Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Физические принципы рентгеновской рефлектометрии . 11
1.1. Оптические функции вещества. 11
1.2. Поляризация света. 14
1.3. Физические принципы спектроскопии отражения и рассеяния. 18
1.3.1. Отражение рентгеновского излучения от идеальной поверхности. Полное внешнее отражение . 18
1.3.2. Ближняя тонкая структура спектров поглощения. 22
1.3.3. Глубина формирования отраженного излучения, 26
1.3.4. Отражение и рассеяние рентгеновского излучения реальными поверхностями. 28
1.4. Взаимодействие рентгеновского излучения с анизотропными средами. 34
1.4.1. Пространственная дисперсия. 34
1.4.2. Оптические свойства кристаллов , 36
1.4.3. Взаимодействие одноосных кристаллов с поляризованным излучением. 39
ГЛАВА II. Техника и методика эксперимента.
2.1 Поляриметр. 41
2.2. MOGOTEX. 48
2.3. Характеристика образцов. 52
ГЛАВА III Поляризационные зависимости спектров отражения и поглощения гексагонального нитрида бора вблизи к-порога ионизации бора . 56
3.1. Анизотропный кристалл BNreKC. Специфика взаимодействия с рентгеновским излучением. 56
3.2. Поляризационные и угловые зависимости спектров отражения и поглощения BNreKc . 59
ГЛАВА IV. Поляризационные и ориентационные зависимости спектров отражения и поглощения гексагонального сульфида кадмия . 76
4.1 Особенности кристаллического строения CdSrcKC. 76
4.2 Ориентационные и угловые зависимости спектров отражения и поглощения CdSrCKC вблизи К-порога ионизации серы . 78
4.3 Поляризационные и угловые зависимости спектров отражения и поглощения CdSreKC вблизи І^.з-порога ионизации серы. 94
4.4 Поляризационные и угловые зависимости спектров отражения и поглощения CdSreKC вблизи М^порога ионизации кадмия. 108
ГЛАВА V. Обратная задача рентгеновской рефлектометрии 115
5.1. Угловые зависимости коэффициента отражения системы Si02/Si. П6
5.2. Оптические постоянные системы Si02/Si, рассчитанные в трех различных моделях. 120
Результаты и выводы, 14У
Литература 142
- Отражение рентгеновского излучения от идеальной поверхности. Полное внешнее отражение
- Оптические свойства кристаллов
- Поляризационные и угловые зависимости спектров отражения и поглощения BNreKc
- Ориентационные и угловые зависимости спектров отражения и поглощения CdSrCKC вблизи К-порога ионизации серы
Введение к работе
Актуальность темы.
Основы современной техники и методики спектроскопии
зеркального отражения рентгеновского излучения были заложены Л.П.
Лукирским в Ленинградском государственном университет в 60-е годы
Первые работы по изучению зеркального отражения были вызваны
необходимостью поиска материалов для создания максимально
эффективных отражательных элементов оптики спектральных
приборов. Именно эти работы стали началом активных исследований спектральных и угловых зависимостей коэффициента отражения различных веществ и легли в основу спектроскопии зеркального отражения. Тогда же была показана применимость формул Френеля в области рентгеновского излучения.
Следующий цикл работ, выполненный в 80 - 90-е годы, был посвящен систематическому исследованию тонкой структуры спектров отражения и оптических постоянных изотропных материалов, и была установлена высокая чувствительность гонкой структуры спектров отражения к сорту, химическому состоянию и координации атомов в приповерхностном слое отражателя. В этих работах бы га отмечена зависимость оптических постоянных от угла падения излучения па отражатель, а. следовательно, глубины формирования отраженною излучения, при получении спектров отражения. Как показали последующие работы, причиной такой зависимости являются структурно нарушенные приповерхностные слои, обусловленные технологической обработкой поверхггости.
Пионерские исследования, проведенные для одноосного кристалла гекс. BN, обнаружили высокую чувствительность припороговой структуры спектров отражения к ориентации кристалла относительно электрического вектора падающего электромагнитного излучения. Систематических исследований влияния пространствен мой анизотропии кристаллов на отражение рентгеновского излучения до настоящей работы не проводилось. Дополнительный импульс развития эти исследования приобрели в связи с созданием центров синхротронного излучения 3-го поколения. Появилась возможность проведения исследования отражения рентгеновского излучения с использованием разно поляризованного излучения в широком интервале энергий и углов скользящего падения.
Следует особо подчеркнуть, что в рентгеновской оптике традиционно принято пренебрегать поляризацией изучения в области
углов падения, близких к критическому углу полного внешнего отражения. Стала очевидной актуальность работ по изучению механизма взаимодействия различно-поляризованного излучения с пространственно анизотропными структурами. В экспериментальном плане для решения этой проблемы наиболее информативным представлялся сравнительный анализ отражения разно поляризованного излучения сильно и слабо анизотропными кристаллами в широком диапазоне энергий и углов скользящего падения. Именно такое исследование и является первой целью настоящей работы. Другой круг проблем обусловлен проблемами современной технологии материалов рентгеновской оптики, микро и нано электроники и др., позволяющей изготавливать многослойные структуры с толщинами слоев в единицы нанометров. Качество подобных систем зачастую определяется свойствами нарушенных приповерхностных слоев и строением интерфейсов, определяющимся процессами взаимодиффузии атомов материалов, химическими реакциями и другими процессами, протекающими при синтезе многослойных структур. Стала очевидной актуальность разработки новых подходов к решению обратной задачи рентгеновской рефлектометрии, учитывающих зависимость оптических постоянных от толщины пленки и свойств интерфейса. Именно разработка таких подходов и явилась второй целью работы.
Основные задачи работы могут быть сформулированы следующим образом.
изучение спектральных распределений коэффициента отражения одноосных кристаллов в широком диапазоне углов скользящего падения и энергий, включая пороги ионизации внутренних атомов, при использовании различно поляризованного синхротронного излучения с целью установления влияния пространственной анизотропии кристаллов (сильно и слабо анизотропных) на отражение разно поляризованною излучения и определения области углов, в которых допустимо пренебрежение поляризацией излучения;
изучение спектральных распределений коэффициента отражения одноосных кристаллов вблизи К-, Li.r и МЦт-порогов ионизации с целью изучения роли симметрии волновой функции начального и конечного состояния абсорбционных переходов в поляризационных и ориентационных зависимостях спектров отражения;
разработка и реализация с использованием
экспериментальных результатов новых подходов к обратной задаче рентгеновской рефлектометрии, учитывающих зависимость оптических
постоянных от толщины пленки и свойств интерфейса.
Научная новизна. Впервые проведены систематические исследования влияния пространственной анизотропии сильно (гекс-BN) и слабо (reKc.CdS) анизотропных одноосных кристаллов на отражение различно (s - и р - линейно и циркулярно) поляризованного синхротронного излучения в широком интервале энергий, в том числе вблизи порогов ионизации внутренних уровней, и углов скользящего падения.
Обнаружены и изучены поляризационные зависимости спектров отражения и рассчитанных спектров поглощения reKC.BN и поляризацинные и ориентационные зависимости спектров отражения и рассчитанных спектров поглощения reKc.CdS.
Показано, что в одноосных кристаллах, как сильно, так и слабо анизотропных, поляризационные и ориентационные зависимости обусловлены расщеплением состояний р - симметрии анизотропным кристаллическим полем.
Установлено, что для слабо анизотропных кристаллов спектры отражения и поглощения гораздо сложнее, чем для сильно анизотропных кристаллов, что требует дополнительного рассмотрения (учета) рассеяния фотоэлектронной волны на дальних координационных сферах.
Обнаружено, что разно поляризованному излучению при отражении от гекс. BN кристалла соответствуют разные критические углы полного внешнего отражения.
Научная и практическая ценность работы определяется тем, что закономерности, выявленные при изучении влияния пространственной анизотропии кристаллов на процессы отражения рентгеновских лучей, будут способствовать дальнейшему развитию теоретических моделей, правильно описывающих механизм формирования ближней тонкой структуры в рентгеновских спектрах поглощения и связь тонкой структуры с электронной структурой твердых тел.
Практическая ценность работы обусловлена потребностями рентгеновской оптики и микро и нано электроники и состоит в разработанной методике расчета толщинной зависимости диэлектрической проницаемости на основе угловых зависимостей коэффициента отражения с учетом строения интерфейса. Следует также отметить практическую значимость установленной зависимости критического угла полного внешнею отражения от типа поляризации
при отражении от reKC.BN кристалла. Эта информация может быть использована при создании поляриметров. Положения, выносимые на защиту:
1. Отражение разно поляризованного рентгеновского излучения
(i,/j,cir) вблизи порогов ионизации внутренних атомов как сильно
анизотропным кристаллом reKC.BN, так и слабо анизотропным
кристаллом reKC.CdS является анизотропным и проявляется в
поляризационной и ориенгационной зависимостях спектров отражения
и рассчитанных спектров поглощения.
2. В одноосных кристаллах, как сильно, так и слабо
анизотропных, поляризационные и ориентационные зависимости
спектров поглощения обусловлены расщеплением состояний р -
симметрии анизотропным кристаллическим полем.
Тонкая структура спектров отражения и поглощения слабо анизотропных кристаллов гораздо сложнее, чем сильно анизотропных кристаллов, что связано с рассеянием фотоэлектронной волны на дальних координационных сферах.
Разно поляризованному излучению соответствуют разные критические углы полного внешнего отражения в случае сильно анизотропного крисчалла гекс. BN.
Методика расчета голщиниой зависимости диэлектрической проницаемости покрытий по данным измеренных угловых зависимостей зеркального отражения рентгеновского излучения, включающей и область интерфейса.
Апробация работы. Результаты диссертации докладывались и обсуждались на Всероссийских конференциях "Рентгеновская оптика-2003'" (Нижний Новгород, 2003 г.) и "Рентгеновская оптика-2004" (Нижний Новгород, 2004 г.), Международной конференции "Electronic Spectroscope and Structure-ICESS-9" (Уппсала, Швеция, 2003), Международной конференции "Х-ray absorption fine structure XAFS-12" (Малмо, Швеция, 2003), YM-ож Международной конференции "Synchrotron Radiation in Materials Science -SRMS-4" (Гренобль, Франция, 2004).
Основные положения диссертации опубликованы в 10-и работах.
Объем и структура диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти мав, результатов и выводов, списка цитируемой литературы из 119 наименований. Общий объем работы составляет 159 стр. машинописного текста, включая 58 рисунков и 4 таблицы.
Отражение рентгеновского излучения от идеальной поверхности. Полное внешнее отражение
В области рентгеновского и мягкого рентгеновского излучения диэлектрическая проницаемость всех материалов, как правило, меньше единицы [5], поскольку при взаимодействии рентгеновского излучения с веществом большую часть атомных электронов можно рассматривать в первом приближении свободными. Это обуславливает специфику отражения рентгеновского излучения от поверхности твердых тел: отражение происходит от оптически менее плотных сред. При больших углах падения рентгеновского излучения из оптически более плотной среды (вакуум) в оптически менее плотную среду (вещество с + 1) формулы Френеля дают мнимые значения для угла преломления. Это означает, что падающая волна, не может проникнуть внутрь среды и полностью отражается обратно в вакуум. Такое явление получило название полного внешнего отражения (ПВО). Поскольку в области рентгеновского излучения угол полного внешнего отражения близок к 90, целесообразно перейти к углам скользящего падения в, т.е. в- 90 - в . Область ПВО наблюдается в области углов в , меньших, так называемого критического угла в кр,, который связан с 5 (п — 1- S) приближенным соотношением #кр (2 5) \ В области рентгеновского излучения длина волны сравнима с межатомными расстояниями, а у кристаллов с постоянной решетки, т.е., строго говоря, кристаллы перестают быть пространственно однородными, и их следует описывать обобщенным тензором диэлектрической проницаемости. Помимо этого, в рентгеновской области спектра ни одна поверхность не является идеально гладкой. В случае твердых тел наличие шероховатостей могут быть связаны как с корпускулярным строением вещества, так и с технологической обработкой поверхности. Таким образом, встает вопрос о правомерности использования в рентгеновском диапазоне формул Френеля, выведенных для идеально гладкой поверхности однородной изотропной среды. Ниже будет показано, что влияние пространственной анизотропии в рентгеновском диапазоне в большинстве случаев мало и его необходимо учитывать при описании некоторых специфических явлений, например, гиротропии.
В случае оптически однородных и изотропных сред эффектами пространственной анизотропии можно пренебречь [6,7] и использовать формулы Френеля в их традиционной форме [2]: В работах [6, 8] проведена оценка выражений для Rs и Rp в области длин волн 10 - ОД нм. Показано, что в области малых скользящих углов падения (область ПВО) различием между Rs и Rp можно пренебречь, поскольку оно составляет 10 -ПО .К аналогичному выводу пришли авторы работы [9], анализируя необходимость учета поляризации излучения в более длинноволновой области спектра (Л 19нм). В работе представлен модельный расчет Rs, Rp и R в интервале углов падения от 6 до 25 от поверхности с параметрами е1 - 2 = 0,2 (такими оптическими постоянными характеризуется золото в области Я = 19нм). Показано, что компоненты Rs и Rp отличаются от R всего лишь на 3-5%. Таким образом, в области малых углов скользящего падения можно не учитывать поляризацию рентгеновского излучения при отражении от однородной изотропной среды и использовать формулу (1.18а). Критерий Рэлея [3] связывает допустимые размеры шероховатости исследуемой поверхности с длиной волны излучения и с диапазоном углов, в котором может наблюдаться отражение: где А,- длина волны, в- угол скользящего падения к- средняя высота шероховатости поверхности. При выполнении критерия Релея можно пользоваться формулами Френеля, введя поправки для коэффициента отражения., Особый интерес представляет изучение тонкой структуры спектральных зависимостей коэффициента отражения мягкого рентгеновского излучения. В работе [6] показано, что в мягкой рентгеновской области, где для большинства материалов VI имеет место неравенство: вызванное изменением поглощения предел чувствительности спектров отражения мягкого рентгеновского излучения к изменению величины коэффициента поглощения.
Интерес к изучению рентгеновских спектров поглощения (РСП) твердых тел в области порогов ионизации внутренних электронных оболочек атомов, обусловлен тем, что ближняя тонкая структура (БТС) РСП возникает в результате перехода электронов из внутренних оболочек в свободные состояния зоны проводимости и содержит, таким образом, информацию об энергетическом распределении плотности свободных электронных состояний в твердом теле. Согласно [10], спектральная зависимость коэффициента поглощения не поляр из о ванно го излучения вблизи края поглощения может быть описана выражением: учитывающим возможность целого множества состоянии электрона в зоне проводимости с данной энергией Е: и различными волновыми векторами к. Интегрирование ведется по поверхности равной энергии в пространстве волновых к. матричного элемента вероятности перехода электрона из внутреннего уровня с энергией Е;, описываемого атомной волновой функцией ц/„іт в свободные состояния зоны проводимости с энергией Ej (к), описываемые волновыми функциями цгк и может быть представлен в виде:
Оптические свойства кристаллов
Тензорный характер диэлектрической проницаемости обусловлен неэквивалентностью различных направлений в анизотропной среде, что приводит к зависимости электрического возбуждения вещества от направления электрического поля и, как следствие, не параллельности векторов Е и D во всех направлениях, за исключением выделенных и называемых оптическими осями. В однородной изотропной среде электрическое возбуждение не зависит от направления электрического поля, векторы EuD параллельны. Если из произвольной точки О кристалла провести по всем направлениям радиусы - векторы г , модули которых г. = п = є, где є — диэлектрическая проницаемость в направлении г при данной частоте колебаний, то концы векторов г будут лежать на поверхности эллипсоида, называемом оптической индикатрисой. Оси симметрии этого эллипсоида определяют три взаимно перпендикулярных. главных направления в кристалле, по которым направления векторов Е и Т совпадают. В прямоугольной декартовой системе координат, оси которой совпадают с главными направлениями в кристалле. Уравнение оптической индикатрисы имеет вид [1,2,43]: где их, щ и nz - значения п вдоль главных направлений (главные значения п). Оптической осью кристалла называется нормаль N к плоскости кругового сечения оптической индикатрисы. Форма и ориентация оптической индикатрисы полностью определяется симметрией кристалла. Для кубических кристаллов оптическая индикатриса - сфера с радиусом г = п. В кристаллах средних сингоний (тригональной, тетрагональной и гексагональной) одно из главных направлений совпадает с главной осью симметрии кристалла. В этих кристаллах оптическая индикатриса - эллипсоид вращения. Эти кристаллы имеют только одну оптическую ось, которая совпадает с осью вращения эллипсоида. Такие кристаллы называются одноосными. Кристаллы низших сингоний (ромбической, моноклинной и триклинной) называются двуосными.
Их оптическая индикатриса -трехосный эллипсоид, имеющий два круговых сечения и две оптические оси. Вследствие несовпадения направлений векторов Е и D поляризованная плоская монохроматическая волна ; в. кристалле характеризуется двумя тройками взаимно перпендикулярных векторов D, Н, 9 и Е, Н, 3 . Скорость 9 совпадает по направлению с вектором S Пойтинга и равна скорости переноса энергии волной. Ее называют лучевой скоростью волны. Скорость 9 называется нормальной скоростью волны. Она равна скорости распространения фазы и фронта волны по направлению нормали N к фронту волны. Величины 9 и 9 связаны соотношением 9 - 9 / cos а, где а - угол между векторами Е и D. Нормальная и лучевая скорости волны определяются из основного уравнения кристаллооптики - уравнения Френеля, которое имеет вид [1,2,43]: где Nx, Ny и Nz - проекции вектора нормали TV на главные направления кристалла; 9К = cfnM 9У = clny VL9Z = clnz - главные фазовые скорости волны. Поскольку уравнение Френеля является квадратным уравнением относительно Э, то в любом направлении N имеются два значения нормальной скорости волны 3\ и .. совпадающие только в направлении оптической оси кристалла. Если из точки О кристалла откладывать по всем направления /V векторы соответствующих им нормальных скоростей .9i и 9і, то концы векторов будут лежать на двух поверхностях, называемых поверхностями нормалей. В случае одноосного кристалла одна из поверхностей - сфера, а вторая - овалоид, который касается сферы в двух точках пересечения ее с оптической осью. Аналогично, геометрическое место точек, удаленных от точки О на расстояния &\ и 9 2- называются лучевыми поверхностями или поверхностями волны. В одноосных кристаллах одна из поверхностей - сфера, а вторая - эллипсоид вращения вокруг оптической оси Oz, Сфера и эллипсоид касаются друг друга в точках их пересечения с оптической осью. Таким образом, в кристаллах в произвольном направлении N могут распространяться две плоские волны, поляризованные в двух взаимно перпендикулярных плоскостях. Направления D\ и D этих волн совпадает с осями эллипса, получающегося при пересечении оптической индикатрисы с плоскостью, перпендикулярной N и проходящей через точку О.
Нормальные скорости этих волн равны: &\ = с1п\ и & - с/п2. Векторы Е] и Ei этих волн также лежат в двух взаимно перпендикулярных плоскостях, причем им соответствуют два лучевых вектора S\ и 5: и два значения лучевой скорости В\ = i9i/cos а и & г = /cos а. При преломлении света на границе кристалла в нем возникают два преломленных луча, один из которых подчиняется обычным законам преломления (обыкновенный луч), а второй не подчиняется этим законам (необыкновенный луч). В случае одноосного кристалла тензор диэлектрической проницаемости всегда диагонализируется, если расположить одну из осей декартовой системы координат вдоль оптической оси кристалла, и
Поляризационные и угловые зависимости спектров отражения и поглощения BNreKc
На основе сопоставления экспериментальных данных и теоретических расчетов в настоящее время общепризнанно, что анизотропия химического связывания атомов бора и азота в плоском слое и перпендикулярно к нему [53] обуславливает важнейшие особенности структуры зоны проводимости: наличие у дна зоны проводимости узкой к-подзоны и расположенных в области примерно на 10-20 эВ выше двух широких (7-подзон, слабо перекрывающихся с высокоэнергетическим Электронная структура зоны проводимости гекс.ВЫ является предметом многочисленных теоретических работ [54-62] и хорошо изучена методами спектроскопии квантового выхода внешнего рентгеновского фотоэффекта [63-67], спектроскопии характеристических потерь энергии электронов (СХПЭЭ) [68, 69], измерением фотопоглощения [67,70-72 ]. Специфика кристаллического и электронного строения reKC.BN приводит к сильной анизотропии всех его физико-химических свойств, в том числе взаимодействия с поляризованным излучением. В дипольном приближении вероятность перехода электрона из остовного уровня в свободное состояние зоны проводимости в процессе поглощения рентгеновского излучения, поляризованного вдоль оптической оси с кристалла reKC.BN может быть записана: где ось z направлена вдоль оптической оси с. Поскольку рассматривается тонкая структура спектра отражения reKC.BN в районе ВК - порога ионизации, начальным состоянием является Is уровень атома бора. Волновая функция этого состояния - сферически симметричная и, следовательно, всегда четна относительно отражения в слоевой плоскости. Из (3.1) видно, что если волновая функция конечного состояния у/j будет также четной по отношению к отражению, то вероятность перехода будет равна нулю, т.е. разрешен переход из четного состояния в нечетное.
Путем аналогичных рассуждений можно показать, что для рентгеновского излучения, поляризованного перпендикулярно оптической оси с кристалла reKC.BN будут запрещены переходы из четного состояния в нечетное. Таким образом, согласно дипольным правилам отбора с учетом симметрии кристалла,- поглощение в кристалле reKC.BN вблизи ВК - порога ионизации должно определяться переходами Bis -» ж возбужденные состояния в случае Е\\с и ВЬ — а возбужденные состояния в случае Е1.с и, следовательно, при использовании по-разному поляризованного излучения естественно ожидать поляризационную зависимость тонкой структуры спектров отражения в районе ВК -порога ионизации в reKC.BN как отображение поляризационной зависимости спектров поглощения, Измерения угловых RE(0) и спектральных RQ(E) зависимостей коэффициента отражения гекс.ВЫ в области К-порога ионизации бора проведены с использованием s -, р - линейно поляризованного и циркулярно (положительно) поляризованного синхротронного излучения на канале UE56/1-PGM накопителя BESSY-II. Анализировалось отражение от грани кристалла, вырезанной перпендикулярно оптической оси кристалла с (рис. 2.5., ориентация А). При использовании s - поляризованного излучения вектор напряженности электрического поля падающей электромагнитной волны Е перпендикулярен оптической оси с (JEIC) при любом угле скользящего падения. Согласно выше проведенному рассмотрению, спектр поглощения в такой геометрии должен формироваться преимущественно возбуждением Is электронов бора в а- состояния. При использовании 1р -поляризованного излучения анализируется вклад компонент ЕХ.с и Е\\с в общий процесс отражения, поэтому в спектрах поглощения должны найти отображение переходы как в т-, так и в ж- состояния. На рис. 3.2. приведены спектральные зависимости коэффициента отражения reKC.BN, измеренные вблизи К- порога ионизации бора при углах скользящего падения 9 = 4, 8 и 20 с использованием различно поляризованного излучения.
Анализ представленных спектров отражения указывает на то, что число основных деталей тонкой структуры (А, В, С, D) и их энергетическое положение не зависят от типа поляризации во всем диапазоне исследованных углов скользящего падения в. Форма спектров отражения слабо зависит от типа поляризации только при малом угле скользящего падения в = 4. Увеличение угла скольжения приводит к сильной поляризационной зависимости формы спектров, которая наиболее ярко выражается для селективной линии Л, а также для полосы В. Видно, что увеличение угла скольжения приводит к сильному возрастанию интенсивности селективной линии А в случае р- поляризации и Рис. 3.2. ВК-спектры отражения гекс-BN, измеренные при углах скользящего падения в - 4, 8 и 20 с использовании s- р- линейно поляризованного и циркулярно (положительного) поляризованного излучения. (а) - 4; (б) - 8; (в) - 20.
Ориентационные и угловые зависимости спектров отражения и поглощения CdSrCKC вблизи К-порога ионизации серы
Ориентационные зависимости спектров отражения reKc.CdS были изучены в области К-порога ионизации серы для грани кристалла, вырезанной параллельно оптической оси с кристалла с использованием s-поляризованного синхротронного излучения на канале SB3 накопителя Super-ACO электронного ускорителя LINAC (Lure, Orsay). Были изучены угловые ЯЕ(&) И спектральные RQ(E) зависимости коэффициента отражения для различных ориентации отражающей поверхности, а, следовательно, оптической оси с, относительно вектора напряженности электрического поля падающей электромагнитной волны Е. Были изучены ориентации кристалла В, и В2 (рис. 2.5.), когда реализовывалась геометрия эксперимента Е\\с и Е±с, соответственно, а также промежуточные ориентации - At (Bt+30o), А2 (В]+45), А3 (Bt+60) и А4 (В!+180). На рис. 4.2. представлены спектры отражения для ориентации кристалла В і и В2, измеренные при углах скользящего падения 0 = 0.6, 0.8, 1. Анализ тонкой структуры представленных спектров отражения указывает на то, что спектры для различных ориентации схожи по числу основных деталей структуры и энергетическое положение основных деталей структуры не зависит от ориентации кристалла при всех исследованных углах. Обнаруживается, что при наименьшем угле скольжения 0.6 форма спектров слабо зависит от ориентации кристалла. Увеличение угла до 1 приводит к ориентационной зависимости полосы (ММ), расположенной при -2480 эВ. Форма этой полосы незначительно изменяется с углом в случае ориентации кристалла В2. В то же время для ориентации кристалла Bi отмечается появление узкой полосы М, интенсивность которой возрастает с увеличением угла.
Обнаруженный характер ориентационной зависимости тонкой структуры SK - спектра отражения хорошо согласуется с зависимостями, установленными в ультрафиолетовой области спектра [89] и вблизи SL2j - порога ионизации [90]. Анализ абсолютных значений коэффициентов отражения указывает на сильную зависимость отражательной способности грани кристалла от ее ориентации при маленьком угле падения. Были измерены угловые зависимости коэффициента отражения RE(0) при нескольких энергиях в области нормальной дисперсии, где различия, наблюдаемые в абсолютных значениях коэффициентов отражения определяются преимущественно различием параметров рельефа отражающей поверхности. Анализ приведенных на рис. 4.3. угловых зависимостей Я ,(в) коэффициента отражения указывает на то, что отражательная способность грани В\ выше отражательной способности грани Вг- Поскольку в обоих случаях исследовалась одна и та же грань, обнаруженное различие в отражательных способностях двух ориентации одной и той же грани кристалла естественно связать с планарной анизотропией исследованной поверхности. Эффект планарной анизотропии поверхности был обнаружен при исследовании грани кристалла reKc.BN, вырезанной параллельно оптической оси с в работе [74]. Обращает на себя внимание постепенное уменьшение зависимости отражательной способности грани в зависимости от ее ориентации с увеличением угла скользящего падения, в то время как, согласно теоретическим предсказаниям [41, 91], влияние поверхностных шероховатостей на коэффициент отражения увеличивается с увеличением угла скользящего падения. Наблюдаемый эффект объясняется следующим образом. При регистрации излучения в эксперименте реализовывается согласованное вращение 0- 20 системы образец-детектор, т.е. фактически измеряется абсолютное значение коэффициента отражения зеркально отраженной компоненты. При наличии конечной угловой расходимости падающего пучка с увеличением угла скользящего падения все большая часть излучения, рассеянного на шероховатостях с данными корреляционными радиусами, оказывается внутри зеркальной компоненты, завышая, таким образом, измеряемые значения при больших углах скольжения.
На рис. 4.4. приведены азимутальные зависимости SK - спектров отражения, исследуемой грани кристалла, измеренные при угле скользящего падения 0.8. Для удобства рассмотрения спектры сдвинуты по оси ординат. Были изучены следующие ориентации отражающей поверхности: В, - 0 {Е\\с), Ах - 30 (В,+30о), А2 - 45 (Bt+45), А3 - 60 (В,+60), В2- 90(±с) и А4 - 180 (Е\\с). Измерения проведены в условиях более высокого энергетического разрешения по сравнению с измерениями, результаты которых приведены на рис. 4.3. Анализ тонкой структуры спектров, представленных на рис. 4.4., указывает на то, что спектры отражения для различных ориентации отражающей поверхности похожи по количеству основных деталей и их энергетическому положению, при этом отмечается зависимость Рис. 4.4. SK-спектры отражения, измеренные для грани кристалла reKC.CdS, вырезанной параллельно оптической оси с и различно ориентированной относительно электрического вектора Е при угле скользящего падения 6= 0.8 с использованием -поляризованного синхротронного излучения. 0 и 180 соответствуют геометрии -Е\\с; 90 соответствует геометрии - ELc; 30, 45 и 60 соответствуют промежуточным геометриям. интенсивности всех деталей структуры от ориентации кристалла. Наиболее сильная зависимость наблюдается для полос С и D. Интенсивность полосы С максимальна для геометрии Е\\с (ориентации 0 и 180), в то время как интенсивность полосы D сильно возрастает в геометрии Е±с. Для интерпретации обнаруженной ориентационной зависимости SK-спектров отражения были рассчитаны спектры поглощения ji(E) из спектров отражения, измеренных для ориентации отражающей поверхности 30, 90 и 180 с использованием дисперсионного соотношения Крамерса-Кронига при использовании методики, описанной в [75]. Рассчитанные спектры поглощения приведены на рис. 4.5.
По причинам, указанным в главе III спектры поглощения гекс-CdS были рассчитаны без учета шероховатости отражающей поверхности. Для удобства рассмотрения представленные спектры сдвинуты по оси ординат. Во всех спектрах можно выделить две основные полосы: высоко интенсивную полосу, расположенную при -2475 эВ и широкую полосу d. Видно, что первая полоса спектра характеризуется собственной тонкой структурой, которая высокочувствительна к ориентации кристалла. Сопоставление рассчитанных спектров поглощения со спектрами, полученными методом спектроскопии поглощения [92,93] обнаруживают хорошую корреляцию спектров как по числу деталей тонкой структуры, так и по их энергетическому положению. Следует отметить интересную особенность рассчитанных спектров. Спектр поглощения, рассчитанный для геометрии Е\\с хорошо коррелирует со спектром для кубического CdS (в KyG.CdS отсутствует деталь Ь ) [92,93], в то время как спектр, рассчитанный для ориентации 30 совпадает со спектром поглощения для гексагонального CdS [93]. Отмеченные особенности будут рассмотрены ниже.
