Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Импульсные рентгеновские трубки. Катодные узлы 12
1.1. Применение импульсных рентгеновских трубок в различных областях науки и техники 12
1.2. Источники электронов импульсных рентгеновских трубок 19
1.2.1. Эффективные термокатоды 19
1.2.2. Высокоэффективные термокатоды 23
1.2.3. Специальные мощные катоды 24
1.2.4. Катоды на основе гексаборида лантана 27
1.2.5. Автоэмиссионные катоды 28
1.2.6. Взрывноэмиссионные катоды 30
1.2.7. Плазменные газоразрядные источники электронов 32
Выводы главы 35
Глава 2. Метод импульсной рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии 37
2.1. Основные принципы метода 37
2.2. Особенности рентгеноэлектронных спектров 42
2.3. Глубина анализируемого слоя в методе ИРЭС 44
2.4. Исследование химических сдвигов спектров остовных электронных уровней 45
2.5. Количественный анализ в методе ИРЭС 46
2.6. Аппаратное обеспечение ИРЭС 48
Глава 3. Расчет импульсной рентгеновской трубки 52
3.1. Влияние увеличения анодного тока ИРТ на работу магнитного рентгеноэлетронного спектрометра 52
3.1.1. Расчет дополнительной составляющей в магнитном поле энергоанализатора 53
3.1.2. Расчет ЭДС электромагнитной индукции в катушках энергоанализатора 56
3.1.3. Расчет разворота фотоэлектронов полем анодного тока в области между образцом и щелью энергоанализатора 60
3.1.4. Расчет расхождения пучка фотоэлектронов в области между образцом и щелью энергоанализатора под действием поля пространственного заряда 62
3.2. Расчет импульсной рентгеновской трубки 65
3.2.1. Расчет теплового режима анода импульсной рентгеновской трубки 66
3.2.2. Расчет катодного узла 71
3.2.3. Расчет межэлектродных промежутков 73
Глава 4. Техника эксперимента 78
4.1.Аналитический узел спектрометра 78
4.2.Рентгеновская трубка и образцедержатель 80
4.3. Вакуумная система спектрометра 83
4.6. Система электропитания ИРТ 86
Глава 5. Испытание импульсной рентгеновской трубки 87
5.1. Статические вольтамперные характеристики импульсной рентгеновской трубки 87
5.1.1. Эмиссионные характеристики ИРТ 87
5.1.2. Анодные характеристики ИРТ 89
5.1.3. Входные характеристики ИРТ 91
5.2. Импульсные характеристики ИРТ 93
5.2.1. Методика испытания ИРТ 93
5.2.2. Методика исследования импульсов анодного тока 94
5.2.3. Результаты испытания ИРТ 95
Выводы главы 98
Заключение 99
Библиографический список используемой литературы 101
Приложение
- Эффективные термокатоды
- Плазменные газоразрядные источники электронов
- Исследование химических сдвигов спектров остовных электронных уровней
- Расчет разворота фотоэлектронов полем анодного тока в области между образцом и щелью энергоанализатора
Введение к работе
Актуальность.
Процессы, происходящие на поверхности, под которой понимается общая часть двух смежных областей пространства - окисление, восстановление, катализ, травление, физическая адсорбция, хемосорбция, сегрегация, термическая миграция, диффузия и др. - могут оказывать заметное влияние на объемные свойства материалов, такие как прочность, пластичность и пр. и вызывают у исследователей растущий с годами интерес. Об этом можно судить уже по тому, что в наше время существует более 70-и "поверхностных" методов. Среди них особое место занимает метод электронной спектроскопии (ЭС), созданный К. Зигбаном (Швеция, Уппсальский университет) в 50-ых годах на базе бетта-спектроскопии [1, 2].
Данный метод позволяет получить информацию о процессах на поверхности, составе и свойствах сверхтонких поверхностных слоев конденсированных систем в пределах длины свободного пробега электронов, соответствующей десяткам атомных слоев для металлов и сотням слоев для полупроводников и изоляторов, и обладает рекордно малой глубиной анализируемого слоя с чувствительностью до долей моноатомного слоя. Все это обуславливает успешное применение электронной спектроскопии на стыке двух наук - физики и химии поверхности [3].
В России ЭС начала развиваться в 60-ых годах с основополагающих работ В.И.Вовны и Ф.И.Вилесова по фотонике [4]. В 70-ых годах происходит ее окончательное формирование на базе рентгеновской спектроскопии благодаря работам В.В.Немошкаленко и В.Г.Алешина [5], В.И.Нефедова и В.Т.Черепина [6], В.А.Трапезникова и И.Н.Шабановой [7].
Перспективы дальнейшего развития физики, химии и механики поверхности становятся очевидными, если учесть, что "процессы на поверхности происходят, в основном, быстро, и подавляющее большинство опубликованных исследований позволяют видеть лишь итог этих процессов, не регистрируя, как правило, их промежуточных стадий. Воздействие на поверхность сильноточными электронными и ионными пучками, лазерным излучением, излучениями, возникающими при ядерных превращениях, требует разработки импульсных методов исследования поверхности и разработки соответствующих научных приборов, импульсной электронной спектроскопии и других "поверхностных" методов, позволяющих за доли секунды, вплоть до наносекунд, регистрировать изменения электронной и атомной структуры и осуществлять анализ поверхности на всех стадиях взаимодействия "[8, с.9 предисл. ред. перевода].
Немаловажной является и финансовая сторона научных экспериментов. Так К.Бенуэлл видит ценность регистрации спектров со скоростями, более высокими, чем в обычной спектроскопии, в том, что "спектрометры являются дорогими инструментами, и чем больше результатов будет получено с их помощью за данный промежуток времени, тем быстрее окупится их стоимость (более эффективным будет их использование)" [9].
Можно привести следующие примеры быстропротекающих процессов: процессы, происходящие на уровне электронной структуры поверхности конденсированных систем при фазовых переходах [10,11]; перестройка электронной структуры при импульсном воздействии лазерным излучением, электронными и ионными пучками и др.; образование свободных радикалов или ион-радикалов - нестабильных частиц с неспаренными электронами, имеющими время жизни от нескольких миллисекунд до нескольких микросекунд и менее, на стабильных молекулах при облучении последних ультрафиолетовым излучением или при радиационном воздействии на них [9]; импульсная высокотемпературная сверхпроводимость [12,13]; деформация и аморфизация кристаллов в условиях импульсных внешних нагрузок [14].
Особый интерес представляет исследование эффекта самоупрочнения поверхности, наблюдаемого в деталях машин и механизмов, работающих в циклическом режиме, за счет импульсного рабочего давления при превышении времени релаксации возбужденного вещества поверхности над временем цикла [15, 16]. Испытание по поверхностному самоупрочнению и упрочнению лопаток 3-ей ступени компрессора высокого давления авиадвигателя ПС-90А, испытывающих циклическую нагрузку с частотой 6500 Гц, показали возможность повышения их ресурса более чем на порядок по сравнению с серийными лопатками [17].
Для снижения стоимости динамического покрытия лопаток необходимо уточнить механизм эффекта самоупрочнения, что позволит подобрать более экономичные материалы покрытия. Предполагается, что одна из основных его причин — изменение электронной структуры вещества в приповерхностном слое, приводящее к увеличению межатомных сил связи (МСС). Автором [18] предложен новый метод оценки величины МСС по дебаевской температуре, определяемой по электронным спектрам, возбужденным с одного атомного уровня рентгеновским излучением двух энергий, полученных от двух анодов.
Для исследования перечисленных процессов более всего приспособлены магнитные электронные спектрометры с двойной фокусировкой. Данные спектрометры обладают уникальными возможностями (рекордно малая глубина анализируемого слоя, высокая чувствительность и др.) и, в то же время, имеют технологическую направленность (агрессивные газовые потоки, интенсивно выделяющиеся при воздействии на образец различными способами непосредственно в камеру энергоанализатора, не нарушают фокусировку прибора). Регистрация на них импульсных электронных спектров наличие импульсной рентгеновской трубки (ИРТ) и параллельной системы регистрации.
Существующие ИРТ обладают характеристиками, значения которых варьируются в широком диапазоне вплоть до 10 А (анодный ток), 10 В (напряжение), 10"10 с (длительность импульса рентгеновского излучения) [19]. Но в литературе нет данных о трубках, в которых учитывалась бы специфика их эксплуатации в рентгеноэлектронных спектрометрах.
На данный момент спроектирована и находится на стадии изготовления система параллельной регистрации отдельных участков электронных спектров, позволяющая проводить исследования нестационарных и импульсных распределений электронов по энергии и времени [10, 13, 20]. Полученная в линейном приближении аппаратная функция энергоанализатора для режима параллельной регистрации указывает на возможность дополнительного уширения спектральных линий [21]. Кроме того, сам по себе импульсный режим работы рентгеновской трубки может повлиять на фокусирующие свойства спектрометра и привести к уширению спектральных линий. В связи с этим, целесообразно испытание ИРТ и СПР проводить автономно.
Таким образом, актуальность темы диссертации определяется необходимостью реализации импульсного режима магнитного рентгено-электронного спектрометра с целью исследовать быстропротекающие процессы.
Цель и задачи работы.
Цель работы заключается в разработке и изготовлении импульсной рентгеновской трубки для магнитного рентгеноэлектронного спектрометра. В соответствии с поставленной целью в работе решались следующие задачи: определение ограничений, накладываемых на характеристики ИРТ спецификой их функционирования в магнитном рентгеноэлектронном спектрометре; анализ перспективности применения в проектируемой импульсной рентгеновской трубке элементов конструкции существующих ИРТ, в том числе их катодных узлов; расчет, проектирование и изготовление импульсной рентгеновской трубки; определение статических характеристик ИРТ; составление технического задания на импульсный блок электропитания; разработка методики испытания ИРТ; испытание импульсной рентгеновской трубки.
Научная новизна.
Из полученных в диссертационной работе результатов как новые и актуальные могут рассматриваться следующие: предложена оригинальная форма анода рентгеновской трубки; впервые разработана и изготовлена импульсная рентгеновская трубка для рентгеноэлектронного магнитного спектрометра;
Практическая ценность работы: применение импульсной рентгеновской трубки в магнитном электронном спектрометре совместно с параллельной системой регистрации позволит получить временное разрешение в исследовании быстропротекающих процессов; предложенная оригинальная форма анода ИРТ дает возможность более эффективного использования характеристического излучения, и может применяться как в импульсных, так и рентгеновских трубках, работающих в статическом режиме.
Положения, выносимые на защиту:
Конструкция импульсной рентгеновской трубки.
Методика испытания импульсной рентгеновской трубки.
Экспериментальная апробация разработанной трубки и предложенной методики.
Структура диссертации.
Диссертация состоит из оглавления, введения, пяти глав, заключения, библиографического списка используемой литературы, включающей 101 источник, трех приложений. Работа изложена на 115 страницах, содержит 19 рисунков.
В первой главе с целью постановки задачи проведен анализ литературных данных, который показал, что в настоящее время импульсная рентгенотехника достаточно развита и получила широкое применение в различных областях науки и техники, причем в каждой их них предъявляются свои требования к ИРТ. В этом смысле не является исключением и электронная спектроскопия — магнитное поле, генерируемое импульсной рентгеновской трубкой, не должно нарушать фокусировку спектрометров. Кроме того, значение анодного напряжения трубки должно лежать в узком диапазоне. Так, для алюминиевого анода он составляет 12-15 кВ. Отсюда вытекает необходимость в проектировании специальной импульсной трубки для магнитного рентгеноэлектронного спектрометра.
Одним из основных узлов рентгеновской трубки является источник электронов. Рассмотрев основные типы катодных узлов, автор приходит к заключению, что наиболее подходящими для выполнения задач данной диссертационной работы подходят катоды из торированного вольфрама.
Во второй главе освещаются физические принципы импульсной рентгеноэлектронной спектроскопии (ИРЭС). Раскрывается ее уникальность в качестве метода исследования физики быстропротекающих процессов. Показано, что наиболее оптимальным для реализации ИРЭС является 100-см рентгеноэлектронный магнитный спектрометр.
В третьей главе проводится расчет импульсной рентгеновской трубки, описывается оригинальная конструкция ИРТ.
В четвертой главе описывается техника эксперимента, включающая в себя 100-см магнитный рентгено-электронный спектрометр, импульсную рентгеновскую трубку и источники ее электропитания.
В пятой главе приводятся экспериментальные данные по испытанию ИРТ в статическом (ВАХ) и импульсном (осциллограммы токов) режимах.
Эффективные термокатоды
Вольфрамовые катоды. Вольфрам по эмиссионным свойствам уступает другим тугоплавким металлам (молибден, тантал), но зато обладает весьма высокой температурой плавления при относительно удовлетворительной ковкости и тягучести. Это последнее качество дает возможность изготавливать из вольфрама очень тонкую и достаточно прочную проволоку (10-1000 мкм) [41]. Поскольку вольфрам обладает относительно большой работой выхода, то для получения значительной эмиссии вольфрамовый катод приходится сильно нагревать. Чаще всего рабочую температуру выбирают от 2100 до 2400 С, обеспечивая тем самым удельную электронную эмиссию 0,3 А/см , долговечность в 1000 ч и эффективность 15 мА/Вт. Чтобы достигнуть при этом тока 10 А потребуются эффективная эмитирующая поверхность 33 см , что приведет к неоправдано большим габаритам катодного узла. Кроме того, небольшая эффективность вольфрамового катода станет причиной большой рассеиваемой им мощности (более 600 Вт) и нежелательного сильного нагрева соседних узлов рентгеновской трубки. Дополнительный импульсный нагрев катода до 2950-3000 С позволяет достигать эмиссионного тока в 50 А/см при долговечности, составляющей несколько часов [42, 43]. К тому же, наряду с испарением материала катода, причиной уменьшения и без того низкой долговечности может стать разрушение катода вследствие механических напряжениях, возникающих из-за неоднородного нагрева разных участков катода. Перечисленные недостатки вольфрамового катода говорят о его не перспективности в качестве источника электронов импульсной рентгеновской трубки рентгеноэлектронного магнитного спектрометра. б) Торированные катоды. Монослой тория на поверхности вольфрама значительно снижает работу выхода (с 4,5 до 2,62 эВ), и торированный катод обладает гораздо большей эмиссионной способностью, чем чисто вольфрамовый. Кроме того, его долговечность, в отличие от вольфрамового, не определяется толщиной эмиттера, а зависит от наличия и состояния пленки тория на поверхности и в случае наиболее часто применяемых рабочих температурах (1500-1600 С) превышает 1000 ч.
При указанных температурах торированный катод имеет эффективность 15-50 мА/Вт и эмиссионную способность 0,4-1,1 А/см . Характеризуя поведение эмиссионной способности торированного катода при дальнейшем увеличении его температуры, авторы [41, 43 и 44] указывают, что повышение рабочей температуры ведет первоначально к увеличению эмиссии (при одновременном уменьшении долговечности), а в дальнейшем - к ее снижению до эмиссии чистого вольфрама. Поведение монослоя тория довольно "капризно", чем, по-видимому, объясняется разброс в значениях максимального тока эмиссии у разных авторов. Так, Тягунов [41] приводит значение 1,286 А/см , Шулейкин [42] - 1,161 А/см , а Нергаард [45] - 1,8 А/см . Тем не менее, согласно более современным сведениям, оно равно 3,42 А/см [43]. Температура накала катода при этом составляет 1850 С, а долговечность - приблизительно 100 ч. Данная долговечность для нас вполне приемлема, и площадь эмитирующей поверхности вплоть до 3 см2 реализуема в катодном узле со сравнительно небольшими габаритами. Основной проблемой, связанной с их эксплуатацией, является нарушение монослоя тория, а, следовательно, и нестабильность эмиссии вследствие усиленного испарения тория в случае перегрева при колебаниях температуры и ионной бомбардировки. Однако на практике она достаточно легко решается - производится стабилизация тока нагрева и применяется рентгеновская трубка открытого типа, имеющая общий вакуумный объем с исследовательской камерой, где обеспечивается сверхвысокий вакуума. Следует учесть также хорошую технологичность и неплохую пластичность торированного вольфрама. Многообещающей могла бы стать реализация предимпульсного нагрева катода с 1600 до 2050 С. В этом случае эмиссия временно может достигать 10 А/см [46]. Данный эффект объясняется инертностью процесса испарения тория с поверхности вольфрама и сохранением вследствие этого еще некоторое время монослоя тория при сравнительно высокой температуре катода (затем из-за преобладания скорости испарения тория над скоростью его диффузии из глубины катода монослой разрушается). В дополнение, у Шнейдера [47] можно найти сведения об образовании нестабильного состояния тория с эмиссионной константой А = 6,1 (у обычного, стабильного состояния А = 2,6), образующегося при прохождении большого электрического тока по катоду. Описываемый режим катода неэкономичен, т.к. он постоянно находится в подогретом состоянии, но импульсный перепад температуры лишь в 400 С позволяет избежать сильных механических напряжений в катоде во время перегрева и уменьшение фронта импульса вследствие быстрого достижения необходимой температуры. Также нагретое состояние катода между импульсами позволяет ускорить скорость диффузии тория на поверхность и восстановить там монослой из его атомов. К сожалению, в литературе нет данных о продолжительности промежутка времени, в течение которого сохраняется монослой тория при перегреве, и его необходимо установить посредством дополнительных экспериментов. в) Карбидированные катоды. Атомы тория образуют одноатомную пленку на карбиде вольфрама, составляющего поверхностный слой, и держатся на нем гораздо прочнее, чем на чистом вольфраме, а быстрота испарения их в этом случае в несколько раз меньше.
Поэтому рабочая температура карбидированного катода может быть взята порядка 1650-1700 С, т.е. выше, чем у просто торированного катода при той же долговечности (1000 ч и более). Увеличение температуры ведет к повышению эмиссионной способности, а, следовательно, и эффективности, достигающей 50-70 мА/Вт [41]. Упрочнение сил связи между атомами монослоя тория и поверхностным слоем катода приводит к меньшей чувствительности последнего к его перекалу. В связи с этим, вопрос о реализации импульсного нагрева катода, а следовательно и получения относительно большой плотности тока эмиссии (до 10 А/см ), может показаться решенным. Однако большая хрупкость, являющаяся основным недостатком карбида вольфрама, служит причиной быстрого разрушения катода механическими напряжениями, возникающими при его импульсном нагреве [48]. Кроме того, из-за неё становится проблематичной частая разгерметизация рентгеновской
Плазменные газоразрядные источники электронов
В плазменных газоразрядных источниках электронов (ПГИЭ) в качестве эмиттера электронов применяют плазму [60]. В зависимости от способа создания плазмы различают несколько видов ПГИЭ. Рассмотрим подробнее те виды, которые могут быть выполнены без элементов из магнитных материалов и не используют магнитное поле для зажигания разряда. а) Электронные источники на основе объемного низковольтного разряда с полым катодом. В электронных источниках данного типа между полым катодом и сетчатым анодом, находящимся под напряжением 300-500 В, зажигается низковольтный разряд в атмосфере гелия (давление 1-5 Па). Из плазмы разряда лектроны вытягиваются ускоряющим напряжением (30 150 кВ), создаваемым электродом в виде фольги, укрепленной опорной решеткой. Кроме того, этот электрод обеспечивает герметизацию разрядной камеры. Модулирующее напряжение подается на сетку, расположенную между анодом и катодом. В источнике электронов [61] с наиболее подходящими для нашего случая параметрами при длительности импульсов 100 мкс плотность пучка электронов составила 1 А/см . Ускоряющее напряжение в 50 кВ обеспечивает долю высокоэнергетичных электронов в 90 % с шириной пика на его полувысоте 1,4 кэВ. Очевидно, снижение ускоряющего напряжения до 10-12 кВ значительно уменьшит плотность пучка в силу меньшей эффективности извлечения электронов из плазмы и повышения вероятности их захвата фольгой. Что влечет за собой неоправданное увеличение размеров электронного источника и делает его применение в магнитных рентгеновских спектрометрах неперспективным. б) Электронные источники на основе самостоятельного высоковольтного тлеющего разряда. Создание плазмы и формирование пучка электронов в одном межэлектродном промежутке обуславливают простоту конструкции электронных источников данного типа. Наиболее распространенная электродная система в них представляет собой два алюминиевых диска, расположенных в стеклянном цилиндре с внутренним диаметром, близким к диаметру электродов.
В одном из электродов имеется прикрытое фольгой отверстие, через которое выводится пучок электронов. Разрядная камера при алюминиевых электродах, как правило, заполняется гелием до давления 0,4-8 Па [60]. Электронный источник на основе самостоятельного высоковольтного разряда, имеющий наиболее подходящие для нашего случая характеристики, при ускоряющем напряжении 50 кВ и длительности импульсов 200 мкс обеспечивает плотность тока в электронном пучке 0,08 А/см . Общий ток составляет приблизительно 14 А [62]. Понижение ускоряющего напряжения повлечет за собой прерывание разряда, поскольку оно также ответственно за зажигание высоковольтного разряда. В свою очередь, повышение давления рабочего газа в разрядном промежутке с целью уменьшения напряжения зажигания высоковольтного разряда приведет к понижению пробойного напряжения и повысит вероятность прожигания фольги случайно загоревшейся дугой. В работе [63] предлагается преодолеть эту проблему введением дополнительного сетчатого электрода, благодаря чему рабочие напряжения снижаются до 20 кВ. Кроме того, площадь сечения пучка электронов, необходимая для обеспечения тока вплоть до 10 А составляет неприемлемую величину в несколько десятков квадратных сантиметров. Также, понижение ускоряющего напряжения приведет к уменьшению плотности тока пучка электронов из-за снижения вероятности прохождения последних сквозь фольгу. Таким образом, электронные источники рассматренного в данном параграфе типа могут оцениваться как неперспективными для их использования в магнитном рентгено-электронном спектрометре. д) Электронные источники на основе несамостоятельного высоковольтного тлеющего разряда. Источники электронов данного вида обладают основным преимуществом над источниками электронов на основе самостоятельного высоковольтного разряда - возможность регулирования тока пучка электронов в довольно большом диапазоне посредством изменения тока разряда. Основными их элементами являются высоковольтный катод, заземлённая фольга выпускного устройства и камера вспомогательного разряда, конструкция которой проницаема для пучка электронов. От прикатодной области вспомогательная разрядная камера отделена сетчатым электродом. Ток пучка и ток разряда текут во взаимно перпендикулярных направлениях. Источники различаются электродными системами вспомогательных разрядов.
Один из них, с наиболее подходящими для нашего случая параметрами, например, содержит термокатод, который, в отличие от автоэмиссионных катодов, позволяет поддерживать разряд при относительно низком напряжении [64]. Этот источник при ускоряющем напряжении 130 кВ обеспечивает изменение плотности тока электронного пучка от 0,01 до 2 А/см при соответствующем варьировании длительности импульса от 150 до 2 мкс. Как видно из приведенных данных, при продолжительности импульса 100 мкс плотность тока сопоставима по величине с током источников электронов на основе высоковольтного самостоятельного разряда. Следовательно, ему присущи те же недостатки, и его применение в импульсных рентгеновских трубках для магнитных рентгеноэлектронных спектрометрах следует признать неперспективным. Рассмотрев основные типы источников элетронов, мы можем заключить, что практически все типы электронных источников имеют свои недостатки и вопрос об их применении в импульсной рентгеновской трубке для магнитного рентгеноэлектронного спектрометра должен решаться комплексно. При этом необходимо учитывать такие факторы, как величина минимальных габаритов и возможность их монтировки к рабочей камере спектрометра без существенного усложнения конструкции последнего, технологичность, надежность, стоимость и др.
Исследование химических сдвигов спектров остовных электронных уровней
Метод рентгеноэлектронной спектроскопии является достаточно точным методом определения энергий всех электронных уровней от Is уровня до уровня Ферми. Совокупность энергий связи электронов однозначно определяется атомным номером элемента и является характеристикой данного атома. Энергия связи, рассчитываемая из уравнения (2.2) является чувствительной характеристикой химической связи атома в твердом теле, так как ее величина зависит не только от природы самого атома, но и его окружения. В связи с этим метод ИРЭС для исследования кинетики химических реакций на поверхности металлов и сплавов является незаменимым. Несмотря на наличие обширного экспериментального материала, в настоящее время не представляется возможным уверено рекомендовать абсолютные значения Есв электронов для всех чистых веществ и соединений в качестве стандартных. Их наиболее полная подборка дана в справочной литературе [6, 69, 70, 72, 73]. Основной интерес в большинстве случаев представляет изменение АЕСВ для электронных уровней одного и того же элемента в разных соединениях. Эта величина обычно измеряется относительно элемента в неокисленном (чистом) состоянии и, в отличие от Есв, не зависит от калибровки спектрометра. Химический сдвиг - это смещение начального уровня остовного электрона в атоме при изменении его электронного состояния, т.е. при каком либо перераспределении локализации валентных электронов.
Оно приводит к изменению экранирующего действия валентных электронов на остовные, что сопровождается изменением энергии последних, т.е. химическим сдвигом, в том числе и переменным в ходе регистрации импульсного фотоэлектронного спектра. Интенсивность рентгеноэлектронной линии зависит от следующих факторов: аппаратурного, процесса фотоионизации и характеристик образца. Аппаратурный фактор определяется характеристиками рентгеновского излучения (интенсивность, монохроматичность, ширина возбуждающей линии), эффективностью детектирования фотоэлектронов D, пропусканием анализатора G. В спектрометрах с постоянной энергией пропускания анализатора и замедляющим полем G Еан/Екин. Процесс фотоионизации характеризуется сечением фотоионизации o"ni(hv) электронной оболочки nl атома квантом с энергией hv и угловой ассиммметрией интенсивности фотоэмиссии каждого атома. anl(hv) дает вероятность ионизации nl-оболочки при попадании одного фотона на единицу поверхности в единицу времени. Значение а зависит как от особенностей ионизируемой орбитали, так и от энергии кванта. Расчетные и экспериментальные значения о для наиболее широко используемых излучений приведены в [6, 68, 70]. Следует отметить, что эмпирические значения о, полученные на установках с различной геометрией съемки, отличаются между собой. Влияние свойств образца связано с длиной свободного пробега электронов в веществе, концентрацией элементов С, чистотой и способом подготовки поверхности Поскольку интенсивность линии I прямо пропорциональна концентрации исследуемого элемента, то рентгеноэлектронная спектроскопия обладает еще одним достоинством - возможностью определения количественного состава сверхтонких поверхностных слоев.
Для чего применяется упрощенное, но дающее хорошую точность выражение: где a3j - эмпирический фактор элементной чувствительности, значения которого как, приведены в справочных таблицах [6,68,70]. В случае, когда интересует, главным образом, изменение содержания элементов и их отношения при изменении температуры, то результаты рентгеноэлектронных исследований удобно представлять в единицах приведенной контрастности спектров Кот,,, пропорциональной содержанию элемента на поверхности (не в единицах атомной концентрации) и вычисление приведенной (относительной) концентрации производить по формуле где K;,j - контрастность рентгеноэлектронных линий, соответствующих определенным уровням і- и j-элементов. Контрастность отдельной линии следует определять из соотношения где Imax - интенсивность спектра в максимуме рентгеноэлектронной линии; If - интенсивность фона спектра. Вычисление интенсивности фона при этом проводить по стандартной методике, изложенной в [72]. В случае импульсного облучения образца количественный анализ существенно осложняется в начале и в конце импульса вследствие изменения
Расчет разворота фотоэлектронов полем анодного тока в области между образцом и щелью энергоанализатора
С точки зрения работы энергоанализатора входная щель является источником электронов. Если добавочное поле не превышает критического значения, то будет произведена их двойная фокусировка. Но мы можем потерять часть электронов до щели, в результате чего уменьшится интенсивность спектральных линий. Причиной тому может стать то, что в пространстве между образцом и энергоанализатором на электроны действует Лоренцова сила, как со стороны фокусирующего поля, так и со стороны магнитного поля анодного тока ИРТ. Вблизи образца вторая может стать сравнимой по величине с первой, хотя и внутри энергоанализатора сказываться не будет. Поскольку фотоэлектроны вылетают из образца преимущественно в направлении, перпендикулярном волновому вектору возбуждающего излучения, то в энергоанализатор их попадет меньше. В результате теряет смысл увеличение мощности импульсной рентгеновской трубки. Тем не менее, ситуация здесь не столь критична. Если для обеспечения тонкой фокусировки необходимо чтобы отношение добавочного ПОЛЯ к основному внутри энергоанализатора составляло не более 5-Ю 5, то вне его можно считать удовлетворительным значение в 10"3. Из выражения (3.4) видно, что поле анодного тока пропорционально отношению Ia/ r0 . Т.е. для того, чтобы избежать обозначенной проблемы достаточно расположить образец, а вместе с ним и рентгеновскую трубку, от щели энергоанализатора на расстоянии V50 раз большем, нежели расстояние от оси анода до центра образца. Учитывая, что последнее составляет 18 мм, получаем 67 мм. Размеры рабочей камеры позволяют его увеличить до 100 мм. Однако тем самым теряем в светосиле, и в конечном итоге проблема не решается. Другой мерой может стать поворот образца вместе с рентгеновской трубкой, компенсирующий негативное действие Лоренцовой силы. Но здесь существует предел в 1,1 по радиальной направляющей и 5 по аксиальной [10]. Если систему развернуть на больший угол, то фотоэлектроны хотя и достигнут щели энергоанализатора, залетят в него под большим углом и будут отсеяны диафрагмой (иначе они попадут в область аберрации фокусирующей системы и лишь увеличат фоновую составляющую спектра). Отсюда вытекает необходимость предварительного расчета степени отклонения фотоэлектронов от первоначальной траектории. В общем случае, когда электрическое и магнитное поле сложно зависят от координат пространства задачу движения заряда можно решить лишь приближенными методами [41]. В нашем случае можно оценить значение критического анодного тока методом сравнения.
Так, если движение фотоэлектронов происходит только под действием фокусирующего поля, то вдоль центральной орбиты они испытывают отклонение радиус центральной орбиты, 12 мм — расстояние от центра образца до центра входной щели. Как видим, для того, чтобы угол отклонения оказался равен критическому, магнитное поле анодного тока в области образца должно в 9 раз превышать значение фокусирующего поля. Учитывая выкладки, приведенные в разделе 3.1.1, получим, что анодный ток может достигать значение с большим запасом перекрывает полученные ранее, и изменение траектории фотоэлектронов под действием дополнительного тока наблюдать мы не будем. Впервые анализ влияния собственного пространственного заряда на движение пучка фотоэлектронов в импульсном режиме работы 100-см рентгеноэлектронного магнитного спектрометра проведен в работе [10]. Но расчет произведен относительно плотности потока электронов, который способна регистрировать система параллельной регистрации и увеличение анодного тока в импульсном режиме относительно статического не учитывается. Пространственный заряд пучка заряженных частиц характеризуется первеансом Р, определяемым согласно закону "трех вторых" [41]: Известно, что влияние собственного электрического поля пучка на движение электронов можно пренебречь при Р 10" А/В [93]. Оценим его значение на входной щели энергоанализатора. Коэффициент полезного действия г]рентгеновских трубок при анодном напряжении Ua в 15 кВ составляет не более 0,1 % [24]. Если принять сферическое пространственное распределение рентгеновских квантов, вылетающих из анода, то из окошка рентгеновской трубки вылетит квантов. Здесь t - время экспозиции, hi) - энергия квантов, равная 1486 эВ или 2,4-10"16 Дж, Qj - телесный угол, под которым виден образец из центра анодного фокуса, выраженный в долях от полного телесного угла (27и). Размеры образца 15x15 мм, расстояние от центра фокуса до центра образца 18 мм, угол наклона образца 5 (рис. 3.4). Отсюда телесный угол составляет приблизительно 3,2 %. Учитывая, что не каждый фотон выбивает электрон, получаем общее количество фотоэлектронов, вылетевших из образца: kx.e - квантовый выход фотоэлектронов, составляющий у металлических образцов 10" -10 [41]. Для расчета выберем наибольшее значение.
В энергоанализатор попадут только те фотоэлектроны, вписывающиеся в телесный угол Ог , под которым видна щель энергоанализатора и составляющая 0,172 % от 2к [10]. Если принять пространственное распределение фотоэлектронов, покидающих образец, равномерным то получим следующее выражение для тока: Численные расчеты, проведенные согласно (3.22), дают Отсюда первеанс равен Здесь энергия фотоэлектронов Е принята равной 100 эВ, что равносильно преодолению ими разности потенциалов в 100 В. Учитывая максимально допустимое значение первеанса, для анодного тока получаем критическое значение 18 кА. Если примем во внимание тот факт, что как фотоэлектроны, так и рентгеновские кванты имеют наиболее вероятные направления вылета и распределены по закону косинуса [55], то получим критическое значение анодного тока приблизительно в 4 раза меньше (4,5 кА). Как видим, оно по
