научная статья по теме ОСОБЕННОСТИ УПРАВЛЕНИЯ ДИСПЕРСИОННЫМИ СВОЙСТВАМИ ЛЕГИРОВАННЫХ КРИСТАЛЛОВ Физика

Текст научной статьи на тему «ОСОБЕННОСТИ УПРАВЛЕНИЯ ДИСПЕРСИОННЫМИ СВОЙСТВАМИ ЛЕГИРОВАННЫХ КРИСТАЛЛОВ»

ПОВЕРХНОСТЬ. РЕНТГЕНОВСКИЕ, СИНХРОТРОННЫЕ И НЕЙТРОННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ, 2015, № 4, с. 109-112

УДК 548.732

ОСОБЕННОСТИ УПРАВЛЕНИЯ ДИСПЕРСИОННЫМИ СВОЙСТВАМИ

ЛЕГИРОВАННЫХ КРИСТАЛЛОВ © 2015 г. А. С. Маркелов*, В. Н. Трушин**, Е. В. Чупрунов

Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского, 603950Нижний Новгород, Россия *Е-таИ: alm.nnov@gmail.com, **Е-таИ: trushin@prys.unn.ru Поступила в редакцию 08.09.2014 г.

Исследуется возможность управления дисперсионными свойствами поглощающих свет кристаллов при воздействии на них лазерного излучения. Приведенные в работе экспериментальные и расчетные данные указывают на возможность значительного увеличения полуширины кривой дифракционного отражения поглощающих свет кристаллов-монохроматоров.

Ключевые слова: дисперсионные свойства поглощающих свет легированных кристаллов, лазерное излучение.

БО1: 10.7868/80207352815040149

ВВЕДЕНИЕ

Для исследования дефектной структуры кристаллов, как правило, используют рентгеновские топографические методы и монохроматоры из совершенных кристаллов. Спектральное разрешение рентгенооптической схемы зависит от дисперсии рабочего пучка и полуширины двух-кристальной кривой качания [1], которая в блочном кристалле влияет на площадь его отражающей поверхности. Такая ситуация возможна, когда угол разориентации блоков в кристалле превышает полуширину кривой качания, полученной от отдельного блока, а также при значительных вариациях параметров решетки кристалла и в случае изгиба его поверхности.

Для увеличения области дифракции блочного кристалла необходимо обратимо увеличить полуширину кривой качания кристалла-монохромато-ра. Данная задача может быть решена, например, с использованием ультразвука [2]. В предыдущих исследованиях [3] задача управления полушириной кривой качания решалась в геометрии Брэгга при воздействии на черненую поверхность кристалла ИК-лазера [3].

Целью данной работы было исследование возможности управления дисперсионными свойствами поглощающих свет кристаллов при воздействии на них лазерного излучения.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ

На примере легированного перманганатом калия кристалла KDP экспериментально исследует-

ся возможность управления дисперсионными свойствами поглощающих свет кристаллов при воздействии на них лазерного излучения. Эксперимент проводился на дифрактометре D8 Discover () с использованием монохроматора Барте-

ля, состоящего из двух щелевых кристаллов-мо-нохроматоров Ge(022).

Запись кривых качания и кривых дифракционного отражения (КДО) проводилась по схеме Лауэ с интервалом 20 мин при прохождении через него лазерного пучка с длиной волны X = 532 нм. В качестве источника лазерного излучения использовался лазерный модуль G300DN с длиной волны 532 нм, мощностью 300 мВт. Интенсивность лазерного пучка, падающего на образец, изменяли при помощи нейтральных светофильтров. Исследуемый образец в данной области спектра имел коэффициент пропускания около 30%, этого достаточно для формирования тепловых полей в кристалле с большим диапазоном изменения температур.

На рис. 1 показаны экспериментальная (а) и расчетная (б) зависимости полуширины КДО(060) в исследуемом кристалле от максимальной температуры его поверхности, изменение которой вызвано изменением мощности лазерного пучка, проходящего через дифракционную область кристалла. Максимальная мощность лазерного пучка, при которой поверхность кристалла нагревалась до температуры 37°С, составляла 25 мВт. Значение температуры на поверхности кристалла

110

МАРКЕЛОВ и др.

в, угл. с 100

80 60 40

20

0

28

30

32

34

36

38 20

25

30

35

т, °с

40

т, °с

Рис. 1. Экспериментальная (а) и расчетная (б) зависимости полуширины КДО(060) в исследуемом кристалле от максимальной температуры его поверхности, изменение которой вызвано изменением мощности лазерного пучка, проходящего через дифракционную область кристалла.

определялось по смещению КДО, измеренной в геометрии Брэгга согласно уравнению

Т = Т +

^еле

а

(1)

где 9 — брэгговский угол, Т0 — температура поверхности кристалла в отсутствие освещения, щ — компонента тензора теплового расширения кристалла в направлении вектора обратной решетки.

Изменение полуширины КДО в (29) (рис. 1б) рассчитывали путем вычисления вариаций параметров решетки кристалла на глубине Z = 3 мм согласно [4]:

в(29) = 9с, (2)

где в — интегральная ширина линии, (Аd/d) — средняя относительная деформация.

Для этого рассчитывались карты температурного поля на глубине кристалла 1—5 мм с шагом 1 мм. Ширина рентгеновского пучка, проходящего через область кристалла с координатой Z = 3 мм, принималась равной 4 мм, что соответствовало его ширине в эксперименте.

Наблюдаемые изменения полуширины КДО определяются диапазоном вариаций параметров решетки кристалла, вызванных поглощением лазерного излучения в объеме легированного кристалла. Диапазон вариаций, а следовательно, профиль и полуширина КДО зависят от размеров области дифракции кристалла, а также от параметров лазерного пучка и его мощности.

Приведенные в работе экспериментальные и расчетные данные указывают на возможность значительного увеличения полуширины КДО поглощающих свет кристаллов-монохроматоров. Условиями эффективного управления таким мо-

нохроматором являются спектральные и тепловые характеристики кристалла, а также значения брэгговских углов дифракции, поскольку в ~ 9. Кристаллы-монохроматоры с управляемой полушириной КДО могут быть использованы в рентгеновской топографии для получения дополнительной информации о реальной структуре дефектных кристаллов. С помощью таких монохроматоров можно анализировать форму и размеры блоков на отдельных участках поверхности дефектного кристалла. Такая ситуация возможна, когда угол разо-риентации блоков в кристалле превышает полуширину кривой качания, полученной от отдельного блока, а также при значительных вариациях параметров решетки исследуемого кристалла и в случае изгиба его поверхности.

На рис. 2 показано смоделированное изменение контраста изображения блочного кристалла, вызванное изменением полуширины кривой качания. При моделировании в качестве образца использовался кристалл с блочной структурой, показанной на рис. 2а, имеющий кристаллофизи-ческие параметры, относящиеся к кристаллу КЭР. Полуширина кривой качания, полученной от каждого из четырех его блоков, приравнивалась к 10 угл. с. Угол разориентации каждого блока относительно первого блока в плоскости рассеяния, соответственно, равен а12 = 60, а13 = 90, а14 = 26 угл. с. В расчете был использован моно-хроматор из того же материала, что и образец с полушириной кривой качания вт = 8 угл. с. С использованием формулы (2) была рассчитана полуширина кривой качания образца в данной схеме дифракции во = 12.8 угл. с. Для расчета суммарной кривой качания от всех блоков поверхность образца разбивалась на отдельные ячейки. Для каждой

ОСОБЕННОСТИ УПРАВЛЕНИЯ ДИСПЕРСИОННЫМИ СВОЙСТВАМИ

111

(а)

1

3 - ' 4

I, отн. ед. 30

20 -

10 -

50

(в)

100 150 200 ю, угл. с

I, отн. ед 30

20

10 -

0

50 100 150 200 ю, угл.с

I, отн. ед. (г)

60

40 -

20

50

100 150 200 ю, угл.с

Рис. 2. Иллюстрация изменений размеров области дифракции в результате топографического исследования блочного кристалла при изменении полуширины кривой качания кристалла-монохроматора: а — изображение модельного образца с блочной структурой с нумерацией блоков; б, в, г — кривые качания и топограммы модельного образца, рассчитанные при полуширинах кривой качания монохроматора Рт, равных 8, 27 и 56 угл. с.

0

ячейки строилась кривая качания в виде кривой Гаусса с полушириной р0 и угловым смещением, соответствующими выбранному блоку. Расчетный контраст дифракционного изображения рассогласованных областей поверхности модельного кристалла (топограммы) определяется величиной относительного углового рассогласования максимума дифракционного отражения от ячеек поверхности кристалла и зависит от выбора рабочей точки на результирующей кривой качания. Плотность почернения отдельных точек на расчетной топограмме определяется значением рассчитанных интенсивностей для соответствующих ячеек на поверхности модельного кристалла. Расчет ин-тенсивностей проводился по методике [5].

Из рис. 2б—г видно, что с увеличением вт количество видимых блоков на топограмме увеличивается. Увеличение связано с тем, что разори-ентированные блоки при увеличении полуширины кривой качания монохроматора частично попадают в отражающее положение.

ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ

Использование рассмотренных методов управления полушириной кривой качания кристаллов ограничено их тепловыми характеристиками, такими как тепловое расширение и теплопроводность. Так, для эффективного изменения полуширины кривой качания кристалла-моно-хроматора необходимо использовать кристаллы с КТР более чем 10 х 10-6 К-1, а теплопроводность должна варьироваться от 1 до 3 Вт/м • К. Применение кристаллов с большей теплопроводностью в качестве монохроматоров требует использования более мощных лазеров (2 Вт и более).

Расхождение в значениях полуширины и смещении кривых качания, полученных экспериментально, по отношению к расчетным кривым, связано с искривлением атомных плоскостей, вызванным наличием градиента температуры в рабочей области кристалла. В этом случае величина и направление смещения кривых качания определяется не только знаком коэффициента теплового расширения, но и расположением об-

112

МАРКЕЛОВ и др.

ласти дифракции по отношению к области кривизны кристалла. В случае малых изгибов связь между радиусом кривизны R рабочей поверхности кристалла и изменением полуширины кривой качания определяется по формуле

R = dk/((вl — во)*т9), (3)

где d — ширина падающего рентгеновского пучка, 9 — брэгговский угол, в0 — полуширина кривой качания плоского кристалла, в1 — полуширина кривой качания, соответствующая изгибу кристалла, k — коэффициент асимметрии, характеризующий изменение ширины рентгеновского пучка в асимметричной схеме дифракции, определяемый как k = 8т(9 + ф)/зт(9 — ф), где ф — угол между входной поверхностью кристалла и отражающей плоскостью.

Расхождение может быт

Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.

Показать целиком

Пoхожие научные работыпо теме «Физика»