необходимостью максимального уменьшения вероятности пересечения лучей в волокне. Однако, в случае резкого изменения П. (например, центральный провал в профиле показателя преломления), лучи могут пересечься даже: в пределах сердцевины волокна. Естественно, что рассчитанный при этом профиль сильно отличается от реального. Метод предполагает осевую сим - 20 метрию. Полученное пространственное разрешение - I мкм, погрешность определения ДП 2 %„
Суть метода и экспериментальные результаты изложены в [Г7Д8], в [19] рассматривается возможность измерения профиля показателя преломления без погружения преформы в иммерсионную жидкость. В работах [20,21] определяется двухмерное распределение профиля показателя преломления.
К недостаткам метода следует отнести: необходимость работы с осесимметричным волокном, а также затруднение определения таких тонких деталей профиля, как действительная глубина центрального провала в градиентном волокне, поскольку эта область в методе действует как сильная линза.
Метод треугольной маски, предложенный в [22 ] и экспериментально опробованный на произвольных (не осесимметричных) преформах, погруженных в иммерсионную жидкость [23,24], сочетает достоинства прямого отклонения луча с экспериментальной простотой фокусирующего метода.
Пространственная модуляция коэффициента отражения
Подавляющее большинство методов измерения профиля показателя преломления ограничивает область применения волоконными световодами и преформами. Во многих из них подразумевается, что объект исследования обладает осевой симметрией. Большая часть методов требует помещения измеряемого нолновода в иммерсионную среду. Наиболее точный и чувствительный метод интерференции в тонких пластинках черезвычаино трудоемок в приготовлении образцов. Многие методы ограничены не только требованием осевой симметрии, но и необходимостью ступенчатого профиля показателя преломления.
Пространственное разрешение составляет в лучшем случае Г І- 2 мкм и, следовательно, во многом этим же значением определяется абсолютная погрешность определения таких характерных линейных размеров волновода как диаметр или толщина.
Методи электронной микроскопии не обеспечивают достаточного пространственного разрешения и обладают черезвычайно низкой чувствительностью в определении Л Ґ[. Методы исследования модового состава наряду с рядом экспериментальных трудностей по вводу излучения в волновод требуют еще и некоторого априорного знания модели волновода, что значительно снижает их достоверность.
Ни один из рассмотренных методов не обладает достаточной информативностью в применении к многослойным полупроводниковым гете-роструктурам, тем более не позволяет исследовать те слои, которые не являются волноводными.
В связи с изложенным, является очевидной необходимость изыскания такого способа измерения профиля показателя преломления, который позволил бы проводить исследования с требуемым уровнем точности и пространственным разрешением и волоконных и планарных волноводов, как одно, так и многомодовых, с симметричным и асимметричным профилем. Такой уникальной универсальностью обладает метод, основанный на пространственной модуляции коэффициента отражения.
Пусть плоская монохроматическая волна падает на плоскую поверхность раздела двух сред. Как известно, на границе раздела волна частично преломляется и частично отражается (рис.16). В том случае, когда обе среды прозрачны, то где f f и у- - углы падения, отражения и преломления; С , и /7 /7о диэлектрические проницаемости и абсолютные показате-ли преломления первой и второй среды соответственно,1
Коэффициент отражения R определяется как отношение среднего (по времени) отраженного от поверхности потока энергии к падающему потоку.- Известно, что при нормальном падении ( f = 0) коэффициент отражения дается формулой [68] .
Рассмотрим нормальное падение света с / = 633 нм на поверхность полупроводниковой гетероструктуры из (тй At п$ # Максимальный, коэффициент поглощения сС - 4 ТО4 см "1 (для G Q nS ) [69], д а 0,3464. Рассчитаем /? по формуле (2.7) с учетом сильного поглощения и по формуле (2,6), пренебрегая вкладом dL , и оценим погрешность, вносимую таким пренебрежением. По формуле (2.4) 8Є = 0.2. Тогда из (2.7) П = 3.850, а из (2.6) /7 = 3.861 и следовательно максимальная" ошибка oft - 0.0ІГ, а о yfa = 0.3 %. Так как в GQ. hi HS при # 0.40 коэффициент поглощения прак-тически можно не учитывать и J?x-0ti/ & 3»60 (/ = 633 нм), то максшлальный перепад показателя преломления, где еще сказывается 96 составляет Л П = ftGaAs Х ОМ л 0,26, и следовательно, максимальная погрешность в определении перепада показателя преломления составляет t, -гЪ & 5 %. Аналогичное рассмотрение влияния р8 для /( = 550 нм приводит к тому, что для bcf niinS максимальная абсолютная ошибка on - 0.024, /пк 0.6 %, а
Таким образом, если в Оо И h требуется знание профиля показателя преломления с точностью выше 5 %, то (при измерениях на длинах волн 550 633 нм) следует пользоваться расчетным соотношением (2.7), в противном случае можно пользоваться соотношением (2.6).
При измерении профиля показателя преломления волоконных световодов на основе стекол значение ЗС на длине волны 0,633 нм ничтожно и в подавляющем большинстве случаев соотношение (2.6) хорошо описывает реальность с достаточной степенью точности. 2.2, Пространственная модуляция коэффициента отражения
Пусть нормально к поверхности образца (в качестве этой поверхности выберем нормальное сечение волновода) падает сфокусированный пучок монохроматического света. Регистрируя свет, отраженный от поверхности, можно измерить коэффициент отражения в точке падения луча. Перемещая образец в плоскости, нормальной к падающему лучу, можно последовательно определить значения коэффициента отражения во всех точках сечения образца, или распределение профиля
коэффициента отражения. Соотношениями (2.6) или (2.7) полученный коэффициент отражения приводится в однозначное соответствие с искомым профилем распределения показателя преломления волновода.
Рассмотрим, для упрощения расчетов случаи, когда Д/? /? и, следовательно, вкладом 9& даже если на данной длине волны поглощение велико, можно пренебречь. Тогда из (2.6) получим
Из этого следует, что самописец, соединенный с выходом фотоприемника, регистрирующего отраженный от исследуемого образца свет, будет записываться искомый профиль показателя преломления.
Недостатками такого прямого измерения профиля показателя преломления как волоконных световодов [70,71] , так и планарных вол- новодов и гетероструктур [72] , являются низкая пороговая чувствительность и низкое пространственное разрешение границ областей с различными показателями преломления, определяемое известным: критерием Рэлея и, как следствие, сравнительно большая абсолютная ошибка ( Г мкм) измерения диаметра толщины волноводной области. Пороговая чувствительность метода ограничена шумами и нестабильностью источника света и фотоприемного тракта, и даже в случае большой стабильности источника света составляет - I»I0 , что является явно недостаточным.
Для повышения чувствительности, точности и улучшения пространственного разрешения можно воспользоваться следующим приемом Г72, 73] , а тленно: как и в предыдущем способе образец поступательно перемещается в плоскости, перпендикулярной к падающему лучу, в направлении измеряемого профиля показателя преломления и одновременно с этим приводится в колебительное движение вдоль того же направления (см.рис.5).
Случай прямых измерений
Перейдем теперь к анализу разрешающей способности основных экспериментальных схем измерения профиля показателя преломления, как уже отмечалось выше, в принципе возможны два способа измерения - метод непосредственной регистрации распределения /?fa) и модуляционная методика, позволяющая измерять величину производной от профиля коэффициента отражения по координате R (Q] .
Остановимся сначала на особенностях передачи реального распределения коэффициента отражения в схеме прямого измерения профиля [\ [Qj . Пусть распределение коэффициента отражения соответствует односторонней гетероструктуре или волноводу со ступенчатым профилем. где величина AR равна скачку коэффициента отражения на границе между слоями . 1 Подставляя зависимость (3.12) в соотношение (3,10), получим В соответствии с формулами (3.13) и (3.9) и общим результатом (3.II) асимптотические значения функции F(tj) при больших Cf совпадают с соответствующими величинами коэффициента отражения:
Функция Q fo) , представляющая собой переменную часть зависимости F((j) , изображена на рис.II (кривая I), Сравнение рисунков 10 и II позволяет сделать вывод, что характерный масштаб изменения функции Fpjf) соответствует размеру первого дифракционного кольца в распределении Я(Ц) Указанное обстоятельство означает, что в случае односторонней гетероструктуры или волновода со ступенчатым профилем предельная разрешающая способность прямого метода в целом соответствует критерию Рэлея (2.20).
В случае многослойных гетероструктур ситуация оказывается значительно сложнее. Рассмотрим, например, двухстороннюю (трехслойную) гетероструїстуру, внутренний слой которой в сечении, нормальном к ростовой поверхности, представляет собой бесконечную полосу толщиной 2 Н . Пусть характер изменения коэффициента отражения аппроксимируется прямоугольным профилем с шириной прямоугольника, равной 2 п .
Анализ выражения (3,16) показывает, что при больших, значениях толщины гетероструктуры Н У? I функция 70) достаточно хорошо передает форму распределения коэффициента отражения (3,15), в то время как при И « I формула (3.16) дает
Выражение (З.Г7) означает, что в соответствии с общшж свойствами свертки (3.10) сигнал, регистрируемый с тонкой ( f I) гетероструктуры, вообще говоря, перестает повторять особенности профиля коэффициента отражения и содержит информацию лишь о распределешш интенсивности света на поверхности образца. Отметим, однако, что в этом случае контраст выходного сигнала пропорционален произведению 2 H R» Это обстоятельство позволяет в частности, оценить оптическую толщину структуры 2пДП дане для таких гетерострук-тур, геометрические размеры которых лежат за пределами разрешающей способности метода.
Упомянутые выше эффекты иллюстрируются рисунком 12, на котором изображены зависимости р(о) для двухсторонней гетероструктуры с коэффициентом отражения, соответствующим формуле (3.15) при различных значениях полуширины структуры Н .Из рисунка видно, L) В силу симметрии профиля R((j) на рис.12 - 15 фактически изобра-жена лишь половина профиля распределения F(Q) , соответствую Рассмотрим далее симметричную пятислойную гетероструктуру с профилем коэффициента отражения в виде двух одинаковых прямоугольников толщиной 2 п , расположенных на расстоянии 2 L друг от друга
Особенности формы выходного сигнала гЫ) при изменении ширины гетерослоев были рассмотрены нами выше, поэтому остановимся теперь на зависимости профиля рш) от расстояния между слоями 2 L .
На рис.13 и 14 изображена зависимость F(Q) ДДЯ распределения \\[Ц) вида (З.Г8) при различных величинах полуширины слоев Н и двух значений расстояния между ними 2 L =6 (рис ,13) и 2І, =3 (рис, 14). Если расстояние между слоями значительно, то каждый из них дает самостоятельный вклад в распределение Fff)$ и форма выходного сигнала в целом повторяет профиль f((Qj (рис,ІЗ), При уменьшении величины L, до значений порядка единицы, выходные щая положительным значениям переменной с/ ,
Стабилизация лампы по световому потоку
Для исключения влияния неоднородности источника света, получения максимальной яркости и однородности светового поля, а, следовательно, максимального соотношения сигнал/шум, большую роль играет выбор оптической схемы осветителя. Так как источник света имеет в нашем случае малые размеры и характеризуется большой яр -костью и неоднородностью, то для создания однородного светового поля использовалась оптическая схема осветителя, позволяющая образовать однородное световое поле при неоднородном источнике [87], причем фокусные расстояния линз и расстояния до источника света выбирались из условия максимальной яркости светового поля на образце.
Оптическая схема осветителя показана на рис.20 и состоит из источника света I, конденсора 2, полевой диафрагмы 3 и колимато-ра 4. Диафрагма 3 находится вплотную с линзой 2, а линза 4 проецирует изображение 3 на исследуемый образец II, т.е. диафрагма 3 практически находится в фокальной плоскости линзы 4. Расстояние между источником света I и линзой 2 таково, что линзы 2 и 4 проецируют изображение дуги лампы в переднюю фокальную плоскость объектива 10, что приводит к образованию на поверхности исследуемого образца II ровного светового поля, ограниченного изображением диафрагмы 3. Изменение размеров полевой диафрагмы 3 приведет к изменению размеров светового поля на образце 10. Легко показать, что при выбранной схеме осветителя и использовании в качестве источника света ксеноновой лампы, освещенность на поверхности образца будет тем больше, чем меньше расстояние между источником света и линзой 2 и, чем больше расстояние между линзами 2 и 4 (если при этом, конечно, не нарушается принципиальная схема осветителя). В нашем случае фокусное расстояние линзы 2 составляло 2 см, а фокусное расстояние линзы 4-30 см. Б качестве диафрагмы 3 использовалась ирисовая диафрагма с минимальным отверстием 0,7 мм, что позволяло получать на поверхности исследуемого образца однородные световые поля диаметром от 3 до 60 мкм.
При выбранной схеме освещения, световой поток через диафрагму 13 (или, что то же самое, сигнал с фотоприемника 18) слабо зависит от расфокусировки образца II, от расстояния между объективом 10 и исследуемым образцом II. Следует отметить, что чувствительность к расфокусировке зависит от размеров светового поля на поверхности образца, причем чем больше размер светового поля, тем слабее изменяется сигнал с фотоприемника 18 при расфокусировіш. С другой стороны, при измерении отражения от кварцевой пластины, большие световые поля приводят к заметному вкладу паразитного света, отраженного от задней грани кварцевого стекла. Исходя из выше сказанного, размер светового поля выбирался из условия максимально допустимого вклада отражения от задней грани и в нашем случае составлял 15 мкм. При этом вклад отражения от задней грани не превышал 5»10 сигнала, отраженного от передней грани, а чувствительность к расфокусировке была не более I % на 3 мкм. Так как ин-терферометрический контроль положения исследуемого образца осуществлялся с точностью не хуже 0,06 мкм ( 0,2 интерференционной полосы), то максимальная относительная ошибка из-за возможной, расфокусировки была не более 2-Ю""4, что вполне отвечало требова - 80 ниям точности эксперимента.
Используемая лампа ДКсШ-120 работает от постоянного источника тока и в рабочем режиме потребляет 10-13 А при напряжениях Г0-13 В. При поджиге на лампе должно падать 65 В и для пробоя на нее необходимо подавать импульсное высокое напряжение порядка 4 кВ. Для выполнения этих требований была сконструирована схема, приведенная на рис,21. Блок питания БГ, состоящий из двух параллельно работающих стабилизированных блоков питания TEC-I5 НТР, Обеспечивает рабочий режим лампы Л. Во время поджига дополнительно включается блок питания Б2 (Б5-50), подающий на лампу напряжение 65 В. Диоды ДІ и Д2 обеспечивают развязку блоков при неработающей лаглпе. Импульсное высокое напряжение на лампе во время поджига создается при помощи импульсного передающего трансформатора ТР2, вторичная обмотка которого находится в цепи питания лампы. Высоковольтные импульсы в первичной обмотке ТР2 создаются при помощи разрядника PI и повышающего трансформатора TPI, питаемого от сети. После загорания лаглпы блок питания Б2 и TPI отключаются, а диод Д2 закорачивается.
Стабилизация лаглпы по световому потоку
Известно, что если у вольфрамовой лампы накаливания застаби-лизировать текущий через нее ток, то световой поток от лаглпы будет характеризоваться большой стабильностью (с точностью до процессов деградации в нити накаливания). К сожалению, стабилизация тока при горении ксеноновой лаглпы не приводит к стабилизации светового потока, проходящего через линзу в заданном направлении. Это вызвано как нестабильностью разряда, так и тем, что при горении разряд "дергается" и может смещаться на величину 0,1 его характерного размера
