Рентгеновская рефрактометрия и относительная рефлектометрия слоистых наноструктур Турьянский, Александр Георгиевич

Модели границ раздела и методы решения обратных задач

Диссертация состоит из введения, семи глав, заключения и списка литературы. В главе 1 дан обзор научных публикаций по теме диссертации. Принципиальным условием корректности рентгенооптических измерений является однозначность определения действительной и мнимой частей комплексного показателя преломления п различных сред. В 1.1 рассматриваются теоретические и экспериментальные результаты определения спектральной зависимости п(Е) в широком спектральном диапазоне, используемом в рентгеновской оптике, включая области аномального рассеяния, XANE, XAFS и область мёссбауэровских резонансов. В первой части 1.2 проведен анализ основных схем измерения, используемых в рентгеновской рефлектометрии. Во второй части параграфа рассмотрены основные методы решения обратных задач рентгеновской рефлектометрии, а также модели границ, используемые при численных расчетах параметров многослойных структур. В 1.3 дан обзор работ по рентгеновской рефрактометрии.

В последнем разделе рассмотрены основные направления работ в области фокусирующей рентгеновской оптики. В заключении раздела анализируется возможность применения фокусирующей оптики для решения метрологических задач рентгеновской рефрактометрии и рефлектометрии.

В главе 2 представлены результаты исследования свойств полупрозрачных монохроматоров (ПРМ) рентгеновского излучения. В 2.1 рассматриваются общие свойства ПРМ и вводятся критерии полупрозрачности и эффективности. В 2.2 излагаются результаты экспериментального исследования дифракционных характеристик тонкопленочных текстур из пиролитического графита. В 2.3 показано, что угловые зависимости коэффициентов отражения и пропускания указанных объектов описываются в рамках статистической динамической теории рассеяния. В 2.4 исследуется другой тип ПРМ - решетчатые монохроматоры. В заключительном разделе главы 2 рассматриваются экспериментальные схемы управления рентгеновскими пучками с помощью ПРМ.

В главе 3 изложены результаты исследования поверхностных и многослойных структур методами двухволновой и относительной рентгеновской рефлектометрии. В 3.1 сформулирована калибровочная проблема рентгеновской рефлектометрии скользящего падения и предложены методы ее решения. В 3.2 описана экспериментальная схема двухволнового рентгеновского рефлектометра. В 3.3, 3.4 рассмотрены алгоритмы численного решения обратной задачи и обосновывается выбор спектральных линий, используемых для относительных измерений. В 3.5, 3.6 представлены результаты экспериментального исследования наноразмерных окисных пленок, ионно-имплантированных слоев и многослойных структур, полученные методом относительной рефлектометрии. В 3.7 приведены впервые полученные данные рефлектометрического исследования границ раздела жидкость - твердое тело. В заключительном разделе ( 3.8) анализируется положение экстремумов функции отношения коэффициентов отражения.

В главе 4 обоснован метод рентгеновской рефрактометрии. В 4.1 рассмотрены особенности рефракции рентгеновского излучения в средах с комплексным показателем преломления. В 4.2 описаны основные схемы рентгеновской рефлектометрии, реализованные на базе двухволнового рефлектометра. В 4.3, 4.5 обоснованы методы расчета параметров преломленных пучков и представлены результаты экспериментальных исследований преломления монохроматического излучения в однородных, пленочных и многослойных структурах. В 4.5 обосновано применения рефрактометрии для исследования твердых растворов и представлены результаты измерения параметров гетероструктур SixGej.x/Si. В 4.6, 4.7 рассматриваются особенности рефракции и каналирования рентгеновских фотонов в слабо поглощающих пленочных структурах углерода и бериллия. В заключительном разделе ( 4.8) предложены физические модели, описывающие интерференционную модуляцию угловых диаграмм рефракции.

В главе 5 приведены результаты исследования прохождения рентгеновского излучения через тонкую пленку в условиях полного внешнего отражения. Показано, что скачок декремента показателя преломления может рассматриваться как рентгенооптический барьер. Представлены впервые полученные результаты экспериментального наблюдения туннелирования рентгеновских фотонов через рентгенооптический барьер в условиях полного внутреннего отражения. Анализируются возможность решение обратной задачи определения параметров слоя по угловой зависимости потока туннелирующих фотонов и преимущества указанного варианта диагностики слоистых структур.

В главе 6 обосновано новое направление рентгеновского спектрального анализа -призменная рентгеновская спектрометрия. В 6.1, 6.2 рассмотрены дисперсионные свойства призменных структур и влияние на дисперсионные характеристики материала призмы. В 6.3 - 6.5 рассматриваются проблема дифракционного предела, условия измерения и свойства материала призмы, влияющие на ширину рабочей полосы спектра и возможности применения призменного метода для анализа спектров быстропротекающих процессов и тонкой структуры спектров поглощения в XAFS-диапазоне. В 6.6, 6.7 описана схема рентгеновского спектрометра на базе алмазной призмы и представлены впервые полученные результаты экспериментального исследования эмиссионных спектров и спектров поглощения. В главе 7 рассмотрены примеры практической реализации разработанных методов и подходов и перспективы создания аналитических систем нового поколения для решения фундаментальных и прикладных задач. В 7.1 описан опытный образец рентгеновского рефлектометра, разработанного при финансовой поддержке фирмы Unisantis S.A. (Швейцария). Рефлектометр обеспечивает возможность исследования образцов в следующих аналитических режимах: рефлектометрия, рефрактометрия, дифрактометрия, малоугловое рассеяние, локальный флуоресцентный анализ, измерение спектров поглощения. В 7.2 рассмотрены схемы регистрации цифровых рентгеновских проекций. Описан проекционный рентгеновский микроскоп для исследования биологических объектов, разработанный при поддержке фонда CRDF (США) и фирмы Unisantis S.A. (Швейцария). Описан разработанный метод контрастирования путем вариации спектра падающего излучения и последующего вычитания цифровых проекций. В качестве иллюстрации приведены примеры изучения внутренней структуры биологических и промышленных объектов. В 7.3 описана сканирующая система для экспрессного определения состава объектов. Предложенная система и метод основываются на результатах исследования, описанных в главе 6. Особенность метода заключается в том, что призменная система располагается в пределах широкого углового сектора. Это обеспечивает возможность экспрессного картирования (мэппинг) двумерного распределения элементов в образце. Система может быть использована в лабораторной практике и для инспекционных целей. В 7.4 рассмотрены характеристики квазимонохроматического лазерно-электронного рентгеновского источника на основе эффекта обратного комптоновского рассеяния оптических фотонов на высокоэнергетичных электронах. Обосновывается возможность его практического применения для рентгенооптической диагностики наноструктур и медико-биологических исследований. В заключительном разделе ( 7.5) анализируются характеристики рентгеновского лазера на свободных электронах, создаваемого в настоящее время по международному проекту XFEL. Обоснованы условия применения дисперсионных методов и создания времен задержки импульсов на базе рефракционной оптики. Показаны уникальные аналитические возможности призменного рентгеновского спектрометра для исследования быстропротекающих процессов в фемто- и пикосекундных временных диапазонах.

Экспериментальное исследование характеристик ПРМ из пиролитического графита

Для исследования тонких пленок толщиной t 1 нм при Л. 0,1 нм может быть использована монохроматизация первичного пучка с помощью оптики Гёбеля -многослойной интерференционной структуры (МИС) с переменным периодом d, которая наносится на подложку параболической формы [1.71,72]. Выигрыш в интенсивности обеспечивается путем перехвата излучения из фокуса источника в пределах от минимального втіп до максимального 9тах брэгговских углов отражающей структуры. Как показано Крюгером с соавторами [1.73], при мощности трубки с медным анодом 1,6 кВт параболическое зеркало обеспечивает поток излучения до 4,5-107 фот/с на линии СиКа 0,154 нм. При сечении пучка 0,6 х 8 мм2 отношение интенсивностей линий СиКр и СиКа в отраженном пучке составляет не более 10 3. Коэффициент отражения МИС на основе бислоев W-C, W-B4C, Ni-C, Мо-С, Pt-C в интервале брэгговских углов вв -1 для Я 0,1 нм достигает 0,6- 0,9 [1.74-79]. Для МИС W-B4C с периодом cNl,31 нм в [1.75] экспериментально получена величина коэффициента отражения i?«0,5 при вв=3,4, Я=0,154 нм и y=tw/d=0,4. Это обеспечивает возможность варьирования вв в достаточно широком интервале, значительный угол захвата первичного пучка и, соответственно, выигрыш в интенсивности. По данным [1.71,77], угловая расходимость отраженного от параболического зеркала пучка Абь находится в пределах 0,04-0,05, а увеличение потока достигает 6-й 5 раз.

При 6 вс для пленочных структур с характерной толщиной d 50X угловая зависимость R(6), за исключением узкой области в окрестности минимумов, является медленно меняющейся функцией в. Поэтому возрастание угловой расходимости падающего на образец пучка до указанной величины Л9ь в рассматриваемом случае является допустимым.

Для исследования тонкой структуры угловой зависимости коэффициента отражения в аналитической системе "D8 Discover" (фирма Bruker) используется последовательная схема монохроматизации с помощью зеркала Гёбеля и монохроматора многократного отражения на основе кристалла Ge(022) [1.80]. Однако при этом понижается светосила рентгенооптической схемы.

Бескинематические схемы. При проведении ряда технологических процессов необходимо сохранение исходного положения образца и текущий контроль его параметров. Для измерения пленочных структур в статическом положении были предложены два варианта измерительных схем: энергодисперсионная [1.81,82] и фокусирующая [1.83]. В 1-ом варианте схемы используется источник полихроматического излучения и охлаждаемый полупроводниковой детектор. На пленочную структуру направляется жестко коллимированный пучок и регистрируется энергетический спектр зеркально отраженного излучения IR(E). Такая измерительная схема была разработана ранее для исследования структуры кристаллов и позволяет существенно сократить время регистрации [1.84,85]. Энерго дисперсионная рефлектометрия обеспечивает возможность мониторинга толщины тонких пленок. Для регистрации статистически достоверной зависимости f(E) обычно необходима регистрация не менее 10 -И 0 квантов излучения. С помощью современных систем на базе пассивированных ионноимплантированных планарных кремниевых детекторов (PIPS) и PIN-детекторов малой площади время сбора данных может быть уменьшено до 1+10 с [1.86,87].

Дисперсионные характеристики указанной схемы определяются энергетическим разрешением полупроводникового детектора AEFWHM =2,355w(ENC2 + F/w)1/2[1.88], где w - энергия образования электрон-дырочной пары, равная для Si 3,65 эВ, ENC -эквивалентный шумовой заряд, F - фактор Фано, Е - энергия рентгеновского фотона. В настоящее время для кремниевых детекторов при -10С на стандартной линии 5,9 кэВ величина AEFWHM достигает 140-150 эВ [1.88, 89]. Предел Фано (ENC-Ю) и относительное разрешение AEFWHMIE на указанной линии равны соответственно 119 эВ и 2%.

Очевидно, что для улучшения разрешения необходимо использовать процессы, при которых затраты энергии на генерацию носителей много меньше указанной величины w для Si. Как показано в [1.90-92], резкое уменьшение величины AEFWHM энергодисперсионного детектора может быть получено при регистрации излучения на сверхпроводящих туннельных переходах (СТП). Энергия генерации квазичастиц в сверхпроводнике, возникающих при разрушении куперовских пар в результате поглощения рентгеновского фотона, составляет 0,001 эВ [1.91]. Рекордная величина параметра AEFWHM =12 эВ на линии 6 кэВ была получена в [1.93] на сверхпроводящей структуре А1/АЮХ/А1 площадью 0,1 х 0,1 мм2. На структуре Nb/Al/AlOx/Al/Nb в [1.94] достигнуты времена нарастания и спада импульсов заряда -100 не, что принципиально обеспечивает возможность высокого темпа счета рентгеновских квантов. Поскольку для таких измерений необходимы сверхнизкие температуры Т \ К, применение энергодисперсионных систем на базе СТП в перспективе, по-видимому, будет ограничено фундаментальными исследованиями. Кроме того, независимо от величины энергетического разрешения, в силу изложенных выше особенностей зависимости показателя преломления п(Е) в области аномального рассеяния и расхождения табулированных данных, решение обратных задач для сред, имеющих скачки поглощения в рабочей полосе спектра не может быть вполне корректным.

Второй вариант бескинематической схемы основан на использовании сфокусированного рентгеновского пучка. Фокусировка и монохроматизация может осуществляться с помощью изогнутого монокристалла [1.83] или путем облучения образца под различными углами, используя протяженный фокус источника [1.95]. Если зондирующий пучок имеет угловой раствор Ав и его фокус совмещен с отражающей поверхностью, то при размещении по ходу отраженного излучения координатно-чувствительного детектора в диапазоне Ав может быть зарегистрирована угловая зависимость Щв)= (в)/10(в). Если величина Ав&50 мрад, то при .=0,1 нм этого достаточно для измерения толщины пленки вплоть до А/2А0&1 нм. Использование широкой угловой апертуры приводит к увеличению фона рассеянного излучения, что по данным [1.96] уменьшает динамический диапазон регистрируемых величин R(9) не менее чем на порядок по сравнению со стандартной кинематической схемой.

Основная трудность практической реализации рассматриваемой схемы -необходимость использования детектора с высоким пространственным разрешением -10 мкм, широким динамическим диапазоном 105 и возможностью работы в счетном режиме. По-видимому, в ближайшее время эта проблема будет решена, что позволит использовать этот вариант схемы для создания простых и компактных рефлектометров для широкого круга пользователей.

Отражение от границы раздела жидкость-твердое тело

Широкополосными фокусирующими элементами являются эллиптические отражательные ПВО зеркала по схеме Киркпатрика-Баэса (КБ) [1.173] и предложенные М.А. Кумаховым поликапиллярные линзы [1.174, 175]. При использовании технологии изгиба плоских зеркал с помощью фокусировки по схеме КБ размер фокуса обычно находится в пределах 2-н4 мкм [1.176]. При этом для .=13 кэВ величина G достигает 2000 [1.176]. В работе [1.177] для обработки поверхности зеркал применялись метод эластичной машинной обработки и плазменно-химическое травление. При этом отклонение от заданной эллиптической формы на полной длине зеркала составляло не более 7 нм, что исключало геометрические аберрации и обеспечивало размер фокуса /=200 нм. Достигнутая величина d/ при выбранных условиях близка к дифракционному пределу, который в общем случае определяется размером зеркала и величиной X. Входной апертурный угол в фокусирующей схеме КБ может быть увеличен путем нанесения на зеркала периодической структуры, однако при этом резко сужается полоса пропускания.

Размер фокуса поликапиллярной линзы определяется диаметром капилляра dc и угловой расходимостью микропучка на выходе из отдельного капилляра А0С. Для фокусного расстояния /=4 мм при Е-1 кэВ и 21 кэВ в работе [1.178] получены размеры фокусного пятна d/, равные соответственно 30 и 8 мкм. При этом коэффициент пропускания полулинзы при Е=7 кэВ и Е=15 кэВ достигал соответственно 0,3 и 0,45. По данным [1.179, 180] при =8,05 кэВ угловая расходимость на выходе полулинзы Д0С=3,5+3,8 мрад. То есть, минимальный достижимый размер фокус линзы для указанной энергии в пренебрежении величиной dc приблизительно равен 0,0035/, где/- расстояние от торца линзы до её фокуса.

Составные рефракционные линзы (СРЛ). СРЛ представляет собой цепочку фокусирующих линз из материала с низким атомным номером, преломляющая поверхность которых имеет параболическую [1.181] или квазипараболическую форму [1.182]. Указанные фокусирующие системы были разработаны А. Снигиревым с соавторами [1.183,184]. Предельное разрешение СРЛ для пучка ограниченного сечения определяется дифракционным пределом [1.162] d/=Af/Db, где/- фокусное расстояние линзы, Db - диаметр пучка, падающего на линзу.

Достигнутое в настоящее время разрешение в жесткой области спектра составляет 100-300 нм [1.185,186]. Использование легких материалов с Z 6 (Li, Be, С) [1.181,187] позволяет увеличить эффективную величину Oj и в соответствии с приведенным выражением для дифракционного предела уменьшить величину d/. Однако наилучшие результаты получены путем уменьшения радиуса кривизны преломляющей поверхности линзы и сокращения фокусного расстояния. В работе [1.188] с помощью двух последовательно расположенных планарных СРЛ из кремния, изготовленных методом электроннолучевой литографии, при Е=2\ кэВ достигнут размер фокуса 47 х 55 нм2. При использовании ондулятора и токе в накопительном кольце синхротрона, равном 200 мА, величины Р/я G составляли соответственно 1,7 108 фот/с и 1,4 104. Волноводные структуры и физический предел разрешения. Сфокусированный линзой пучок может быть направлен в рентгеновский волновод, сечение которого монотонно уменьшается по ходу пучка. Указанная схема эффективно используется в оптической микроскопии ближнего поля [1.189] и обеспечивает разрешение Л Я/\0. Минимальный размер поперечного сечения может быть сокращен до величины порядка межатомного расстояния в материале волновода. В связи с этим в поликапиллярная структура, для которой одно из фокусных расстояний стремится к да. настоящее время активно дискутируется проблема физически достижимого предела величины df. Физический предел фокусирующих волноводных систем может быть определен из следующих соображений [1.190]. Для рентгеновского фотона потенциальным барьером является величина V=S, где 8 - декремент показателя преломления материала волновода. Для связанной квантомеханической частицы момент должен удовлетворять условию p2/2m V0, а его максимальная неопределенность - условию Лр (2т V0) . Тогда из соотношения Гейзенберга получаем неопределенность координаты рентгеновского фотона Величина Wc в (1.31) согласно [1.190] является пределом достижимого размера рентгеновского фокуса. Нетрудно оценить, что для большинства материалов, которые могут быть использованы в волноводе, Wc =10+20 нм. В [1.191] приводятся аргументы, свидетельствующие, что указанное значение Wc может быть, тем не менее, превышено при рефракционной фокусировке. Авторами рассмотрена составная линза с адиабатически меняющимся радиусом кривизны линз. Согласно расчетам такая схема фокусировки должна обеспечить в жесткой области спектра -10 кэВ размер фокуса до 2 нм и усиление G-107. Однако технологически изготовление такой конструкции пока недостижимо. Возможности применения фокусировки в рефракто- и рефлектометрии. Оценим эффективность применения фокусировки для рентгенооптических измерений при работе со стандартными источниками. Как будет показано ниже, при рефрактометрических измерениях планарных структур для Е Ю кэВ эффективная ширина поперечного сечения пучка, который преломляется в поверхностном слое образца, составляет не более 10+10 нм. На практике указанная величина обычно значительно меньше размера фокуса рентгеновской трубки dt. Как следует из закона Лагранжа-Гельмогольца [1.192], для фиксированной величины угловой расходимости при указанном соотношении размеров фокуса и анализируемой области единственной возможностью повышения рабочего потока является увеличение яркости источника излучения.

В рентгеновской рефлектометрии может выполняться обратное условие tef dh где te/ - эффективная ширина поперечного сечения пучка, отражаемого образцом. Поэтому выигрыш в увеличении потока принципиально возможен. Очевидно, что критерием эффективности использования квазипараллельного пучка, формируемого фокусирующей системы, является отношение потоков Pf и Pg, падающих на исследуемую поверхность образца в пределах заданного телесного угла соответственно при применении и без применения фокусирующей системы. Последнее на практике обеспечивается только геометрическими параметрами измерительной схемы: размером источника, отверстия диафрагмы и расстоянием от источника до диафрагмы.

Интерференционные эффекты при рассеянии на границах раздела

Диафрагма располагалась перед решетчатым монохроматором на расстоянии 20 мм; коллиматор Соллера не использовался. Резкое уменьшение величины IR(Z) при z 5 мм для монохроматора на подложке объясняется угловым отклонением части элементов гребенки вследствие неконтролируемых деформаций при склеивании и механической обработке. Это подтверждается возможностью вывода в дифракционное положение различных частей указанного КМ путем его качания по оси образца. Для КМ из монолитного Si все элементы решетчатой структуры сохраняют ориентацию исходной пластины. Наблюдаемое увеличение регистрируемых величин f(z), T(z) и уменьшение степени модуляции интенсивности при перемещении горизонтальной диафрагмы от края к центру пучка объясняется следующим. В осевой плоскости, проходящей через ось вращения образца и приемную щель, сканирующая диафрагма может рассматриваться как камера-обскура, которая создает в плоскости, перпендикулярной прямому пучку, перевернутое изображение фокуса рентгеновской трубки. Если указанная плоскость совмещена с приемной щелью, то коэффициент увеличения М- L2/L1, где Li, L2 - соответственно расстояния от фокуса до диафрагмы и от диафрагмы до приемной щели (рис. 2.15). При сканировании диафрагмой по оси z, параллельной оси вращения образца, изображение фокуса перемещается по площади приемной щели детектирующего устройства и при некотором значении z начинает выходить за границу щелевого отверстия. Этим объясняется монотонный спад средней величины интенсивности к краям. При этом смещение изображения фокуса за пределы щели означает сокращение видимого в пределах приемника размера фокуса dp, что формально соответствует уменьшению эффективной угловой расходимости пучка в вертикальной плоскости. Если расстояние от сканирующей диафрагмы до монохроматора Ьз« L2, то необходимо учесть конечный размер отверстия диафрагмы ds, и поэтому в плоскости изображения, проходящей через ось вращения монохроматора, эффективный размер изображения фокуса d(= ds + dp L3/L2. Очевидно, что при di b (b=d/2) глубина модуляции интенсивности сигнала в прошедшем и отраженном излучении по мере движения щели от оси пучка к краю будет достигать максимальной величины. Указанные соображения хорошо подтверждаются результатами математического моделирования отражения и пропускания излучения через решетчатый КМ (рис. 2.18).

При вычислениях учтено размытие границ изображения фокуса вследствие рассеяния на краях путем введения сглаживающей функции типа exp-(a%f, где ,- текущая координата по оси z, a di /2 - подгоночный параметр.

Рассмотренные выше соображения могут быть использованы для анализа распределения интенсивности излучения за монохроматором, поскольку по отношению к падающему пучку рабочая зона монохроматора представляет собой набор периодически расположенных щелевых диафрагм, а по отношению к отраженному набор периодически расположенных отражателей с коэффициентом отражения R(z). Тогда при установке решетчатого КМ перед образцом и использовании его в качестве монохроматора в схеме двухкристального спектрометра для обеспечения однородного распределения интенсивности излучения на поверхности образца должно выполняться условие В измерительных схемах серийных аппаратов отношение расстояния образец -монохроматор к расстоянию монохроматор-фокус обычно находится в пределах 1,2 -ь 2,5. Так как типичный размер фокуса 10 мм, то при выбранной величине периода ЙИ),5 мм условие (3) удовлетворительно выполняется. Отметим, что неравномерное распределение регистрируемого излучения по оси отсчета z не приводит к появлению дополнительной погрешности измерений. Фактически подобный краевой эффект происходит также при введении коллиматора Соллера с целью ограничения угловой расходимости в направлении перпендикулярном измерительной плоскости. При совместном использовании решетчатого КМ и коллиматора Соллера для минимизации потери интенсивности необходимо, чтобы периоды прорезей в КМ и пластин в коллиматоре совпадали. При этом для проходящего и отраженного от КМ пучков пластины коллиматора должны быть сдвинуты на d/2.

Нанесение на поверхность полированного монокристалла искусственной многослойной структурой, в которой диэлектрическая проницаемость среды изменяется по заданному закону, позволяет получить решетчатый монохроматор для мягкой области спектра [2.24]. Использование такой структуры не требует каких-либо принципиальных изменений формы решетчатого КМ. Необходимо выполнение лишь общих требований, предъявляемых к многослойным рентгеновским зеркалам.

Полупрозрачные монохроматоры с рассмотренными выше свойствами обеспечивают возможность реализации следующих методов управления рентгеновскими пучками. По схеме на рис. 2.19а может проводиться последовательная селекция спектральных линий из полихроматического пучка [2.25,26]. Как показала практика, такая селекция наиболее эффективна при рентгенооптических измерениях. Экспериментальные схемы, в которых используется указанный метод, будут описаны в следующих главах. Схема 2Л9Ь позволяет совмещать вдоль заданного направления пучки от различных источников излучения. Она может применяться как для рентгенооптических измерений, так и для получения проекционных изображений в широком рентгеновском пучке [2.17,27,28]. Схема 2.19с представляет собой эшелон-монохроматор [2.16]. В угловой позиции ві=в2=...вм=вв достигается получение максимального коэффициента отражения Rmax- При малом угловом развороте ПРМ относительно заданного угла обеспечивается возможность регулирования ширины полосы пропускания в отраженном излучении. Отметим, что величина Rmax эшелона всегда больше, чем у объемного мозаичного кристалла с аналогичными структурными параметрами, толщина которого равна сумме толщин пластин эшелона. Это обусловлено уменьшением длины пути дифрагированного излучения и соответственно поглощения в материале монохроматора. Схема 2.19J является вариантом эшелон-монохроматора и обеспечивает возможность непрерывной пространственной развертки монохроматического пучка путем выбора расстояний между пластинами ПРМ. Ее преимущество по сравнению с известным вариантом развертки с помощью кристалла с косым срезом [1.29] заключается в возможности регулирования распределения интенсивности по сечению развернутого пучка путем качания ПРМ в плоскости дифракции.