Лекция 8Слайд 1 Темы лекции 1.Отраженные и вторичные электроны электрон- электронной эмиссии. 2.Энергетический спектр и угловые характеристики. 3.Расчет удельных потерь энергии и траекторного пробега.

Лекция 8Слайд 2 В методах элементного и структурного анализа обычно используются электронные пучки с энергией не превышающей 100 кэВ. Оценим релятивистскую поправку для таких электронов. Кинетическая энергия электрона Е кин = eU = mc 2 – m e c 2, где U – ускоряющая электроны пучка разность потенциалов, m – релятивистская масса электрона, c – скорость света. Отсюда m = m e + eU/с 2. С другой стороны и, следовательно, Импульс электрона

Лекция 8Слайд 3 Введем "потенциал покоя" электрона U 0 в соответствие с m e c 2 = eU 0 (= 0,511 МэВ), т.е. U 0 = 0,511 МВ. Тогда импульс электрона где р кл – классический импульс. При U = 100 кВ получаем р 1,05 р кл, поэтому в дальнейшем релятивистскими поправками пренебрегаем.

Лекция 8 Слайд 4 При взаимодействии электрона пучка, имеющего энергию Е, с ядром атома максимальная переданная ядру энергия Е 2 max = 4Е(m e /m 2 )

Лекция 8Слайд 5 Подобные электроны, имеющие энергии больше 50 эВ, называются, отраженными электронами, а характеристикой процесса является коэффициент отражения электронов = N отр /N 0, где N 0 – число электронов, попавших на образец за время облучения, N отр – число всех электронов, вылетевших из образца, с энергиями больше 50 эВ. Если бы электроны рассеивались только ядрами атомов, то энергия всех отраженных электронов была бы равна Е 0. Но так как взаимодействие с электронами также имеет место, то отраженные электроны имеют непрерывный энергетический спектр, начинающийся с Е 0 (электроны, испытавшие рассеяние на ядрах поверхностных атомов).

Лекция 8Слайд 6 При торможении электрона пучка в образце в области траектории его движения возникают возбужденные электроны – электроны вещества образца, получившие в результате взаимодействия с электроном пучка энергию, превышающую энергию связи. Возбужденные электроны движутся из области образования во все стороны, т.е. изотропно, в том числе к поверхности образца. Как и электроны пучка, возбужденные электроны при движении теряют свою энергию в столкновениях с электронами вещества. Электроны, покидающие твердое тело в результате такого процесса, называются вторичными электронами. Так как физически отраженные электроны и вышедшие из образца возбужденные электроны тождественны, то вторичными электронами называют электроны, вылетевшие из образца с энергиями меньше 50 эВ. 50 эВ – условно принятая граница и физически данная величина никак не обосновывается.

Лекция 8Слайд 7 Коэффициент выхода вторичных электронов = N втор /N 0, где N 0 – число электронов, попавших на образец за время облучения, N втор – число всех электронов, вылетевших из образца, с энергиями меньше 50 эВ. В целом процесс выхода электронов из образца при облучении электронным пучком называется электрон-электронной эмиссией. Данный процесс характеризуется коэффициентом электрон-электронной эмиссии = +. Для металлов максимальные значения = 0,5-1,8 при Е 0 = 0,2-0,9 кэВ. Для большинства полупроводников = 1-1,5 при Е 0 = 0,3-0,8 кэВ. Для диэлектриков (слюда, стекло, кварц, полимеры и т.д.) = 2-5 при Е 0 = 0,2-0,5 кэВ. У щелочно-галоидных соединений (NaCl, KCl, CsI, CsBr и др.) и окислов щелочноземельных металлов (MgO, CaO, SrO) = при Е 0 =0,6-2,5 кэВ.

Лекция 8Слайд 8 Типичный вид энергетического спектра электронов электрон-электронной эмиссии при облучении образца электронами с энергией Е 0. Площадь под кривой равна полному числу отраженных и вторичных электронов. Наибольший вклад в электрон-электронную эмиссию дают вторичные электроны, которым соответствует пик в области малых энергий (1-5 эВ) энергетического спектра. На фоне непрерывного спектра при определенных энергиях наблюдаются небольшие пики, обусловленные Оже- электронами, процесс образования которых будет рассмотрен ниже. dN/dE, отн.ед 0 50 эВ Е 0,

Лекция 8Слайд 9 В методах анализа, использующих электрон-электронную эмиссию, обычно энергии электронов пучка составляют десятки кэВ. Зависимости и от атомного номера материала образца при Е 0 = 30 кэВ. При таких энергиях коэффициент отражения сильно зависит от Z 2, коэффициент выхода вторичных электронов практически от Z 2 не зависит Z 2 0,5 0,3 0,1

Лекция 8 Слайд 10 В случае облучения образца по нормали к поверхности угловое распределение эмитированных электронов примерно следует закону косинуса dN – /d = N*cos, где – угол между направлением нормали к поверхности образца и направлением вылета электронов; по азимутальному углу вылет изотропен. Нормировочная константа определяется аналогично тому, как это было сделано для распыленных атомов. При увеличении угла падения пучка электронов на образец (угол падения отсчитывается от нормали к поверхности) наблюдается рост коэффициента вторичной электронной эмиссии. В первом приближении ( ) = /cos. от зависит слабо, угловое распределение отраженных электронов вытягивается вдоль направления угла зеркального отражения. N

Лекция 8 Слайд 11 Удельные потери энергии электронов при их движении в твердом теле и траекторный пробег. Приближение непрерывного торможения: 1.Электрон теряет энергию вдоль всей траектории непрерывно; 2.Энергия электрона в любой точке траектории однозначно определяется длиной пройденного пути. Для вычисления удельных потерь энергии необходимо дифференциальное сечение передачи энергии электронам твердого тела (передачей энергии ядрам атомов, как было показано выше, можно пренебречь) проинтегрировать по всем возможным переданным энергиям

Лекция 8 Слайд 12 В нашем случае n* = n 0 Z 2 = N A ρZ 2 /M 2. Потенциал взаимодействия между электронами кулоновский, поэтому d * = (πe 4 /E)dE 2 /E 2 2. E 2max = Е, E 2min = (средняя энергия ионизации). Если учесть возможность возбуждения электронной подсистемы атома (для этого необходимы существенно более сложные рассмотрения), то получается формула Бете Понятие тормозной способности для электронного пучка не вводится.

Лекция 8 Слайд 13 В рамках приближения непрерывного торможения траекторный пробег Обычно для вычисления траекторного пробега используют безразмерные переменные dε/dr = –lnε/ε.

Лекция 8 Слайд 14 При ε 0 (соответственно Е 0) формула Бете неприменима, поэтому интегрировать надо от ε* > 1. Если сделать замену переменной х = ε 2, то безразмерный пробег где li – интегральный логарифм. Значение ε* выбирается так, чтобы li(ε* 2 ) = 0, что соответствует ε* = 1,208. Оценим, каким энергиям соответствует ε = 1,208. Так как E = 11,6Z 2 ε/1,16 эВ, то для максимального Z 2 = 92 получим E 1,3 кэВ. В случае более легких элементов E ~ десятка или сотни эВ, поэтому при Е 0 ~ десятка кэВ замена в интеграле нижнего предела с 0 на 1,208 малозначима.

Лекция 8 Слайд 15 График зависимости траекторного пробега электронов в меди от начальной энергии. В диапазоне энергий кэВ величина траекторного пробега ~ мкм. Е, кэВ l, мкм