Механизм зарядки диэлектрических мишеней при облучении электронными пучками с энергией 1 – 50 кэВ (1103812), страница 4
Текст из файла (страница 4)
со стороны меньших значения σ ≤ 1 .4. E0>E2CПри всей простоте этого случая, когда представлялась очевидной отрицательная зарядкамишени до потенциала − VS = ( E0 − E2 C ) / e , здесь в последнее время возникло наибольшеечисло вопросов. На первой, быстрой стадии зарядки, потенциал достигает указанного значения,но с течением последующего более длительного времени продолжает расти, т.к.
придостижении текущей энергии E L = E2C коэффициент σоказывается меньше единицы.Существенным моментом является то, что при уменьшении энергии облучающих электронов отE0 до E2 C набирается большой отрицательный потенциал, поле которого выполняет роль«вытягивающего» вторичные электроны. При таком сильном поле нет условий для возврата ВЭ,т.к. все эмитированные электроны ускоряются над поверхностью. Но при наблюдаемомэкспериментально значении eVS > E0 − E2 C величина σ должна быть больше единицы (см.рис. 1).
Возникает вопрос – почему образуется дефицит ВЭ? Почему все-таки σ → 1 , но ужепри новой равновесной энергии E 2 S < E2C ? Возможное объяснение этого феномена следующее. ВЭ при движении к поверхности испытывают мощное влияние уже сформированногооблака положительного заряда толщиной s . Часть ВЭ может рекомбинировать с оставшимисяпосле ухода ВЭ дырками в этой области, а более низкоэнергетические ВЭ могут образоватьэкситоны, которые под действием сильного внутреннего подповерхностного поля формируют14поляроны. Эти эффекты приводят к тому, что выход ВЭ резко уменьшается и в пределестремится к обеспечению равенства δ = 1 − η , т.е. σ = 1 при энергии E L = E2 S .Правомерность указанной причины уменьшения величины δ , несмотря на наличиесильного отталкивающего ВЭ поля, обусловленного отрицательным зарядом, подкрепляетсяследующим простым соображением.
В точке равновесия, например E 2 S = 2 кэВ имеем σ = 1 , адолжно быть (из характеристики для незаряженного диэлектрика) в диапазоне σ = 2 ÷ 10 . Ноесли бы все эмитированные ВЭ покидали поверхность, без их частичного возврата, а мыполагаем, что так оно и есть, то в слое толщиной s = 10 нм за одну секунду облучения площадиa 2 = 100 × 100 мкм 2 током 10 −9 А образовался бы положительный потенциал, равный (попорядку величины):+ VS =СучетомгенерированногозаэтоQ+ sI δts= 0 2 ≈ 103 B .22ε 0ε r a2ε 0ε r aвремяотрицательного(7)потенциала,равного− VS = ( E0 − E2 S ) / e ≈ 10 4 B , гипотетически получается значение напряженности внутреннегополя Fin ≈ 10 4 B / 10 −4 см = 10 8 B / см , что абсолютно нереально, т.к.
это значение на один-двапорядка выше напряженности пробоя диэлектриков (порядка 10 6 − 10 7 В / см ). Таким образом, врассматриваемом диапазоне энергий облучающих электронов (E0 > E2C ;E L = E2 S ) наповерхности не может образоваться положительный (относительно земли) потенциал, а лишьотрицательный, на единицы или десятки вольт меньший по величине, чем на отрицательномслое. А такая ситуация возможна лишь при определенной малой плотности положительныхзарядов (центров захвата ВЭ), и соответственно при малых значениях выхода ВЭ ( δ < 1).Далее во второй главе дается кинетическая модель зарядки диэлектрических мишеней,которая в значительной мере снимает ряд дискуссионных вопросов о времени зарядки, овзаимосвязи коэффициентов эмиссии электронов σи возникающего поверхностногопотенциала VS , и о значении второй критической энергии электронов E 2 S , отличающейся отаналогичной энергии E2C , определенной для случая незаряженного диэлектрика.
Показано, чтореальное время установления равновесного состояния зарядки на 2 – 3 порядка большезначения, рассчитанного на основе теории вторичной электронной эмиссии.На рис. 4 приводятся типичные для наших экспериментов времена зарядки диэлектриков взависимости от энергии облучающих электронов E0 .
Быстрое (десятки и сотни мс) нарастаниепотенциала − VSпроисходит приE 0 > E2 C(например, при двух стартовых энергиях,обозначенных точками A1 и A2 ) до значения VS = E0 − E2C и σ = 1 (точка B ), но процесс15отрицательной зарядки на этом не прекращается. В дальнейшем происходит рост VS иуменьшение текущей энергии падающих электроновELдо равновесного значенияE 2 S = E0 − eVS (точка D ), равного 1 – 2 кэВ для большинства диэлектриков (см. рис. 1). Этастадия зарядки уже долговременная (единицы и десятки секунд), определяемая как динамикойустановления электронно-индуцированного тока I RIC , так и влиянием возвратных барьеров,приводящих к относительно медленному процессу установления равновесия, соответствующегоравенству σ = 1 . Общий отрицательный баланс эмитированных электронов (σ < 1 ) в интервалеэнергий B − D обусловлен возникновением возвратного поля для ВЭ от положительного слоязарядов (в интервале энергий E 2 S < E0 ≤ E2C ).σD 30 с C 100мс1B20 сA2A1τ 2= 1 5 сτ02= 1 0 0 м сτ 1= 1 0 с0E 1CE m E 2SE 03τ01= 2 0 0 м сE 2CE 02ELE 01Рисунок 4.
Схематическое представление временных констант зарядки (по порядкувеличины) на зависимости σ как функции текущей энергии EL облучающих электронов.В целом можно констатировать, что временной интервал зарядки определяется двумяпостоянными времени: τ 0 = τ 1 + τ 2 , где быстрая компонента времени τ 1 практически линейнозависит от энергии E0 и действует при E0 > E2C . На рис.
4 это схематично соответствуетдвижению точек A1 от E L = E01 или A2 от E L = E02 до точки B , где E L = E2C ). Это времязарядки (порядка 1 секунды) при типичных для наших экспериментов плотностях токаоблучающего пучка электронов можно оценить по приближенному выражению (5). Обычноэтой оценкой и ограничиваются при определении времени зарядки, но как показывают нашиэксперименты, реально присутствует вторая, более длительная постоянная времени зарядки τ 2 ,ответственная за относительно медленное движение значений энергий падающих электронов16EL от точки E2C (точка B на рисунке 4) до новой точки установившегося равновесия E L = E 2 S(точка D на рис.
4). Характерное время облучения второй стадии зарядки, определяемоепротивоборствующим влиянием положительного слоя заряда, (образование дипольногомомента системы двухслойного заряда) на величину потенциала VS , а тем самым и EL ,оценивается по предлагаемому нами эмпирическому соотношению (6), довольно хорошоотвечающему экспериментальным данным.Как видно из приведенных оценок, для рассматриваемых условий облучения электронамидиэлектрических мишеней, характерное время t2 второй стадии зарядки намного (на порядкивеличины !) больше времени t1 первой стадии :t2a (1 − η )≈.t1 ( R2C − R2 S )(1 − σ эфф )(8)Из (5) и (6) можно сделать ряд новых важных выводов.
Из (6) следует, что t2 тем меньше,чем ближе расположены кардинальные точки E2C и E 2 S , что подтверждается экспериментами.Так для Al2 O3 : E 2C − E 2 S ≅ 7 кэВ , а для лавсана эта разница всего 1 кэВ, соответственно изначение t2 для Al2 O3 много больше, чем для лавсана. Далее, из соотношения (8) следуетt2 >> t1 , так как обычно a >> R0 и (1 − η ) ≅ 0,8 >> (1 − σ эфф ) в диапазоне энергий E 2 S ÷ E 2C длязаряжающегося образца. Отсюда и возникает такая большая разница во временных константах,что ранее в публикациях не рассматривалось, т.к. за время зарядки принималась толькосоставляющая t1 .Из (6) следует еще одна закономерность, противоречащая общепринятому мнению, чтовремя зарядки пропорционально энергии E0 . Последнее утверждение справедливо только дляпервой временной константы, где действительно τ 1 пропорционально E0 , что объясняетсябóльшим объемом взаимодействия более высокоэнергетичных электронов с мишенью (глубинапробега первичных электронов R0 приблизительно пропорциональна E01,5 ).
Но, в главной,долговременной постоянной зарядки τ 2 ситуация иная: τ 2 ∝ 1 / R0 ∝ 1 / E01,5 , т.е. чем вышепервоначальная энергия облучающих электронов E0 , тем быстрее наступает равновесноесостояние зарядки. Возможное объяснение этого, неожиданного на первый взгляд, эффектасостоит в том, что при более высоких значениях E0 под поверхностью облучаемой областидиэлектрика формируется более сильное внутреннее поле Fi , которое вызывает увеличениетока I RIC , способствующего быстрейшему установлению равновесного состояния зарядки.Качественно этот эффект можно отразить в соотношении для временных констант зарядки:17τ 1 + τ 2 = K1 (1 −E − E2 SE 2C) + K 2 ( 2C),E0E0(9)где параметры K1 и K 2 определяются экспериментальными условиями.
Из (9) очевидно, чтопервый член временной составляющей (мс диапазон) пропорционален E0 , а второй член темменьше, чем больше E0 (долговременный диапазон), что и наблюдается в экспериментах.В третьей главе изложены методика и результаты экспериментов.Детально описана экспериментальная установка для комплексного исследованияхарактеристик процесса зарядки диэлектриков. Экспериментальные исследования проводилисьна растровом электронном микроскопе (РЭМ), позволяющем как облучать (заряжать)контролируемой дозой и интенсивностью изучаемую диэлектрическую мишень, так ипроводить измерения фундаментальных параметров процесса зарядки: поверхностногопотенциала VS ; аккумулируемого заряда Q ; равновесной энергии облучающих электронов E 2 S ,а также временных вторично-эмиссионных и зарядовых характеристик.В качестве примера исследования характеристик зарядки массивных диэлектриков,приведем результаты измерений на кристалле природного алмаза, при его облученииэлектронами с энергией 1 – 30 кэВ.
Значения поверхностного потенциала VS (t ) кристаллаприродного алмаза, как функции от времени (дозы) облучения при различных энергияхпервичного пучка электронов E0 представлены на рис. 5. (а). Там же дано изменениефактической энергии бомбардирующих электронов E L (t ) в зависимости от времени зарядкиповерхности для двух значений исходной энергии облучения E0 = 5 и 10 кэВ. Как видим, придостижении равновесного состояния насыщения зарядки (через время порядка 60 сек) значенияE L ( E0 = 5 кэВ) < E L ( E0 = 10 кэВ ) , т.е. EL растет с ростом энергии облучающих электронов,хотя они должны бы приходить к одному равновесному значению E 2 S при котором σ = 1 .Эксперименты подтвердили, что это рассогласование вызвано токами утечки.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
