Observation de défauts d'empilement sous très haute tension

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Submitted on 1 Jan 1975

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Observation de défauts d’empilement sous très haute tension

C. Mory, A. Rocher, B. Jouffrey

To cite this version:

C. Mory, A. Rocher, B. Jouffrey. Observation de défauts d’empilement sous très haute tension. Journal

de Physique, 1975, 36 (2), pp.163-170. �10.1051/jphys:01975003602016300�. �jpa-00208241�

OBSERVATION DE DÉFAUTS D’EMPILEMENT

SOUS TRÈS HAUTE TENSION

C. MORY

Laboratoire de

Physique

^des

Solides,

Université de

Paris-Sud,

⁹¹⁴⁰⁵

Orsay,

^France

A. ROCHER et B. JOUFFREY

Laboratoire

d’Optique Electronique

^du

^C.N.R.S., 29,

^rue

Jeanne-Marvig,

³¹⁰⁵⁵

Toulouse-Cedex,

^France

(Reçu

^{le 12}

septembre 1974)

Résumé. ²⁰¹⁴ L’observation d’échantillons de CuSi 4 % par microscopie électronique à très haute tension nous a conduits à étudier le contraste de diffraction de défauts d’empilement par comparai-

son détaillée des micrographies électroniques ^aux profils théoriques correspondants. ^{Dans un} premier temps nous avons évalué dans le cristal parfait, ^{les valeurs, en} très haute tension de certains

paramètres

(distances d’extinction, coefficients d’absorption) s’introduisant dans la théorie dynami-

que à N ondes. Des considérations simples ^sur les interférences entre les différents champs ^d’onde peuvent expliquer ^{le contraste} observé des défauts d’empilement,

l’origine

par

exemple

^{d’une struc-}

ture fine sur les images ^{en fond noir.}

Nous concluerons, ^{dans ce} travail, que les règles ^{de contraste} de tels défauts sont pratiquement

les mêmes en très haute tension (1 MV) ^{et en} basse tension (100 kV).

Abstract. ²⁰¹⁴ An ultra-high tension electron microscopy observation of CuSi 4 % alloys ^{has led}

us to study the diffraction contrast of stacking faults, by ^detailed comparison

of

^electron micrographs

with computed profiles.

We have evaluated for the case of a perfect crystal the values of the

parameters

(extinction ^dis-

tances, absorption coefficients) ^{which must} be introduced at ultra high voltages ^{in the} many-beam dynamical theory. Simple considerations

concerning

the interferences between the various wave

fields can explain ^{the observed contrast of} stacking faults, ^for example, ^the origin ^{of fine structures}

in dark field images. ^A general conclusion of this work is that the rules governing ^{the contrast of}

this type of defects are nearly ^{similar at low} voltages (100 kV) ^and ultra-high voltages (1 ^{MV to} 3 MV).

Classification

Physics ^Abstracts

7.168

Introduction. ^- La

microscopie électronique

^{à très}

haute tension permet, ^{on le}

sait,

d’observer des échantillons

plus épais

que la

microscopie

^électroni-

que à basse tension

[1], [2], [15] (100 kV).

Cette techni- que

présente

^{ainsi un} intérêt certain _pour l’étude des défauts

qui

^{se trouvent} dans des conditions

plus proches

^de celles existant dans un échantillon massif.

C’est

pourquoi

^{nous avons} étudié les contrastes de défauts observés ^sous des tensions allant

jusqu’à

3 MV. Nous nous sommes

plus particulièrement

intéressés dans ce travail au cas des défauts

d’empile-

ment

[4].

Dans une

première partie,

^en effectuant

quelques rappels

^{succincts de théorie}

dynamique,

^{nous intro-}

duirons certains

paramètres

^{liés au cristal}

parfait

comme les distances d’extinction et les coefficients

d’absorption.

^Leurs variations en fonction de

l’énergie

des électrons incidents retiendront notre attention

car ces

grandeurs

^entrent dans le traitement des contrastes des défauts

d’empilement.

Dans une seconde

partie,

^{c’est en} associant l’obser- vation d’échantillons de CuSi 4

%

^{contenant des}

défauts

d’empilement

^et

l’analyse

^des

profils

^théori-

que

correspondants

que ^nous

dégagerons

^les

règles

de contraste des défauts

d’empilement

^{observés en}

très haute tension.

1. Théorie

dynamique.

^Cristal

parfait.

^-

11

THÉORIE DYNAMIQUE. RAPPELS. ^- Selon les notations

classiques [13]

^{utilisées en théorie}

dynamique, l’ampli-

tude des ondes diffractées dans la direction

ko

⁺ g, pour ^une

épaisseur

^{z de cristal traversé se met sous}

la forme :

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01975003602016300

164

La seule

grandeur

que ^nous

atteignons

^par

l’expé-

rience

Ig(z),

intensité associée à la tache de diffraction _g, peut ^{s’écrire dans le cas d’un cristal}

parfait :

Les ondes de Bloch étant

normalisées,

^le

premier

terme dans le faisceau transmis

Io(z)

^est

égal

^{à 1.}

Il est nul _pour les autres taches de diffraction.

1. 2 DISTANCE D’EXTINCTION

(Fig. 1). - Les

^inten-

sités et contrastes observés sont liés aux battements entre les diverses ondes de Bloch. Les battements entre les ondes

(i)

^et

( j)

^ont pour

période

^les

quantités :

nommées distances d’extinction

(dans

le cadre d’une théorie

dynamique

^{à N}

ondes).

Nous nous sommes intéressés à la variation des distances d’extinction du

premier

^ordre

j[fi

^{en fonction}

de la vitesse des électrons

incidents,

^{et ceci} pour différentes réflexions

(111,

^{002 et}

220)

dans du cuivre.

Nous avons

remarqué

que pour des tensions

supérieures

^{à 1}

MV,

^{cette variation se}

complique ;

on assiste à une remontée de la distance

d’extinction,

remontée

qui

^a lieu d’autant

plus

^{tôt en tension} que la distance d’extinction

correspond

^{à une réflexion}

d’indices

plus

bas. Cet effet

théorique

serait d’ailleurs difficile à mettre en évidence

expérimentalement,

car pour ^une réflexion

(111)

^{où il est le}

plus

^net

(Fig. 1c)

des

phénomènes

^{de N ondes}

(intensités

^des

franges principales

^et des battements

secondaires) compli- queraient

^le

problème.

Dans le cas

particulier

d’une réflexion de

Bragg

du

premier

^ordre

[3],

^{il est}

possible

^{d’écrire :}

Le second terme de la

parenthèse représente

^la

correction _par rapport à la distance d’extinction en

deux ondes. Ce terme correctif

positif

^{aux tensions}

habituelles

peut

^devenir

négatif

^aux très hautes tensions. Une

expression analogue

^écrite pour ^une réflexion du second ordre donnerait un terme correctif

négatif

^aux tensions usuelles. Elle permet ^{alors de} traiter la

dégénérescence

^des nappes

(tension critique).

Elle montre

l’impossibilité

^{d’une tension}

critique

au

premier

ordre dans un matériau où

Ug

>

Ü29 (cfc etc.),

^ce

qui

^ne

paraît

pas forcément le cas pour

un matériau

plus complexe.

Le facteur de diffusion utilisé ^est celui

proposé

par

Doyle

^{et Turner}

[16].

^{En effet comme il a été}

FIG. 1. ^- Variation de la distance d’extinction à 2 ondes et à 12 ondes en fonction de la vitesse des électrons : la : Orientation 111;

lb : Orientation 002 ; lc : Orientation 220.

montré _par des

expériences

des tensions

critiques [3],

dans le cas du

cuivre,

^{c’est celui}

qui

^se

rapproche

le

plus

du facteur de diffusion correct.

En

^faible

épaisseur

^le

changement

du facteur de diffusion peut apporter

d’importantes

modifications sur la nature des

franges

^{extrêmes en fond}

clair,

par

exemple.

1.3 ABSORPTION. ^- Afin de tenir compte ^des

phénomènes d’absorption,

c’est-à-dire des interac- tions

inélastiques

des électrons avec la

matière,

^nous

avons

utilisé,

^{comme cela est}

classique [6], [7],

^un

potentiel

d’interactions électrons-cristal

complexe (Ug

⁺

i UIl) -

Chacune des ondes de Bloch ^est affectée d’un facteur d’atténuation en

exp( - J.l(i)z)

^où

Comme Metherell et Fischer

[8]

^nous avons cons-

taté _que les différentes lois

classiquement

^utilisées

pour la variation des coefficients

Ul

^{avec g, le}

^long

d’une

même rangée systématique,

^ont peu d’influence

sur les

profils théoriques (franges d’égale épaisseur

et défauts

d’empilement).

^{En effet à} l’aide de la relation

(5),

^{il est} par

exemple possible

^de

comprendre

le rôle des différents termes

U’g

dans le coefficient d’atténuation

jl(l)

⁺

M(2) (cuivre,

^{réflexion 111 en}

position

^de

Bragg). jl(l)

⁺

jl(2)

^{est lié à} l’interférence entre les deux

premiers champs

^d’onde

(1)

^et

(2), qui

fournit l’essentiel de

l’intensité

^{transmise ou}

diffractée _{g :}

Dans les trois _cas, le rôle de

U2’.

^reste

négligeable

devant celui de

Ub ’" U’g.

Ainsi l’influence de la variation de

U’g

^{avec g, le}

^long

d’une même

rangée systématique

^sera

faible,

^à

partir

^{du moment où}

UO > U9

>

U’2g.

Aussi une loi

simple

a-t-elle été choisie :

Ugl U,rg

^est

pris

^{constant avec n le}

long

d’une même

rangée systématique.

L’ordre de

grandeur

^de

U,’IU,,

^dans

le cas du

cuivre,

^et pour différentes tensions et réfle- xions a été obtenu _par

comparaison

^de

profils

^de

franges d’égale épaisseur théoriques

^et

expérimentaux.

Nous noterons en accord avec

Humphreys

^{et Hirsch}

[9]

que

U,’IU,

croît avec g ^et décroît avec

l’énergie

^des

électrons incidents.

Cette étude

préliminaire

du cristal

parfait

^nous

amène au but de notre étude et nous aidera dans la

compréhension

^des contrastes des défauts

d’empile-

ment en très haute tension.

2. Défauts

d’empilement.

^- 2. 1 INTRODUCTION

DU DÉFAUT A PARTIR DU CRISTAL PARFAIT. ^- Pour effectuer le calcul des

amplitudes

^{transmise et diffrac-}

tées à la sortie d’une lame contenant un tel

défaut,

nous utilisons une notation matricielle

analogue

^à

celle

employée

par Gevers

[12],

^{ou Rocher}

[10, 11]

en deux

ondes,

^ou par Hirsch

[13]

^{en N ondes.}

Au passage du défaut les

amplitudes ({Jg(Zl)

^sont

déphasées

^{de la}

quantité

rxg ^{= 2}

ng. R (R :

^vecteur-

déplacement

^du

défaut).

^Nous

appelons Md

^{la matrice}

diagonale

caractérisant ces

déphasages.

Soit

après

traversée du cristal II :

T est une matrice liée à l’orientation du cristal _par rapport ^{au faisceau}

incident, identique

^{en 1 et en II}

(cristal parfait),

^tandis que

A I(Z 1)

^{est une matrice}

diagonale caractéristique

^{de la}

propagation

^{des élec-}

trons en 1.

2.2 POIDS DES DIFFÉRENTES ONDES DE BLOCH

PARTICIPANT A LA FORMATION DU CONTRASTE D’UN DÉFAUT D’EMPILEMENT. ^-

D’après

^ce

qui

^{a été vu}

précédemment, l’amplitude

diffractée dans la direc- tion _{g, à} la sortie d’un cristal

parfait,

^{en tenant} compte des

phénomènes d’absorption

^{s’écrit :}

Nous pouvons, par

analogie,

souhaiter écrire la fonc- tion d’onde des électrons diffractés dans la direction _g à la sortie d’une lame contenant un défaut

d’empile-

ment sous une forme

équivalente

^à

(8)

où

p(i)( (X,g, ^zl)

^{est une}

combinaison

linéaire des

c() 0

et

cg(i), ^fonction

^{du défaut}

d’empilement

^choisi

(pro-

fondeur _Zl et

déphasage

^introduit

(Xg).

Cette formula- tion

(9)

^a

l’avantage

^{de mettre en} évidence les

produits

p(i) cg(i) ^qui représentent

^les

poids

^{des ondes} diffractées dans les directions _g et provenant ^{de la} nappe

(i),

à la sortie de la lame contenant le défaut. Une onde

(i)

166

sera

prépondérante

^dans la formation du contraste d’un fond noir _g

particulier,

^{si elle est très excitée}

(produit P(i) cg(i) important)

^{et peu absorbée}

(coeffi-

cient

j1(i) ^faible).

^{Si les ondes}

⁽ⁱ⁾

^et

( j) répondent

^à

ces

critères,

^{nous devons mettre en évidence sur la}

micrographie correspondante

^la

période

^{de leurs}

battements :

N).

Ces

périodes

^calculées pour des conditions

expéri-

mentales

particulières (celles

des défauts étudiés

en 2.3 et

2.4)

^sont rassemblées sur le tableau suivant :

Pour évaluer

les

coefficients

p(i),

il suffit

d’expliciter

les éléments des matrices

T, A 1, ^{A II}

^et

Md

^{en fonc-}

tion des

cg), cg(i)

^et a g ^{et d’écrire le}

produit

^matriciel

(7)

sous la forme

(9).

En

particulier

^un calcul littéral

approché [4]

peut être mené à bien _pour des conditions d’observation

simples :

^{sur une}

rangée systématique,

quatre ^ondes

sont excitées

( -

g,

0,

⁺ g, ⁺

2 g)

^et nous sommes en réflexion de

Bragg

^exacte pour la

première

^tache g.

Nous avons fait

l’approximation supplémentaire

^de

ne

garder, après

traversée du cristal 1

qu’une

^seule

onde,

^l’onde de Bloch

(2).

^{Ceci se}

justifie simplement :

la

première

^{onde de}

Bloch,

^{la seule à être} aussi excitée que l’onde

(2)

^sera

rapidement

^absorbée

et

Compte

^{tenu de ceci :}

avec

Le

produit c0(2)

exp 2 in

Ilk(2)Zl

^{étant en} facteur dans chacun des

p(i),

^{ce sont les}

produits ^a(i) cg(i)

^{que nous}

considérerons _par la suite.

2.3 DÉFAUT D’EMPILEMENT OBSERVÉ EN BASSE TENSION. ^- Etudions _par

exemple

^{le cas} d’un défaut

d’empilement intrinsèque

^de

déphasage

^{a = - 2}

nl3 (pour

^une réflexion du

premier ordre)

situé dans une

lame de cuivre de 2 500

A d’épaisseur,

^{en réflexion}

de

Bragg

^exacte pour g ⁼

(002).

^Le fond clair et les fonds noirs _g

et* -

_g sont

reportés

^{sur la}

figure 2,

et les

profils correspondants

^{sur la}

figure

^3.

FIG. 2. ^- Défaut d’empilement - ^{100 kV -} Micrographies, épais-

seur 2 500 A : 2a : Fond clair 002 ;

2b :

^{Fond noir 002 ; 2c : Fond}

noir 002.

Dans ce cas :

Ce sont les battements entre les ondes

(1)

^et

(2) qui

créent le contraste du fond clair et du fond noir

classique

g.

En effet

les

franges

du fond clair et du fond _{noir g} ^{ont bien}

une

période de c(8)12

^{= 295}

^A (voir Tableau).

^Nous

retrouvons par les relations littérales

(11),

^{sur l’allure}

des

profils (Fig. 3a)

^{et sur les}

micrographies (Fig. 2a-2b)

les

règles

^{de contraste}

classiques proposées

^par

exemple

par Gevers

[12]

^{ou Hirsch}

[ 13] (fond

^clair

symétrique,

LE JOURNAL DE PHYSIQUE. ^{- T.} 36, ^N° 2, FÉVRIER 19ÎS

FIG. 3. ^- Défaut d’empilement - ^{100 kV - Profils : 3a : Fond}

clair 002 et fond noir 002, épaisseur

2 500 A ;

3b : Fond noir

002,

épaisseur ^{2 500} À ; ^{3c : Fond noir}

002,

épaisseur ^{4 200 Á.}

fond noir

dissymétrique, pseudo-complémentarité

^du

fond clair et du fond noir en bas du

défaut...).

^En

particulier

^au milieu du défaut

(Z2

^non

négligeable),

l’onde 2 reste seule en

jeu, ^ce qui

^{donne des}

franges

d’autant

plus

^atténuées que la lame est

plus épaisse.

Les

franges

du fond noir - _g

présentent

^une

certaine structure fine

(Fig. 2c).

^Or

l’amplitude

^diffrac-

tée dans cette direction s’écrit :

168

Les termes a(i)

e!Y g

^{i = 1, 4 sont}

comparables,

^aussi

les 4 ondes vont-elles

participer

^{au contraste de}

façon équivalente.

^{Au milieu du défaut} où l’onde 1 est

rapidement ^absorbée,

subsisteront les ondes 2, ³

et 4. Les battements entre les ondes 2 et 3, ^{et 2 et 4}

sont

équivalents

^{et ont une}

période

^{de 100}

Á, _période

tiers de celle du fond clair

(ou

^{fond noir}

g).

^Ce

détriple-

ment des

franges

^est effectivement observé sur la

micrographie (Fig. 2c)

^{et le}

profil correspondant (Fig. 3b). Quant

^aux battements entre les ondes 3 et

4,

^de

grande période

^{2 900}

^Á (les

nappes de

disper-

sion 3 et 4 sont

proches

l’une de l’autre _pour ces

conditions),

^{ils seront}

plus visibles,

^{si on trace le}

profil

^{de ce même} défaut situé dans une lame

plus épaisse (par exemple

^{4 200}

À),

^{comme cela a été}

effectué sur la

figure

^3c.

En bas du défaut l’onde 1 se superpose ^aux 3 autres

ondes,

^ce

qui

^{introduit une}

périodicité

^des

franges légèrement plus

^{faible et} de l’ordre de 75

Á,

^{liée aux}

battements entre les ondes 1 et

3,

^{et 1 et 4.}

Appliquons

le raisonnement

précédent

^{au cas d’un}

défaut

d’empilement

^{observé à 1 MV.}

2.4 DÉFAUT D’EMPILEMENT OBSERVÉ EN HAUTE TENSION. ^- Bien _que, d’une

part

^les quatre ^ondes choisies ne soient

plus

^aussi

prépondérantes

^par rapport ^{à celles} que nous avons

négligées,

^et que d’autre part ^leurs

poids

relatifs soient

modifiés,

nous pouvons rendre compte ^des

phénomènes

^observés

par le calcul

approché

^à quatre ondes. Comme en

basse tension il nous faut connaître les ordres de

grandeur

des différents coefficients d’excitation et

d’absorption

^ainsi que les diverses

périodes

^{de batte-}

ment. Les conditions d’observation du défaut choisi

FIG. 4. ^- Défaut d’empilement - ^{1 MV -} Micrographies, épais-

seur 4 800 A : 4a : Fond clair 002 ;

4b :

^{Fond noir 002 ; 4c : Fond}

noir 002.

sur la

figure

^{4 sont} les suivantes : tension ¹

MV,

échantillon de cuivre

d’épaisseur

^{4 800}

^{Â environ,}

en réflexion de

Bragg

pour g ⁼

(002).

^Les

profils

liés à ce défaut sont tracés sur la

figure

^5.

FIG. 5. ^- Défaut d’empilement - ^{1 MV - Profils : 5a : Fond clair}

002 et fond noir 002, épaisseur ^{4 800}

Á; 5b :

^{Fond noir}

^002,

^épais-

seur 4 800 A ; ^{5c : Fond noir}

002,

épaisseur ^{25 000 Á.}

Dans ce cas :

Nous notons immédiatement

d’après

^{ces ordres de}

grandeur

que la différence entre les coefficients

a(1), a(2)

et

a(3), a(4)

^{est moins}

marquée qu’à

^{100 kV. Pour-}

tant comme à 100

kV,

les ondes 1 et 2 contribueront

pour ^une

grande

part ^à la formation du contraste du fond clair et du fond noir _g, mais ce ne sera pas aussi

a(2) cô2a

^,

net. En effet si le

rapport 0

^est de l’ordre de 20 à

a 0 100

kV,

^{il est} de l’ordre de 5 à 1 MV.

Les

amplitudes

^{transmise et} diffractées se mettent sous la forme

(11).

^{Un calcul}

complet

des intensités

correspondantes

confirmerait ce

qui

^{est mis en évidence}

sur les

micrographies

^{et les}

profils :

^les

règles

^de

contraste sont conservées. On remarquera ^en

parti-

culier la

symétrie

^{du fond}

^clair,

^la

dissymétrie

^{du fond}

noir et la

semi-complémentarité

du fond clair et du fond noir en bas du défaut. Comme on

pouvait s’y

attendre les

franges

du fond clair et du fond noir _g ont une

période

^{de 460}

A ~(10)12.

Le fond noir - _g

(Fig. 4c) présente

^{une structure}

fine

analogue

^à celle observée en basse tension. Si les

poids

relatifs des

quatre premières

ondes dans la formation de ce contraste sont

toujours comparables,

leurs

périodes

de battement sont différentes

(voir

Tableau

précédent).

^Nous

distinguons,

^{vers le milieu}

du

défaut,

^les

périodes

de battement entre les ondes 2

et 3 et 2 et

4, périodes équivalentes

^{à celle du}

fond

clair. Les battements entre ces mêmes ondes à 100 kV donnaient naissance à un

détriplement

^des

franges,

ce

qui

^n’est pas le cas ici.

En bas et en haut du défaut nous observons la

période

des battements entre les ondes 1 et 3 et 1 et 4

(230 A),

^moitié de celle du fond clair. On assiste alors à un dédoublement des

franges

par rapport ^{au fond} clair.

Le battement entre les ondes 3 et

4,

^de

grande période ( ~ 18

⁰⁰⁰

Á)

^module

l’enveloppe supérieure

des

franges.

^{Si ce}

phénomène

^n’est pas très visible

sur le

profil

^{5b il est mis en évidence sur le}

profil 5c,

où un même défaut a été étudié dans une lame

plus épaisse.

^Ce

profil

5c pour ^une si

grande épaisseur ( N 2,5 y)

^{est tout à fait}

théorique

^{car nous avons}

estimé une

épaisseur

^de

pénétration

utile dans le cuivre de l’ordre de

1,7 y [14, 15].

A 1

MV, donc,

^{nous observons et}

expliquons

^une

structure fine des

franges

du fond noir - _g

analogue

à celles rencontrée en basse

tension,

^{mais ce ne sont}

pas les battements entre les mêmes ondes

qui

^{en sont}

responsables (période

^{moitié au} lieu d’une

période tiers).

Pour une même

réflexion,

^{la haute tension est}

caractérisée _par un

rapport ! g III ko plus

^faible

qu’en

basse tension :

Nous nous

rapprocherons

des conditions d’observa- tion rencontrées en basse

tension,

^{en utilisant en}

haute tension des orientations d’indices

plus

^élevés

(par exemple

²²⁰

avec ! 1 g220 1 ~ J8 ^{1 g111 1).}

^Aussi

les

règles

^{de contraste}

classiques

seront-elles d’autant mieux conservées que la réflexion du

premier

^ordre

utilisé est d’indices

plus

^élevés.

170

L’étude des contrastes de défaut

d’empilement

observés sous des tensions

plus

élevées mènerait à des résultats

analogues.

^{Il est} inutile de refaire le raisonnement

précédent

pour ^un défaut observé

sous une tension

plus

élevée. Notons

simplement

comme

exemple

^une

plage

^{de CuSi 4}

%

^observée

sous une tension de

2,5 MV,

traversée par ^{un contour} 220

qui

permet de l’orienter en

chaque point (cf. Fig. 9).

Les défauts

qui

^la parcourent fournissent un contraste semblable à celui

qu’auraient

des défauts _pour une

orientation

111,

^en basse tension. Nous retrouvons ici encore les

règles

^{de contraste}

classiques.

Conclusion. ^- Les aspects des clichés de défauts

d’empilement pris

^{en fond}

clair,

^{en fond} noir g ^ou

en fond noir - _g peuvent ^{donc être}

expliqués

par des considérations

simples (interférence

^de

champs d’onde),

^{et ceci en} basse tension comme en très haute tension. Les

règles

^{de contraste trouvées en}

très haute tension dans cette étude sont

pratiquement

les mêmes _que celles utilisées

classiquement

^à

plus

basse tension.

Cependant

si le cristal n’est pas très

épais

^et pour éviter toute

ambiguïté

^{il est}

préférable

d’utiliser des

rangées systématiques

dont les réflexions

au

premier

ordre soient d’indices assez élevés

(220

^etc.

par

exemple

^{dans les matériaux}

cubiques

^{à faces}

centrées).

FIG. 6. ^- Défauts d’empilement ^{observés sous une} tension de 2,5 ^MV. Micrographies : ^{6a : Fond}

clair 220 ;

6b : Fond noir 220 ;

6c : Fond noir 220.

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