Энергетические спектры рентгеноэлектронной эмиссии и обратнорассеянных электронов

• Автор: Ситников, Андрей Сергеевич
• Шифр специальности: 01.04.04
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2011
• Место защиты: Волгоград
• Количество страниц: 101 с. : ил.

СОДЕРЖАНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
1 ОСНОВНЫЕ ПРИБЛИЖЕНИЯ КИНЕТИЧЕСКОГО УРАВНЕНИЯ В ТЕОРИИ ПЕРЕНОСА ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ
1.1 Исходное кинетическое уравнение Больцмана
1.2 Приближение непрерывного замедления и другие исходные приближения
1.3 Транспортное -5 и транспортно-малоугловое приближения
1.4 Сечения взаимодействия атомных частиц
1.5 Обзор существующих моделей кинетического уравнения
1.6 Выводы по главе
2 АНАЛИТИЧЕСКОЕ РЕШЕНИЕ ЗАДАЧИ О РЕНТГЕНОЭЛЕКТРОННОЙ ЭМИССИИ В ОДНОРОДНОМ ОБРАЗЦЕ
2.1 Описание используемой диффузионной модели
2.2 Учет квантовомеханического надбарьерного отражения электронов
2.3 Выходные характеристики и параметры эмиссии
2.4 Параметры вещества эмиттера
2.5 Результаты и их обсуждение
2.6 Выводы по главе
3 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ СПЕКТРЫ ОБРАТНОРАССЕЯННЫХ ЭЛЕКТРОНОВ ИЗ ОДНОРОДНЫХ МИШЕНЕЙ
3.1 Задача об обратном рассеянии в полубесконечной мишени
3.2 Задача об обратном рассеянии в толстой пластине
3.3 Выводы по главе
4 ИССЛЕДОВАНИЕ МНОГОСЛОЙНЫХ МИШЕНЕЙ
4.1 Кинетическое уравнение в транспортно-малоугловом приближении

4.2 Учет многослойности бомбардируемой мишени
4.3 Вычисление сечений рассеяния
4.4 Оценка эффекта близости при инжектировании заряда в тонкие диэлектрические пленки, находящиеся на проводящих подложках
4.5 Энергетические спектры, образовавшиеся в результате бомбардировки многослойных мишеней пучком электронов
4.6 Выводы по главе
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

ВВЕДЕНИЕ
Актуальность исследования.
Для исследования твердых тел существует множество различных методов, позволяющих получать полную информацию об образце: о химическом составе, кристаллической структуре, о наличии различных примесей и многих других свойствах, представляющих как чисто научный, так и практический интерес. Наиболее важными и перспективными среди прочих являются методы электронной эмиссии, основанные как на использовании электронов в качестве зондирующего возбуждения, так и на регистрации электронов в качестве основного сигнала. Наиболее известными из них являются рентгеноспектральный анализ (ЕРМА), Оже-спектроскопия (AES), рентгеновская фотоэлектронная спектроскопия (XPS), спектрометрия электронной эмиссии, возбуждаемой рентгеновским излучением (XIEES). Несмотря на широкое практическое использование таких методов диагностики, они во многом являются эмпирическими. Попытки аналитического решения подобного рода задач неоднократно предпринимались, начиная с ранних работ Г. Бете [1], и по настоящее время, например [2-7], однако до сих пор не привели к успеху. Для аналитического описания основных эффектов, требуется адекватное физическое моделирование переноса электронов дифференциальными уравнениями с соответствующими задаче начальными и граничными условиями. В связи с этим важным становится вопрос об аналитическом подходе к теории переноса электронов, т. к. только аналитическое описание процесса выявляет его физический смысл в математической форме.
Целью исследований является разработка на основе первых принципов аналитического подхода к вычислению электронно-эмиссионных характеристик однородных и многослойных структур со сверхмалыми размерами активных областей при бомбардировке поверхности электронным пучком и при рентгеновской фотоэмиссии.
При реализации поставленной цели решены следующие задачи:

Уравнение (2.9) необходимо дополнить граничным условием для функции
Будем исходить из очевидного требования, которое можно наложить на плотность потока на границе с вакуумом при условии, что область пространства, занятая веществом 0, является выпуклой - это требование равенства нулю плотности потока для направлений из свободного пространства внутрь вещества
=0, йг-£2<0, хгеЭ0, (2-10)
где пг - внешняя нормаль на границе вещества с вакуумом. Подставив эго 1раничное условие в определение входящей в разложение (2.4) проинтегрированной по всем направлениям векторной плотности потока Р] (х,Е), и используя диффузионное приближение (2.7), получим

| dQ.fi ■ ОР(х,П,е) = йг • [ --ЛЛ^о (*>£)
(2.11)
Выполнив интегрирование после подстановки сюда разложения (2.4), получим граничное условие для функции Р0:

Р =—Л УР го 2
(2.12)

В однородном веществе Л1Г И Р зависят только от энергии электронов и не зависят от пространственных координат. Это можно использовать для упрощения уравнения (2.9). Введем новую функцию
Ф0(х,Е) = Р0(х,Е)р. (2.13)
и заменим переменную Е на переменную / = Е0 шах - Е, где Е0 тах -
наибольшая начальная энергия электронов по всем группам. Тогда уравнение (2.9) примет вид уравнения диффузии

^ = ПЛФ0 + Х^ + £о,_-£о,,), *е[0Л,в),«0, (2.14)