Часть 5 (1125043), страница 3
Текст из файла (страница 3)
ОСНОВНЫЕ ИСТОЧНИКИ СИГНАЛОВ, ИСПОЛЬЗУЕМЫХВ РЭМ ДЛЯ ФОРМИРОВАНИЯ ИЗОБРАЖЕНИЯОтраженные электроны (рассеянные назад электроны). Ранее ужеотмечалось, что отраженные электроны могут возникать как в результатеоднократного упругого отражения, так и в актах малоуглового многократногорассеяния. Оценки показывают, что для энергии падающих электронов 10÷30кэви мишеней, содержащих легкие элементы (с малым атомным номером),несколько более половины всех отраженных электронов рождается в результатемногократных малоугловых актов взаимодействия.
Для тяжелых элементов153nr ir= (здесь nr,nz iznz - количество отраженных и падающих электронов соответственно, а ir, iz- токотраженных электронов и ток зонда) зависит от атомного номера атомовмишени. Эта полуэмпирическая зависимость имеет видη = − 0 . 0254 + 0 . 0016 Z − 1 . 86 ⋅ 10 −4 Z 2 + 8 . 3 ⋅ 10 −7 Z 3 + ... ,(5.13)причем для сложных мишеней, содержащих атомы разных элементов(Z1,Z2,...,ZN - атомные номера элементов; C1,C2,...,CN- концентрации), с хорошимприближением можно считать, что средний коэффициент отражения равенситуация меняется на обратную.
Коэффициент отражения ηr =Nη = ∑ η jC j(5.14)j =1Наличие такой связи между током отраженных электронов и атомным номеромэлемента позволяет при определенных условиях качественно оцениватьэлементный состав приповерхностного слоя образца.На первый взгляд может показаться, что все отраженные электроныдолжны иметь энергию, близкую к энергии падающего пучка. Однако это нетак. Как отмечалось выше, часть отраженных электронов образуется врезультате однократного акта - упругого рассеяния, другая часть можетвозникнуть в результате многократных актов рассеяния на малые углы, и,наконец, могут быть электроны, образовавшиеся в результате совместногодействия двух этих процессов - электрон растрачивает часть энергии нанеупругие столкновения и, наконец, отражается упруго, но уже с меньшейэнергией [12,13].
Как показывают специальные оценки, сделанные на основаниирасчетов рассеяния по методу Монте-Карло, и соответствующие эксперименты,с ростом атомного номера элементов мишени растет доля электронов,рассеянных преимущественно по упругому механизму (см. рис.5.5). Однаковсегда имеется значительная часть электронов, проникшая вглубь мишени ирастратившая часть энергии на неупругие взаимодействия. Такие электронытакже имеют вероятность покинуть образец в виде отраженных электронов,уменьшающуюся с ростом глубины. При этом область взаимодействияэлектронов зонда расширяется под поверхностью образца. Если падающийпучок электронов хорошо сфокусирован и имеет практически нулевоепоперечное сечение, отраженные электроны покидают поверхность мишени изобласти, диаметр которой примерно равен длине пробега электронов в мишени.Распределение количества электронов в этой области имеет вид колокола,причем наибольшая часть электронов сосредоточена внутри области 0.5R.Поэтому разрешение сканирующего микроскопа в отраженных электронахобычно оценивается этой величиной.
Оценки глубины выхода отраженныхэлектронов дают величину, приблизительно равную 0.3R.154Рис.5.5. Зависимость коэффициента эмиссии электронов от атомного номераэлементов мишени. η - коэффициент отражения; δ - коэффициент истинновторичной эмиссии.Коэффициент отражения электронов зависит от угла наклона мишени поотношению к пучку зонда. При увеличении угла наклона коэффициентотражения η возрастает. Угловое распределение отраженных электроновзависит от угла падения: при нормальном падении оно симметрично; сувеличением угла появляется ярко выраженная асимметрия в направлениипервичного пучка.Вторичные электроны.
Вторичными электронами обычно называютэлектроны, эмитированные мишенью при бомбардировке её первичнымэлектронным пучком. Они имеют непрерывный энергетический спектр от 0 доэнергии электронов зонда - Ez и состоят из упруго и неупруго отраженныхэлектронов и истинно вторичных электронов, образовавшихся в процессевзаимодействия электронов зонда с электронами зоны проводимости.
Нижепойдет речь только об истинно вторичных электронах, которые в растровойэлектронной микроскопии получили название просто вторичных электронов.Такие электроны имеют энергию существенно меньше 50эв. На рис.5.6 показанораспределение по энергии электронов, покидающих поверхность образца врезультате воздействия на нее электронов зонда.
Высокоэнергетическая частьспектра представляет здесь упруго и неупруго отраженные электроны. Внизкоэнергетической части спектра (5÷10эв) имеется острый и очень яркий пик- это и есть вторичные электроны. Коэффициент эмиссии вторичных электроновопределяется, какni δ = s = s = δ s + ηe + ηne ,(5.15) nz izгде ns, is- число или ток вторичных электронов, nz, iz - число или ток электроновзонда, δs - коэффициент истинно вторичных электронов, ηe - коэффициентрассеяния упруго отраженных электронов, η ne - коэффициент рассеяниянеупруго отраженных электронов.Следствием низкой энергии вторичных электронов является их малаяглубина выхода. Для того чтобы покинуть поверхность мишени, электрондолжен преодолеть энергетический барьер, равный работе выхода, котораясоставляет обычно несколько электрон-вольт.
Поэтому вероятность выходавторичных электронов резко убывает с увеличением глубины. Это не означает,155конечно, что вторичныеприповерхностной области.электроныгенерируютсятольковтонкойРис.5.6. Энергетический спектр электронов покидающих поверхность мишени поддействием электронов зонда.Образование вторичных электронов происходит во всей областивзаимодействия электронов зонда с мишенью, однако покинуть поверхностьмишени могут лишь электроны, возникшие в тонком приповерхностном слое.Следует подчеркнуть, что вторичные электроны образуются не тольконепосредственно под действием первичных электронов зонда, но и за счетвзаимодействия отраженных из более глубоких слоев электронов с электронамизоны проводимости в области их выхода из образца, т.е.
вблизи поверхностивыхода. Отсюда следует, что поперечные размеры области выхода вторичных иотраженных электронов совпадают. В то же время глубина выхода длявторичных электронов на два порядка меньше соответствующей величины дляотраженных электронов и составляет приблизительно 0.003R.Вторичные электроны в отличии от рассеянных назад электронов необнаруживают заметной зависимости от атомного номера. С увеличением угланаклона образца коэффициент эмиссии вторичных электронов δ s возрастает,что связано с увеличением длины эффективного пути первичных электроноввблизи поверхности мишени, в то же время направления выхода вторичныхэлектронов не меняются при наклоне мишени, т.е.
направления выходавторичных электронов изотропны относительно падающего пучка.Следует подчеркнуть, что завершенной теории электронной эмиссииэлектронов в настоящее время не существует. Для описания этих сложныхпроцессов используют различные приближения квантовой механики и,достаточно часто, полуэмпирические соотношения.Рентгеновское излучение.
Наряду с отраженными и вторичнымиэлектронами в материале мишени за счет неупругих потерь энергии электроновзонда возникает рентгеновское излучение. Известно, что возможно двапринципиально различных пути возникновения рентгеновских квантов [16,17].В результате торможения электронов зонда в кулоновских полях атомовобразуется так называемое тормозное или непрерывное рентгеновскоеизлучение.Интенсивностьнепрерывногорентгеновскогоизлученияописывается соотношением Крамерса156FGHIJKλEz − E ,(5.16)= iz ⋅ Z ⋅λ minEгде iz - ток зонда, Z - усредненный атомный номер атомов мишени, λ - текущеезначение длины волны, соответствующее значению E энергии электрона, λmin коротковолновая граница спектра (граница Дуана-Ханта), связанная с энергиейEz электронов зонда соотношениемhν λ min = (5.17)eE zСпектр тормозного излучения имеет вид асимметричного колокола (см.рис.5.7а,б), ограниченного со стороны коротких длин волн границей ДуанаХанта.
Кванты с такой длиной волны возникают в результате однократного актапотери всей энергии электрона. Как видно из соотношения Крамерса, спектртормозного рентгеновского излучения зависит как от атомного номера мишени,так и от энергии электронов зонда. Интенсивность тормозного спектра растёт сувеличением энергии бомбардирующих мишень электронов и с увеличениематомного номера элемента мишени.Наряду с актами торможения электроны зонда могут выбивать связанныеэлектроны с глубоких внутренних K-, L-, M-оболочек, переводя атом ввозбужденное состояние.
Возбужденные атомы возвращаются в основноестационарное состояние в результате электронных переходов с более высокойоболочки с излучением избыточной энергии в виде кванта рентгеновскогоизлучения. Величина энергии кванта определяется разностью энергий уровней E1 − E2 = hν(5.18) Все возможные излучательные переходы атома из начального K-состоянияобразуют наиболее жесткую коротковолновую K-серию (см. рис.5.7в).Аналогично образуются другие L-, M-, N- серии. В результате на непрерывныйспектр накладываются острые пики характеристического излучения,соответствующие этим переходам.
На рис.5.7 показан общий вид интенсивностирентгеновского излучения от длины волны.IT ∼ iz ⋅ Z ⋅Рис.5.7. Общий вид рентгеновского спектра. а)-характер изменений рентгеновскогоспектра возбуждаемого на мишени из W с ростом ускоряющего напряжения; б)видспектра для нескольких значений тока зонда; в)-рентгеновские спектры для трехразличных материалов мишени.Анализируя рентгеновские спектры различных элементов, H.Moseley в1914 году установил, что длина волны рентгеновского излучения λ и атомныйномер Z элемента, который испустил квант, связаны соотношением157λ=B, eZ − Cj2(5.19)получившим название закона Мозли. Величины B и C здесь - численныеконстанты. Эта зависимость показывает, что между параметрамихарактеристического рентгеновского спектра и составом мишени существуетвзаимнооднозначноесоответствие,чтоиявляетсяосновойрентгеноспектрального анализа атомного состава материалов.Исследования интенсивности линий характеристического излученияпоказали, что они связаны с энергией электронов зонда следующимсоотношениемeIc ∼ iz E z − Eij1 .4 ,(5.20)где Ei - критическая энергия возбуждения соответствующего уровня, Ez- энергияэлектронов пучка.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
