Содержание к диссертации
Введение
1 Фазовые переходы и особенности динамики решетки кристаллов и тонких пленок оксидов и их твердых растворов со структурой перовскита (обзор литературы) .
1.1 Динамика решетки кристаллов и пленок SrTiO
1.2 Динамика решетки кристаллов и пленок BaTiO3 при фазовых переходах 13
1.3 Динамика решетки керамики и пленок твердых растворов (Ba, Sr)TiO3 при фазовых переходах
1.4 Особенности динамики решетки пленки (Ba, Sr)TiO3 во внешнем электрическом поле
1.5 Динамика решетки кристаллов и пленок BiFeO3 33
2 Размерный и температурный эффекты в пленках (Ba, Sr)TiO3 по спектрам комбинационного рассеяния света (КРС) 58
2.1 Фазовые состояния пленок (Ba, Sr)TiO3/MgO различной толщины... 39
2.2 Фазовая диаграмма «деформация несоответствия - температура» пленок (Ba, Sr)TiO3/MgO различной толщины
2.3 Выводы к разделу 2 71
3 Особенности динамики атомной решетки пленки (Ba, Sr)TiO3/MgO во внешнем электрическом поле по спектрам КРС
3.1 Понижение симметрии решетки пленки (Ba, Sr)TiO3/MgO во внешнем электрическом поле 3.2 Моделирование влияния внешнего электрического поля на частоту мягких мод пленки (Ba, Sr)TiO3/MgO
3.3 Выводы к разделу 3 89
4 Особенности динамики решетки гетероструктур на основе пленки (Bi,Nd)FeO3 по спектрам КРС 102
4.1 Гетероструктура (Bi0.98Nd0.02)FeO3 /MgO 91
4.2 Гетероструктура (Bi0.98Nd0.02)FeO3 /MgO с буферным слоем (Ba, Sr)TiO3 94
4.3 Многослойные гетероструктуры с чередующимися слоями (Ba, Sr)TiO3 и (Bi0.98Nd0.02)FeO3
4.4 Выводы к разделу 4 111
Заключение 112
Список цитированной литературы 115
- Динамика решетки кристаллов и пленок BaTiO3 при фазовых переходах
- Фазовая диаграмма «деформация несоответствия - температура» пленок (Ba, Sr)TiO3/MgO различной толщины
- Моделирование влияния внешнего электрического поля на частоту мягких мод пленки (Ba, Sr)TiO3/MgO
- Гетероструктура (Bi0.98Nd0.02)FeO3 /MgO с буферным слоем (Ba, Sr)TiO3
Динамика решетки кристаллов и пленок BaTiO3 при фазовых переходах
Некоторые известные двойные оксиды со структурой перовскита ABO3 при изменении температуры испытывают структурные фазовые переходы различной природы, при которых, как правило, понижается их симметрия. Самыми известными из них в физике конденсированного состояния являются сегнетоэлектрики ВаTiO3, PbTiO3 и KNbO3, так называемый виртуальный сегнетоэлектрик SrTiO3, мультиферроик BiFeO3 и твердые растворы на их основе, которые активно исследуются с середины прошлого века и по настоящее время. Они не только исследуются в виде объемных монокристаллов или керамики, тонких и толстых пленок, но и используются при создании различных многослойных композитов и сверхрешеток, в том числе и в виде нанослоев.
В зависимости от формы существования этих оксидов последовательность и тип их фазовых переходов как-то изменяются, и изучение динамики их кристаллической решетки становится важной задачей, решению которых посвящены многие работы. В большинстве случаев, изменения кристаллической структуры, связанные с сегнетоэлектрическими фазовыми переходами в перовскитах, проявляются в виде мягких мод активных в спектрах комбинационного рассеяния света (КРС). Таким образом, основными источниками информации о микроскопических механизмах фазовых переходов и динамике кристаллической решетки этих соединений, в том числе и под воздействием температуры и электрических полей, являются методы рентгеновской дифракции и спектроскопии КРС. Литературный обзор посвящен описанию приведенных в литературе особенностей фазовых переходов и динамики кристаллической решетки монокристаллов, керамики и пленок титаната стронция SrTiO3 (ST), титаната бария BaTiO3 (ВТ), феррита висмута BiFeO3 (ВFO) и некоторых твердых растворов систем (Ba, Sr)TiO3 (BST) и (Bi, Nd)FeO3 (BNFO). 1.1 Динамика решетки кристаллов и пленок SrTiO3
Объемный SrTiO3 (ST) является потенциальным (виртуальным) сегнетоэлектриком, в котором сегнетоэлектрический фазовый переход подавляется, как показали Miller K.F. и Durkard H. в работе [4], квантовыми флуктуациями. При комнатной температуре монокристалл ST является центросимметричным параэлектрическим материалом c кубической структурой перовскита Pm3m (рис. 1.1). При понижении температуры наблюдаются все признаки приближающегося сегнетоэлектрического фазового перехода, однако сам переход в сегнетофазу не наблюдается и титанат стронция остаётся параэлектриком даже при очень низких температурах. Тем не менее, вызвать переход в сегнетоэлектрическую фазу можно допированием, как показали Bernorz J.G. и Miller K.F. в работе [5], изотопным замещением атомов, как предложил Itoh M.C. c соавторами в работе [6],
Динамику кристаллической решетки объемного монокристалла ST изучали во второй половине прошлого века c использованием различных экспериментальных методик, включая методы комбинационное рассеяние света [9–12]. Высокотемпературная параэлектрическая фаза титаната стронция обладает кубической симметрией, при этом имеются 3F1u ИК-активных фонона и один F2u фонон неактивный, ни в спектрах ИК, ни в спектрах КРС.
Поведение ИК-активных фононов в параэлектрической фазе при высоких температурах исследовалось в работе [13], где Servoin J. c соавторами обнаружили, что частоты двух низкочастотных TO фононов увеличиваются с возрастанием температуры. Как показали Unoki Y. и Sakudo T. в работе [9], в спектре КРС кристалла ST преобладает рассеяние второго порядка. На температурной зависимости мягкой F1u моды наблюдается насыщение частоты при 32 К, обусловленное квантовыми флуктуациями. Кроме того, наблюдается хорошее согласие поведения диэлектрической проницаемости и мягкой моды, как в температурной зависимости, полученной в работе [8], так и в зависимости от электрического поля, исследованной в работе [10]. При этом, приложение электрического поля нарушает симметрию инверсии, таким образом, позволяя наблюдать мягкую моду в спектрах КРС титаната стронция. Следует отметить, что значительные эффекты беспорядка в ST не наблюдаются, и поэтому в выше приведенных работах он рассматривается преимущественно как сегнетоэлектрик с фазовым переходом типа смещения.
В работе [14] Unoki H. и Sakudo T., а также в работе [15] Rimai L. и de Mars G.A. обнаружено, что при температуре Ta= 105 К кристалл ST испытывает антиферродисторсионный фазовый переход за счет искажения структуры, вследствие антифазных поворотов кислородных октаэдров. Симметрия при этом изменяется на тетрагональную, а элементарная ячейка удваивается. В результате зона Бриллюэна складывается, и фононы с края зоны становятся КРС-активными, как показано в уже упомянутой работе [9] и в работе Stirling W. и Garrat R. [16]. В работе [17] Fleury A. обнаружил, что ротационная мягкая мода R25 смягчается на границе зоны Брюллиэна, расщепляется на две компоненты Ag и Eg, которые возникают в спектре титаната стронция. Мягкая F1u мода центра зоны не испытывает аномалий при структурном переходе. Каждая из трех F1u мод расщепляется на моды А2u + Еu, а мода F2u на В2u + Еu. Все эти моды остаются неактивными в КРС. По данным гипер-КРС ниже температуры структурного перехода поведение компонент мягкой моды Eu и A2u значительно отличается от закона Кюри - Вейсса. В работе [18] Yamanukа F. с соавторами нашли, что при температуре Т = 7 K частоты, (Eu) = 7.8 см-1 и (A2u) = 16.5 см-1 хорошо согласуются с анизотропией статической диэлектрической проницаемости. В монокристалле титаната стронция тетрагональные полярные моды обусловлены фононами, пришедшими с границы зоны Бриллюэна.
Тонкие пленки титаната стронция. В работе [19] Sirenko А. и соавторы первыми исследовали температурную зависимость (5…300 K) ИК спектров пленок ST толщиной 0.5, 1 и 2 мкм, с буферным слоем SrRuO3 на подложке ST. Полуширина мягкой моды в пленке больше, чем соответствующее значение полуширины в спектре монокристалла. Такое дополнительное уширение может быть связано со структурными дефектами в пленке ST, например, кислородными вакансиями. Частота мягкой моды уменьшается с понижением температуры до 62 см-1, что намного больше чем частота мягкой моды в монокристалле ST (13 см-1) при аналогичной температуре. Авторы показали, что для пленок ST остается справедливым соотношение Лиддена – Сакса – Теллера и ужесточение мягкой моды коррелирует с низким значением диэлектрической проницаемости в пленках ST по сравнению с объемным материалом.
Фазовая диаграмма «деформация несоответствия - температура» пленок (Ba, Sr)TiO3/MgO различной толщины
В работе Lookman A. и соавторов [61] изучались тонкие пленки BST-0.5, полученные методом импульсно-лазерного напыления. Было обнаружено, что поляризация пленки при низкой температуре может вызвать четкие различия в поведении диэлектрической проницаемости и тангенса угла диэлектрических потерь при нагревании. В толстой ( 650 нм) пленке BST поляризация образца при 80 K вызвала трансформацию температурной зависимости диэлектрической постоянной при нагревании от 80 К до комнатной температуры, а именно, вместо широкого диффузного пика, наблюдавшегося на свежеприготовленном образце, на температурной зависимости диэлектрической постоянной образца наполяризованного при 80 К, четко видны три аномалии (140, 200 и 260 К) температуры которых хорошо согласуются с фазовыми переходами, наблюдающимися в объемном аналоге. Для относительно тонких пленок ( 400 нм) поляризация при 80 К приводила к появлению только двух аномалий в температурной зависимости диэлектрического отклика (при 200 и 290 К).
В другой работе Lookman A. и соавторы [62] исследовали свойства пленок двух типов: одна серия была получена методом импульсно-лазерного напыления (PLD), другая – химическим осаждением из раствора (CSD). Исходя из начальных данных относительно поведения температуры максимума диэлектрической проницаемости Тт и температуры Т , найденной из соотношения Кюри-Вейсса для PLD пленок можно предположить, что температура фазового перехода параэлектрик-сегнетоэлектрик была снижена вследствие уменьшения толщины пленки. Однако дальнейшая работа показала, что это не так. Авторы считают, что вероятно температуры, при которых происходят фазовые переходы в тонких пленках, не зависят от толщины пленки. Далее, тот факт, что во многих случаях наблюдается три фазовых перехода, по мнению автором предполагает, что последовательность фазовых переходов в пленках является точно такой же, как и в объемных монокристаллах.
В работе Юзюка Ю.И. и соавторов [63] изучали пленки Bao.7Sro.3Ti03 толщиной 800 нм, осажденные на подложку MgO, и при этом реализовались два различных механизма роста: трехмерного зародышеобразования (пленка I) и механизм слоевого роста (пленка II). Исследования электронной микроскопии показали, что обе пленки имеют 180-градусная с-доменная структура, однако в зависимости от механизма роста пленки резко различается рельеф её поверхности. Температуры Кюри таких пленок заметно отличаются и составляют 368 К для пленки I и 405 K - для пленки П. Существенные изменения температуры перехода сегнетоэлектрическая - параэлектрическая фаза в пленках, выращенных по механизму трехмерного зародышеобразования, возникает вследствие двумерного равноосного сжатия, возникающего вследствие различного изменения объемов пленки и подложки при охлаждении. По этой причине, авторы предполагают, что дополнительный сдвиг ТС в область больших температур возникает при переходе к слоевому механизму роста из-за увеличения внутренних напряжений в пленке. Таким образом, механизм рост определяет величину двумерных напряжений, что подтверждается изменением положения E(ТО) мягкой моды в поляризованных спектрах КРС (частота E(ТО) мягкой моды в пленках I и II составляла 56 и 78 см"1, соответственно).
В работе [64] Мухортов В.М. и соавторы исследовали гетероэпитаксиальные пленки Bao.gSrcuTiCb на подложках (001)MgO с толщинами от 6 до 950 нм. Параметр решетки в перпендикулярном к плоскости подложки направлении определенным образом зависит от толщины пленки (рис. 1.7), при этом при толщинах пленок BST более 70 нм, параметр элементарной ячейки с значительно возрастает. Необходимо особо отметить, что параметры элементарной ячейки монокристалла аналогичного состава значительно меньше, чем параметры пленок, толщиной как больше 70 нм, так и меньше. Используя дифракцию рентгеновского излучения, Головко Ю.И. и соавторы в работе [65], исследовали температурные зависимости параметров решетки в нормальном и тангенциальном к подложке направлении эпитаксиальных пленок BST толщиной от 6 до 980 нм, выращенных по слоевому механизму высокочастотным катодным распылением.
Исследования таких пленок в широком интервале температур от 100 до 780 К показало качественное отличие фазовых состояний в пленках, толщина которых больше или меньше критической. На температурной зависимости параметров решетки c пленки толщиной 980 нм (выше критической) присутствуют две особенности, при температурах 550 и 320 K (рис. 1.9). Особенность при температуре 550 K соответствует переходу в параэлектрическую фазу. Температура 320 K по мнению авторов может соответствовать переходу из тетрагональной (поляризация направлена вдоль нормали к плоскости подложки) в моноклинную фазу, где вектор спонтанной поляризации имеет компоненты поляризации вдоль плоскости подложки.
На температурной зависимости параметров решетки c(T) пленки толщиной 12 нм (ниже критической) наблюдали в работе [65] две особенности (рис. 1.10): при 490 K происходит переход из параэлектрической фазы в сегнетоэлектрическую тетрагональную фазу, причем вектор спонтанной поляризации лежит в плоскости подложки, а при температуре 400 K, по мнению авторов этой работы, может соответствовать переходу в моноклинную фазу. Рисунок 1.7 - Влияние толщины пленки: на параметр решетки с, частоту мягкой моды Аi(ТО2) и диэлектрическую проницаемость є/є0 по работе [64]
Зависимость параметров элементарной ячейки пленок BST - 0.8 от толщины в гетероструктуре BST-MgO. На вставке приведены профили линий, полученных при асимметричном методе съемки (ф - метод) по работе [65] Рисунок 1.9 - Температурные зависимости параметров решетки пленки Ba0.8Sr0.2TiO3 толщиной 980 нм, эпитаксиально выращенной на подложке (001) MgO В работе [66] Мухортов В.М. и соавторы по спектрам микро-КРС пленок Bao.8Sro.2Ti03 в интервале толщин 12… 980 нм подтвердили наличие сегнетоэлектрического состояния в этих пленках при комнатной температуре и изменение механических напряжений при переходе пленок через критическую толщину порядка 80 нм. Резкое изменение частоты Е(ТО) мягкой моды с 56 см"1 при толщине пленки меньше критической до 78 см"1, при толщине пленки больше критической, по мнению авторов, указывает на уменьшение механических напряжений в тонких пленках.
Моделирование влияния внешнего электрического поля на частоту мягких мод пленки (Ba, Sr)TiO3/MgO
Детальный анализ показал [А15, А21], что в Y(ZX)Y спектре узкая линия на 305 см"1 остается постоянной при всех толщинах пленок. Полосы обусловленные беспорядком (А, В, С и D) не испытывают сдвига по частоте при изменении толщины пленки. Частота E(ТО) линии при переходе к толщине пленки 80 нм испытывает скачок с 502 см"1 (при толщине 80 нм) на 506 см"1 (при толщине 80 нм). В Y(XX)Y спектре частота Ai(TO) линии испытывает скачок с 527 см"1 (при толщине 80 нм) на 522 см"1 (при толщине 80 нм). Линия на 171 см"1 при переходе к малым толщинам не изменяется.
Таким образом, можно сформулировать первое научное положение, выносимое на защиту:
Эпитаксиальные пленки Bao.8Sro.2Ti03 на подложках (001)MgO при комнатной температуре находятся в двух разных фазах в зависимости от толщины пленки: при толщине больше 50 нм реализуется тетрагональная P4mm фаза с поляризацией Р(0,0,Р3), а при толщине меньше 50 нм - орторомбическая симметрия Clmm с поляризацией Р(РьРь0).
Фазовая диаграмма «деформация несоответствия - температура» пленок (Ва, Sr)Ti03/MgO различной толщины
По сравнению с температурными зависимостями спектров керамики и монокристаллов ВТ, для пленок BST температурные зависимости спектров КРС и, в частности, для пленок толщиной 980 и 56 нм, являются монотонными (рис. 2.13), что свидетельствует о диффузном характере фазовых переходов в них. Характер температурных зависимостей для остальных пленок принципиально не отличается, поэтому мы не приводим все спектрограммы, а обсудим в дальнейшем только результаты, полученные обработкой всех экспериментальных данных для серии пленок разных толщин. Исчезновение узких линий, связанных с колебательными модами в спектре
КРС пленок при высоких температурах указывает на переход в параэлектрическую неполярную фазу. Наблюдающиеся в параэлектрической фазе широкие полосы, приведенные на рисунке 2.7, представляют собой плотность фононных состояний, которая активируется в спектрах КРС за счет динамического беспорядка ионов титана и нарушений трансляционной симметрии, обусловленных замещением Ba на Sr.
Температура перехода в высокосимметричную параэлектрическую фазу определялась по зависимости интегральной интенсивности узких линий, соответствующих полярным фононам. Интенсивность полярных мод уменьшается с ростом температуры и при определенной температуре, суммарная интенсивность полярных мод дает лишь незначительный вклад в интенсивность всего спектра (полярные моды плюс широкий фон, обусловленный беспорядком), при этом можно говорить о фазовом переходе в неполярную парафазу. Следует отметить, что температура перехода в параэлектрическую фазу определенная по исчезновению полярных мод в спектрах КРС может быть несколько выше, чем температура макроскопического фазового перехода TC определенная из температурной зависимости параметров решетки [A8]. В пленках вблизи точечных дефектов и дислокаций могут существовать локальные полярные нанообласти в некотором температурном интервале выше TC, как сообщается в работе Tenne D.A. и соавторов [59]. В работе Головко Ю.И. и соавторов [65] и нашей работе [A6] приведены температуры фазовых переходов в пленках BST-0.8, толщиной 980 и 12 нм по данным рентгеновской дифракции (см. рис. 1.5-1.6). Для пленки 980 нм была установлена TС = 550 К, что согласуется с нашими данными полученными из анализа спектров КРС. Температура перехода в высокосимметричную параэлектрическую фазу уменьшается при уменьшении толщины пленки.
Для изучения размерного эффекта был проанализирован набор экспериментальных спектров КРС снятых в температурном интервале 80-600 K для пленок состава BST-0.8 разных толщин от 12 нм до 980 нм. Для каждого спектра была построена модель разложения экспериментального спектра на составляющие контуры, соответствующие полярным модам и широким линиям фона обусловленным беспорядком. Для каждого контура были найдены его параметры - частотное положение пика, интегральная интенсивность и полуширина. Температурные зависимости параметров отдельных линий, полученные в результате обработки спектров КРС, приведены на рисунке 2.14. Температуры фазовых переходов в параэлектрическую фазу определялись также из температурных зависимостей параметров решетки по данным рентгенографии. Температурные зависимости степени тетрагональности пленок BST различной толщины приведены на рисунке 2.15.
Гетероструктура (Bi0.98Nd0.02)FeO3 /MgO с буферным слоем (Ba, Sr)TiO3
Поляризованные спектры КРС пленки, полученные в геометрии нормального обратного рассеяния (волновые вектора падающего и рассеянного света параллельны оси Z[001] подложки), показаны на рисунке 4.2. Несмотря на то, что Z(YY)Z и Z(XX)Z спектры очень похожи, довольно сильный спектр в Z(YX)Z геометрии рассеяния однозначно исключает тетрагональную одоменную структуру данной пленки. Кроме того, низкочастотный пик при 72 см–1 в Z(YX)Z спектре почти вдвое шире и сдвинут к более низким частотам относительно самого низкочастотного пика при 74 см-1 в обоих параллельно поляризованных спектрах. Самая низкочастотная Е(ТО) мода также четко наблюдалась при 77 см–1 в поляризованных спектрах КРС монокристалла BFO [91], и при 76 см-1 в КРС спектрах ромбоэдрических пленок BFO на подложках LaNiOз - (001)SrTiO3[101], и при 72 см–1 в ИК спектрах BFO керамики [118]. Таким образом, двукратно вырожденная Е(ТО) мода ромбоэдрической фазы BFO расщеплена на две, активные в различных геометриях, компоненты, что возможно только в случае изменения типа симметрии пленки BNFO на орторомбическую или моноклинную. Рисунок 4.3 - Сечения обратного пространства пленки BNFO на подложке MgO плоскостями 2KL – а, 1KL – б. K- и L-индексы показаны для 2ap 2ap 2ap, (ap 4 ) решетки. Интенсивность (2k6) (в) и (1k5) (г) рефлексов. Сечения обратного пространства представлены в единицах обратной решетки (r.l.u.) пленки BNFO (1 r:l:u: a b = 2/7.9132 –1 – в плоскости пленки, и c = 2/7.9372 –1 – нормально к плоскости пленки) Из анализа дифрактограмм, полученных из сечений обратного пространства [A2], установлено наличие сверхструктурных рефлексов с H или K, или L = что свидетельствует об удвоении элементарной ячейка пленки BNFO по отношению к примитивной кубической ячейке перовскита. Интенсивность сверхструктурных рефлексов (рис. 4.3) почти в 50 раз меньше интенсивности основных брэгговских рефлексов. Совокупность из 137 наблюдавшихся рефлексов от пленки BNFO были проиндицированы с минимальными размерами ячейки 2ap 2ap 2ap, где ap 4 . Детальный анализ показал, что рефлексы имеют индексы Миллера либо все четные, либо все нечетные, что возможно только в том случае, если элементарная ячейка данной пленки гранецентрированная. Из анализа всех наблюдавшихся рефлексов определены следующие параметры элементарной ячейки: a = 7.914 , b = 7.913 и c = 7.937 с близкими к 900 углами между ними. Несмотря на то, что параметры a и b близки и ячейка выглядит как тетрагональная, этот тип симметрии исключен, поскольку тетрагональной пространственной группы с наименьшими трансляциями, образующими гранецентрированную решетку не существует. Группа симметрии тетрагонального класса не допускается из данных по спектрам КРС. Наличие правил погасания брегговских пиков и существование компоненты поляризации в плоскости пленки параллельной подложке [105] исключают сдвойникованную ромбоэдрическая структуру R3c.
Таким образом, возможная симметрия, совместимая со всей совокупностью рентгенографических экспериментов и с данными спектроскопии КРС, согласуется только с гранецентрированной орторомбической пространственной группой [A2]. Кроме того, симметрийный анализ возможных низкосимметричных фаз в пленках перовскитов [110] на кубических подложках показал, что удвоение элементарной ячейки пленки вдоль всех трех осей приводит к гранецентрированной ячейке с полярной пространственной группой Fmm2. 4.2 Гетероструктура (Bi0.98Nd0.02)FeO3 /MgO с буферным слоем (Ba, Sr)TiO3 Здесь представлены результаты исследования пленок (Bi0.98Nd0.02)FeO3 (BNFO) на монокристаллических подложках MgO с подслоем монокристаллического Ba0.8Sr0.2TiO3 (BST). Толщина буферного слоя BST перед напылением BNFO изменялась от 2 до 100 нм. Наличие буферного слоя привело к изменению ориентации пленки BNFO относительно кристаллографических осей подложки MgO по сравнению с напылением на подложку без подслоя. Керамика BNFO, использованная в качестве мишени для напыления пленок, имела ромбоэдрическую перовскитную ячейку с параметрами решетки при комнатной температуре близкими к BFO: a = b = 0.558 нм, c = 1.39 нм в гексагональной установке [119]. Для всех исследованных пленок BNFO независимо от толщины буферного слоя BST наблюдалась эпитаксия «куб на куб», т.е. оси пленки BNFO и подложки MgO были параллельны друг другу в плоскости сопряжения.
По данным рентгенодифракционного анализа (рис. 4.4), ось [001] пленки ориентирована параллельно оси [001] подложки MgO; примесные фазы отсутствуют. Вертикальная разориентировка относительно нормали к подложке составляет 2о. Определенный из дифрактограмм параметр примитивной перовскитной ячейки пленки по нормали к подложке равен 0.3987 ± 0.001 нм что несколько больше, чем у объемного BFO. Эпитаксиальный рост пленки BNFO, подтвержден методом -сканирования псевдокубических отражений (113) и (103) пленки и подложки (рис. 4.5). На рентгенограмме присутствует четыре отражения, отстоящие друг от друга на 90.0о, при этом угловые положения рефлексов от пленки и подложки совпадают. Как следует из рисунка 4.5 углы между осями [100] и [010] соответствуют = 0 и 90о. Это возможно только если в пленке имеется только одна азимутальная ориентация относительно подложки: [001]BNFO [001]MgO, [010]BNFO [010]MgO, [100]BNFO [100]MgO. Такая ориентация пленки принципиально отличается от рассмотренного выше случая эпитаксии BNFO непосредственно на MgO без подслоя BST, где в азимутальной плоскости пленка развернута на 45о относительно подложки [А2]. Отметим, что параметры примитивной перовскитной ячейки пленки BNFO/BST/(001)MgO в плоскости подложки (a = b = 0.3950 нм) насколько уменьшены по сравнению с керамикой аналогичного состава, что свидетельствует о наличии в пленке двумерных сжимающих напряжений в плоскости подложки.
Как показано на рисунке 4.6, при сканирования отдельных областей обратного пространства были зарегистрированы сверхструктурные рефлексы типа (135) и (117), свидетельствующие об удвоении перовскитовой ячейки по трем направлениям. Поэтому, элементарная ячейка пленки BNFO может быть тетрагональной или моноклинной с параметрами C = 2c = 0.7974 нм и A = B = 2a = 0.7900 нм.
