Вторичные электроны длина пробега

ЭОС широко используется для анализа поверхности благодаря сочетанию малой глубины отбора информации и высокого пространственного разрешения. Продольная локальность определяется средней длиной свободного пробега электронов (см. разд. 10.1.1), которая находится в пределах от 0,5 до 10 нм. Малое значение поперечной локальности достигается за счет возбуждения оже-электронных сигналов тонко сфокусированным электронным пучком (Ео = 3-10 кэВ). Интересующую область для анализа можно выбрать с помощью электронных изображений (в режиме детектирования вторичных электронов). Минимальный диаметр пучка ограничен величиной 100 нм вследствие необходимости работать с пучками высокой интенсивности для получения хорошего соотношения сигнал/шум. Пики оже-электронов в спектре располагаются на сильном непрерывном электронном фоне, возникающем вследствие многократного рассеяния электронов (рис. 10.2-12). Для более четкого выделения пиков часто записывают первые производные спектров. Для количественного анали- [c.339]

В работе [40] было получено, что максимальная глубина выхода вторичных электронов составляет 5Я, где Я приблизительно равна 1 нм для металлов и 10 нм для диэлектриков. Величина Я зависит от энергии вторичных электронов, так что всему энергетическому спектру вторичных электронов соответствует целый диапазон значений Я. Однако для оценок выше приведенные значения вполне достаточны. Большая длина пробега в диэлектриках является прямым следствием того факта, что неупругое рассеяние вторичных электронов происходит главным образом на электронах проводимости, которых очень много в металлах и существенно меньше в диэлектриках. Вероятность выхода как функция глубины была рассчитана методом Монте-Карло в работе [43]. Как показано на рис. 3.27, кривая зависимости вероятности выхода резко спадает с глубиной. По сравнению с гистограммой глубины выхода отраженных электронов, приведенной на рис. 3.25, глубина вторичных электронов составляет примерно /100 глубины выхода отраженных электронов. [c.60]

Глубина выхода вторичных электронов представляет лишь малую долю длины пробега первичного пучка (для металлов лишь 1%). Вторичные электроны зарождаются внутри всей области взаимодействия электронов пучка в образце, но только те из них, которые образуются на расстоянии от поверхности, равном средней глубине выхода, несут информацию, которая может быть зафиксирована оператором электронного микроскопа. Регистрируемые вторичные электроны могут быть образованы падающими электронами пучка при их входе в образец и отраженными электронами при их вылете (рис. 3.28). В эксперименте можно различать относительные вклады этих двух процессов, измеряя коэффициенты вторичной электронной эмис- [c.60]

Электризация частично проникающими электронными или ионными пучками проводится в вакууме, причем энергия электронов выбирается таким образом, чтобы, с одной стороны, длина пробега электронов в полимере была значительно меньше толщины иленки, а с другой стороны, чтобы коэффициент вторичной электронной эмиссии был меньше единицы, ибо только в этом случае заряжаемая поверхность приобретает устойчивый заряд отрицательного знака. Кинетика зарядки полимерных пленок электронным пучком в вакууме также свидетельствует об экспоненциальном возрастании 1/з с течением времени зарядки, причем время релаксации т определяется силой тока электронного пучка. [c.192]

В детекторе с газовым усилением заряд Q, индуцированный во внешней цепи, пропорционален энергии г, потерянной частицей, только в случае, если каждый первичный электрон, независимо от места его образования, создает в процессе усиления одно и то же количество пар ионов. Поскольку вероятность вторичной ионизации зависит от напряженности поля, то в полях с резким градиентом можно получить очень узкую область, в которой в основном будет происходить ионизация. Например, средняя длина пробега электрона между соударениями в водороде при давлении 133 гПа составляет я см. Чтобы происходила ионизация атомов водорода, необходима энергия выше 15 эВ. Таким образом, в рассматриваемом примере для вторичной ионизации нужно электрическое поле напряженностью выше 1,5 10 В/см. Такое поле при сравнительно невысоком приложенном напряжении можно получить в детекторах цилиндрической формы (рис. 6.2.5, а), в которых диаметр цилиндра — катода — много больше диаметра анода — металлической нити. [c.81]

В настоящее время мало что известно о свойствах того коллективного возбуждения, которое возникает в шпорах в первый момент после образования трека. Можно лишь утверждать, что за первые 10 сек. все процессы протекают при неподвижных ядрах вследствие принципа Франка — Кондона. Такими процессами могут быть миграция и перераспределение в пределах шпоры энергии возбуждения и акты ионизации, приводящие к образованию вторичных электронов с небольшой энергией и катион-радикалов. Чем больше энергия вторичного электрона, тем больше длина его пробега в данной жидкости. Потеряв свою энергию, вторичный электрон в конце своего пробега превращается в тепловой электрон. Таким образом, тепловые электроны возникают на различных расстояниях от материнского катион-радикала, эти расстояния изменяются от десятков до тысяч ангстрем, в отдельных случаях они могут быть и еще больше. [c.68]

Рассмотрим такие изоляторы, как силикагель или окись алюминия, которые были использованы в экспериментальной работе. В качестве предельного случая примем, что вся энергия, переданная электронам, является энергией решетки внутри объема цилиндра, длина которого равна пробегу осколков деления (2,5- 10-3 см), а радиус — пробегу вторичных электронов ( 10 см) . [c.202]

Учитывая, что сечение электронного возбуждения по порядку величины близко к сечению ионизации, получаем для длины пробега между двумя актами ионизации и возбуждения для вторичного электрона [c.188]

Расщепление жесткими излучениями (см. обзоры [10]). В качестве источника излучения используют обычно Со, излучающий у-лучи с энергией 1,17 и 1,32 МэВ (1 электронвольт = = 23,06 ккал/моль). В облучаемой среде в результате эффекта Комптона возникают богатые энергией электроны, которые в свою очередь создают вторичные электроны разной энергии и длины пробега. Первичные и вторичные электроны по схеме (9.2) образуют ионы и радикалы, сольватированные электроны и электронно-возбужденные молекулы. Один 7-квант может вызвать более 10 ионизаций. В принципе те же процессы идут в масс-спектрометре, таким путем они проще всего поддаются исследованию изучаемое вещество испаряют в глубоком вакууме и бомбардируют ионами с энергией 15—75 эВ (300—1500 ккал/моль) при этом идут реакции типа [c.587]

При обычных условиях газы являются изоляторами, однако если на молекулы газа действовать радиоактивным излучением, то они будут ионизироваться и газ будет обладать свойством электропроводности. В условиях, когда размеры чувствительного элемента (ионизационной камеры) малы по сравнению с длиной пробега ионизированных частиц, т.е. если в обычных детекторах использовать источник излучения достаточной мощности, то можно ожидать, что распределение концентрации заряженных частиц в объеме чувствительного элемента имеет равномерный характер. Тогда скорость ионизации, выраженная как скорость образования вторичных электронов ( ге/(/г) в стационарном состоянии, будет пропорциональна произведению длины I, на которой ионизированная частица остается активной, на число молей, приходящихся на облученную поверхность (М ) и на активность источника е°. [c.54]

Первичный электрон при попадании в толщу слоя вещества (эмиттера) испытывает ряд столкновений с его атомами. Если энергия электрона недостаточна для возбуждения и ионизации атомов, то в результате упругих столкновений он может опять покинуть эмиттер и будет зарегистрирован как вторичный. Электрон, обладающий большой энергией после прохождения поверхностного слоя, испытывает ряд неупругих столкновений, возбуждая и ионизируя атомы вещества на своем пути. Наибольшее количество ионизированных атомов приходится на конечный путь такого электрона (рис. 105). Следовательно, чем больше энергия первичного электрона, тем больше длина его пробега и тем дальше от поверхности образуется максимальное количество свободных электронов в процессе ионизации. В то же время вторичный электрон, возникающий в более глубоких слоях, при движении к поверхности испытывает гораздо больше столкновений с электронами проводимости, и вероятность выхода его из эмиттера понижается. Таким образом, если общее число возникающих вторичных электронов зависит в основном от энергии первичных, то движение их к поверхности и выход в значительной степени определяются концентрацией электронов проводимости в веществе (природой вещества — металл, полупроводник, [c.190]

Если произошел пробой, количества вторичных электронов, эмиттируемых катодом, достаточно для установления разряда, и в этом случае говорят, что разряд является самостоятельным. Самостоятельный тлеющий разряд имеет хорошо выраженную структуру, подобную изображенной на рис. 3. Наибольший интерес представляет область, обозначенная как катодное темное пространство. Это область, в которой накапливаются положительные ионы, образующие здесь упомянутый выше пространственный заряд. Толщина ее приблизительно равна среднему расстоянию, которое проходят эмиттированные катодом электроны до первого ионизирующего столкновения. Это расстояние не следует путать с длиной свободного пробега электрона, которая определяется упругими столкновениями и в пять—десять раз меньше. [c.408]

Так как существование самостоятельного разряда зависит только от эмиссии достаточного числа электронов с катода за счет его бомбардировки положительными ионами из области отрицательного свечения, то изменение расположения анода будет слабо влиять на электрические характеристики разряда. Так например, если анод начать все ближе и ближе придвигать к катоду, это заметно скажется на электрических характеристиках разряда лишь после того, как последовательно исчезнут положительный столб, фарадеево темное пространство и, наконец, большая часть отрицательного свечения. Когда же анод приблизится к границе катодного темного пространства, то заметно уменьшится число генерируемых ионов, и напряжение, необходимое для поддержания разряда в этом случае, резко возрастет, так как для компенсации уменьшения числа ионов должен увеличиться коэффициент вторичной электронной эмиссии. Такой разряд называется затрудненным тлеющим разрядом. Если анод придвинуть прямо к краю темного пространства (следовательно, расположить его от катода на расстоянии, меньшем средней длины пробега электронов, необходимой для ионизации атомов газа), то ионизации газа происходить не будет, и поддерживать разряд не удастся, даже прикладывая к электродам большие напряжения. Как уже указывалось ранее, в экспериментах по ионному распылению используется аномальный разряд. Это главным образом объясняется тем, что в нормальном разряде для получения нужных скоростей распыления материала катода плотность тока слишком низка кроме того, вследствие низкой величины падения напряжения в нормальном разряде коэффициенты распыления также малы. [c.410]

Скорость рекомбинации и других превращений радикалов зависит от их пространственного распределения в матрице. Рассмотрение кинетических особенностей гибели радикалов, полученных путем радиолиза, обычно проводили на основе предположения о равномерном распределении радикалов по образцу [34]. В действительности, однако, образующиеся при действии излучений радикалы распределены неравномерно. Размеры областей локализации радикалов и первичных продуктов радиолиза в твердых веществах определяются особенностями передачи веществу энергии излучения и связаны с длиной пробега горячих частиц, например вторичных электронов или атомов водорода, и с расстоянием, на которое передается возбуждение. Кинетические особенности реакций радикалов и других активных частиц в твердых телах тесно связаны с характером их пространственного распределения. [c.58]

Энергия а-частиц затрачивается на ионизацию и возбуждение атомов, которые обусловлены кулоновским взаимодействием заряженной частицы со связанными электронами. Не вся энергия заряжеиной частицы оставляется вдоль ее прямолинейного трека, иначе тяжелые частицы были бы идеальным щупом , позволяющим зондировать клетки, строго избирательно повреждая микроструктуры, расположенные на определенной глубине. Некоторая доля энергии частицы выносится за пределы ее трека выбитыми из атомов электронами, обладающими значительным запасом энергии и большой длиной пробега. Эти электроны образуют треки, ответвляющиеся от трека первичной частицы, и вызывают на пути ионизации и возбуждения, Плотность распределения. которых зависит от энергии выбитого электрона. Так, например, а-частицы с энергией 1 МэВ могут генерировать вторичные электроны, длина пробега которых вдвое превосходит трек самой тяжелой частицы. [c.37]

Следующее из теоретической кривой непрерывное быстрое уменьшение числа первичных разрывов на 1 р с уменьшением длины волны не оправдывается в опытах с длиной волны, меньшей 1,5 А . Этому факту можно дать два объяснения. Во-первых, на пути электронов с высокой энергией, вырываемых в ткани под влиянием коротковолновых рентгеновых лучей, возникают вторичные электроны (б-электроны), которые ответвляются от линии главного пробега. Те из 6-электронов, длина пробега которых превосходит 0,1 мк, могут также вызвать разрывы в добавление к разрывам, вызываемым основными электронами к концу их пробега. [c.209]

Падающие электроны зонда (Э. з) создают вторичные электроны (В. Эд 3) прн гго-паданнн в образец. Отраженные электроны (О. э) создают вторичные электро гы (В. Эд 3) при выходе из образца. Л — средняя длина свободного пробега вторичных электронов. [c.61]

Длина пробега флуоресценции. Область генерации рентгеновского излучения, возникающая под действием электронов пучка лежит внутри области взаимодействия электронов с мишенью. Вторичная флуоресценция исходит из гораздо большего объема вследствие того, что расстояние, на которое может распространиться рентгеновское излучение в твердом теле, больше, че.м длина пробега электрона. Рассмотрим случай, когда распределено железо в никелевой матрице. Излучение NiK (7,472 кэВ) может вызвать флуоресценцию /(-излучения железа ( кр = 7,111 кэВ). Расстояние, проходимое Ка излучением никеля в матрице Ni—10% Fe, может быть рассчитано на основе уравнений (3.46) и (3.47). Источником в образце является область взаимодействия электронов (рис. 3.49). Ni Q. распространяется с однородной интенсивностью по всем направлениям от источника. Вторичная флуоресценция Fe,(, возникающая под действием Nixa> образуется в пределах всей сферической области, указанной на рис. 3.49. Относительные объемы областей генерации 50%, 75i /o, 90% и 99% вторичной флуоресценции Fe под действием сравниваются на рис. 3.49 с областью взаимодействия электронов. Отметим громадное различие в размерах областей генерации рентгеновского излучения, возникающего под действием электронов и за счет рентгеновских лучей. [c.92]

Используя давления газа, при которых средняя длина свободного пробега ионов и распыленных атомов становится сравнимой с областью ускорения йонов или размерами газоразрядной трубки или превышает их, можно уменьшить или полностью исключить такие недостатки, свойственные тлеющему разряду, как обратная диффузия распыленного материала к мишени, неопределенность в энергиях и углах падения бомбардирующих ионов и эффекты перезарядки в области ускорения ионов. Разряды в трехэлектродной системе создают и поддерживают электроны, испускаемые термоэлектронным катодом, а не вторичные электроны, выбиваемые из холодною катода, как в случае тлеющего разряда. Таким обра- [c.363]

При облучении твердой поверхности электронами возникает поток вторичных электронов, рассматриваемых как рентгеновские лучи или Оже-электроны. В зависимости от массы атома вероятность существования этих двух видов электронов становится одинаковой при порядковом числе атомов 2 = 33. Для более легких атомов преобладает Оже-излучение, которое становится единственным для 2 = 2—11, когда рентгеновское излучение почти равно нулю. Доля последнего становится преобладающей при 2>33. Вышедший из атома Оже-электрон обладает определенной, характерной для данного атома энергией, так как электронный переход происходит между определенными энергетическими уровнями. В отличие от рентгеновского излучения Оже-электроны в основном относятся к тонкому поверхностному слою толщиной порядка 1 нм. Такие электроны с энергией от 0,05 до 2 кэВ в неупругих процессах характеризуются длиной свободного пробега порядка 0,1—2 нм. Оже-электроны, образующиеся в более глубоких слоях материала, также вылетают из облу аемого объекта, но со значительными потерями энергии, вследствие чего становятся неразличимыми на уровне фона. Для прихменения Оже-снектроскопии требуется высокая чистота изучаемой поверхности. Во избежание адсорбции посторонних атомов исследование следует проводить при чрезвычайно низких давлениях ( 130 нПа). [c.155]

Мы видели, что кинетическая энергия вторичных электронов, освобождающихся при скользящих столкновениях, равна всего лишь нескольким десятками злектронвольт. (Потенциал ионизации лежит обычно в пределах 10—15 эв.) Длина пробега таких электронов составляет только несколько ангстрем, так что след первичной ионизирующей частицы, наблюдаемый, скажем, через сек. после ее прохождения, образует трубку, диаметр которой равен, вероятно, около 10 А. [c.202]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология