Механизмы формирования изображения ближнего поля дислокаций

При анализе процессов, которые происходят при рассеянии рентгеновского излучения в ближнем поле дислокации, как уже отмечалось выше, неприменимы понятия геометрической оптики о траекториях и фазах, становится несущественен вид упругого поля и на первый план выступает фазовый сдвиг, приобретаемый блоховскими волнами в ближайшем поле дислокации [8]. В областях, где поле смещений меняется достаточно резко, будут рождаться новые волновые поля, интерференция которых со старым волновым полем будет приводить к возникновению новых дифракционных эффектов: к фокусировке, внутреннему отражению, каналированию, перекачке энергии между нормальными и аномальными волнами. Эти эффекты играют определяющую роль в формировании изображения ближнего поля дислокаций.

Прямое изображение дислокаций — фокальное пятно дислокационной линзы. В работах В. Л. Инденбома [8] было описано новое дифракционное явление — динамическая фокусировка рентгеновских лучей. Было показано, что плоская рентгеновская волна может быть сфокусирована при дифракции на совершенном кристалле в узкий луч, если ее определенным образом промодулировать по амплитуде и фазе. Аналогичный эффект должен иметь место и в ближнем поле дислокации, так как оно в первом приближении представляет собой сдвиг решетки, подобный сдвигу на дефекте.

На рис. 2.15 показаны схема образования прямого изображения и вид волнового поля в плоскости рассеяния, полученный путем численного решения уравнений Такаги для этого случая. На рис. 2.15, б хорошо видно возникновение эффекта фокусировки при пересечении волнового поля с осью дислокации. Ближнее поле в этом случае работает как одномерная линза. Соответствующие экспериментальные топограммы приведены на рис. 2.10. Как и в случае дефекта упаковки, светлая тень на топограмме будет соответствовать однородному ослаблению изображения щели, а прямое изображение будет соответствовать, наряду с кинематическими эффектами, фокусировке нового волнового поля [8].

Рис. 2.15. Формирование фокусировки в ближнем поле дислокации:

а — схема образования сходящихся 7 и расходящихся 2 траекторий волн; 6 — изображение, полученное при численном моделировании волнового поля внутри треугольника рассеяния; DD' — ось дислокации Если при малых значениях дифракционной мощности упругого поля дислокации прямое изображение, как правило, лишено какой бы то ни было внутренней структуры, то с увеличением мощности (g, b) на экспериментальных топограммах начинает проявляться структура прямого изображения. На рис. 2.16 приведена типичная для этого случая секционная топограмма. Изображение дислокации здесь имеет вид многолепесткового закрученного вихря, причем при изменении знака вектора дифракции или вектора Бюргерса изменяется направление вращения вихря (рис. 2.16, а, б). В случае малого поглощения изображение состоит из двух систем вихрей, закрученных в противоположные стороны (рис. 2.16, б). С увеличением поглощения одна из систем довольно быстро исчезает (рис. 2.16, в).

Из анализа цифровых (расчетных) картин (рис. 2.16, б—г) следует, что изображение возникает в результате отражения блоховских волн в ближнем поле дислокации и последующей интерференции отраженных волн со старым волновым полем внутри треугольника рассеяния. Так как дополнительная разность фаз для траекторий, идущих вблизи.

Рис. 2.16. Секционные топограммы винтовой дислокации:

а — топограмма дислокации (эксперимент), ось которой параллельна вектору отражения (606) (излучение Мо/<_ц; Щ = 0,58; (g, b) = 24); 6 — цифровое (расчетное) изображение дислокации для случая (д, Ь) = 24, pf = 0,5; в — цифровое (расчетное) изображение дислокации для случая (д, Ь) = 24, pf = 5,0; г — цифровое (расчетное) распределение волнового поля в треугольнике Бормана вблизи дислокации направления первичного пучка, практически близка к нулю (см. рис. 2.11), отраженные в этой области блоховские волны приобретают дополнительную разность фаз, пространственное распределение которой отражает характер упругого поля искажений вблизи дислокаций. Поэтому изображение, сформированное в результате интерференции отраженных и прошедших волн на выходной поверхности, является своеобразной голограммой на блоховских волнах. Следовательно, по такой голограмме может быть восстановлено и само упругое поле, на котором происходило рассеяние блоховских волн.

Эффекты каналирования и внутреннего отражения блоховских волн в изображении дислокаций. Выше уже отмечалось, что ближнее поле дислокаций иногда проявляет себя так же, как и в случае дефекта упаковки. Следовательно, ближнее поле дислокаций может служить своеобразным зеркалом и даже волноводом для блоховских волн.

В качестве примера рассмотрим случай тонкого кристалла, когда ось 60-градусной дислокации перпендикулярна входной поверхности кристалла и расположена на биссектрисе треугольника Бормана. На рис. 2.17 приведены экспериментальная топограмма (рис. 2.17, а), соответствующее изображение цифрового распределения волнового поля в плоскости рассеяния (рис. 2.17, б) и цифровая секционная топограмма (рис. 2.17, в). Приведенные результаты эксперимента и расчета подтверждают, что ближнее поле дислокации в данном случае работает как волновод. При этом, как следует из экспериментальной топограммы (рис. 2.17, а), поле в соседних с дислокацией участках в плоскости рассеяния заметно ослабевает. Это указывает на то, что основная часть энергии волнового поля концентрируется в канале волновода на оси дислокации. Если ось дислокации сместить из середины треугольника.

Рис. 2.17. Шестидесятиградусная дислокация, перпендикулярная поверхности образца:

а — цифровое (расчетное) изображение дислокации; б — цифровое (расчетное) распределение волнового поля в плоскости рассеяния; в — экспериментальная секционная топограмма дислокации, (ось дислокации [110]; вектор бюргерса [011]; вектор дифракции [224]; излучение MoK_U|; pf = 0,5; дислокация расположена в середине треугольника рассеяния [4]).

Бормана, то волновое поле, распространяющееся в плоскости рассеяния, отразится от области ближнего поля дислокации и начнет интерферировать со старым полем.

Таким образом, рассмотренный пример показывает, что ближнее поле дислокации в данном случае является своеобразным полупрозрачным зеркалом, частично отражающим блоховские волны, распространяющиеся в треугольнике Бормана.

Рассмотрим еще один случай, когда отражение блоховских волн определяет структуру дифракционного изображения дислокаций (рис. 2.18).

Рис. 2.18. Бормановское изображение 60-градусной дислокации, перпендикулярной поверхности образца:

а — экспериментальная секционная топограмма (ось дислокации смещена на ¼ основания треугольника рассеяния; ось дислокации [110]; вектор Бюргерса [011]; вектор дифракции [224]; излучение МоК_Ц|; pf = 0,5); б — цифровое (расчетное) изображение распределения интенсивности в плоскости рассеяния Выше уже отмечалось, что бормановское изображение дислокаций, перпендикулярных поверхности кристалла, отличается от вида поля локальных разориентаций. На рентгеновском изображении дислокации на рис. 2.18 наряду с основными деталями, определяемыми розеткой равных разориентаций отражающих плоскостей, наблюдаются длинные узкие горизонтальные лепестки разных знаков, которые, как оказалось, формируются в результате отражения блоховских волн разного типа в области сильных искажений вблизи оси дислокаций и последующего поглощения волн нормального типа.

Природа теневого изображения дислокаций в условиях аномального прохождения рентгеновских лучей. В поглощающих кристаллах, когда до выходной поверхности доходит только одна слабо поглощаемая блоховская волна, изображение дислокаций на рентгеновских топограммах имеет вид светлой тени, окаймленной с одной стороны более темным, по сравнению с фоном, ореолом. Ширина тени и ее форма существенным образом зависят от ориентации в треугольнике Бормана. В случае дислокаций, наклонных к поверхности выхода, контраст может иметь осциллирующий характер.

Соответствующий пример приведен на рис. 2.19. Дислокационный контраст имеет здесь вид кометы (рис. 2.19, а) с осцилляциями интенсивности в области подхода дислокации к поверхности выхода. Если ось дислокации параллельна вектору дифракции (рис. 2.19, б), ширина ее изображения не зависит от глубины залегания. Исключение составляет лишь область вблизи выхода дислокации на поверхность кристалла, где контраст осциллирует.

Для объяснения этого типа изображения предлагались различные механизмы [1, 3], среди которых следует упомянуть абсорбционный механизм, связанный с аномально высоким коэффициентом поглощения в сильно искаженной области дислокационного поля, и механизм, обусловленный выталкиванием траекторий блоховских волн из области сильных дислокаций. Однако, как показали исследования последних лет [8], определяющую роль в формировании теневого контраста играет механизм перекачки энергии из аномально проходящей блоховской.

Рис. 2.79. Рентгеновское изображение 60-градусных дислокаций в клиновидном кристалле (ось дислокаций [101]; входная поверхность образца (111); излучение CuK_a); pf = 5-М 3 (по клину)):

а — дислокации в общем положении (индексы вектора отражения [220]); б — дислокация в особом положении (индексы вектора отражения [202]; см. [4, 9]) волны в нормальную за счет межзонного рассеяния в сильно искаженной области. Если толщина части кристалла, расположенной над дислокацией, достаточно велика, до дислокации доходит лишь одна слабо поглощаемая блоховская волна, и в сильно искаженной области вблизи ядра дислокации она испытывает межзонное рассеяние. В результате возбуждается новое волновое поле, состоящее из двух типов блоховских волн. Вновь образованное поле в дальнейшем распространяется в практически совершенной решетке. Именно поэтому в области выхода дислокации на поверхность кристалла, т. е. в том месте, где существует две блоховские волны, происходит интерференция и наблюдаются экстинкционные модули. С увеличением расстояния от дислокации до выходной поверхности образца сильно поглощаемая волна быстро затухает, соответственно затухают осцилляции изображения, и остается одна блоховская волна, ослабленная межзонным рассеянием.