1tom - 0280.htm
350
ОС
<
г
актов эмиссии, вызванных отдельными первичными электроламп. Если Р («) ≈ вероятность испускания мишенью п (О, 1, 2, 3t ...) вторичных электронов под
действием одного первичного, то а=
(п). При энер-
гии первичных эяоктропо» #п<10и эВ ft≈ 6 г г, мри £└ >100≈ 200 эВ 7-<Г| и гт^б+1|. Кооф. а, Л, T| u г зависят от £п, уг.ча ц> падения. первичных электронов, ат. номора Z и структуры иощоства, состояния поверхности, темп-ры (диэлектрики) и индексов {h k 1} грани, выходящей на поверхность в ел у чао монокристалла (см, Индексы кристаллографические).
В области £п~1 ≈ ╧ эВ заиисимости о (£└) и г (£п) крайне чуиствительпы к чистого поверхности и для всех чистых моществ имеют немонотонный характер (рис. 2). Адсорбция инородных атомов, образующих на поверхности монокристалла монослон. может привести к сильном у и вменению тонкой структуры крн ных a (S п ) и
Упругое рассеяние. Для металла (г ~0, 05^0, 5) и диэлектрика (г*~ 0,7 ≈ 0.8) при £п меньшей, чем pan1 та выхода Ф и ширина заирещ╦шюл зоны ╦ └, почти все вторичные электроны ≈ упруго и квази упруго отраж╦нные первичные. Структура криных г(£п) определяется энсргетмч, тонной структурой прмпонерхностнон области умиттсра (см. Зопная теория), рассеянном
С,06
0.04
0,02
Рис. ,'}. Зависимости коэффициента упругого отражения г от гпи'ргии Гхррвичлых электронов £ .
{1Ш)Мо,Т-300 К (МО) Мо,Т=750 К
0,1 0.2 0.3 0,4
0.5
0,6 0,7 е└,кэВ
ялоктронов па отд. атомах, резонансным упругим рассеянием у порогов коллективных и одночастичпыч возбуждений электронов тв╦рдого тела, открытием ноупру-гих каналов, а в случае монокристалла также и дифракцией электронов. В области £п≈0,1≈0,3 кэВ величина г<0,06. а на кривых г(£п) (рис. 3) имеются
Максимумы при £п≈72/8. Для монокристаллов зависимость г(£п} имеет, кроме того, тонкую структуру, обусловленную дифракцией электронов (см. Дифракция частиц).
Ileynpyroe рассеяние электронов обусловлено рассеянием и торможением первичных электронов при их движении внутри эмиттера. Характер кривых т| (£п)
зависит от Z (рис. 4). Неупруго рассеянные электроны выходят из разных глубин d вплоть до
0,4
О
356
Рис. i. Зависимости коэффициента неупругого расоеяниц от
U»IMVy J.V JL М1-*
диффузно,
не зависит от угла падения <р. Для легких веществ вследствие более прямолинейного J движения электронов dMaKC уменьшается с ростом ср. Поток неупруго рассеянных электронов состоит из диффузно рассеян-
гдо р ≈ плотность в кг/м3; А ≈ массовое число (£ в K:jBj. Для тяж╦лых веществ, в к-рых электроны движутся преим. изно, (1
КЛКС
ных электронов и электронов, рассеянных на большие и малые углы. Последние; обладают большей энергией, чем рассеянные диффузно. Вклады этих групп электронов в В. д. э. существенно зависят от £п, Z и ср. При £n^sl каВ ср. энергия неулруго рассеянных электронов:
/Р\\ /flQI ' *>^ Ifk ≈ Л7\\ Р /9^ \Сэ s ≈ - (ljvO I -[- .i.0 ' IU £jj <» п- \")
С уменьшенном Z она уменьшается за счет возрастания
""к а к с ∙
Истинно вторичные электроны эмитируются из при-поверхпостного слоя толщиной К под действием первичных электронов и неупруго рассеянных электронов (рис. 5Т «), поэтому 6=fi,,-!-51≈Й()+Л5^, где 60 и £ ≈ колнчестна электронов, образованных одним первичным электроном и одним неупруго рассеянным, А'≈ ^dvoiw/fd*,!,»,--1,-^). Для металлов при ^п^>^пт
зона выхода Я- не
макс
макс И 6
от
б,
При
S уменьшаются с ростом
п-
Уменьшение работы выхода приводит к гораздо большему росту 6П и S, чем а. Поскольку поунруго отра/к╦п-IIыи электроны, пересекая зону выхода под всевозможными углами, проходит н Heii болыпий путь, мом первичные электроны, то &>5(,. Для всех металлов и т. н. эффективных вторичных эмиттеров ^/бо^З≈9Т a fij/fin≈ ≈ 0,2≈4. Различие значений S и 60, несмотря на одила-ковьш значения а, нрпвс.-дит к тому, что при нанесении,
80 120 160 Атомные слои
Рис. 5. я ≈ Механизм вторичной электронной эмиссии: П ≈ гк'рничныг электроны; Н ≈ нгупруго рассошньк; электроны; ИВУ ≈ истинно вторичные ил(м;троны; 0 ≈ Зависимссти коэффициентов игоричной нлонтроннпй омиссшт от глубины d ироник-пош-нин иеряичлых йлк^ктроноп при наносении Si ни TL и Ti
на Si; £п^ 1,- кэВ.
напр., Si на Ti или Ti на Si (для Si 60 и S больше, чем для TiJ зависимости a (d) имеют экстремумы при d^K противоположного характера (рис. 5, 6).
Металлы, где истинно вторичные электроны в результате взаимодействия с электронами проводимости теряют столько энергии, что не могут покинуть мишень, характеризуются малы.ии значениями А. ( ≈ 30А), независящими от £п, ф и Ф, стмакс=0,4≈1,8 (рис. С). Для элементов наблюдаются иериодич, зависимости б (Z) и ┬nm(Z].
Б диэлектриках и эффективных эмиттерах с широкой запрещ╦нной зоной £g и малым электронным сродством 7, ннутр. истинно вторичные электроны обладают энергией £<£g, к-рую они могут терять н основном лишь па взаимодействие с фопопами. Эти потери малы, поэтому такие эмиттеры характеризуются большими значениями X-^200^1200 А и <7Макс~4≈40 (в зависимости от кол-ва дефектов в эмиттере), Эмиттеры с отрицат. электронным средством (х<^^) обладают рекордно большими значениями К (--15000А) и смакс~1000 (рис. В). Создание в диэлектриках (особенно в пористых веществах) Сильного элек-трич. ноля (107≈108 Л/м) приводит к росту а до 50≈ 100 (В. э. э,, усиленная поле м). Длн монокристаллов яависимости а (£п) и б (<?п) имеют структуру, зависящую от выбора грани кристалла и телш-ры. Для ряда металлов амакс граней {100}, {110} и {111} больше стмакс поликристаллич. образца. Наибольшим
")
}
