Длина волны характеристических линий и потенциал возбуждения К-серии ряда элементов. 7 страница

Увеличение растрового изображения объекта равно отношению размера растра на экране трубки к размеру области сканирования на поверхности образца. Размер растра на экране обычно сохраняют постоянным, варьируя амплитуду сигнала пилообразной формы, подаваемого на систему отклонения зонда. При магнитном отклонении пучка ток в катушках, обеспечивающий отклонение на заданный угол, пропорционален , вследствие этого ручку регулировки увеличения приходится градуировать отдельно для каждого ускоряющего напряжения. Для оценки увеличения используют тест-объект, представляющий собой сетку с ячейками известного размера. Специальная схема позволяет также автоматически изменять калибровку в соответствии с ускоряющим напряжением U₀.

e⁺ FeK_a SiK_a AlKa

Рис. 14.5. Распределение элементов в структуре золовых шлаковых отложений. Микрофотография поверхности образца снятая в поглощенных электронах (e⁺). Этот же участок в характеристическом рентгеновском излучении: FeK_a; SiK_a; AlKa. Светлый фон на микрофотографиях указывает на присутствие элемента.

Для получения изображения достаточно высокого качества со стандартной кадровой разверткой частотой 0,3 Гц применяют люминофоры с длительным послесвечением. Из-за конечных размеров пятна на экране трубки нет смысла использовать растр с числом строк, большим 300. Более детальную картину при фотографировании можно получить, используя люминофор с меньшим временем свечения и растром с числом строк 1000—2000. Фотографирование лучше всего производить при однократном сканировании, используя медленную кадровую развертку с тем, чтобы возможные перемещения объекта при фотографировании лишь слегка искажали картину, не вызывая ухудшения резкости.

Изображение объекта в рентгеновских лучах получают, модулируя яркость пятна на экране электронно-лучевой трубки сигналом, снимаемым с выхода спектрометра, который настроен на характеристическую линию анализируемого элемента. Для этой цели обычно используют импульсы с выхода дискриминатора или амплитудного анализатора.

Каждый из импульсов возникает в момент попадания в детектор одного рентгеновского фотона. Участкам образца с высоким содержанием элемента соответствует много светящихся точек на экране, т. е. достаточно высокая яркость изображения. Картина распределения элемента в этом случае подобна показанной на фотографии (рис. 14.5). Можно считать, что изображение объекта состоит из N² точек, где N — число строк в растре. Уровень шумов в изображении зависит от случайных флуктуаций яркости от точки к точке. Если растр содержит 300 строк и формируется за время 3с, то при скорости счета порядка 5000 им/с, лишь одна точка из шести отвечает регистрации импульса: уровень шумов в таком изображении чрезмерно велик. Разницу в концентрации фиксируют как разницу в среднем числе точек на единицу площади. Отсюда следует, что в визуальном изображении объекта можно различить только значительные колебания химического состава.

Другой способ формирования рентгеновского изображения состоит в использовании сигнала с выхода измерителя скорости счета, который пропорционален средней скорости счета импульсов. После соответствующей обработки этот сигнал используют для получения изображения того или иного вида. Можно, например, усилить видимые различия в концентрации за счет подавления нулевого сигнала, либо установить порог срабатывания схемы таким образом, что будут «отрезаны» импульсы, соответствующие фону в областях с нулевой или низкой концентрацией элемента.

Измеритель скорости счета можно использовать также для получения на экране трубки кривой распределения выбранного элемента вдоль определенного направления на образце, перемещая в этом направлении электронный зонд. Для того чтобы сохранять шум на разумно низком уровне, постоянную интегрирования обычно выбирают равной по крайней мере 0,2с, это приводит к необходимости сканирования с очень малой скоростью (соответствующей, например, 300 строкам за 30с) из-за медленной реакции системы на изменение концентрации. Для быстрой полуколичественной записи кривых распределения различных элементов их можно наложить друг на друга в одном кадре и сфотографировать на пленку.

Недавно стала доступной бездисперсионная и дисперсионная аппаратура для регистрации характеристического рентгеновского излучения, которой в виде приставок снабжаются микроанализаторы. Однако такое оборудование непригодно в растровом микроскопе, поскольку в нем диаметр зонда значительно (раз в 100) меньше, чем в рентгеновском микроанализаторе. В результате интенсивность рентгеновского излучения, вызванная электронным зондом в РЭМ, в 10000 раз меньше, чем в микроанализаторе. Соответственно анализ, который возможно осуществить с помощью РЭМ, может быть только качественным или полуколичественным когда концентрации существующих на поверхности образца элементов весьма большие. Интенсивность рентгеновского излучения почти во всех случаях будет столь малой, что соответствующий сигнал «пропадет» в шуме из-за сравнительно малого времени счета рентгеновских квантов в процессе обычной развертки в растр электронного зонда. Но даже если эта дополнительная особенность в настоящее время не допускает превращения растрового электронного микроскопа в растровый рентгеновский микроскоп, то, тем не менее, микроанализ может иметь реальную ценность дляисследователя, эксплуатирующего РЭМ. Например, его можно использовать для идентификации неизвестной структуры при фрактографическом исследовании, проводя качественный рентгеновский микроанализ, чтобы определить элементы, присутствующие в структуре.

В электронно-зондовом микроанализе изображение поверхности анализируемого образца в электронах необходимо в основном для визуального контроля сканируемой области и выбора участков образца для анализа. В растровой электронной микроскопии изображение поверхности анализируемого образца с высокой разрешающей способностью является основой метода. В РЭМ при формировании электронного изображения объекта основную роль играют два физических явления: вторичная эмиссия и обратное рассеяние электронов. Обратно рассеянными (или отраженными электронами) называют электроны, которые после столкновений с атомами анализируемого образца выходят наружу. Электроны, появившиеся в результате вторичной эмиссии при сканировании образцов, называют вторичными.

Контраст изображения формируется за счет изменения числа вторичных или рассеянных назад электронов, собранных с различных участков поверхности образца. Поэтому величина сигнала, определяющая яркость какой-либо точки на экране, сложным образом зависит от ряда факторов.

Условия формирования контраста различны для вторичных и рассеянных назад электронов из-за огромной разницы в их энергиях. Вторичные электроны имеют энергию около 20 эВ, в то время как для рассеянных назад электронов это значение составляет 20000 эВ. Основное различие между этими двумя типами электронов заключается в том, что быстрые рассеянные назад электроны не отклоняются полем коллектора. Они летят от образца к сцинтилляционному счетчику по совершенно прямолинейным траекториям. С другой стороны, медленные вторичные электроны испытывают влияние электрического поля и обычно следуют по сильно искривленным траекториям, как показано на рис. 15.5.

Вклад в видеосигнал дают только те, рассеянные назад, электроны которые, двигаясь по прямым траекториям, попадают от образца на сцинтиллятор. Отношение числа обратно рассеянных электронов к числу первичных зависит от атомного номера элемента, возрастая от ~10% для углерода (Z=6) до ~50% для урана (Z=92). Отсюда следует, что для четкого выявления в электронном изображении поверхности образца областей с различным средним атомным номером необходимо использовать детектор, чувствительный только к обратно рассеянным электронам.

Рис.15.5. Схема, поясняющая механизм формирования контраста в РЭМ для рассеянных назад (быстрых) и вторичных электронов. 1-сетка; 2-пластмассовый сцинтиллятор покрытый алюминием; 3-световод; 4-фотокатод; 5-изолятор; 6-металлический стакан.

Медленные вторичные электроны испытывают влияние электрического поля коллектора и попадают на сцинтиллятор даже от тех участков образца, от которых нельзя провести прямую линию к сцинтиллятору. Отсюда становится ясно, что те участки поверхности образца, из которых к коллектору нельзя провести прямую линию, можно визуализировать только с помощью вторичных электронов, а не с помощью рассеянных назад. Это является основной причиной более высокой информативной емкости вторично-эмиссионного изображения. Кроме того, вторичные электроны дают больший общий сигнал, а, следовательно, и лучшее отношение сигнал/шум. Число электронов, попадающих на сцинтиллятор, определяется углом между падающим электронным пучком и нормалью к поверхности образца, как показано на рис. 15.5. Это справедливо и для рассеянных назад и для вторичных электронов. Малые изменения (1—2°) наклона поверхности, в общем, оказываются достаточными для заметной модуляции яркости свечения экрана электронно-лучевой трубки, Грубый рельеф поверхности может давать дополнительный контраст за счет эффекта тени.

Существует прямая аналогия между механизмом формирования контраста электронно-оптического изображения в РЭМ и закономерностями восприятия оптического изображения человеческим глазом с помощью (или без) светового, микроскопа. В обоих случаях яркость участка изображения в основном определяется наклоном соответствующего участка поверхности образца по отношению к падающему пучку света или электронов. Этим явным сходством объясняется легкость, с которой глаз за счет изменения яркости почти автоматически воспринимает растровую электронную микрофотографию как трехмерное изображение объекта.

В случае рассеянных назад электронов имеет место другой механизм формирования контраста. Число этих электронов растет с увеличением атомного номера элемента, бомбардируемого первичными электронами. Поэтому контраст изображения образцов с полированной поверхностью, зависящий от атомного номера, можно получить, выключив или хотя бы уменьшив потенциал коллектора. Из-за низкой интенсивности потока рассеянных электронов этот режим используется сравнительно редко. Однако в определенных случаях с его помощью можно получить значительную информацию.

Блок-схема РЭМ представлена на рис. 16.5. Изображение объекта формируется на экранах двух электронно-лучевых трубок, одна из которых предназначена для визуального наблюдения, а вторая, имеющая другие характеристики и работающая в других режимах сканирования, - для фотографирования.

Блок визуального наблюдения используется в тех случаях, когда нужно быстро выбрать необходимый участок поверхности образца, определить увеличение, информативную емкость и качество изображения. Чтобы изображение на экране не успевало гаснуть за время кадра, время сканирования по оси Y достаточно мало. В соответствии с этим экраны трубок, используемых для наблюдения, покрыты люминофором с большим временем послесвечения, а время кадра составляет 1с.

Экран трубки, предназначенной для фотографирования, покрыт люминофором, дающим голубой цвет и имеющим малую длительность послесвечения. Короткое время высвечивания используется для того, чтобы избежать размытия

Рис.16.5. Схема устройства растрового

электронного микроскопа.

изображения при фотографировании в результате механической и электрической нестабильностей, а сравнительно большее время кадра при экспонировании исключает необходимость повторного сканирования. Поскольку при записи изображения требуется большое значение числа линий в кадре (N), экран такой трубки должен обеспечивать высокое разрешение (от 800 до 1000 линий), в то время как на экране трубки наблюдения достаточно 500 линий. Оптимальное расстояние между линиями и размер электронного луча в трубке записи изображения определяются наименьшим расстоянием, какое человеческий глаз способен разрешить (это расстояние приблизительно равно 0,2 мм).

В настоящее время электронная микроскопия превратилась в обширную самостоятельную, быстро развивающуюся область современной технической физики. Открытие новых, неизвестных ранее наноструктур, установление новых неожиданных пространственных соотношений произошло в результате применения электронного микроскопа в физике, химии и кристаллографии, и особенно в биологии.

Глава 6.

ГАЗОРАЗРЯДНАЯ И ПЛАЗМЕННАЯ ЭЛЕКТРОНИКА.

1.6. Слабоионизированные газы.

Если некоторые, или все молекулы в газе электрически заряжены, или ионизованы, то свойства газов во многом существенно меняются. Электрически нейтральный газ можно ионизовать, если оторвать по одному электрону от некоторого числа нейтральных молекул, которые станут положительно заряженными ионами. Поэтому ионизованный газ обычно представляет смесь, по крайней мере, трех сортов частиц: электронов, однократно заряженных положительных ионов и нейтральных молекул. Иногда присутствуют и многократно заряженные ионы (молекулы, от которых оторвано более одного электрона), а также, если газ не одноатомный, могут присутствовать как атомные, так и молекулярные ионы. Некоторые нейтральные молекулы могут даже захватывать электроны, образуя отрицательно заряженные молекулярные Ионы. Пусть n₊,n_-,n₀ обозначают плотность числа положительных ионов, электронов и нейтральных молекул соответственно. Обычно выполняется условие n₊ n_- и в этом случае газ в целом, в указанном макроскопическом смысле, можно приближенно считать нейтральным. Если в одной части объема, занимаемого газом, имеется избыток зарядов одного знака, а в другой части избыток зарядов противоположного знака, то обязательно возникает электростатическое поле, которое заставляет двигаться заряды так, чтобы газ становился в среднем (макроскопически) нейтральным. Только в очень неоднородных областях на границах объема, занимаемого газом, где плотность заряженных частиц очень низка, может нарушаться условие нейтральности. Так как свойства ионизованного газа существенно зависят от степени ионизации n₊/n₀, то важно установить причины, которые определяют её значение. Известно, что это отношение изменяется в пределах от 10^-10 в слабом электрическом разряде до 10¹² в солнечной короне. Если электроны соударяются с нейтральными атомами чаще, чем с положительными ионами, то такой газ называют слабо ионизированным. С другой стороны, если преобладают электрон-ионные взаимодействия, то газ считается сильно ионизованным и называется плазмой. Степень ионизации, различающая эти случаи, зависит от температуры и в несколько меньшей степени от плотности газа. При заданной степени ионизации электрон-ионные взаимодействия относительно более важны при низких температурах, чем при высоких. Однако обычно газ, в котором степень ионизации больше, чем~10³, можно считать сильно ионизованным при условии, что температура будет порядка 10³—10⁴K. Может показаться удивительным, что, когда в окружении электронов нейтральных атомов в 1000 раз больше, чем ионов, взаимодействия электронов с ионами могут оказаться более существенными, чем взаимодействия электронов с нейтральными атомами. Причина этого заключается в том, что кулоновские взаимодействия являются дальнодействующими, и поэтому электрон может «чувствовать» немногие удаленные от него ионы сильнее, чем многочисленные и близкие к нему нейтральные атомы.

2.6. Ионизация газа, находящегося в термодинамическом равновесии.

Экспериментально установлено, что для того, чтобы оторвать электрон от атома или от молекулы, требуется определенная энергия:

Е_i=еФ, (1.6)

называемая энергией ионизации. Величина Ф называется потенциалом ионизации, и его величина для некоторых газов представлена в табл. 1.6. По физическому смыслу потенциал ионизации равен разности потенциалов, которую должен пройти электрон в ускоряющем электрическом поле, чтобы увеличение его энергии было равно работе ионизации. Из анализа результатов представленных в таблице 1.6. следует, что значения ионизационных потенциалов, будучи выражены в вольтах, кажутся совсем скромными. Но если приравнять энергию ионизации к средней кинетической энергии ³/₂kT молекулы газа, находящегося в термодинамическом равновесии, то получим, что средняя энергия (1эВ=1,6 10^-19 Дж) соответствует температуре:

Т=1эВ: = . (2.6)

Таблица 1.6.

Значения потенциала ионизации для некоторых атомов и молекул газов.

Атомы.	Н	Не	O	N	Ne	CI	Na	Hg	К	Ar
Ф, В	13,6	24,6	13,6	14,5	21,6	13,0	5,14	10,4	4,34	15,8
Молекулы	Н2	О2	Н2О	N2	N02	Cl2	C02	CO	HCL	NO
Ф, В	15,4	12,2	12,6	15,6	12,3	11,3	13,8	14,0	12,6	9,2

Поэтому очевидно, что только при очень высоких температурах средняя кинетическая энергия частиц газа или энергия теплового движения, которая может служить мерой температуры тела, превосходит энергию ионизации. Тем не менее, даже если энергия теплового движения много меньше энергии ионизации, всегда найдется некоторое число частиц на высокоэнергетическом конце распределения Максвелла-Больцмана, которые обладают кинетической энергией, достаточной для того, чтобы вызвать ионизацию при соударениях с другими молекулами. Этот способ ионизации называется термоионизацией. При повышении температуры число таких частиц, обладающих высокой энергией, увеличивается, и поэтому степень тепловой ионизации газа возрастает с температурой.

При соударениях, ведущих к ионизации, образуются ионы и электроны, число которых, однако, может уменьшаться вследствие противоположного процесса рекомбинации. Как ясно из самого названия, этот процесс состоит в том, что электрон и ион, взаимодействуя, образуют нейтральный атом или молекулу. Равновесной степеньюионизацииявляется такая, при которой скорость ионизации равна скорости рекомбинации. С помощью методов статистической физики, можно провести оценку равновесной степени ионизации, не рассматривая сложные детали процессов ионизации и рекомбинации.

Вероятность нахождения системы, которая имеет энергию Е в единице объема фазового пространства пропорциональна больцмановской экспоненте exp- . Для того чтобы подсчитать вероятность (П) нахождения в единице объема частицы с любой скоростью, необходимо проинтегрировать больцмановскую экспоненту по всему пространству скоростей:

П . (3.6)

При термодинамическом равновесии плотность числа частиц (n) пропорциональна (П):

П v²exp- . (4.6)

Вероятность найти в единице объема свободную пару электрон-ион должна равняться произведению (независимых) вероятностей найти каждую частицу:

(5.6)

Вероятность П₀ найти нейтральную молекулу, т. е. пару электрон-ион в связанном состоянии с произвольной кинетической энергией, но с фиксированной потенциальной энергией (-Е_i)будет пропорциональна:

П_{0 .} (6.6)

Так как в состоянии термодинамического равновесия вероятности пропорциональны плотностям частиц, то получим:

p- . (7.6)

Точное значение постоянной пропорциональности можно вычислить только с помощью квантовой механики, которая приводит к уравнению Саха:

. (8.6)

Здесь h постоянная Планка, и сделано предположение, что m₊=m₀. Отсюда видно, что степень ионизации пропорциональна

. (9.6)

Когда температура повышается, то появляется все больше частиц, которые имеют кинетическую энергию, превышающую E_i, и тем самым могут приводить к ионизации при соударениях с другими частицами. Поэтому степень ионизации быстро возрастает с ростом температуры.С другой стороны, для процесса рекомбинации не требуется никакой энергии, даже, напротив, в этом процессе высвобождается энергия ионизации Е_i. Поэтому нет никаких причин ожидать, что степень рекомбинации подобно степени ионизации будет экспоненциально расти с ростомтемпературы. В итоге происходит быстрое возрастание степени ионизации с ростом температуры, что и отражено в уравнении (9.6).

То обстоятельство, что степень ионизации увеличивается при уменьшении плотности n₀газа, является менее очевидным. Причина этого состоит в том, что в процессе рекомбинации должно участвовать больше частиц, чем в процессе ионизации. Так, например, ионизация при столкновении электрона с нейтральной молекулой является результатом взаимодействия двух тел. Скорость ионизации при таком процессе пропорциональна n_-n₀, т. е. произведению плотностей чисел электронов и нейтральных молекул.

Рис. 1.6. Расчетная зависимость плотности

числа ионов n₊ от температуры по уравнению Саха.

Обратный этому процесс рекомбинации происходит уже при взаимодействии трех тел, когда один ион и два электрона должны взаимодействовать одновременно. Третья частица в процессе рекомбинации нужна для того, чтобы обеспечить выполнение законов сохранения энергии и импульса. Поэтому скорость рекомбинации при таком процессе должна быть пропорциональна .Таким образом, при данном значении степени ионизации скорость ионизации пропорциональна , а скорость рекомбинации пропорциональна . Другими словами, при уменьшении n₀скорость рекомбинации падает быстрее, чем скорость ионизации, что и ведет к повышению степени ионизации. В качестве примера рассмотрим состояние газа в газообразной звездной туманности при температуре 6000° Кисочень низкой плотностью порядка 10³ частиц/см³. Как следует из уравнения Саха, эти газы, по существу, полностью ионизованы (степень ионизации n_+/n₀порядка 10⁷), в то время как на поверхности солнца при той же самой температуре, но при плотности 10¹⁶ частиц ∕cм³степень ионизации составляет только 10^-3. Зависимость, которую дает уравнение Саха, для двух случаев n_+∕ n₀=1 и n_+∕ n₀=100, на примере газообразного водорода представлена на рис. 1.6.

При обсуждении вопроса о степени ионизации газа, предполагалось, что он находится в состоянии термодинамического равновесия, В этом случае достижение заметной ионизации требует очень высоких температур и малых плотностей газа. Простое нагревание газа в печи бывает обычно недостаточным. При хорошем вакууме (n₀ 10¹⁰ cм^-3 ) и в самой горячей печи.(T 3-10³К) степень ионизации будет только ~ 10^-13 для водорода (в то время как для цезия ~ 20). Так как достигнуть высокой степени ионизации с помощью простого нагревания трудно, то большинство газов ионизуется в лабораторных условиях с помощью пропускания через газ электрического тока, как, например, в случае лампы дневного света. Такой газ не находится всостоянии термодинамического равновесия, так как в газе имеется некоторый суммарный поток заряженных частиц. Равновесное же распределение Максвелла изотропно в пространстве скоростей и поэтому не допускает никаких потоков. Тем не менее, если отклонение от равновесия невелико, как, например, в высоковольтной дуге, то можно считать, что уравнение Саха еще остается в некотором приближении справедливым.

Если электрический ток в газе вызван наложением внешнего электрического поля то механизм процесса ионизации еще может быть термоионизацией, которая описана в настоящем параграфе. Именно так и будет в случае слабых электрических полей и /или малой средней длины свободного пробега, т. е. большой плотности, когда кинетическая энергия, приобретенная заряженной частицей во время ее «свободного падения» в электрическом поле между двумя последовательными соударениями, будет мала по сравнению с энергией ионизации. Тогда кинетическая энергия, приобретенная заряженной частицей при ее ускорении в электрическом поле, будет распределяться посредством упругих столкновений между всеми частицами газа. В результате газ нагревается джоулевым теплом, которое обусловлено обычным омическим сопротивлением газа. Это явление полностью аналогично хорошо известному эффекту омического нагрева твердых проводников. В свою очередь повышение температуры, как уже отмечалось, ведет к увеличению тепловой ионизации.

Если уменьшение потенциальной энергии заряженной частицы в электрическом поле на средней длине свободного пробега сравнимо с энергией ионизации, то частица может между двумя последовательными соударениями приобрести кинетическую энергию, достаточную для того, чтобы вызвать ионизацию при соударении. Эта так называемая ударная ионизацияиграет важную роль в разрядах при низком давлении, когда средняя длина свободного пробега велика. В некоторых экспериментах случается так, что в одной области газа преобладает тепловая ионизация, в то время как в других ударная. В тех областях, где преобладает ударная ионизация, газ далек от состояния термодинамического равновесия и не следует ожидать, что уравнение Саха, будет, в какой бы то ни было, мере справедливым.

3.6. Диффузионный ток.

В ионизованном газе может протекать электрический ток, который, представляет собой не что иное, как явление переноса электрически заряженных частиц. Так как ионизованный газ содержит свободно двигающиеся электроны и положительные ионы, то он должен быть проводником. Посредством диффузии частицы могут переноситься в некотором направлении. Если в данной части объема, занимаемого ионизованным газом, имеется повышенная плотность числа заряженных частиц, то частицы будут быстро диффундировать в области с более низкой плотностью. Плотность диффузионного потока числа частиц J в направлении оси хравна:

J=D (10.6)

здесь D-коэффициент диффузии заряженных частиц плотности n через газ, состоящий в основном из нейтральных частиц плотности n₀. С учетом присутствия двух типов частиц можно записать:

Дата добавления: 2017-01-14