Хейденрайх Р. Основы просвечивающей электронной микроскопии
Подождите немного. Документ загружается.
182
ГЛ.
6.
НОЛЛЕНТИВНОЕ
ВОЗБУЖДЕНИЕ
И
ЭНЕРГЕТИЧЕСНИЕ
ПОТЕРИ
отношение
интенсивностей
электронов,
испытавших
потери,
к
ин
тенсивности
электронов,
рассеянных
без
потерь,
приблизительно
одно
и
то
же.
В
дифракционной
картине
интенсивность
рассеяния
с
потерями
будет
иметь
максимум
при
тех
же
углах, что
и
интен
сивность
рассеяния
без
потерь.
Это
было
экспериментально
показано
Мартоном
и
др.
[15],
обнаружившими
наложение
макси
мумов
интенсивностей
обоих
видов
рассеяния.
Тща
тельные
экспериментальные
измерения
зависимостей
интен
сивности
от
угла
рассеяния
в
относительном
масштабе
подтвер
дили
правильность
выражения
(6.4в),
по
крайней
мере
в
относи
тельной
шкале.
:Кунцем
[16]
было
установлено,
что
его
данные
по
характеристическим
потерям
в
алюминии
(15
эв)
и
кремнии
(17
эв)
наилучшим
образом
аппроксимируются
квадратичной
зависимостью
от
угла
~
величины,
обратной
сечению.
Дальнейшие
подробности
относительно
техники
эксперимента
и
результатов,
полученных
в
Гамбургском
университете,
приведены
в
статье
Разера
[17].
:Как
уже
упоминалось
выше,
Ватанабе
[12 J
первый
экспери
ментально
подтвердил
дисперсионный
закон
Бома
и Пайнса
для
плазмы.
Недавно
Бёрш
и
Мейснер
[18]
подтвердили
этот
результат
для
алюминия,
используя
для
этой
цели
измерительную
технику
необычайно
высокой
чувствительности.
Ва
танабе
использовал
в
своих
измерениях
фоторегистра
тор
с
анализа
тором
Мёлленштед
та,
а
гамбургская
группа
-
электростатический
анализатор
с
фо
тоумножителем.
Группа
же
Бёрша
использовала
электростати
ческий
анализа
тор,
кристаллический
сцинтилляционный
счетчик
и
фотоумножитель.
В
результате
оказалось
возможным
измерять
элеRтронные
токи
до
10-17
а
и
получить
разрешение
по
ШRале
энергий
ПОРЯДRа
0,4
эв
при
45
эв.
Ограничивающим
фаRТОРОМ
являлось
наличие
теплового
разброса
в
пучке,
и
было
установлено,
что
половина
пучка
характеризуется
тепловым
разбросом
порядка
0,4
эв.
Эти
данные
позволяют
оценить
хроматическую
когерентную
длину
2'АЕ
/
f1E
(см.
гл.
4)
электронного
ПУЧRа.
В
рассматриваемом
частном
случае
f1E
= 0,2
эв
и
когерентная
длина
f1z
для
половины
электроноов,
образующих'
пучок,
составляет
приблизительно
3,7
х
104
А.
Данные
Бёрша
и
др.
[1~]
вновь
подтвердили
правильность
формулы
(6.4в)
для
дифференциального
сечения
и
формулы
(6.3д)
для
закона
дисперсии
в
плазме.
На
фиг.
69
воспроизведены
данные
для
закона
дисперсии,
взятые
из
работы
[19],
причем
плазменные
потери
6Е
нанесены
в
функции
~2.
Энергия
плазмона,
соответст
вующ~го
углу
рассеяния,
равному
нулю,
составляет
6Е
р
= 14,7 +
+
0,4
эв.
Тангенс
угла
наклона
равен
2п, ОТRуда
D = 0,37.
Угол
~oC
=
= 1,35 ·10-2
рад,
и
волновой
вектор
обрезания
I
qc
I = 1,57
А
-1.
§
1.
ПЛАЗМЕННОЕ
ВОЗБУЖДЕНИЕ
18:3
18
16
14
12
~
10
i
8
~
6
'о
4
~I
I
~
fJc
2
fj2,рад
2
ф
и
г.
69.
Экспериментальное
подтверждение
пла:зменного
:закона
диспер-
сии
(6.Зд)
для
алюминия
[19].
Измеренная
величина
БЕ
р
составляет
14,7
эв.
Тангенс
уrла
наклона
линии
есть
~OHCTaH
та
дисперсии
D =
0,37.
Угол
обрезания
fi
c
=
1,3~.10-2paд,
а
соответствующии
крити
чесний
вОЛНОВОЙ
вектор
плазмона
I
qc!
= 1,57
А-I.
Рассчитанная
величина
энергии
Ферми
Во
равна
9,1
эв.
Энергия
падающих
электронов
составляла
45
nэв.
На
основании
данных
для
6Е
р
(14,7
эв)
и
для
D (0,37)
было
уста
новлено,
что
энергия
Ферми
ео
равна
9,1
эв,
что
согласуется
с
ве
личинами,
близкими
к
10
эв,
полученными
другими
методами.
Теперь
нам
остается
получить
полное
сечение
плазменного
возбуждения.
Полное
сечение
представляет
собой
интеграл
от
дифференциального
сечения
D (Q):
flc
Qp
=
2л
~
D (Q)
sin
~
d~.
о
(6.5а)
Используя
выражение
(6.4в),
для
величины
Qp
получаем
оконча
тельный
результат
БЕ
р
~c
БЕ
р
[Е
(r)
1/2
]
Qp
~
2
Еа
о
ln
~E
=
2Еао
ln
2БЕ
р
ао
.
(6.5б)
Сечение
рассеяния
за
пределы апертуры
объектива
1)
~Об
ра'ВНО
Q
I
'"
БЕ
р
ln
k
(6.5в)
р
fiоб
'"
2Е
а
о
~об'
1)
Подставляя
(6.5в)
в
(5.27б),
получаем
«кажущуюсю>
мнимую
часть
Rомплексного
потенциала,
:зависящую
от
размера
апертуры
в
плоскости
и:зображениЙ.
184-ГЛ.
6.
НОЛЛЕНТИВНОЕ
ВОЗБУЖДЕНИЕ
И
ЭНЕРГЕТИЧЕСНИЕ
ПОТЕРП
Величины
Qp,
рассчитанные
по
формуле
(6.56),
и
значения
мнимо
го
потенциала
P
j
,
рассчитанные
по
формуле
(5.276),
приведены
в
табл.
6.
При
этом
предполагалось,
что
для
алюминия
с
валент
ностью
+3
величина
г/ао
~
2,11)
и
6Е
р
= 15
эв.
Таблица
6
Полное
сечеvние
пла~менного
возбуждения
Qp
и
соответствующии
мнимыи
потенциал
Р
f
для
неСRОЛЬКИХ
зна
чений
энергии
Е
Е,
Эil
Qp'
А-1
P
f
,
эв
5·103
8·10-3
1,0
104
4,5.10-3
0,82
5·104
1,1·10-3
0,45
105
6,2.10-4
0,31
Простой
расчет
показывает,
какую
важную
роль
играет
плазма
в
процессе
энерrетических
потерь.
При
Е
=
105
эв
средняя
длина
свободного
про6ега
ДJJ.я
плазменного
воз6уждения
составляет
приБЛ}lзительно
1900
А.
ДЛЯ
алюминиевой
фольги
толщиной
1000
А
основной
вклад
в
рассеяние
электронов
вносят
однокван
товые
процессы,
протекающие
с
потерей
энергии
на
возбуждение
одного
плазмона.
Доля
электронов,
рассеянных
с
возбуждением
одного
плазмона,
составляет
1
(6Е
р
)
/0
~(1-е-Qt)~О,44.
Это
означает,
что
около
половины
всех
падающих
электронов
на
толщине
фольги
1000
А
воз6уждают
плазмоны
с
энергией
6Е
р
= 15
эв.
Упомянутое
отношение
увеличивается
при
понижении
уско
ряющего
напряжения.
Почти
все
неупруго
рассеянные
электроны
попадают
в
арертуру
объектива.
Если
выбрать
толщину
фольги,
равную
200
А,
то
плазменные
потери
будут
испытывать
только
около
10 %
падающих
электронов.
Измерения
абсолютных
интен
сивностей
электронов,
рассеянных
на
алюминиевых
фольгах,
проводились
Хорстманом
и
Мейером
[20
J.
Хотя
эксперименталь~
ных
данных
еще
очень
мало,
они
указывают
на
то,
что
выражение-
1)
Расстояние
между
электронами и
концентрация
свободных
электро
нов
n
связаны
между
собой
соотношением
n=Z~
.6,06.1023=1,67.1024
(_r_)-з,
vv
ао
где
Z -
валентность,
W -
атомный
вес
и
р
-
плотность.
2.
ВОЗБУЖДЕНИЕ
ЭЛЕRТРОНО,В
ВНУТРЕННИХ
ОБОЛОЧЕН
АТОМА
'185,
для
сечения
рассеяния
(6.56)
применимо
к
случаю
рассеяния
на
доста
точно
толстых
фольгах,
вкладом
су6плазменных
частот
в
ко
торых
можно
прене6речь.
Блексток
и
др.
[21]
провели
детальное
сравнение
выражения
(6.56)
с
экспериментом
при
энергиях
порядка
45
и
100
кэв
и
получили
удовлетворительное
согласие.
§ 2.
Возбуждение
ЭJIеКТРОIIОВ
внутренних
оболочек
атома
Одночастичные
потери
при
рассеянии,
возникающие
при
ионизации
и
воз6уждении
электронов
внутренних
оболочек
атома,
усложняют
экспериментальную
задачу
определения
плазменных
эффективных
сечений.
В
та6л.
7
приведены
величины
неупругих
Таблица
7
Сечения
возбуждения
ионов
:и
ионизации,
полученные
из
данных
Месси
[22]
с
помощью
выражения
(6.6)
при
Е=10
5
эв
Ион
I
I
I
о'
I
QfJеупр'
.В,
1018 C,\t2
<t..E>cp'
эв
неУпр'
10-19
с.м
2
10-4
А-l
р
с'
эв
Na+
29,1
180
I
0,63
0,16
0,009
A13+
18
300
0,34
0,20
0,01
Cu+
203
130
4,0
3,4
0,19
НЬ+
I
197
170
4,0
4,4
0,25
Ag+
446
170
9,4
5,6
0,31
.--
сечений
для
ряда
металлических
ионов,
полученные
на
осноnании
данных
из
книги
Месси
[22
J.
эТИ
величины
определялись
по
фор-
муле
2ВЕн
4Е
О'неупр
=
-E-
1I1
(,~E)cp
,
(6.6)
использовавшейся
в
гл.
2.
Полные
сечения
Q
меньше
сечений,
полученных
в
гл.
2,
так
как
они
относятся
к
рассеянию
на
ионах,
а
не
на
нейтральных
атомах.
Сечение
рассеяния
на
плазме
в
аолю
минии
при
энергии
Е
=
105
эв
составляет
примерно
6·10-4
~
-1,
'(}то
сравнимо
с
сечением
рассеяния
на
ионах,
равным
0,2·10-4
А
-1.
Если
сечение
рассеяния
на
плазме
в
алюминии
в
30
раз
больше
сечения
рассеяния
на
его
ионах,
то
отношение
соответствующих
сечений
в
серебре
составляет
2 :
1.
Отсюда
следует
вывод,
во
вся
ком
случае
для
металлов,
что
сечения
коллективных
потерь
играют
основную
роль
для
легких
элементов
и
сравнимы
с
сече
ниями
на
ионах
для
более
тяжелых
элементов.
В
табл.
8
приво
дятся
данные
характеристических
потерь
для
нескольких
мате
риалов
..
Как
правило,
эти
потери
меньше.
энергий
возбуждения
'186
гл.
6.
КОЛЛЕКТИВНОЕ
ВОЗБУЖДЕНИЕ
И
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ
ПОТЕРИ
внrтренних
электронов,
приведенных
в
б
8
нои
интерпретации
численных
зн
u
та
л.
.
Но
для
правиль-
ачении
нужно
обратиться к
тем
Таблица
8
Типичные
значения
характеристических
потерь
Материал
Ве
Mg
Al
Sn
эв
19,0
10,5
15,0
6,3
Материал
с
Si
MgO
эв
7,5
17,0
10,5
работам,
в
которых
при
водятся
экспе
венные
потери
имеют
место не
толькор:ментальные
данные.
Собст-
водниках
и
изоляторах
1).
металлах,
но
и
в
полупро-
Итак,
для
электронной
дифрак
u
представляют
интерес
две
важ
ции
~
электроннои
микроскопии
буждения.
Это,
во-первых
бол~:'~еОСО
енности
плазменного
воз
са
и,
во-вторых,
диффузно~ть,
или
н:!!ективное
сечение
процес
рассеянного
электрона.
Чтобы
возб
ределенность,
координаты
электрон
даже
не
обязательно
д
удить
плазменное
колебание,
Длину
волны
плазмона
Ь
=
~:reH
находиться
внутри
образца.
параметр
удара
[241,
отк
а
сле
I q
jможно
рассматривать
как
в
объекте
может
возбудитZс~
е
дует,
что
плазмон
в
фольге
или
войдет
в
материал
По
мере
ще
~o
того,
как
падающий
электрон
сначала
будут
возбужд~ться
п;и
лижения
электрона
к
образцу
бания,
а
затем
когда
элект
о
линнов~лновые
плазменные
коле-
образца,-
боле~
КОРОТКОВОЛI;ОВ~Iеп~~оидет
ближе
к
поверхности
так
же
электрон,
выходящий
из
об
азменные
колебания.
Точно
ность,
может
<<ВозбудитЬ»
плазморазца
через
нижнюю
его
поверх-
~o~
рассеянии
на
алюминиевой
ф.;л:::О:оЯ:~и~:;
10Ъ~
lбразца.
10
всех
электронов
испытываю
около
менные
колебания,
н~хоДясь
вне
~~Xьг~0[~~]'2
возбуждают
плаз
столкновения
в
образце
весьма
р
).
Поэтому
область
ны,
возбуждающие
плазмоны
Hea~~ЫTa,
в
результате
чего
электро
атомов,
если
они
не
дифрагир'ую
сут
информации
о
координатах
Е
т
на
решетке
сли
принять
классическую
модель
.
шаров,
то
можно
было
бы
ожидать,
что
частиц
в
виде
твердых
столкновение
электрона
1)
Данные
измерений
на
ря
е
u
день;
в
работе
[23].
д
соединении
(окислов
и
галоидов)
приве-
)
Для
таких
электронов
<<Кажу
u u
изображения
равен
нулю
п
и
щиисю)
мнимыи
потенциал
в
плоскости
энергетического
фильтра.
р
условии,
что
в
плоскости
изображения
нет
§
2.
ВОЗБУЖДЕНИЕ
ЭЛЕКТРОНОВ
ВНУТРЕННИХ
ОБОЛОЧЕК
АтоМА
187
с
атомоМ
твердого
тела
будет
иметь
локальный
характер
и,
сле
довательно,
рассеянный
электрон
будет нести
информацию
о
поло
жении
рассеивающего
центра.
Квантовомеханический
анализ,
проведенный
Вильямсом
(251,
показывает,
что
такая
точка
зрения
неправильна.
"Учет
кулоновского
взаимодействия
между
падающим
электроном
и
атомОМ
приводит
к
весьма
значительной
вероятносТИ
возбуждения
атома
при
достаточно
большом
расстоянии
между
ним
и
электронОМ.
Вильямс
нашел
«радиус
взаимодействию)
Rвозб
для
процесс
а
потери
энергии
падающим
электроНОМ.
Эта
величина
характеризует
тот
интервал
расстояний,
в
пределах
которого
.электрон
может
возбудить
атом.
Вильямс
получил
формулу
R _ 0,2vh
(6.7)
возб
-
АЕ
(1
2)1/2
'
(ц
)ср
-
'у
тде
(/).Е)ср
_
средняя
энергия
возбуждения,
а
v -
скорость
падающего
электрона.
При
параметрах
удара,
меньших
Rвозб,
вероятность
возбуждения
убывает
как
(расстояние)-2,
а
при
пара
метрах
удара,
большиХ
Rвозб,-
как
(расстояние)-4.
Для
элект
ронов
с
энергией
1рО
кэв,
рассеиваемых
на
водороде,
формула
(6.7)
дает
Rвозб
~
100
А.
В
случае
алюминИЯ,
для
которого
(/).Е)ср
~
~
300
эв,
радиус
взаимодействИЯ
приблизительно
равен
4
А.
В
проводнике
за
ряд
рассеиваемого
электрона
экранируется
газоМ
свободных
электронов.
Радиус
экранирования
зависит
от
скоро
сти
электрона
и
сравним
с
радиусом
Rвозб,
даваемым
в
(6.7).
Поэтому
Вильямс
приходит
К
заключению,
что
положение
воз
буждающего
электрона
не
определяется
положением
возбужден
ного
атома
в
мишени
с
точностью
до
атомных
размеров.
Как
и
в
случае
возбуждения
плазмы,
возбуждение
внутренних
электронОВ
атома
может
происходить
в
диффузной
зоне.
Электроны,
испытав
шие
плазменные
потери,
рассеиваются
в
область
меньшиХ
углов,
нежели
электроны,
потери
энергии
которых
связаны
с
возбужде
нием
атомОВ.
Но
и
в
том
и
другом
случае
электроны
испытывают
нелокальные
столкновения
и
поэтому
не
несут
информации
о
рас
положении
атомов.
А
поскольку
они
рассеиваются
в
апертуру
объектива,
они
могут
лишь
уменьшить
контрастность
изображений
в
масштабах
атомныХ
расстояний.
Последнее
обстоятельство
не
связано
с
хроматической
аберрацией
линзы.
Если
при
исследова
ниях
с
помощью
электронной
дифракции
или
электронной
микро
скопии
нас
интересует
информация
о
межатомнЫХ
расстояниях,
то
присутствие
неупруго
рассеянных
электронов
нежелательно.
Впервые
это
было
показано
для
случая
электронной
дифракции
Бёршем
[261,
которыИ:
использовал
замедляющее
поле
для
того,
чтобы
в
дифракциоННОЙ
картине
избавиться
от
неупруГО
рассеян
ных
электронов.
При
этом
контраст
и
резкость
дифракционной
картины
сильно
увеличились.
Аналогичным
образом
Бёрш
(271
188
гл.
6.
RОЛЛЕRТИВНОЕ
ВОЗБУЖДЕНИЕ
И
ЭНЕРГЕТИЧЕСRИЕ
ПОТЕРИ
показал,
что
удаление
неупруго
рассеянных
электронов
из
элект
ронно-микроскопического
изображения
повышает
его
контраст
ность.
Эти
эффекты
послужили
основой
для
создания
энергети
ческого
микроскопа-анализатора
(микроскопа
с
фильтром
скоро
стей
электронов).
§
3.
Электронный
микроскоп-анализатор
В
связи
с
тем
что
неупруго
рассеянные
электроны
уменьшают
контраст
и
увеличивают
«электронный
тумаю) на
изображениях
и
дифракционных
картинах,
чрезвычайно
важно
получать
и:юбра
жения,
удаляя
такого
рода
электроны.
Для
этого
вводятся
анали
затор
скоростей
и
система
щелей,
расположенных
таким
образом,.
чтобы
электроны,
испытавшие
потери
порядка
1
эв,
отклонялись
за
пределы
приемной
щели.
Такая
система
была
с
успехом
приме
нена
Ватанабе
[28]
при
анализе
энергетических
потерь
в
элект
ронной
дифракционной
картине
в
задней
фокальной
плоскости
объективной
линзы.
При
этом
использовался
трехступенчатый
электронный
микроскоп
(объективная,
промежуточная
и проекци
онная
линзы),
в
который
были
введены
узкая
щель
и
анализатор
Мёлленштедта
[29],
как
изображено
на
фиг.
70,
взятой
из статьи
Ватанабе.
Действие
микроскопа
с
анализатором
скорости
основа
но
на
использовании
явления
хроматической
аберрации
в
элект
ростатической
линзе
Мёлленштедта.
Чтобы
объяснить
работу
такой
системы,
необходимо
кратко
остановиться
на
хроматических
свойствах
линзы.
Более
быстрые
электроны
слабее
преломляются
в
поле
линзы
и,
следовательно,
фокусируются
на
больших
расстояниях
от
объ
екта.
Как
показано
на
фиг.
71,
траектория
электрона
с
кинети
ческой
энергией
Е,
равной
энергии
падения,
проходит
через
апер
туру
объектива
к
гауссовому
изображению
в
точке
P~.
Второй
электрон
с
энергией
Е
1 =
Е
-
оЕ
может
иметь
общую
траекторию
с
первым
в
области
пространства
от
объектива
до
линзы.
Поскольку
скорость
второго
электрона
меньше,
он
испытывает
более
сильное
преломление,
нежели
первый,
и,
следовательно,
попадает
в фокус,.
расположенный
на
расстоянии
дz
выше
плоскости
гауссова
изображения.
Его
траектория
оканчивается
в
точке
p~
плоск~сти
гауссова
изображения,
расположенной
на
расстоянии
дx~
от
гауссовой
точки
P~.
Если
в
спектре
имеются
только
две
энергии
Е
и
Е
1
то
точка
объекта
будет
изображаться
точкой
и
окружностью
диа~етром
2дх;'
с
центром
в
этой
точке.
В
том
же
случае,
когда
электроны
распределены
в
энергетическом
интервале
оД;,
изобра
жение
точки
представляет
собой
кружок
диаметром
2Дх"'.
Диаметр
кружка
определяется
формулой
.
БЕ
6
дх'"
=
МСХР~ОБЕ'
( .8)
•
,
__
~
......
_
Образец
ЛиНЗQ
06ъектива
Лромежутоцная
ЛШlза
ПроеКЦUJl
дUфракцuонной
---~:''''''_-jJ---'''':''-_~
картины
Узкая
щель
Аналuзаторная
лиНЗQ
_------'--------
Экран
u
В
абе
предназначенном
для
Фиг.
70.
Схема
хода
лучеи
в
микроскопе
атан,
тин
[281.
энерг.
етического
анализа
электронных
дифракционнЫХ
кар
б-
в
тонкой
щели
увеличенное
изо
раже
Промежуточнал
л~нза
фОРМИР1ет
в
10C~E~;~~~e
дифракционную
картину,
ПРОХОДflТ
иие
дифракционнОМ
каРТИНЫ·скiо~~'
щ~Хь
к
анализатору.
190
ГЛ.
6.
НОЛЛЕНТИВНОЕ
ВОЗБУЖДЕНИЕ
И
ЭНЕРГЕТИЧЕСНИЕ
ПОТЕРИ
J--------y-
Jluнзu
f
Задняя
t---------t-
фональнuл
плосносmь
L
ПЛОGносmь
~----------~--~~----------------~u306рmНеНuя
Фиг.
71.
Схема
хода
лучей,
показывающая
центр
круга
с
радиусом
dx
i
,
в
пределы
которого
попадают
электроны
с
энергией
в
интервале
от
Е
до
Е
1
=Е
-
6Е.
Величина
L1x
i
определяется
формулой
(6.9).
где
М
-
увеличение,
а
С
ХР
-
константа
хроматической
аберра
ции.
Вновь
обратившись
к
фиг.
70;
можно
видеть,
что
ширина
узкой
щели
перед
анализатором
должна
превышать
диаметр
(6.8).
В
противном
случае
могут
быть
не
зарегистрированы
электроны,
которые
испытали
потери.
Дифракционная
картина
в
плоскости
узкой
щели,
полученная
в
режиме
микродифракции,
показана
на
фиг.
72.
Только
часть
из
тех
электронов,
которые
приняли
l'
I
\
с
J
,
\
.
8Е
--+-j
r-шцрuна
>
MC~p
P~6.
~
,..
.......
"""'!
••
~.":'.
-.
~--r--:-:-~
. .
•.
•
.•
' .
.,
а
.8
...
..
.......
..
"
....
"
..
,
..
"
.....
.'
.
..
е
...
...
..
.. ..
'"
"
..
"
..
..
..
"
..........
. . '
Ф
И
Г
72
а
_
часть
электронной
дифракционной
картины,
которая
прихо:
. .
озь
нее·
б
-
энергетическии
дится на
тонкую
щеJIЬ
(фиг.
70)
и проход~т
CK~
бомб~рдировке
алюмИнИЯ
спектр
плазменных
потерь,
возникающии
рр
электронами
с
энергиеи
25
nэв.
.
•
ия
соответствующая
потере
30
эв
...
толщина
пленнИ
равна
450
А.
Видна
СJIльна:н:::товым
возбуждениям
плазМЫ
[28].
ноторая
обязана
СВОИМ
происхождением
дву
192
ГЛ.
6.
НОЛЛЕНТИВНОЕ
ВОЗБУЖДЕНИЕ
И
ЭНЕРГЕТИЧЕСНИЕ
ПОТЕРИ
участие
В
образовании
этой
дифракционной
картины,
;проходя
через
щель,
распространяется
канализатору.
I
l'
~
Спектры
энергетических
потерь
измеряются
при
помощи
цилин
.дрическоЙ
электростатической
трехэлементной
линзы,
в
которой
потенциал
среднего
электрода
относительно
катода
можно
изме
нять.
Кружок
размытия
при
этом
превращается
в
полосу
шириной
I1Xi'
на
которой
имеются
линии,
соответствующие
пикам
энерге-
1'ических
потерь.
Хроматическая
постоянная
электростатического
аi-Iализатора
В
5
раз
превышает
постоянную
магнитной
линзы
и,
.следовательно,
при
водит
к
более
высокой
дисперсии
и
более
высокому
разрешению
хроматической
картины
в
плоскости
изо
бражения.
Линза-анализатор
формирует
на
экране
наблюдения
изображение
тонкой
щели
с
линией
нулевых
потерь,
например
в
центре.
Электроны,
энергия
которых
уменьшилась
на
величину
,БЕ,
дают
изображение
щели,
смещенное
в
плоскости
изображения
на
расстояние
.
6Е
!1x'L
==
М
. const . -
.
Е
(6.9)
'от
линии
нулевых
потерь.
Калибровка
величины
смещения
I1x
i
при
неизменной
геометрии
эксперимента
производится
путем
пря
.моугольной
модуляции
постоянного
высокого
напряжения.
В
част-
ности,
Ватанабе
[28 J
при
БЕ
= 0,5
эв
и
Е
= 25
1'iэв
задавал
кали
бровочное
смещение
в
окончательном
изображении
на
0,2
,м,м.
После
калибровки
прибора
линии
потерь
в
объекте
могут
быть
измерены
.на
фотопластинке.
Вид
спектра
потерь
при
рассеянии
на
алюми-
.ниевой
пленке
толщиной
450
А.
показан
на
фиг.
72,
б
[28].
На
фото
виден
не
только
сильный
пик,
отвечающий
14,8
эв,
но
и
-слабый
(30
эв),
соответствующий
двукратному
неупругому
столкно
вению.
Ватанабе
[31,32]
усовершенствовал
анализатор
дифракционных
картин
таким
образом,
что
ему
удалось
получить
изображение
-объекта,
создаваемое
электронами,
потери
которых лежат
в
интер
вале
от
Е
до
Е +
11,.
где
!1
;:::::;:
0,5
эв.
Таким
образом,
изображение
формируется
за
счет
электронов,
проходящих
сквозь
энергети
ческое
<<ОкнО»,
ширина
которого
равна
приблизительно
1
эв.
Кор
рекция
астигматизма
анализатора
осуществлялась
с
помощью
второй
цилиндрической
электростатической
линзы.
На
фиг.
73
представлена
схема
хода
лучей
в
микроскопе-анали
.заторе
Ватанабе.
Первичное
изображение
образца
формируется
в
плоскости
щели
81'
Электроны,
создающие
это
изображение,
проходят
через
щель,
затем
через
анализатор
Мёлленштедта
А
и
образуют
второе
изображение
в
плоскости
щели
82-
Окончатель
лое
изображение
щели
81
формируется
второй
цилиндрической
линзой.
Передвигая
щель
82,
можно
выделить
электроны
с
-
06разец
.--4--I---t--~
---
.лuнза
06'68нтива
\
___
--
Первый
дефлектор
D,
Первое
изображение
-----
-----
Первая
щель
81
---~:--
I I
--
Анализатор
А
Электроны,
~~
Электроны.
рассеЯllные
рассеянные
с
потерями
6ез
потерь
_____
I
Вторая
щель
82
---"":':--
I
--
ЦuлuндрuчеСl$ая
линза
Второй
дефлектор
О
2
Конечное
изо6раженuе
-----...;.------КОНечНыu
экран
Фиг.
73.
Схема
хода
лучей
в
микр~)Скопе-аюlлизаторе,
предназначенном
для
получения
изображений,
сформированных
электронами,
потерявшими
определенную
энергию
за счет
неупругого
рассеяния
в
объекте
[32].
13
р
Хейденрайх
lU4
гл.
б.
НОJIЛЕl\ТИВНО1'~
воаВУ:ЖДБНИЕ
и
ЭНЕРГБТИЧБСl\ИБ
ПОТЕ}!}!
ф
11
1.
7't.
11
римt'р
ННI;f)Рёli-f\Рlшii
УI':1t~Р()ДНЫХ
'lёlI"ТIЩ,
наХIЩНЩИХСЯ
H<I.
llJIPH
'~P
КОЛЛОДИЯ.
n -
обычное
свеТJНJIIOЛЬНОС
изuбражение,
IlрИ
фщ)мировании
которого
ИСПОЛЬЗ0ва
лись
ВСС
проходнщие
элеНТ}JОНЫ;
б
-
Изображение,
сформированное
упруго
рассеян
ными
:).7ектронами;
в
-
изображение,
сформированное
только
неупруго
рассеянными
элентр,)нами:,
::}нергиН"
н()торых
состаВJIяет
23
ЭВ.
Ширина
энергетического
онна
ранпl'i
приб.,изительно
1
ав
[32]
(40
",ав).
нужной
энергией.
Таним
обраЗ0М,
Ol\.ончатедыюе
изоБРЮI\е
ние
образуется
;шектронами
с
опредеденной:
энергией,
прошед
lUими
сквозь
щель
S
t,
В
rшоекоети
которой
они
участвовали
в
обра
::ювании
части
изобраif~ения.
Полное
изображение
предмета
MOIf":-
но
теперь
получить,
если
прикладывать
к
дефлекторам
D 1
и,
D
'.!.
СИНХРОНИЗ0ванное
пилообразное
наПРЯif~ение.
Пример
получен
ного
таким
образом
изображения
показал
на
фиг.
74.
Возможный
выигрыш
в
контрасте
в
данном
СJlучае
мало
заметен.
Но
в
сдучар
более
высокого
разрешения
следует
ожидать
значительного
улуч
шения
по
сравнению
с
обычным
еветлопольным
изображением.
Микроскоп-анализатор
наибол~
эффективен,
по-видимому,
тогда,
когда
он
применяется
ДJIЯ
по.ттучения
изображения
кристалличе
(,f\()Й
решетии
(см.
гл.
1).
r
§ 4.
НАГРЕВ
ОБРАЗЦА
И
РАДИАЦИОННЫЕ
НАРУШЕНИЯ
------_
...
_.
__
._-----_
....
__
.
э
4.
Нагрев
образца
и
радиационные
нарушения
13
предыдущих
параграфах
мы
учитываJIИ
только
те
неупруга
рассеянные
электроны,
которые
выходят
из
образца
и
вносят
вклад
в
распределение
интенсивности
в
дифракционной
картине
и
изображении.
При
этом
о
прямой
передаче
энергии
электронов
атомам
твердого тела
ничего
не
говорилось,
поскольку
такое
рассеяние
при
водит
к
необнаружимым
потерям
порядка
0,1
эв
и менее
и
считается
упругим.
Вклад
в
рассеяние
тех
электронов,
которые
рассеиваются
движущимися
атомами
тела,
будет
рас
смотрен
в
§ 3
гл.
8,
посвященном
тепловому
рассеянию.
Но
по
сколы{у
часть
энергии
пучка
передается
образцу,
соответственно
должна
изменяться
температура
образца,
независимо
от
меха
низма
потерь.
Диссипация
энергии
в
объекте
может
приводить
к
нагреву,
химическим
изменениям
за
счет
перестройки
связей,
а
также
к
образованию
дислоцированных
атомов
и
дефектов.
Оба
первых
явления
обратимы
и
зависят
от
теплоемкости,
теплопро
водности
и
излучательной
способности
тела.
Остальные
явления
необратимы,
так
как
после
прекращения
облучения
электронами
образец
не
возвращается
к
исходному
состоянию.
Повышение
температуры
тела
определяется
тепловым
балан
сом
между
скоростью
диссипации
энергии
электронов
в
образце
и
теплоотводом.
Наряду
с
увеличением
теплового
рассеяния
повы
шение
температуры
тела
может
приводить
к
изменениям
в
самом
объекте.
В
число
последних
входят
фазовые
превращения
в
теле,
локальное
плавление,
отжиг
и
рекристаллизация,
а
при
интенсив
ной
бомбардировке
-
и
сублимация
материала.
В
литературе
можно
найти
ряд
статей,
посвященных
попыткам
рассчитать
температуру
нагрева
тела.
Наиболее
значительными
из
них,
по
видимому,
следует
считать
работы
Борриса
и
Глазера
[33]
и
Лей
зеганга
[34].
в
гл.
2
было
указано,
что
расчет
эффективных
сечений
столкновений
является
грубо
приближенным.
Если
учесть
допол
нительные
трудности
оценки
количества
тепла,
теряемого
образ
цом
за
счет
излучения
и
теплопроводности,
то
становится
ясным,
что
данный
вопрос
можно
рассматривать
лишь
качественно.
Скорость
диссипации
энергии
электронного
пучка
в
образце
удобнее
всего,
по-видимому,
характеризовать
тормозящей
спо
собностью
dE/dz,
о
которой
шла
речь
в
гл.
5.
Величина
dE/dz
представляет
собой
скорость,
с
которой
электроны
отдают
свою
энергию
среде,
и
измеряется
в
единицах
энергии,
потерянной
на
единичном
интервале
пути.
ДJIЯ
объекта
толщиной
t
энергия.
переданная
объекту,
в
расчете
на
один
падающий
электрон
составляет
t (.dE/dz)o,
причем
величина
tTaKoBa,
что
полная
потеря
'энергии
падающего
электрона
на
длине
t
иа)fИОГО
меньше
вго
начальной
кинетичеСRОЙ
энергии.
Если
ток,
переноси:Мый
13*
196
гл.
6.
RОЛЛЕRТИВНОЕ
ВОЗБУЖДЕНИЕ
И
ЭНЕРГЕТИЧЕСНИ.Ь:
IШТЕРИ
электронным
пучком,
равен
J
o
a/cJrt2,
то
число
электронов, про
ходящих
за
едини~у
времени
через
1
см,2,
есть
Jo/e,
где
е
-
заряд
элед.трона,
равныи
1,59.10-19
К.
Таким
образом,
образец
может
быть
облучен
потоком
э.щштронов
порядка
1019
Э/tекmронов/см},
сеn.
Если
при
облучении
образца
электронами,
переносящими
ток
J
ь
ампер,
образуется
пятно
радиусом
ГО
и
площадью
nг~,
то
скорость
диссипации
энергии
в
локальной
области
образца
равна
И
7
=
Jb
t
(dE
"\
эрг/с,м,2
сеn
=
еЛ:Гб
dz)
о
O,3Jb
t
(dE)
2
=
--2-
-d
l'ia/t/C.#
сек,
Л:Г
о
,z
О
где
величина
(dE/dz)
измерена
в
ав/А.
Характер
(dE/dz)
можно
выяснить,
если
учесть,
что
(б.10а)
изменения
(6.106)
где Qнеупр
-
полное
сечение
неупругого
рассеяния,
а
(ДЕ)ср
средняя
энергия,
передаваемая
при
одном
столкновении.
Сече
ние
Qнеупр
определяется
формулой
(6.6),
так
что
(
dE)
~
~"!
(~E)cp
ВЕн
ln
~
dz
о
.
Еао
(д.Е>ср
,
(6.10в)
где
N -
полное
число
атомов
в
1
с.м
3
объекта.
Тормозящая
спо
собность
(dE/dz)o
определяется
теми
столкновениями,
для
которых
средняя
величина
энергетической
потери
максимальна
и
обратно
пропорциональна
кинетической
энергии
падающего
электрона.
В
связи
с
этим потери на
возбуждение
внутренних
электронных
оболочек
перекрывают
плазменные
потери
за
счет
значительно
большей
величины
(ДЕ)ср
(см.,
например,
табл.
7).
Расхождения
между
величинами
Qнеупр,
полученными
при
различных
прибли
женных
усреднениях,
показывают,
что
численные
расчеты
следует
рассматривать
как
полуколичественные.
Величина
и
характер
изменений
(dE/dz)o
для
некоторых
материалов
иллюстрируются
зависимостями,
приведенными
на
фиг.
75,
где
построен
графин
зависимости
(dE
/ dz)
о
от
энергии
падающих
электронов
Е
для
случаев
рассеяния
на
AI,
С,
Си
и
полистироле.
:Кривые
взяты
'из
статьи
Спенсера
[35]
и,
по-видимому,
являются
типичными.
Они
построены
в
предполо'жении
о
непрерывном
процессе
потерь,
которое,
обудучи
хорошей
аппроксимацией
для
толстых
образцов
(>
5QOO
А),
может
приводить
к
неправильным
результатам
для
тонких
пленоК.
Тем
не
менее
величина
(dE/dz)o,
как
и
ожидалось,
резко
уменьшается
с
увеличением
энергии
бомбардировки.
R
ана
'логичному
результату
при
водит
уменьшение
плотности
вещества.
Металлы
с
большой
плотностью
будут
вести
себя
подо6но
меди.
§ 4.
НАГРЕВ
ОБРАЗЦА
И
РАДИАЦИОННЫЕ
НАРУШЕНИЯ
197
._---
..
_
..
_--.---
----------
10
6
\
\.
\
\=
Медь
~УглерDJ\
~+-
~
r
~"{
'"
\ ,
""
\
'1\
~
-\
1\\
........
\
\.\
"'-
" "
....
~
'\~
r.-АлюмцнuU
""
r--......
~~
~
............
~
(
Полистирол
!
0,1
0,2
0,3
0,4
0,5
0,6
Тормозящая
спосо6носmь.
эв/А
~
Фиг.
75.
Зависимость
тормозящей
способности
(dE/dz)o
алюминия,
угле
рода,
меди
и
полистирола
от
энергии
электронов
Е
[35].
Таким
образом,
скорость
диссипации
энергии
в
объекте
при
по
стоянной величине
тока
и
площади
пятна
быстро
уменьшается
t'.
увеличением
ускоряющего
напряжения.
Тепло
от
бомбардируемого
участка
отводится
за
счет
излучения
и
теплопроводности.
Теплоотдача
за
счет
излучения
описывается
формулой
W
изл
=
2Еа
(T~
-
т:),
(6.11а)
l'де
е
-
излучательная
способность
(0,5 < 8 <
1)
а
= 1
36·
·10-12
l'i,а/t/с.м
2
·сеn.град
-
постоянная
Стефана
-'
Больцм~на,
т
о
-
абсолютная
температура облучаемого
участка
и
Т
1 -
тем
пература
внешней
среды.
В
случае
изолированных
частиц
мате
риала
тепловод
определяется
величиной
W
ЮIЛ
(6.11а),
и
их
темпе-
198
гл.
6.
RОЛЛЕН'l'ИВНU!<:
ВUЗБУЖДЕНИЕ
И
ЭНЕРГЕТИЧЕСНИЕ
ПОТЕРИ
ратура
может
довольно
сильно
повышаться.
В
случае
же
сплошных
пленок
значительно
более
существен
отвод
тепла
от
облу
чаемой
области
за
счет
теплопроводности.
Если
сплошная
пленка
охлаждается
на
граничной
окружности
радиусам
Г1
и
облучается
на
участке
радиусом
ГО
<
Г1,
то
теплоотдача
определяется
приб
лиженной
формулой
W
2лtkн
(Т
Т
)
тепл~
ln(r1/
r
o)
0--
1,
(6.116)
где
t -
толщина
пленки,
а
k
H
-
коэффициент
теплопроводности.
Металлические
фольги
сравнительно
слабо
нагреваются
при
облучении,
так
как
для
них
W
тепл
» w
изл'
Ватанабе
[36]
с
соав
торами
непосредственно
измеряли
температуры
облучаемых
уча
стков
образца,
используя
для
этой
цели
термопару
из
напыленных
пленок
серебра
и
палладия.
Их
результаты,
как
этого
и
следовало
ожидать
[формулы
(6.11б)
и
(6.10а)],
свидетельствуют
о
линейной
зависимости
температуры
от
плотности
тока,
переносимого
бом
бардирующими
электронами.
Измерения
проводились
в
интервале
температур
приблизительно
от
300
С
при
плотности
тока
О
5
а/см
2
и
размере
пятна
0,5
мк
до
900
С
при
плотности
тока
2
а/с:М
2
•
При
нормальных
условиях работы
микроскопа
температура
сплошного
металлизированного
объекта
должна
в
общем
возрастать не
более
чем на
600
С.
Органические
же
материалы,
обладающие
низкой
теплопроводностью,
могут
нагреваться
значительно
сильнее.
По
этому
наблюдени~
таких
объектов
под
микроскопом
следует
про
водить
при
малои
плотности
тока.
В
целях
уменьшения
нагрева
применяют
сетчатые
поддерживающие
экраны,
которые
умень
шают
путь
теплового
потока.
При
этом
поддерживающая
сетка
должна
находиться
в
непосредственном
тепловом
контакте
с
образ
цом.
Кроме
взаимодействия
излучения
с
веществом,
приводящего
к
нагреву
образца
за
счет
Д~сеипации
энергии
электронного
пучка,
имеется
еовершенно
другои
тип
взаимодейетвия,
который
назы
вается
радиационными
нарушениями.
Температура
образца
повы
шается
вследствие
увеличения
амплитуд
колебания
атомов,
кото
рые
тем
не
менее
еще
находятся
вблизи
евоих
положений
равнове
си~:
Но
может
случиться,
что
в
результате
столкновения
отдель
ныи
атом
получит
такую
энергию,
величина
ноторой
достаточна,
ч:тобы
сместить
атом
настолько
далеко
от
своего
положения
равно
весия,
что
немедленно
е
обратное
возвращение
этого
атома
в
свое
положение
равновесия
окажется
невозможным.
Смещенный
атом
мож
ет
.
оказаться
в
междуузельном
положении,
оставив
в
узле
вакансию.
Это
приводит
к
образованию
точечного
дефекта.
Если
же
энергия
выбитого
атома
(или
электрона)
достаточно
велика,
то
он
может
при~ести
к
образованию
целого
ряда
дефектов,
т.
е.
§
4.
llArPEB
ОБРАЗЦА
И
РАДИАЦИUННЫЕ
НАРУШЕНИЯ
инициировать
цепную
реакцию.
Атом
или
ион,
вызывающий
пuсле
дующие
смещения
остальных
ионов
решетки,
часто
называю:
первично
смещенным.
Таким
uбразом,
одна частица
большои
;~нергии
может
вызвать
при
столновении
целый
каскад
вторичных
необратимых
смещений
атомов
из
своих
~оложений
равновес~я.
Вопрос
о
передаче
энергии
от
падающеи
частицы
R
покоящеися
вкратце
рассматривался
в
rJI.
2.
Формула
(2.
!5б)
дает
значение
максимальной
энергии,
передаваемой
ядру
с
массой
m
n
при
столк
новении
его
с
падающим
электроном.
В
более
общем
случае,
когда
~1acca
бомбардирующей
частицы
m
1
сравнима
с
m
117
значение
"'laксимальной
энергии
передачи
дается
формулой
4
(О)
,
(
6.Е)
-
Em
1
m
n
V1-
2
(6.12а)
макс
- (
(О)
+ ' /1
2)2
У
,
m
1
m
n
V
-у
где
miO)
-
масса
покоя
бомбардирующей
частицы.
Если
предпо
.:JOжить,
ЧТО
m~O)
~
m
n
,
то
формула
(6.12а)
дает
(
А
Е)
_
4Em~0)
(1-
2)-112
_4Е
(E+m~O)c2)
(6.126)
u
макс
- m
n
\'
-
m
n
с
2
•
Существует
критическая
энергия
(6.Е)с,
которую
необходимu
сообщить
атому
при
столкновении
для
того,
чтобы
атом
был
выбит
из
евоего
нормального
положения
[371.
Величина'
этой
крити
qеекоЙ
энергии
приблизительно
в
4
раза
превышает
энергию
суб
.:[имации.
Для
систем
слабо
связанных
атомов,
таких,
как
метал
,'lhI
и
их
соли,
(6.Е)с
составляет
от
15
до
30
эв.
В
экспериментальных
данныХ
для
пороговой
энергии
бомбардировки,
полученных
для
ряда
материалов,
имеются
расхождения,
но
в
общем
величины
IlОРОГОВОЙ
энергии
для
электронов
превышают
5 ·105
эв.
Чтобы
удалить
атом
неорганического
объекта
из
его
положения
равнове
('ия,
энергия
падающего
электрона
должна,
по-видимому,
пре-
Нhlшать
примерно
3 ·105
эв.
u
В
свете
сказанного
оказалась
совершенно
неожиданнои
мелкая
точечная
структура
в
золотых
фольгах,
обнаруженная
Пешли
[38],
н
такте
Пешли
и
Пресландом
[39]
и
похожая
на
точечную
струк
туру
отожженного
алюминия
[40],
обусловленную
дислокацион
НhIМИ
петлями.
Очевидно,
что
электроны
с
энергией
от
80
до
100
кэе
не
могут
передавать
атомам
золота
энергию,
большую
1
эв,
что
намного
ниже
критической
энергии
выбивания
атома.
Тем
не
менее
;~ислокационные
петлИ
образовывались
за
время
наблюдения
под
;).'IектрО:JI
НЫМ
микроскопом.
В
конце
концов
в
результате
весьма
убедительного
эксперимента
Пешли
и
Пресланд
[41]
показали,
~TO
малые
петли
образуются
вследствие
радиационных
нарушений
и
материале.
Радиационные
повреждения
в
материале
возникали
эа
счет
облучения
из
электронной
пушки,
но
не
электронами,
а
ио
нами
кислорода.
Из
уравнения
(6.12а)
следует,
что
ион
КИСЛОРОl~а
:юо
гл.
6.
RОЛЛЕRТИВНОЕ
ВОЗБУЖДЕНИЕ
И
ЭНЕРГЕТИЧЕСRИЕ
ПОТЕРИ
с
энергией
Е
=
105
эв
может
сообщить
атому
золота
ма:ксимаJIЬНУЮ
энергию
(дЕ)манс
~
3 ·104
эв.
При
таком
значении
энергии
вполне
ВОзможно
образование
дислоцированных
атомов
золота,
а
также
Фиг.
76.
Радиационные
нарушения
в
ТUНIюм
кристалле
З0лота,
ориеНТlJ
рованном
по
плоскости
(111) [411.
н
а
рушения
вознинают
в
элентронном
МИRроснопе
при
работе
под
напряжением
80
IiF
Точни
И
петли
образуются
при
БОМБаРДИРОВRе
ионами
Rислорода
.
а
-
ЭНСПОЗИЦия
100
сеn;
б
-
энспозицил
1000
сеn.
•
§ 4.
НАГРЕВ
ОБРАЗЦА И
РАДИАЦИОННЫЕ
НАРУШЕНИЯ
2UI
атомов,
порождающих
каскад
смещений,
что
приводит
к
радиацион
ным
повреждениям
в
материале.
Результаты
наблюдений
можно
объяснить
процессом
сегрегации
вакансий,
в
результате
которого
и
образуются
наблюдаемые
петли.
На
фиг.
76,
взятой
из
работы
[41
],
показано
увеличение
плотности
петель
в
золотой
фольге
со
временем
при
наблюдении
под микроскопом.
Кислородные
ионы
появляются
в
результате
реакции
оста
точного
кислорода
в
колонне
микроскопа
с
вольфрамовым
като
дом
электронной
пушки.
Автор
наблюдал
радиационные
повреж
дения
в
никеле
и
его
сплавах,
возникающие
при
длительном
наб
людении
под
микроскопом.
Радиационные
нарушения
создают
серьезные
трудности
при
проведении
экспериментов,
в
которых
образец
сначала
исследуется
под
микроскопом,
а
затем
отжигается
с
целью
обнаружить
в
нем
изменения,
которые
могут
произойти
во
время
отжига
(например,
выделение
в
сплаве
второй
фазы).
Может
оказаться,
что
под
облучением
пленки
ведут
себя иначе,
нежели
массивные
образцы.
Вследствие
сравнительно
слабой
связи
между
атомами
и
их
малой
массы
радиационные
нарушения
в
органичеСI{ИХ
материалах
ТаБJlица
9
МаКСllмалышя
энергия
(LlE)MaHc,
которан
может
быть
передана
электронаМII
с
энергией
100
пав
Атомы
н
с
Си
Аи
(L\E)MaHC'
эв
220
20
4
возникают
при
облучении
электронами
с
энергией
от
80
до
100
кэе.
В
табл.
9
приведены
значения
максимальной
энергии,
которая
может
быть
передана
атомам
ряда
элементов
электронами
с
энер
гией
100
кэв.
Очевидно,
что
при
электронной
бомбардировке
особенно
легко
должны
выбиваться
из
равновесных
положений
атомы
водорода
в
органических
материалах.
С
этой
точкой
зрения
согласуется
наблюдающаяся
в
полимерах
тенденция
к
образованию
сшитой
структуры
и
потере
растворимости
после
экспозиции
под
электрон
ным
пучком
в
микроскопе.
Почти
все
органические
материалы
при
бомбардировке
образуют
углеводородные
фрагменты
с
малым
МО.llеКУJIЛРНЫМ
весом.
Последнее указывает
на
то,
что
углерод