вторичная электронная эмиссия

ВТОРИЧНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ - испускание электронов (вторичных) твёрдыми и жидкими телами при их бомбардировке первичными электронами. Инерционность В. э. э. (промежуток времени между входом в мишень первичных и выходом вторичных электронов) не превышает 10^-14-10^-12 с. При толщине эмиттера, меньшей пробега первичных электронов, вторичные электроны эмитируются как со стороны бомбардируемой поверхности (В. э. э. "на отражение"), так и с её обратной стороны (В. э. э. "на прострел"). Вторичные электроны имеют непрерывный энергетич. спектр от энергии =0 до энергии первичных электронов (рис. 1). Поток вторичных электронов состоит из упруго, квазиупруго (испытавших характеристич. потери энергии до сотен мэВ на возбуждение колебаний кристаллической решётки), неупруго отражённых первичных электронов (>50 эВ) и истинно вторичных электронов (50 эВ). Последние представляют собой электроны вещества, получившие от первичных и неупруго отраженных первичных электронов энергию, достаточную для выхода в вакуум, т. е. превышающую работу выхода. Для металлов наиб. вероятная энергия истинно вторичных электронов ~2-4,5 эВ и полуширина максимума ~12-15 эВ. Для диэлектриков ~1 эВ и ~1,5-3 эВ.

Рис. 1. Энергетический спектр вторичных электронов: 1 - упруго и квазиупруго отражённые электроны; 2 - неупруго отражённые электроны (в т. ч. с характеристическими потерями энергии - 2'); 3 - истинно вторичные электроны; 3'- спектр истинно вторичных электронов для плоскости (100) монокристалла W, полученный в узком телесном угле.

Тонкая структура электронного спектра обусловлена оже-электронами и характеристич. потерями энергии на возбуждения атомов вещества (см. Оже-эффект ).Она несёт информацию об элементном составе вещества, хим. связях и взаимном расположении атомов. Тонкая структура спектра истинно вторичных электронов, эмитируемых из монокристаллов и регистрируемых в узком телесном угле, отражает распределение плотности свободных состояний выше уровня Ферми (см. Ферми-энергия).

Рис. 2. Зависимости коэффициента вторичной электронной эмисии s и упругого отражения r от энергии первичных электронов , отсчитываемой от уровня Ферми , в области малых энергий для W. Ba, вольфрама, покрытого слоем Ba и CsI. Кривым для CsI соответствует масштаб слева, смещена вверх на 0,5. В скобках указаны кристаллографические индексы плоскостей монокристалла.

Количественно В. э. э. характеризуется коэффициентом В. э. э.

где I₁ и I₂ - токи первичных и всех вторичных электронов, - коэф. истинной В. э. э., не упругого и упругою отражения первичных электронов соответственно. Коэф. представляют собой величины, усреднённые по большому числу элементарных актов эмиссии, вызванных отдельными первичными электронами. Если P(п) - вероятность испускания мишенью n(0, 1, 2, 3, .. ) вторичных электронов под действием одного первичного, то . При энергии первичных электронов 100 эВ , при 100-200 эВ и Коэф. и r зависят от , угла падения первичных электронов, ат. номера Z и структуры вещества, состояния поверхности, темп-ры (диэлектрики) и индексов грани, выходящей на поверхность в случае монокристалла (см. Индексы кристаллографические).

В области 1-50 эВ зависимости крайне чувствительны к чистоте поверхности и для всех чистых веществ имеют немонотонный характер (рис. 2). Адсорбция инородных атомов, образующих на поверхности монокристалла монослой, может привести к сильному изменению тонкой структуры кривых и Упругое рассеяние. Для металла (r~0,05-0,5) и диэлектрика (r~0,7-0,8) при меньшей, чем работа выхода Ф и ширина запрещённой зоны , почти все вторичные электроны - упруго и квазиупруго отражённые первичные. Структура кривых определяется энергетич. зонной структурой приповерхностной области эмиттера (см. Зонная теория), рассеянием электронов на отд. атомах, резонансным упругим рассеянием у порогов коллективных и одночастичных возбуждений электронов твёрдого тела, открытием неупругих каналов, а в случае монокристалла также и дифракцией электронов. В области =0,1-0,3 кэВ величина r<0,06, а на кривых (рис. 3) имеются максимумы при . Для монокристаллов зависимость имеет, кроме того, тонкую структуру, обусловленную дифракцией электронов (см. Дифракция частиц).

Рис. 3. Зависимости коэффициента упругого отражения r от энергии первичных электронов

Рис. 4. Зависимости коэффициента неупругого рассеяния от e_п.

Неупругое рассеяние электронов обусловлено рассеянием и торможением первичных электронов при их движении внутри эмиттера. Характер кривых зависит от Z (рис. 4). Неупруго рассеянные электроны выходят из разных глубин d вплоть до

,

где - плотность в кг/м³; А - массовое число ( в кэВ), Для тяжёлых веществ, в к-рых электроны движутся преим. диффузно, d_макс не зависит от угла падения . Для лёгких веществ вследствие более прямолинейного движения электронов уменьшается с ростом . Поток неупруго рассеянных электронов состоит из диффузно рассеянных электронов и электронов, рассеянных на большие и малые углы. Последние обладают большей энергией, чем рассеянные диффузно. Вклады этих групп электронов в В. э. э. существенно зависят от , Z и . При 1 кэВ ср. энергия неупруго рассеянных электронов:

С уменьшением Z она уменьшается за счёт возрастания d_макс.

Истинно вторичные электроны эмитируются из при-поверхностного слоя толщинойпод действием первичных электронов и неупруго рассеянных электронов (рис. 5, а), поэтому , где и S - количества электронов, образованных одним первичным электроном и одним неупруго рассеянным, k=. Для металлов при

и . При зона выхода не зависит от , а и S уменьшаются с ростом . Уменьшение работы выхода приводит к гораздо большему росту и S, чем . Поскольку неупруго отражённые электроны, пересекая зону выхода под всевозможными углами, проходят в ней больший путь, чем первичные электроны, то . Для всех металлов и т. н. эффективных вторичных эмиттеров 3-9, а =0,2-4. Различие значений S и , несмотря на одинаковые значения, приводит к тому, что при нанесении, напр., Si на Ti или Ti на Si (для Si и S больше, чем для Ti) зависимости имеют экстремумы при противоположного характера (рис. 5, б).

Рис. 5. а-Механизм вторичной электронной эмиссии: П - первичные электроны; H-неупруго рассеянные электроны; ИВЭ - истинно вторичные электроны; б - Зависимости коэффициентов вторичной электронной эмиссии от глубины d проникновения первичных электронов при нанесении Si на Ti и Ti на Si; =1,2 кэВ.

Металлы, где истинно вторичные электроны в результате взаимодействия с электронами проводимости теряют столько энергии, что не могут покинуть мишень, характеризуются малыми значениями (~30), независящими от , =0,4-1,8 (рис. 6). Для элементов наблюдаются периодич. зависимости (Z)и (Z).

В диэлектриках и эффективных эмиттерах с широкой запрещённой зоной и малым электронным сродством внутр. истинно вторичные электроны обладают энергией , к-рую они могут терять в основном лишь на взаимодействие с фононами. Эти потери малы, поэтому такие эмиттеры характеризуются большими значениями ~200-1200 и ~4-40 (в зависимости от кол-ва дефектов в эмиттере). Эмиттеры с отрицат. электронным средством обладают рекордно большими значениями (~15000 А) и ~1000 (рис. 6). Создание в диэлектриках (особенно в пористых веществах) сильного электрич. поля (10⁷-10⁸ В/м) приводит к росту до 50- 100 (В. э. э., усиленная полем). Для монокристаллов зависимости и имеют структуру, зависящую от выбора грани кристалла и темп-ры. Для ряда металлов s_макс граней больше поликристаллич. образца. Наибольшим s_макс обладает грань , наименьшим - Максимумы на зависимости объясняются тем, что при увеличении коэф. сначала возрастают за счет увеличения общих потерь энергии первичными электронами в зоне выхода истинно вторичных электронов и за счёт роста и ширины самой зоны выхода. С дальнейшим ростом (при ) толщина уже не зависит от , а и S уменьшаются из-за уменьшения общего кол-ва энергии, передаваемой первичными и неупруго отражёнными электронами электронам вещества в зоне выхода.

Рис. 6. Зависимости [для CsBr, CaO левый масштаб, CaO (100) - правый масштаб].

Угловая зависимость коэф. , и при 0,3 кэВ более резко выражена для больших и веществ с малыми Z. При =89° абс. значения для всех веществ 0,75-0,9. С ростом максимум на кривой становится более широким и смещается в сторону больших . Для диэлектриков с ростом всегда возрастает, а а при 1 кэВ либо возрастает, либо остаётся неизменным или уменьшается. В области ~0,1 кэВ для поликристаллов r отне зависит, а для монокристаллов кривые имеют структуру, зависящую от и грани кристалла. Её осн. максимумы наблюдаются при углах, совпадающих с направлениями плотной упаковки. Для монокристаллов полупроводников при снижении электронного сродства кривые и испытывают инверсию (на месте максимумов появляются минимумы).

Рис. 7. Угловое распределение упруго и неупруго (штриховая кривая) отражённых электронов при , равных (в кэВ): 1-0,1; 2-0,2; 3-0,3; 4-0,6; 5-0,5; кривые сдвинуты вверх для Be на 2,0, Cu на 0,6 и Ag на 1,4.

Угловое распределение истинно вторичных электронов при >1 кэВ и60-85° приблизительно косинусоидальное. При >0,1 кэВ (независимо от ) угл. распределение упруго отражённых электронов (рис. 7) обладает такой же дифракц. структурой, зависящей от и Z, как и сечение упругого рассеяния электронов на атоме, но с меньшей контрастностью из-за кратного рассеяния нек-рой части электронов (для Au~30%). Угл. распределение неупруго рассеянных электронов для лёгких веществ (Be, Al) - косинусоидальное при =0 и сильно вытянуто в зеркальном направлении при =60-85° (малоугловое рассеяние). При 1 кэВ для веществ со средними и большими Z наОлюдаются электроны рассеянные как на малые углы (при больших ), так и на углы ~180°.

T. к. неупругое отражение обусловлено упругим взаимодействием электронов с атомами твёрдого тела и их последующим торможением без существ. изменения направления движения (модель непрерывных потерь), то угл. распределение неупруго рассеянных электронов отражает особенности угл. распределения упруго отражённых.

Полной теории В. э. э. пока не существует. Отд. особенности В. э. э. описываются либо в рамках квантово-механич. приближения (упругое рассеяние электронов, возбуждение внутренних истинно вторичных электронов), либо в рамках кинетич. ур-ния Больцмана (транспорт внутренних истинно вторичных электронов и их размножение - каскадный процесс). Особенности В. э. э. монокристаллов объясняются с помощью теории дифракции электронов.

Применение. В. э. э. используется для усиления электронных потоков в эл--вакуумных приборах (вторичные и фотоэлектронные умножители, усилители яркости изображения и т. д.), для записи информации в виде потенц. рельефа на поверхности диэлектрика (электронно-лучевые приборы). В. э. э. играет также важную роль в работе ряда высокочастотных приборов. В ряде случаев В. э. э.- "вредный" эффект, напр. при зарядке стекла и диэлектриков в эл--вакуумных приборах.

Лит.: Добрецов Л. H., Гомоюновa M. В., Эмиссионная электроника, M., 1966; Бронштейн И. M., Фрайман Б. С., Вторичная электронная эмиссия, M., 1969; Афанасьев А. Г., Бронштейн И. M., Упругое отражение электронов и вторичная электронная эмиссия CsI при малых энергиях вторичных электронов, "Изв. АН СССР, сер. физ.", 1973, т. 37, № 12, с. 2492; их же. Распределение вторичных электронов по энергиям для CsI и KI, "ФТТ", 1976, т. 18, с. 1129; Шульман А. Р., Фридрихов С. А., Вторично-эмиссионные методы исследования твердого тела, M., 1977; Бронштейн И. M., Стожаров В. M., Новые данные об угловом и энергетическом распределении вторичных электронов, "Изв. АН СССР, сер. физ.", 1979, т. 43, JMi 3, с. 500; Кораблев В. В., Mайоров А. А., Анизотропия эмиссии вторичных и оже-электронов для монокристаллов со сниженной работой выхода, там же, с. 635 .

И. M. Бронштейн, В. В. Кораблев.

   <<      Предметный указатель      >>