Półkulisty analizator energii elektronów

Półkulisty analizator energii elektronów.

analizator energii elektronów lub półkulisty analizator odchylenia to rodzaj spektrometru energii elektronów, który jest zwykle używany do zastosowań, w których wymagana jest wysoka rozdzielczość energetyczna - różne odmiany spektroskopii elektronów , takie jak spektroskopia fotoemisyjna z rozdzielczością kątową (ARPES), rentgenowska spektroskopia fotoelektronów (XPS ) i spektroskopii elektronów Augera (AES) lub w zastosowaniach obrazowania, takich jak fotoemisyjna mikroskopia elektronowa (PEEM) i niskoenergetyczna mikroskopia elektronowa (LEEM).

Składa się z dwóch koncentrycznych przewodzących półkul, które służą jako elektrody zakrzywiające trajektorie elektronów wchodzących do wąskiej szczeliny na jednym końcu, tak że ich końcowy promień zależy od ich energii kinetycznej. Analizator zapewnia zatem odwzorowanie energii kinetycznych na pozycje na detektorze.

Funkcjonować

Główne części półkulistego analizatora energii elektronów.

Idealny analizator półkulisty składa się z dwóch koncentrycznych elektrod półkulistych (półkuli wewnętrznej i zewnętrznej) $o$ $promieniach$ utrzymywanych napięciach W takim układzie elektrony są rozpraszane liniowo, w zależności od ich energii kinetycznej, wzdłuż kierunku łączącego szczelinę wejściową i wyjściową, natomiast elektrony o tej samej energii są zogniskowane pierwszego rzędu.

Obliczone trajektorie dla trzech różnych energii kinetycznych i czterech pozycji startowych w obrębie szczeliny. Mapy szerokości szczeliny bezpośrednio do kanałów wykrywania energii, pogarszając rozdzielczość.

{\ Displaystyle \ rho = r_ {0} -R _ {\ textrm {P}}}

Obliczone trajektorie dla pięciu różnych energii kinetycznych i pięciu początkowych kątów. Początkowy rozrzut kątowy, zależny od wybranej szczeliny i szerokości apertury, pogarsza rozdzielczość energetyczną.

Kiedy dwa napięcia, i , są przyłożone odpowiednio do $displaystyle V_ {1}}$ i $1$ półkuli, potencjał elektryczny w obszarze między dwiema elektrodami wynika z V Równanie Laplace'a :

{\ Displaystyle V (r) = - \ lewo [{\ Frac {V_ {2} -V_ {1}} {R_ {2} -R_ {1}}} \ prawej] \ cdot {\ Frac {R_ {1} }R_{2}}{r}}+stała}

$.$ , ma znajomą formę ruchu planetarnego

{\ Displaystyle | \ mathbf {E} (r) | = - \ lewo [{\ Frac {V_ {2} -V_ { 1}}{R_{2}-R_{1}}}\right]\cdot {\frac {R_{1}R_{2}}{r^{2}}}}

$są ustawione w taki sposób$ że elektrony o energii kinetycznej równej tak zwanej przejścia poruszają $.$ po trajektorii promienia ${\ Displaystyle R _ {\ textrm {P}} = {\ tfrac {1} {2}} (R_ {1} + R_ {2})}$ . Siła dośrodkowa wzdłuż ścieżki jest narzucona przez pole elektryczne ${\ Displaystyle -e \ mathbf {E} (r)}$ . Mając to na uwadze,

{\ Displaystyle V (r) = {\ Frac {E _ {\ textrm {P}}} {e}} {\ Frac {R _ {\ textrm {P}}} {r}} + stała}

Musi być różnica potencjałów między dwiema półkulami

{\ Displaystyle V_ {1} -V_ {2} = {\ Frac {1} {e}} \ lewo ({\ Frac {R_{2}}{R_{1}}}-{\frac {R_{1}}{R_{2}}}\right)E_{\textrm {P}}}

.

Pojedynczy punktowy detektor o promieniu $.$ stronie półkul będzie rejestrował tylko elektrony o pojedynczej energii kinetycznej Wykrywanie można jednak zrównoleglić ze względu na prawie liniową zależność końcowych promieni od energii kinetycznej. W przeszłości stosowano kilka dyskretnych detektorów elektronów ( kanałtronów ), ale obecnie przeważają płytki mikrokanałowe z ekranami fosforyzującymi i kamerami wykrywającymi.

Ogólnie trajektorie te są opisane we współrzędnych biegunowych płaszczyzny koła wielkiego dla elektronów uderzających pod kątem w stosunku do $}$ do wejścia, $\ displaystyle r, \$ i dla początkowych promieni, aby uwzględnić skończoną aperturę i szerokości szczeliny (zwykle od 0,1 do 5 mm): ${\ Displaystyle r_ {0} \ równoważnik r (\ varphi = 0)}$

{\ Displaystyle r (\ varphi) = r_ {0} \ \ lewo [{(1 -c^{2})\cos \varphi -\tan \alpha \sin \varphi +c^{2}}\right]^{-1}}

gdzie

{\ Displaystyle c ^ {2} = R _ {\ textrm {P}} \ lewo [{\ tfrac {E_ {\ textrm {k}}} {E_ {\ textrm {P}}}}r_{0}\cos ^{2}\alpha -2\left(r_{0}-R_{\textrm {P}}\right)\right]^{-1}}

Jak widać na obrazach obliczonych trajektorii elektronów, skończona szerokość szczeliny odwzorowuje się bezpośrednio na kanały detekcji energii (w ten sposób myląc rzeczywistą rozpiętość energii z szerokością wiązki). Rozrzut kątowy, jednocześnie pogarszając rozdzielczość energetyczną, pokazuje pewne ogniskowanie, ponieważ równe odchylenia ujemne i dodatnie są mapowane na to samo końcowe miejsce.

Odległość od trajektorii środkowej na wyjściu z półkulistego analizatora energii elektronów w zależności od energii kinetycznej elektronu, położenia początkowego w szczelinie 1 mm oraz kąta, pod jakim wchodzi on w pole promieniowe po przejściu przez szczelinę. Dyspersja jest prawie liniowa pod względem energii, liniowa w położeniu początkowym i kwadratowa pod względem kąta. Te dwa ostatnie odwzorowują kanały energetyczne detektora, psując rozdzielczość. Dane obliczono dla R _p = 100 mm. Zanotuj rzędy wielkości różnych skal na osiach pionowych.

$\ varepsilon ) E _ {\ textrm {P}}}$ te odchylenia od trajektorii centralnej są wyrażone za pomocą małych parametrów $zdefiniowanych$ jako $E_ {k} = ($ , ${\ Displaystyle r_ {0} = (1 + \ sigma) R _ {\ textrm {P}}}$ i mając na uwadze że ${\ displaystyle \ alpha}$ sam w sobie jest mały (rzędu 1 °), końcowy promień trajektorii elektronu można wyrazić jako ${\ Displaystyle r (\ pi)}$

{\ Displaystyle r_ {\ pi} \ około R _ {\ textrm {P}} (1 + 2 \ varepsilon -\sigma -2\alpha ^{2}+2\varepsilon ^{2}-6\alpha ^{2}\varepsilon )}

.

Gdyby elektrony o jednej stałej energii wchodziły do analizatora przez szczelinę o $w$ , byłyby one zobrazowane na drugim końcu analizatora jako plamka $}$ $styl wyświetlania w}$ $displaystyle$ szeroki. Jeśli ich maksymalny rozrzut kątowy przy wejściu wynosi $i$ dodatkową szerokość ${\ Displaystyle 2R_ {P} \, \ alpha ^ {2}}$ pojedynczy kanał energetyczny jest rozmazany ${\ Displaystyle |\ Delta R_ {\ pi} | _ {\ sigma, \ alfa} = w + 2R_ {P} \, \ alfa ^ {2}} na$ detektorze strona. Ale tam ta dodatkowa szerokość jest interpretowana jako rozproszenie energii, które jest, w pierwszym rzędzie, ${\ Displaystyle |\ Delta R_ {\ pi} | _ {\ varepsilon} = 2R_ {P} \, \ Delta E / E_ {P}}$ . Wynika z tego, że instrumentalna rozdzielczość energii, $}$ jako funkcja szerokości szczeliny $displaystyle w$ maksymalnego kąta padania nadchodzących fotoelektronów, który sam jest zależny od w {\ szerokość otworu i szczeliny wynosi

{\ Displaystyle \ Delta E = E _ {\ textrm {P}} \ lewo ({\ Frac {w} {2R _ {\ textrm {P}}}} + \alpha ^{2}\right)}

.

$ze$ analizatora poprawia się wraz . Jednak problemy techniczne związane z wielkością analizatora ograniczają jego rzeczywistą wartość i większość analizatorów ma ją w przedziale 100-200 mm. Energie dolnego przejścia $. {\ displaystyle E _ {\ textrm {P}}}$ również poprawić rozdzielczość, ale wtedy prawdopodobieństwo transmisji elektronów jest zmniejszone, a stosunek sygnału do szumu odpowiednio się pogarsza. Soczewki elektrostatyczne przed analizatorem mają dwa główne cele: zbierają i skupiają nadchodzące fotoelektrony w szczelinie wejściowej analizatora oraz spowalniają elektrony do zakresu energii kinetycznych wokół . mi p. {\ displaystyle E _ { ${ P}}}$ , aby zwiększyć rozdzielczość.

Podczas pozyskiwania widm w trybie przemiatania (lub skanowania ), napięcia obu półkul – a tym samym energia przejścia – są utrzymywane na stałym poziomie; w tym samym czasie napięcia przyłożone do soczewek elektrostatycznych są przemiatane w taki sposób, że każdy kanał zlicza elektrony z wybraną energią kinetyczną przez wybrany okres czasu. W celu skrócenia czasu akwizycji na widmo, tak zwana migawka (lub stała ) można użyć trybu. Ten tryb wykorzystuje zależność między energią kinetyczną fotoelektronu a jego położeniem wewnątrz detektora. Jeśli zakres energii detektora jest wystarczająco szeroki, a sygnał fotoemisyjny zebrany ze wszystkich kanałów jest wystarczająco silny, widmo fotoemisyjne można uzyskać w jednym ujęciu z obrazu detektora.

Zobacz też

Spekrtometria masy

Bibliografia _ Tremblay, D. (1990). „Projektowanie spektrometrów elektronowych”. Raporty o postępach w fizyce . 53 (12): 1621–1674. Bibcode : 1990RPPh...53.1621R . doi : 10.1088/0034-4885/53/12/003 . ISSN 0034-4885 .
^ ^a ^b Tusche, chrześcijanin; Chen, Ying-Jiun; Schneider, Mikołaj M.; Kirschner, Jurgen (2019-11-01). „Właściwości obrazowania półkulistych analizatorów energii elektrostatycznej do mikroskopii pędu o wysokiej rozdzielczości” . ultramikroskopia . 206 : 112815. doi : 10.1016/j.ultramic.2019.112815 . ISSN 0304-3991 . PMID 31325896 .
^ Hadjarab, F.; JL Erskine (1985). „Właściwości obrazu analizatora półkulistego zastosowane do wielokanałowej detekcji energii”. Dziennik spektroskopii elektronów i zjawisk pokrewnych . 36 (3): 227. doi : 10.1016/0368-2048(85)80021-9 .
^ Praktyczna analiza powierzchni: za pomocą spektroskopii fotoelektronów ślimakowych i rentgenowskich . Briggs, D. (David), 1948-, Seah, poseł Chichester: Wiley. 1983. ISBN 0-471-26279-X . OCLC 9556397 . {{ cite book }} : CS1 maint: other ( link )

[1] Bibliografia _ Tremblay, D. (1990). „Projektowanie spektrometrów elektronowych”. Raporty o postępach w fizyce . 53 (12): 1621–1674. Bibcode : 1990RPPh...53.1621R . doi : 10.1088/0034-4885/53/12/003 . ISSN 0034-4885 .

[:0-2] Tusche, chrześcijanin; Chen, Ying-Jiun; Schneider, Mikołaj M.; Kirschner, Jurgen (2019-11-01). „Właściwości obrazowania półkulistych analizatorów energii elektrostatycznej do mikroskopii pędu o wysokiej rozdzielczości” . ultramikroskopia . 206 : 112815. doi : 10.1016/j.ultramic.2019.112815 . ISSN 0304-3991 . PMID 31325896 .

[Erskine-3] Hadjarab, F.; JL Erskine (1985). „Właściwości obrazu analizatora półkulistego zastosowane do wielokanałowej detekcji energii”. Dziennik spektroskopii elektronów i zjawisk pokrewnych . 36 (3): 227. doi : 10.1016/0368-2048(85)80021-9 .

[4] Praktyczna analiza powierzchni: za pomocą spektroskopii fotoelektronów ślimakowych i rentgenowskich . Briggs, D. (David), 1948-, Seah, poseł Chichester: Wiley. 1983. ISBN 0-471-26279-X . OCLC 9556397 . {{ cite book }} : CS1 maint: other ( link )