Механизм зарядки диэлектрических мишеней при облучении электронными пучками с энергией 1 – 50 кэВ (1103812), страница 5
Текст из файла (страница 5)
Так, приинжектирующем токе пучка первичных электронов I 0 = 0,2 нА зафиксирован ток утечки0,05 нА . На рис. 5 (б) представлены результаты измерений поверхностного потенциала VS взависимости от энергии первичных электронов E0 при различных фиксированных временахоблучения. Эта зависимость строго линейна, в согласии с соотношением VS = E0 − E L , а всостоянии динамического равновесия: VS 0 = E0 − E2 S , где E2 S есть вторая кроссовернаяточка энергии облучающих электронов, при которой σ = 1 и диэлектрик больше не заряжается.Эта точка находится при экстраполяции графика VS (t 0 ) = f ( E0 ) до его пересечения с осью18энергий E0 , полученного за время полной зарядки VS до состояния насыщения (в данномслучае t 0 = 60 сек ) и равна E2 S = 1,2 кэВ .18V S [кВ], E L [кэВ]20 кэВ1617 кэВ1415 кэВ12Рис.
5. (а). Зависимостиповерхностного потенциала VS иэнергии первичных электронов ELот времени облучения кристаллаприродного алмаза.12 кэВ1010 кэВ867 кэВ45 кэВ2E L 10 кэВE L 5 кэВ00204060t, сек.80V S [кВ ], E L [кэ В ]181660 се к.40 се к.2 0 с ек.141 0 с ек.Рис. 5. (б). Зависимостиповерхностного потенциала VS иэнергии облучающих электроновEL от исходной энергииэлектронов первичного пучка,измеренные в разные интервалывремени облучения алмаза.125 с е к.10864E L 6 0 с е к.2002468101214161820E 0 , кэВ22Из представленных на рис.
5 (6) графиков можно оценить обе кардинальные точкиэнергии облучающих электронов, когда σ = 1 : E2C (незаряженный образец) при t → 0 и E 2 S (всостоянии равновесной зарядки) при t → ∞ . В рассматриваемом случае получены следующиезначения E2C = 3,8 кэВ , E2 S = 1,2 кэВ , то есть эти величины существенно отличаются.Нарис. 6приводятсярезультатыизмеренийтокаэмиссииэлектроновIиаккумулированного заряда Q в зависимости от дозы (времени) облучения при энергиипервичного пучка электронов E0 = 4 кэВ и плотности облучающего тока 0,2 × 10 −5 А × см −2 .Интересно сравнить эти характеристики с зависимостями VS (t ) , представленными на рис.
5. (а).Если VS (t ) приблизительно следует по времени с ходом графика Q (t ) , то вторично19эмиссионная характеристика резко отличается, что является сюрпризом. Коэффициент σ (t ) завремя облучения 1 сек достигает значения, близкого к единице, в то время как отрицательныйпотенциал и аккумулированный заряд достигают состояния равновесия за время около 30 сек.Это различие говорит о том, что в процессе зарядки даже при σ ≅ 1 происходит накоплениеотрицательного заряда и выравнивание плотности положительного заряда Q + в тонком слоеs = 3λ и отрицательного заряда Q− в гораздо более толстом слое толщиной приблизительно R0 .Q, нКлI, нА0,350,20I(t)0,30Q(t)0,150,250,200,100,15E0 = 12 кэВI0 = 0,2 нА0,100,05Рис. 6.
Зависимостиэффективного коэффициентаэмиссии электронов I иаккумулируемого заряда Q валмазе от времени облучения.0,050,000,0001020304050t, сек60Ещё один вывод, следующий из приведенного факта - нельзя судить о полярности иналичии зарядки образца только по зависимости σ ( E0 ) , т.к. эта зависимость не учитывает: вопервых компенсирующих электронно-индуцированных токов внутри образца, протекающихмежду противоположно заряженными приповерхностными слоями, и во-вторых, не учитываетпространственногораспределенияплотностизарядов,приводящихквозникновениюрезультирующей отрицательной зарядки.1,41,00I, нАIσ1,2Qt, нКл0,751,00,8Qt0,60,50ЛавсанE0=6 кэВ0,4Id0,20,25I0=1 нА(x10)0,00,0001020304050t, с6020Рис.
7. Временные характеристикитока эмиссии электронов I σ и токасмещения I d и аккумулированногозаряда Qt для лавсановой пленки приE0 = 6 кэВ, j0 = 10−5 А × см −2 .Для диэлектрических пленок нами на основе экспериментальных результатов полученоследующее полуэмпирическое соотношение, связывающее равновесный потенциал VS столщиной пленки h , а точнее, с относительной толщиной h / a , где a − линейный размероблучаемой квадратной площади:VS 0 =E0 − E2 S[1 − exp(−2π (h − R0 ) / a)] ,e(10)где ( E0 − E 2 S ) / e есть потенциал «толстого» массивного образца ( h << a ). Из приведенноговыражения (10) видно, что с возрастанием толщины h потенциал VS растет сначала линейно, азатем его рост замедляется и стремится к равновесному значению VS 0 = ( E0 − E2 S ) / e .
Из (10)следует также, что при h = R0 , т.е. при глубине пробега первичных электронов R0 ( E 0 ) , равнойтолщине пленки h , пленочный образец не заряжается, т.к. VS = 0 . Приведенная зависимостьотражает тот факт, что электрическая емкость «тонких» образцов (пленок) при a > h , большеемкости «толстых» массивных диэлектриков ( a < h ), т.е. при зарядке одинаковым током зондапотенциал поверхности последних будет меняться значительно быстрее, чем для первых.Действительно, несложные расчеты на основе соотношений (3), (5), (6) показывают, чтоеслипринятьдляполимерныхдиэлектриковтипичныезначенияσ ( E0 ≥ 10 кэВ ) ≅ 0,2; σ ( E0 = ES ≅ 1) , то получается следующая временная характеристиказарядки пленочной мишени: 0,01I 0 e(h / a )t VS = VS 0 (1 − exp −) ,εεE−Ea()2S 0 r 0(11)где VS 0 определяется выражением (10).Типичные характеристики тока эмиссии I S и тока смещения I d , характеризующегоскорость аккумуляции зарядов dQ = I d dt для пленки лавсана толщиной 20 мкм, приводятся нарис.
7. Очевидна хорошая временная корреляция измеренных параметров, а также сильнаявосприимчивость лавсана к зарядке, что отражается в высоких значениях VS и Qt , достигаемыхза короткие временные промежутки облучения.Основные результаты и выводы1.Комплексными экспериментальными исследованиями подтверждено, что равновеснаяэнергия облучающих электронов для заряженного диэлектрика значительно меньшеаналогичной энергии для назаряжающегося диэлектрика и, соответственно, реальныйотрицательный потенциал заряженной поверхности на единицы киловольт больше, чемпредсказываемый по общепринятой теории вторичной электронной эмиссии.212.Экспериментально установлено наличие нескольких кардинальных точек на оси энергийоблучающихэлектронов,приводящихпроцессзарядкилибокстационарномуравновесному состоянию, либо к динамическому равновесию, зависящему от начальнойэнергии электронов.3.Дано теоретическое обоснование образования потенциальных барьеров и возвратныхполей для вторичных электронов над заряженной поверхностью диэлектрика ирассчитаны условия их возникновения в зависимости от плотности положительных иотрицательных зарядов в образующемся дипольном электрическом слое облучаемогообъема мишени.4.Показана существенная роль электронно-индуцированной проводимости в диэлектрикена механизм установления динамического равновесного состояния, при которомпроисходитсущественноеуменьшениявыходавторичныхэлектроновприодновременной частичной компенсации положительных зарядов из-за рекомбинации иобразования экситонов (поляронов) за счет части генерированных вторичных электронови термализованных первичных электронов.5.Аналитически и экспериментально найдена зависимость потенциала и времени зарядкиот толщины облучаемой диэлектрической мишени и установлена граница этойзависимости как функция толщины образца и площади облучаемой поверхности.6.Кардинально пересмотрен сценарий кинетики зарядки: на основе экспериментальныхфактов показано, что наличествуют две постоянные времени зарядки – быстрая (десяткии сотни миллисекунд) и долговременная (от единиц до сотен секунд), наступающая приизменениивеличиныравновеснойэнергииоблучающихэлектроновотслучаянезаряжающейся мишени до равновесного состояния при зарядке.7.Обнаружен и объяснен непредвиденный эффект уменьшения времени полной зарядкидиэлектрическойустановлениемишениравновесиясростомэнергииобъясненооблучающихвлияниемболееэлектронов.сильногоБыстроевнутреннегоэлектрического поля, возникающего в процессе зарядки между положительным иотрицательным слоями зарядки в облучаемой мишени.Список публикаций по теме диссертации1.Евстафьева Е.Н., Дицман С.А., Рау Э.И., Чукичев М.В.
"Электронная эмиссия и зарядкаприродного алмаза при его облучении электронами средних энергий". Известия РАН,серия физическая (2007). T.71. №10. C.1460-14632.Rau E.I., Fakhfakh S., Andrianov M.V., Evstafjeva E.N., Jbara O., Rondot S. "Second crossoverenergy of insulating materials using stationary electron beam under normal incidence". Nuclear22Instruments and Methods in Physics Research (B) (2008). V.266. P.719-729.3.Евстафьева Е.Н., Рау Э.И., Сеннов Р.А. "Некоторые аспекты кинетики зарядкидиэлектрических мишеней электронными пучками с энергией 1-50 кэВ".
Известия РАН,серия физическая (2008). T.72. №11. C.1577-1582.4.Рау Э.И., Евстафьева Е.Н., Андрианов М.В. "Механизмы зарядки диэлектриков при ихоблучении электронными пучками средних энергий". Физика твердого тела (2008). T.50.C.599-607.5.Гостев А.В., Евстафьева Е.Н., Рау Э.И., Сеннов Р.А. "Некоторые аспекты исследованияэлектрически непроводящих объектов электронно-зондовыми методами". XV Российскийсимпозиумпорастровойэлектронноймикроскопии ианалитическимметодамисследования твердых тел (2007).
C.149-150. г. Черноголовка, МО (Россия).6.Евстафьева Е.Н., Рау Э.И. "Исследование эффектов зарядки массивных диэлектрическихмишеней под воздействием электронных пучков средних энергий". VI Национальнаяконференция по применению Рентгеновского, Синхротронного излучений, Нейтронов иЭлектронов для исследования материалов (2007). C.509. г. Москва (Россия).7.Rau E.I., Evstafjeva E.N., Sennov R.A., Plies E. "Considerations of some charging effects ondielectrics by electron beam irradiation".
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
