Курнаев Введение в пучковую електронику 2008
.pdf
|
|
|
|
|
|
|
|
|
уменьшается. Для различ- |
|||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ных |
материалов |
можно |
|||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
экспериментально |
опреде- |
||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
лить Em и γm (рис. 2.50). |
|||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Оказалось, что для лю- |
|||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
бых |
материалов |
зависи- |
|||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
мость |
|
коэффициента ис- |
|||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
тинной вторичной элек- |
|||||
Рис. 2.50. Экспериментальная зависи- |
|
тронной эмиссии от энер- |
||||||||||||
мость коэффициента истинной вторич- |
|
гии первичных электронов |
||||||||||||
ной эмиссии |
|
|
|
|
|
|
|
можно описать одной эм- |
||||||
|
|
ee ( |
|
p ) |
|
|
|
пирической формулой: |
||||||
|
γ |
E |
= (2,72)2 |
E |
p |
|
|
E |
p |
|
|
|||
|
|
|
|
exp −2 |
|
|
. |
|
||||||
|
|
γ |
|
|
|
E |
|
|
E |
|
|
|||
|
|
m |
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
|
|
|
|
|
m |
|
|
m |
|
|
||||
Положение максимума зависимости коэффициента вторичной электронной эмиссии для разных материалов представлено в табл. 2.3.
Таблица 2.3
Положение максимума зависимости коэффициента вторичной электронной эмиссии
Мате- |
Al |
Be |
C (ал- |
С (гра- |
Cu |
Fe |
Mo |
Ni |
Ta |
Ti |
W |
риал |
маз) |
фит) |
|||||||||
γm |
1,0 |
0,5 |
2,8 |
1,0 |
1,3 |
1,3 |
1,25 |
1,3 |
1,3 |
0,9 |
1,4 |
Em, эВ |
300 |
200 |
750 |
300 |
600 |
400 |
375 |
550 |
600 |
280 |
650 |
Экспериментально обнаружена зависимость максимального значения коэффициента истинной вторичной электрон-
электронной эмиссии от работы выхода γm = 0,35eϕa . Эта зави-
симость пока не нашла теоретического объяснения, но она явно не полная, так как не отражает влияния поверхности. Например, экспериментально обнаружено, что шероховатость поверхности сильно понижает коэффициент вторичной эмиссии. С ростом атомного номера Z и работа выхода электрона из металла и γm возрастают.
Преодолевшие потенциальный барьер истинные вторичные электроны на выходе имеют энергии, не зависящие от энергии первич-
241
новлено, что максимальная глубина зарождения вторичных электронов, с которой они еще в состоянии дойти до поверхности, оценивается несколькими десятками атомных слоев.
2.4.3. Оже-электроны
Первичный электрон, попадая в глубь металла, передает электрону заполненной зоны С (рис. 2.53) энергию, достаточную для перехода последнего в зону проводимости.
Взаполненной зоне
Свозникает вакансия, которая заполняется электроном из верхней заполненной зоны В. При этом выделяется
энергия |
hν =WB −WC , |
|
которая |
передается ка- |
|
кому-либо электрону из |
Рис. 2.53. Схема оже-процесса |
|
зоны проводимости. |
|
|
Этот электрон выходит из металла в вакуум как истинный вторичный с энергией We = hν −eϕa . Образовавшиеся оже-электроны
создают ряд максимумов в энергетическом распределении истинных вторичных электронов (см. рис. 2.51), положение которых соответствуют расстоянию между зонами и не зависит от энергии первичных, т.е. является характеристикой материала мишени. На этом основана возможность анализа состава поверхностного слоя металлов и чистоты поверхности (оже-спектрометрия).
2.4.4. Упругоотраженные электроны
Коэффициент упругоотраженных вторичных электронов ηee
определяется процессами отражения электрона как электромагнитной волны за счет рассеяния на отдельных атомах кристалла, дифракции и интерференции. В отличие от классической дифракции, разрешающей интерференцию рассеянных волн при выполнении условия Брэгга – Вульфа: 2d sin α = nλe , где d − межатомное рас-
сеяние; α − угол падения; λe − длина волны де Бройля, отражение
243
оже-процессом, другая – с возбуждением первичными электронами плазменных колебаний и взаимодействием их с плазменными колебаниями. Электроны в металле и ионы в узлах кристаллической решетки образуют коллективную среду, которую можно назвать плазменной. В этой плазме, так же как и в плазме газового разряда, возможно возбуждение плазменных
тратить энергию: |
|
|
ские пики |
=ω = 2π 6 10−34 |
Дж с 2 1016с−1 |
= 2π 12 10−18 Дж ~ 10 эВ , |
|
колебаний с частотой |
ω0 = |
4πne2 . |
|
|
|
me |
|
Для плотности металла n ~1029 м−3 |
|
||
плазменная частота |
получается |
|
|
ω~ 2×1016 c−1 . Колебания |
с такой |
Рис. 2.56. Характеристиче- |
|
частотой можно возбудить, если за- |
|
||
где 1 эВ ~1,6 10−19 Дж. Такие колебания называют плазмонами.
2.4.6. Вторичная электронная эмиссия полупроводников и диэлектриков
Эффективные эмиттеры вторичных электронов – это не металлы, а полупроводники.
Если сравнивать суммарный коэффициент вторичной электронной эмиссии для металлов, диэлектриков и полупроводников, то окажется, что для диэлектриков он больше, чем для металлов, а для полупроводников больше, чем для диэлектриков (рис. 2.57), правда, максимум σm сдвигается для полупроводников в область боль-
ших энергий первичных электронов.
Рис. 2.57. Коэффициент вторичной эмиссии для диэлектриков и полупроводников
245
Кроме того, коэффициент вторичной электронной эмиссии диэлектриков и полупроводников, в отличие от металлов, имеет температурную зависимость σ(T ) ; зависимость от внешнего поля
σ(E) ; зависимость от eϕa , т.е. σ(eϕa ) .
Существенной особенностью является то, что максимум энергетического распределения истинных вторичных электронов из полупроводников приходится на низкоэнергетическую область в диапазоне 1÷3 эВ вместо ~ 10 эВ для металлов.
Существенно большие коэффициенты вторичной электронной эмиссии для диэлектриков и полупроводников объясняются тем, что образовавшиеся в толщине вторичные электроны практически не встречают сопротивления со стороны электронов проводимости, поэтому вторичные электроны, эмитируемые полупроводниками, более низкоэнергетичны, чем эмитируемые металлами. Ширина запрещенной зоны полупроводника 1 эВ. В изоляторах, с одной стороны, ширина запрещенной зоны много больше, но вторичные электроны, в отличие от вторичных электронов в полупроводниках, при движении к поверхности, сталкиваясь с атомами решетки, не ионизируют их (из-за той же большой ширины запрещенной зоны),
а упруго отражаются от них, прак-
|
тически не теряя энергию. Очень |
|
важным отличием во вторичной |
|
электронной эмиссии диэлектриков |
|
и полупроводников является то, что |
Рис. 2.58. Электризация |
их поверхность при σ >1 заряжает- |
ся положительно, а при σ<1 – от- |
|
диэлектрика |
рицательно (рис. 2.58). |
|
Таким образом, меняя энергию первичных электронов, можно менять заряд поверхности. Это явление следует учитывать, если в электровакуумных приборах электроны попадают на диэлектрик, вызывая его электризацию. Хотя это иногда играет и положительную роль. Например, электризация стенок трубок удерживает тлеющий разряд, заставляя его повторять геометрию трубок, что широко используется, например, в рекламных огнях. Для сложных оксидных эмиттеров, использующихся для вторичной электронной эмиссии, например, кислородно-магниевый, применима несколько иная зависимость коэффициента вторичной электронной эмиссии
246
от энергии первичных σ = AEp exp(−μEp ), где постоянные A и μ можно выразить через табличные значения Em и σm , действи-
тельно:
∂∂Eσp = Aexp(−μEm ) − AEm μexp(−μEm ) = 0
дает значение μ = |
1 |
, а A |
= |
σm |
. |
Em |
|
||||
|
|
|
Eme |
||
2.4.7. Вторичная электронно-электронная эмиссия слоя полупроводника или диэлектрика
на металлической подложке
Пусть сопротивление слоя − R, тогда на нем возникнет разность потенциалов U . Коэффициент вторичной электронной эмиссии σ
зависит от энергии |
первичных электронов, т.е. |
от U1 =U0 − |
U . |
Если начальное U |
0 таково, что U0 >U01 , то |
σ >1, I2 > I1 |
и |
U < 0 U1 ↑. Поверхность будет заряжена «+», получается положительная обратная связь, U1 будет возрастать, пока не станет
больше |
|
Em |
. |
При U |
1 |
> |
Em |
, если U ↑→σ ↓, пока не достигнет |
|
|
|
||||||||
|
|
e |
|
|
e |
1 |
|||
|
|
|
|
|
|
||||
σ =1 , тогда накопление заряда «+» закончится. При σ <1 U из- |
|||||||||
менит |
знак |
и станет больше |
нуля, U1 станет уменьшаться |
||||||
(рис. 2.59). |
|
|
|
|
|
|
|||
Рис. 2.59. Особенности вторичной электронной эмиссии диэлектрика на металлической подложке
247
Таким образом, точка В – устойчивая точка, при этом U1 =U02 .
Если U0 <U01 , то σ <1, поверхность заряжается отрицательно. U > 0 , U1 ↓→σ ↓ – отрицательная обратная связь приведет к U1 →0 − потенциал на поверхности будет равен потенциалу на катоде, это будет тоже устойчивый режим.
2.4.8. Эффект Молтера
|
Молтер в 1936 г. обнаружил очень |
||
|
большую |
вторичную |
электронную |
|
эмиссию |
(σm =100 ÷1000) с алюми- |
|
|
ния, покрытого тонкой пленкой оксида |
||
Рис. 2.60. Аномальная |
Al2O3 , |
обработанного |
парами Cs |
вторичная эмиссия |
(рис. 2.60). Эффект Молтера имеет |
||
|
|||
|
большую инерционность – секунды по |
||
сравнению с безинерционной обычной вторичной |
электронной |
||
эмиссией ( ~10−9 с). Толщина пленки не должна быть больше 1 мкм, этот факт позволил самому Молтеру объяснить эффект. Тонкий слой Al2O3 является диэлектриком, наличие оксида цезия еще
более увеличивает коэффициент вторичной электронной эмиссии, это приводит к положительному заряду на поверхности. Возникает
смB . Начинается ин-
тенсивная автоэлектронная эмиссия из металла. При больших толщинах пленки диэлектрика напряженность поля в ней не велика, и автоэлектронной эмиссии не происходит. Автоэлектроны, вышедшие из металла, проходя через диэлектрик, возбуждают и ионизуют атомы диэлектрика. Через диэлектрическую пленку протекает лавинный электрический разряд. Условия для развития лавин при наличие примесей неоднородны, этим объясняется наличие «эмиссионных пятен» при молтеровской эмиссии. Таким образом, в данном случае роль первичных электронов сводится к поддержанию положительного заряда на поверхности.
248
2.4.9.Применение вторичной электронной эмиссии
вэлектронных приборах
Наиболее распространенным применением вторичной электронной эмиссии являются электронные умножители, принцип действия которых показан на рис. 2.61. Максимально полное попадание вторичных электронов на следующий эмиттер может обеспечиваться электрической (см. рис. 2.61, а) или магнитной фокусировкой (см. рис. 2.61, в – фотоумножитель Кубецкого). Между входным электродом и предпоследним прикладывается такая разность потенциалов, которая обеспечивает значение коэффициента вторичной электронной больше единицы между двумя соседними электродами. Именно при этом условии происходит размножение электронов, коэффициент которого для жалюзийного усилителя (см. рис. 2.61, г) составляет ~ 105. При регистрации фотонов используются специальные фотоэмисиионные катоды, а сам прибор помещают в колбу (ФЭУ). Для регистрации корпускулярного излучения – ионов, электронов, быстрых атомов – используют умножители открытого типа (ВЭУ-1, ВЭУ-2).
Рис. 2.61. Принцип действия вторичного электронного умножителя: а – с электрической фокусировкой; б – с электрической и геометрической фокусировкой, использующей обратную связь; в – с магнитной фокусировкой; г – «жалюзи» Векшинского
249
Разновидностью вторичного электронного умножителя является умножитель канального типа, который представляет собой изогнутый канал из специального полупроводящего стекла. Сам материал канала и его изогнутая форма обеспечивают более высокие коэффициенты эмиссии за счет наклонного попадания электронов на стенки с распределенным вдоль них потенциалом. Прикладываемая разность потенциалов 3 – 4 кВ, а коэффициент умножения составляет 106 – 108 (ВЭУ-4, ВЭУ-6). Для слабых плотностей потоков используют микроканальные пластины (МКП).
2.5. Вторичная ионно-электронная эмиссия
Испускание электронов твердым телом при бомбардировании его ионами называется ионно-электронной эмиссией. Ионно-
электронная эмиссия характеризуется коэффициентом γei = ne , где ni
ne − число эмитированных электронов; ni − число ионов, упавших
на ту же поверхность за то же время. Различают потенциальную и кинетическую ионно-электронную эмиссию. Потенциальная ион- но-электронная эмиссия характеризуется коэффициентом γn и свя-
зана с передачей электронам мишени энергии, выделяющейся при нейтрализации пришедшего на мишень иона. Кинетическая ионноэлектронная эмиссия, характеризуемая коэффициентом γk , связана
с передачей электронам мишени кинетической энергии иона. При ионной бомбардировке обычно идут оба процесса. При подлете ионов к поверхности сначала происходит их нейтрализация и, соответственно, потенциальная ионно-электронная эмиссия. Затем при соударении атомов с мишенью возникают электроны кинетической ионно-электронной эмиссии, поэтому γei = γn + γk .
2.5.1. Потенциальная ионно-электронная эмиссия
Потенциальная ионно-электронная эмиссия была открыта голландским физиком Пеннингом в 1928 г. При исследовании зависимости ионно-электронной эмиссии металлических мишеней от энергии падающих ионов он обнаружил, что эмиссия остается и
250