книги из ГПНТБ / Деркач, В. П. Электроннозондовые устройства

что вначале с увеличением Е3 кривая а (Е3) растет, переходит через

обладают наивысшими значениями амаКс, близкими к 20. Для диэлек­ триков обычно £з.макс = 1000 Ч- 2000 кэв. Когда образец неодно­ роден по глубине, может быть еще один максимум.

Измерения по методу одиночных импульсов [116], исключающие зарядку поверхности и изменение состава и структуры неметалличе­ ской мишени при ее бомбардировке первичными электронами, пока­ зали, что все вещества могут быть разделены на три группы в зави­ симости от вида кривой о (Е3) : А — диэлектрики с резко выражен­ ным максимумом кривой (это вещества с большим количеством примесей или нарушений решетки: аморфное стекло, щелочно-га­ лоидные соединения, окись алюминия, если в их приповерхностных слоях присутствует вода); Б — диэлектрики с а = const или весьма пологим максимумом в значительном интервале Е3 (ряд кристалли­ ческих диэлектриков), причем при дальнейшем увеличении Е3 на­ ступает, в конце концов, падение о; В — металлы (обладают проме­ жуточной между А и В зависимостью о (Е3)).

Для многих материалов наблюдается тонкая структура зависи­ мости о от Е3, причем у диэлектриков в области возрастания о она выражена более резко. Обнаружена периодичность тонкой структу­ ры. Предполагают, что имеются преимущественные переходы элект­ ронов решетки из одного состояния в другое, а именно: возбуждение вторичных электронов из зон, расположенных ниже наивысшей, полностью заполненной зоны. Но данных для однозначной интерпре­ тации тонкой структуры, особенно в случае диэлектриков, нет

(см. [68]).

60

В области малых Е3 (порядка нескольких десятков электронвольт) наблюдается немонотонный ход зависимости а (Е3); это свя­ зано с тем, что взаимодействие пучка с твердым телом при малых энергиях характеризуется иными закономерностями, чем в области средних и высоких энергий (см. гл. И, § 1 и, например, работы [117]). На этом вопросе мы останавливаться не будем из-за нетипич­ ное™ такого энергетического режима для электроннозондовых уст­ ройств.

Измеряемый коэффициент является интегральной величиной, по­ скольку скорости вторичных электронов, вышедших из образца,

щего поля, создаваемого между бомбардируемым образцом и кол­ лектором. Зависимость вторичного тока 7ВТ от потенциала коллек­ тора представлена на рис. 30. При положительном коллекторе наблюдается насыщение вторичного тока. В области отрицательных потенциалов коллектора 7ВТ характеризует распределение вторич­ ных электронов по скоростям и кривые распределения получаются как результат дифференцирования этих кривых задержки. Разрабо­ тан метод электрического дифференцирования [118] для этой цели. На рис. 31 показан ход кривых распределения для случая нормаль­ ного падения пучка: наблюдается максимум, расположенный в области Е„ = Е3, и широкий максимум — в низковольтной обла­ сти (1—4 эв); положение последнего практически не меняется при изменении Е3 в широком диапазоне.

Соответствующая модель представляет процесс вторичной элект­ ронной эмиссии следующим образом. Часть первичных электронов

скольких электронвольт эти электроны составляют большинство среди эмиттированных вторичных электронов, с увеличением Е3 их доля быстро уменьшается, вплоть до нескольких процентов от числа первичных электронов при Е3 ^ 0 ,1 кэв. Другая часть пер­ вичных электронов рассеивается и тормозится в веществе, причем в результате торможения в веществе могут образовываться медлен­

61

ные, истинно вторичные электроны, т. е. электроны вещества, получившие от первичного электрона часть его энергии, достаточную для выхода из образца. Большинство истинно вторичных электронов имеют энергию между 0 и 30 да, а среднее значение близко к 5 да (максимум слева). Третью группу во вторичноэмиссионном потоке составляют неупруго рассеянные электроны, т. е. первичные элект­ роны, потерявшие часть своей энергии при взаимодействии с вещест­ вом мишени.

В спектре могут быть как быстрые вторичные, так и медленные неупруго рассеянные электроны, в силу чего нельзя провести точ­ ную энергетическую границу между ними. Все же принято считать, что группа вторичных электронов с Евт< 50 да состоит в основном

Коэффициент Стн.о неупругого отражения (неупругого рассеяния) измеряется отношением числа (или тока 7Н.0) вторичных электронов, имеющих энергию более 50 да, к числу (току) первичных электронов:

Коэффициент истинной вторичной эмиссии сти записывается как

оИ & ^Н.О»

если в группе электронов с энергиями больше 50 да выделить группу упруго отраженных, то

®О^н.о &у.о>

где Оу.о — коэффициент упругого отражения.

Обнаружено (см., например, [119—121]), что в некотором интер­ вале толщин величина а определяется количеством образованных истинно вторичных электронов, частью отраженных в подложке и в слое первичных электронов и образованными ими на своем обрат­ ном пути к поверхности вторичными электронами. С ростом толщины слоя вклад его в число отраженных первичных электронов растет, а подложки — падает; в зависимости от их соотношения наблюдает­ ся или спадание, или возрастание, или постоянство о. Поэтому при исследовании о достаточно тонких слоев нужно помнить о роли под­ ложки, тем более что электроны, образующиеся в диэлектрическом слое, могут проходить меньшие расстояния, чем электроны, выходя­ щие из металла в вакуум сквозь слой диэлектрика.

Большовым и Панченко [121 ] была разработана специальная ме­ тодика непосредственного измерения распределения вторичных электронов по энергиям (в отличие от метода графического диффе­ ренцирования кривой задержки). Были проведены измерения на ми­ шени из германия n-типа. На рис. 32 представлены кривые распре­ деления вторичных электронов по энергиям, полученные в одном из измерений. Кривая (2) распределения истинно вторичных электро­ нов по энергиям подобна соответствующим кривым для металлов.

62

На кривой полного распределения вторичных электронов (кривая 1) при потенциале задержки ]/зд, равном ускоряющему потенциалу пучка V, наблюдается резкий пик, соответствующий упруго отра­ женным электронам. Перед ним виден слабо выраженный максимум.

не наблюдалось. Характер кривой распределения не зависит от Е3. Количество упруго отраженных электронов уменьшалось с увеличе­ нием Е3. Для Е3 = 100 эв их число составляло 12%, для 200 эв — 2 %, для 400 эв — 1% от общего числа вторичных электронов.

Кривая распределения медленных (истинно) вторичных электро­ нов идет из начала координат и проходит через максимум, который

располагается в области £вХ.макс = 1 -f- 3,5 эв в зависимости от рода вещества [74, 111]. Положение максимума определяется как энергетическим и угловым распределением внутренних вторичных электронов, так и высотой потенциального барьера на границе ве­ щество — вакуум. Чем ниже барьер, тем меньше Евт,ыакс; 70—80% электронов с энергиями до 50 эв заключено в интервале Евтмзкс = = 0,15эе(см. [122]). На рис. 33 приведены некоторые примеры спект­ ров истинно вторичных электронов. Поскольку измеряемая величи­ на ои очень чувствительна к чистоте поверхности, то часто отмечает­ ся противоречивость получаемых в разных исследованиях результа­ тов. Полученные в последние годы результаты дают для металлов,

от температуры мишени и агрегатного состояния вещества. Показа­ но, что энергетический спектр истинно вторичных электронов не за­ висит от направления их вылета [123]. Кроме того, максимум, отве­ чающий истинно вторичным электронам, у диэлектриков значитель­ но уже, чем у металлов (у Ni полуширина максимума порядка Юэв, у NaCl около 1,4 эв) (см., например, [68, 124—130]). При средних зна­ чениях Е3 наиболее вероятная энергия электронов, эмиттированных металлическими мишенями, порядка нескольких электронвольт,

63

диэлектрическими — близка к нулю. Считается, что при не очень малых скоростях первичных электронов основную роль в процессе выхода электронов из металлов играет уменьшение числа элек­ тронов в результате рассеяний. При этом потери энергии у вы­ шедших электронов незначительны, в силу чего энергетический спектр вторичных электронов не изменяется в широком интервале Е3. В случае кристаллических диэлектриков механизм выхода вто­

ричных электронов иной. Взаимодей­ ствием вторичных электронов с элек­ тронами зоны проводимости, имею­ щим первостепенное значение для металлов, у диэлектриков можно пре­ небречь. На первый план выступают взаимодействия с фононами и дефек­ тами решетки, которые могут привести к тому, что число выходящих наружу вторичных электронов будет уменьше­ но как за счет поглощения электро­ нов, так и за счет уменьшения их энергии. Так, в работе [125] предпо­ лагается, что понижение средней энер­ гии вторичных электронов, эмиттируемых диэлектриками, по сравнению со случаем металлов обусловлено тем, что в первом случае электроны могут достигать поверхности с больших глу­ бин, имея при этом достаточную для

преодоления поверхностного барьера энергию. Из-за малости энергии эмиттируемых диэлектриками вторичных электронов наблю­ даются такие эффекты, как повышенные по сравнению с металлами зависимости выхода электронов от температуры, работы выхода поверхности и т. д.

Для неупруго отраженных электронов вследствие сложности измерения их спектра результаты работ различных авторов часто противоречивы. На рис. 34 в качестве примера представлены исследо­ ванные в [131 ] в интервале £ 3 = 0,6 -г- 3 кэв кривые энергетического распределения неупруго отраженных электронов для Ag, Al, Ni и Pb, которые при Евт — (0,3 4- 0,8) Е3 параллельны оси абсцисс

do

ления ■. н ° для разных углов рассеяния для меди (рис. 35) при

64

распределения по энергиям в зависимости от атомного номера видно, что распределение становится все более узким с увеличением Z, т. е. все большая часть электронов имеет энергию, близкую к их максимальной энергии; с увеличением атомного номера значение наиболее вероятной энергии увеличивается. При измерениях энер-

N

что говорит об увеличении роли неупругих соударений для электро­ нов средних энергий. Наиболее быстрые неупруго отраженные элект­ роны (как, например, с энергиями Ет — (0,8 1) Е3 в работе [131 ]) выходят главным образом из приповерхностной зоны образца. Число их больше, чем число эмиттируемых нижележащими слоями такой же толщины, поскольку, хотя число рассеянных в этом слое электронов и мало, вероятность их выхода в вакуум относительно велика. Более медленные неупруго отраженные электроны выходят с большей глубины, причем отмеченное в этой области энергий рав­ номерное энергетическое распределение их свидетельствует о том, что из слоев одинаковых толщин с различных глубин выходит оди­ наковое число электронов. Для всех использованных в работе [131 ] Е3 обнаружены упруго отраженные электроны, число которых убывает с ростом Е3. Упругое отражение практически определяется первыми несколькими слоями. При Е3 ^ 10 кэв функция распреде­ ления начинает возрастать с ростом Евт уже при ЕВ11» 0,2 Е3

[133, 134]. Максимум кривой расположен при £ вт < £ а; с увели­ чением Z положение максимума приближается к £ а.

При исследованиях с помощью анализаторов высокого разре­ шения образцов с очень чистыми поверхностями в спектрах как медленных (энергии до нескольких десятков электронвольт), так и быстрых (прошедших и неупруго отраженных) электронов обнару­ живаются дополнительные максимумы (рис. 36, а, б). В последнем случае максимумы.связывают с характеристическими потерями энер­ гии, которые оказываются не зависящими от Е3 и ср3 и характеризу­ ют вещество [85, 135]. Разрабатываемые теоретические подходы к этому вопросу как с точки зрения одноэлектронного взаимодействия первичных электронов с электронами вещества (см. гл. II, § 1 и [64, 65]), так и сточки зрения коллективного взаимодействия первич­ ного электрона с газом свободных электронов в среде «размазанного»

По оценкам авторов работ [35, 36, 83, 139], характеристические потери прошедших электронов, например, для алюминия в среднем составляли примерно 50 эв при Е3 = 8 кэв и общих энергетических средних потерях первичных электронов 1 кэв и 85 эв при Е3 = = 18 кэв и общих потерях 0,5 кэв, т. е. были весьма незначительны. С увеличением толщины образца и с уменьшением Е3, а также с уве­ личением Z доля средних характеристических потерь в общих поте­ рях снижается. Средние характеристические потери неупруго отра­ женных электронов также незначительны по сравнению с общими потерями.

На основании экспериментальных исследований влияния вели­ чины Е3 и угла падения первичных электронов на спектр характе­ ристических потерь энергии отраженных электронов для монокри­ сталлов Si авторы работы [130] связывают максимум, соответствую­ щий потере энергии около 11,6 эв, с поверхностным плазмоном, а пики с потерями 16,5 и 33 эв — с объемным. Увеличение Е3 при­ водило к уменьшению интенсивности первого пика и увеличению второго.

Относительно широкие пики кривой энергетического распреде­ ления вторичных электронов при Е3 до нескольких десятков элект­ ронвольт и даже до нескольких сотен электронвольт объясняются оже-процессами [74, 140], заключающимися в том, что атом, поте­ рявший электрон, выбитый первичным с нижнего энергетического уровня, возвращается в основное состояние путем перехода электро­ на с верхнего уровня на вакантный нижний, а энергия, освобождаю­ щаяся при таком переходе, передается другому электрону с близ­ лежащего верхнего уровня, и этот оже-электрон покидает мишень. Оже-электроны составляют незначительную часть числа вторичных электронов.

66

Характерный для широкого диапазона Еэ от 1—2 кэв до сотен килоэлектронвольт вид кривой он.0 —Е3 показан на рис. 37 (см. [84—141]). Для всех элементов кривая имеет максимум; для более тяжелых элементов он вырождается в плато, протяженность кото­ рого увеличивается с увеличением Z. Так, приведенные в [85] дан­

чивается с увеличением атомного номера вещества. Для химических соединений стн.0 зависит от неко­

торого эффективного порядкового номера, который в [142] опреде­ ляют как

2

zэф —_i____

2 «А ’

где щ — число i-x атомов в соединении; Z{ — соответствующий по­ рядковый номер элемента. Имеющиеся данные для всех 20 щелочно­ галоидных соединений [74] и ряда халькогенидов сурьмы [143] по­ казывают, что Он.о (2эф) для них соответствует зависимости он.0 (Z) для металлов.

При исследовании отраженных электронов с энергиями около 0,2—4 кэв в работе [132] получено, что для Z <1 30 отражение не зависит от Е3 и приблизительно линейно возрастает с увеличением Z. Для Z >• 30 отражение убывает при уменьшении Е3 ниже 2—3 кэв и слабо зависит от Z. Кривые изменения коэффициента неупругого отражения в зависимости от Е3 в области Е3 — 0,1 -4- 3 кэв для эффективных эмиттеров вторичных электронов Cs3Sb и [Cs]Na3KSb, полученные в работе [144], носили монотонно возрастающий харак­ тер с переходом к насыщению при Е3 — 1,5 кэв. Коэффициент не­ упругого отражения он.0 составлял 0,38 для первого вещества и 0,32 для второго при Е3 — 3 кэв.

Зависимость аи (EJ может быть получена вычитанием ординат кривой Он.о (Е3) из соответствующих ординат кривой а (Е3). Она также имеет вид кривой с максимумом. Положение последнего может не совпадать с положением максимума кривой о (Е3).

В области энергий от нескольких килоэлектронвольт до сотен

затем может стать меньше он.0 для некоторых элементов. В области Е3 в несколько сотен килоэлектронвольт для тяжелых элементов О = СГ„.о с точностью до 10—15%.

Согласно данным работы [145], при Е3 = 0,5 -г- 2 кэв с ростом Z в первой половине периода аи растет, а во второй — падает. От сте­ пени заполнения s-подгрупп сги зависит сла­

Следующий процесс — выход вторичных электронов через границу тела наружу с созданием вторичноэмиссионного тока. При этом воз­ можен также каскадный процесс, т. е. образование быстрыми вторич­ ными электронами при их взаимодействии с веществом других вто­ ричных электронов. Заметим, что теории вторичной электронной эмиссии в основном являются полуэмпирическими.

При нормальном падении первичного пучка коэффициент вторич­ ной электронной эмиссии представляется выражением

9'ВТ

W (x, 0BX)d0BT,

где Р — число вторичных электронов, образовавшихся на единице пути первичного; W (х, 0ВХ) — вероятность выхода вторичного электрона, представляемая произведением вероятности Wl (х) — дос­ тижения возбужденным на глубине х электроном поверхности,

68

и вероятности W2 (х) выхода наружу электрона, достигшего поверх­ ности [95]; 9вт — угол между направлением движения вторичного

электрона и нормалью к поверхности образца; 0ВТ — предельный угол, при котором нормальная составляющая скорости вторичного электрона достаточна для преодоления потенциального барьера на поверхности образца. Представление этих вероятностей функция­ ми х, а не Е (х) предполагает, что от Е3зависит число возбуждаемых электронов, а распределение их в месте возбуждения по скоростям не зависит от Е3.

Участок кривой а (Е3) при достаточно больших Е3, когда глу­ бина проникновения первичных электронов 13 больше глубины вы­ хода вторичных /Вт, в основном определяется законом торможения первичных электронов. Считают, что существует некоторая предель­ ная глубина / в т .п р . начиная с которой вероятность выхода вторич­ ных электронов становится настолько малой, что не может влиять на величину а. При достаточно больших Е3, когда 13 > /Вт.пр. с увеличением Е3 вторичные электроны будут выходить из одной про­ странственной зоны. При этом изменения а восновном определяются изменением числа вторичных электронов, возникающих на различ­ ных глубинах в пределах этой зоны, и вследствие этого некоторое изменение числа вторичных электронов, выходящих из образца, настолько незначительно, что в первом приближении этим эффектом пренебрегают.

Предполагается, что величина Р пропорциональна величине сред­ них удельных потерь энергии первичным электроном (см. § 1,

г л .П ):Я ~ dW При этом большинство теорий вторичной электрон­

ной эмиссии пренебрегает рассеянием первичных электронов, счи­ тая, что все они проникают на одинаковую глубину 13. Кстати, учет рассеяния в некоторых работах не дал существенного отличия

(см. [132]).

По опытным данным [68], для аморфных диэлектриков, для кри­ сталлических диэлектриков со значительной концентрацией при­ месей и нарушений решетки или наличием воды в приповерхностном

слое получено, что при Е3 > Е3.ывкс о ~ -4- , т. е. закон торможе- ■^3

ния квадратичный, а для щелочно-галоидных кристаллов, окиси алюминия, окиси тория получено насыщение (а = const) в значи­ тельной области Е3, т. е. линейный закон торможения. Это предель­ ные случаи. В общем же случае торможение происходит по более сложному закону. Например, оказалось, что слюда занимает проме­ жуточное место между двумя группами диэлектриков. Для металлов

69