Особенности скользящего взаимодействия электронов с диэлектрическими поверхностями тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.07, доктор наук Вохмянина Кристина Анатольевна

  • Вохмянина Кристина Анатольевна
  • доктор наукдоктор наук
  • 2022, ФГАОУ ВО «Белгородский государственный национальный исследовательский университет»
  • Специальность ВАК РФ01.04.07
  • Количество страниц 192
Вохмянина Кристина Анатольевна. Особенности скользящего взаимодействия электронов с диэлектрическими поверхностями: дис. доктор наук: 01.04.07 - Физика конденсированного состояния. ФГАОУ ВО «Белгородский государственный национальный исследовательский университет». 2022. 192 с.

Оглавление диссертации доктор наук Вохмянина Кристина Анатольевна

ВВЕДЕНИЕ

Описание области исследования и актуальность выбранной темы

Цель и задачи работы

Научная новизна

Теоретическая и практическая значимость работы

Методология и методы исследования

Положения, выносимые на защиту

Степень достоверности и апробация результатов

Глава 1 Обзор экспериментальных работ, выполненных в исследуемой области

1.1 Управление пучками положительных ионов с помощью диэлектрических каналов

1.2 Экспериментальные исследования эффекта управления пучками ускоренных электронов с помощью диэлектрических каналов

Глава 2 Экспериментальная установка

2.1 Постановка экспериментальной задачи

2.2 Экспериментальный комплекс

2.3 Диагностическое оборудование

2.3.1 Визуализация положения и измерение тока пучка

2.3.2 Анализ энергетического состояния электронов

Глава 3 Экспериментальные исследования эффекта управления

3.1 Одиночная пластина

3.2 Диэлектрический канал

3.2.1 Плоский канал, образованный двумя одиночными пластинами

3.2.2 Цилиндрический канал

3.2.3 Сужающийся (конический) канал

Глава 4 Бесконтактное прохождение электронов через диэлектрические каналы

4.1 Конический канал

4.2 Наноразмерные каналы

4.3 Полые полисульфоновые волокна

4.4 Пластиковые макроканалы (зависимость от длины)

4.5 Керамические каналы

Глава 5 Обзор существующих модельных представлений о процессе скользящего взаимодействия пучков заряженных частиц с диэлектрической поверхностью

Глава 6 Модель взаимодействия электронов с энергией 10 кэВ с диэлектрической поверхностью

6.1 Общие положения

6.2 Струйная одномерная модель

6.3 Двумерная модель

6.4 Пространственная модель прохождения электронов через конические каналы

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

Приложение А. Алгоритм зарядки поверхности пластины в двумерной модели

ВВЕДЕНИЕ

Описание области исследования и актуальность выбранной темы

Проблема взаимодействия пучков заряженных частиц с конденсированными средами остается актуальной на протяжении многих десятилетий, особенно, в связи с влиянием интенсивных потоков излучения на космические летательные аппараты [1-4]. Диэлектрические материалы, используемые в космосе, например, в конструкции спутников, могут выдерживать высокие уровни заряда при облучении в космической среде. Это может привести к потенциально опасным разрядам и, как следствие, аномалиям на спутниках, таким как электромагнитные помехи или, в худшем случае, разрушению некоторых бортовых систем. Другой проблемой, связанной с облучением изоляторов нормально падающими пучками электронов, является зарядка образцов при их исследовании методами электронной микроскопии [5-8].

С прикладной точки зрения рассмотрение взаимодействия пучков заряженных частиц с диэлектрическими поверхностями при скользящих углах падения началось сравнительно недавно. Следует отметить, что во второй половине двадцатого века начали проводиться работы по исследованию возможности управления сильноточными импульсными пучками электронов и протонов высоких энергий с помощью прямых и изогнутых стеклянных цилиндрических каналов и одиночных пластин [9-12]. Отклонение пучков заряженных частиц диэлектрическими каналами обосновывалось наличием большого пространственного заряда, приводящего к «рассыпанию» пучка. Часть пучка электронов, попадая на диэлектрическую поверхность, формировала на ней плазму, из которой основная часть электронов пучка вытягивала ионы, которые, в свою очередь, стягивали часть пучка электронов, фокусируя их в цилиндрическом канале [10] или выводя из

изогнутого канала. Несмотря на успешные результаты, полученные в данном направлении, работы по управлению сильноточными пучками заряженных частиц высоких энергий не получили дальнейшего развития.

Активные исследования в области скользящего взаимодействия пучков ускоренных заряженных частиц с диэлектрическими поверхностями вновь начались с начала 2000-х после обнаружения эффекта управления (гайдинг-эффекта) положительными многозарядными ионами с помощью диэлектрических нанокапилляров [13-15]. Было показано, что пучок ионов № проходит через каналы, сформированные в пленке полиэтилентерефталата путем травления ионных треков, без существенных потерь интенсивности первоначального пучка, зарядового и энергетического состояния ионов. При этом частично тенденция сохранялась даже при повороте ПЭТ-мембраны относительно оси падающего пучка на углы вплоть до ±20°. Вслед за исследованием эффекта управления ионами с 2007 года начали проводиться эксперименты по управлению электронами [16,17].

В последнее десятилетие исследования процессов взаимодействия заряженных частиц с диэлектрическими поверхностями проводятся практически одновременно несколькими группами исследователей из Индии, Бельгии, Сербии, Китая, Японии, США и Германии. Основное внимание направлено на возможность управлять пространственными характеристиками пучков заряженных частиц с помощью устройств, созданных на основе диэлектрических каналов простых геометрических форм. Например, авторам работы [18] удалось увеличить плотность тока ионов гелия на четыре порядка с помощью одиночного стеклянного конусного канала. А в 2016 году удалось добиться стабилизации тока ионов [19], проходящих через конусный канал, что сделало возможным использование таких капилляров для биологических и медицинских исследований: в Японии запатентован и используется способ облучения живой клетки отдельными ионами с помощью закрытого конусного канала [20-22]. Уже сейчас эксперименты с использованием ионов с энергией МэВ нацелены на применение микронных

пучков для анализа материалов, модификации поверхности, клеточной хирургии и т.д. [22].

К моменту начала диссертационного исследования в области управления пучками ускоренных электронов стабильного успеха добиться не удалось. Получаемые экспериментальные данные носили противоречивый характер, возможно, ввиду отсутствия отработанной методики измерений токов прошедших через каналы электронов и их энергетического состояния. Кроме того, следует учесть принципиальную техническую трудность работы с электронами с энергиями до 10 кэВ. Авторы работ, выполнявшие исследования эффекта управления электронами с энергиями до 1 кэВ с помощью нанокапилляров [16,17] и конусных макроразмерных каналов [23], сделали заключение, что повышение энергии электронов ведет к уменьшению эффекта управления вплоть до его полного исчезновения. Построение качественной модели эффекта управления также вызвало немало трудностей. Часть экспериментов указывала на то, что гайдинг обеспечивается рассеянием электронов пучка на атомах внутренней поверхности каналов [17,24,25], тогда как авторы работ [16,26,27] получали данные, приводившие к выводу о формировании на поверхности диэлектрика самосогласованного зарядового распределения, обеспечивающего отклонение пучка электронов.

Таким образом, отсутствие единой качественной модели взаимодействия пучков ускоренных электронов с диэлектрическими поверхностями, а также комплексного экспериментального исследования эффекта управления с помощью диэлектрических каналов определили круг задач, решаемых в настоящей диссертации. При этом следует отметить, что работы в данной области остаются актуальными, и на сегодняшний день продолжаются активные исследования управления параметрами пучков заряженных частиц с помощью диэлектрических каналов различными международными научными группами.

Рекомендованный список диссертаций по специальности «Физика конденсированного состояния», 01.04.07 шифр ВАК

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Особенности скользящего взаимодействия электронов с диэлектрическими поверхностями»

Цель и задачи работы

Целью диссертационной работы является выявление закономерностей и описание процессов скользящего взаимодействия ускоренных электронов с диэлектрическими поверхностями с учётом изменения свойств поверхностей под действием пучка.

Для достижения поставленной цели были решены следующие задачи:

- обнаружено отклонение пучков ускоренных электронов с помощью диэлектрических каналов различных конфигураций;

- разработана методика определения пространственных и спектральных характеристик пучка заряженных частиц;

- выполнено комплексное экспериментальное исследование управления пучком ускоренных электронов с помощью диэлектрических каналов различных конфигураций и материалов: плоские и цилиндрические каналы, изготовленные из стекла, керамики, лавсана; нанокапилляры, сформированные в пленке ПЭТ; массивы микроразмерных полисульфоновых волокон; сужающиеся стеклянные каналы;

- разработана феноменологическая модель скользящего взаимодействия ускоренных электронов с диэлектрической поверхностью. В основе модели лежит механизм образования динамического самосогласованного зарядового распределения. Модель учитывает процессы захвата электронов дефектами поверхности, вторичную электронную эмиссию, стекание заряда по поверхности;

- определено влияние пучка электронов с энергией 10 кэВ на модификацию поверхности диэлектриков при длительном облучении.

Научная новизна

Первые результаты, полученные научными сотрудниками лаборатории радиационной физики НИУ «БелГУ», доказали наличие гайдинг-эффекта для электронов с энергией 10 кэВ [28]. При этом результаты предварительных экспериментов показали, что основным механизмом, определяющим эффект управления 10 кэВ электронами с помощью макроразмерных диэлектрических каналов, является образование динамического самоорганизующегося зарядового распределения на внутренних поверхностях исследуемых каналов. Работа [28] определила направление исследований, проведенных в настоящей диссертационной работе.

Таким образом, в настоящей работе впервые убедительно продемонстрировано управление ускоренными электронами с помощью диэлектрических поверхностей и каналов различных конфигураций из различных материалов: одиночных пластин, плоских и цилиндрических каналов, сужающихся капилляров.

Показана возможность контролируемого отклонения и фокусировки пучка электронов диэлектрическими поверхностями.

Разработан и апробирован новый метод оценки энергетических потерь электронов пучка после их взаимодействия с диэлектрической поверхностью.

Обнаружено влияние модификации поверхности диэлектрика на пропускную способность канала.

Предложена и апробирована модель формирования на поверхности диэлектрика самосогласованного зарядового распределения. Результаты расчета в соответствие с разработанной моделью хорошо согласуются с экспериментальными данными.

Теоретическая и практическая значимость работы

В работе впервые в мире проведено комплексное экспериментальное и численное исследование возможности управления пучком ускоренных электронов с помощью диэлектрических каналов различных конфигураций. В экспериментах использовались капилляры, изготовленные из радиационно-стойких материалов, таких как стекло и керамика. Устройства на основе таких материалов могут подвергаться длительному воздействию пучка электронов, обеспечивая стабильный контроль пространственно-угловых параметров пучка. Капилляры, изготовленные из полимеров и полисульфоновых волокон, являющихся биосовместимым материалом, могут быть использованы в медицинских и биологических исследованиях.

Создание рабочей модели скользящего взаимодействия пучка электронов с диэлектрической поверхностью позволит осуществлять поиск наиболее оптимальных условий для эффективного использования управляющих свойств каналов, изготовленных из различных материалов. В частности, показана возможность контролируемого отклонения и фокусировки пучка электронов диэлектрическими поверхностями.

Таким образом, в работе решён ряд задач, в совокупности позволяющих сформировать новую область исследований, связанную с изучением механизмов скользящего взаимодействия пучков ускоренных электронов с диэлектрическими поверхностями. Главной особенностью изучаемых процессов, отделяющих полученные результаты в отдельную область, является наличие изменения физических свойств диэлектрических поверхностей под воздействием пучков электронов, что формирует нетривиальную обратную связь между пучком и поверхностью. На основе проведённых исследований фундаментального характера впервые удалось зафиксировать управляемое отклонение и фокусировку пучков ускоренных электронов, что весьма ценно для прикладного использования.

Методология и методы исследования

Поставленные в работе задачи экспериментальных исследований физики конденсированного состояния решались с применением методов ядерной физики и оптики пучков заряженных частиц.

Часть работ выполнялась с использованием научного оборудования ЦКП НИУ «БелГУ» и ЦКП ФНИЦ «Кристаллография и фотоника» РАН.

Для анализа энергетического состояния электронов пучка, провзаимодействовавших с диэлектрической поверхностью, помимо стандартных методов (плоский и поворотный электростатический анализатор) использовался новый метод, разработанный в ходе диссертационных исследований. Метод основан на сравнении рентгеновских спектров исходного и прошедшего через канал пучка и позволяет оценить долю электронов, прошедших через канал с энергетическими потерями не более 10%. Спектр генерируется в металлической пластине, материал которой выбран исходя из значения энергии характеристических пиков, близких к первоначальной энергии пучка электронов.

Для создания численной модели исследуемого процесса использовались методы компьютерного моделирования и численные методы обработки результатов.

Положения, выносимые на защиту

1. При взаимодействии пучка электронов с внутренней поверхностью диэлектрического канала наблюдается прохождение пучка через канал, ось которого отклонена от оси падающего пучка электронов на угол, превышающий угол геометрического пропускания канала.

2. При взаимодействии пучка электронов с диэлектрическими каналами в режиме отклонения пучка каналом часть электронов пучка отклоняется без потерь энергии.

3. Диэлектрические сужающиеся капилляры позволяют увеличивать пространственную плотность пучка ускоренных электронов более чем на порядок.

4. При прохождении пучка ускоренных электронов через диэлектрические наноканалы наблюдается процесс вовлечения части электронов в режим упругого взаимодействия с внутренней поверхностью каналов даже при наклоне осей каналов относительно оси первичного пучка.

5. При скользящем падении пучка ускоренных электронов на плоскую диэлектрическую поверхность происходит модификация свойств поверхности, обеспечивающая контролируемое отклонение пучка поверхностью.

6. При увеличении тока пучка электронов, взаимодействующих с плоской диэлектрической поверхностью в режиме отклонения пучка поверхностью, угол отклонения пучка не меняется.

7. При описании процесса взаимодействия пучка ускоренных электронов с диэлектрическими поверхностями следует учитывать не только динамический характер зарядки поверхности первичными и вторичными электронами, но и изменение проводимости материала диэлектрика под действием пучка электронов.

Степень достоверности и апробация результатов

Достоверность экспериментальных результатов обеспечивается откалиброванным оборудованием и воспроизводимостью результатов. Верификация модельных расчетов осуществлялась путем сравнения результатов компьютерного моделирования и экспериментальных данных.

Результаты работы были опубликованы более чем в 50 публикациях, в том числе:

- 30 тезисов международных конференций и совещаний;

- 20 публикаций в рецензируемых изданиях, из них не менее 15, индексируемых Scopus и/или Web of Science;

- один патент на полезную модель.

Основные результаты работы докладывались на международных конференциях:

1. 37, 42, 43, 45-50 Международные конференции по физике взаимодействия заряженных частиц с кристаллами, Москва, Россия

2. RREPS-2013, 23-28 сентября, Армения

3. RREPS-2017, 18-22 сентября, Гамбург, Германия

4. RREPS-2019, 16-20 сентября, Россия

5. 20th International Workshop on Beam Dynamics and Optimization (BDO), 30 Jun - 04 Jul 2014, Россия

6. Channeling 2014, October 5-10, 2014 Capri (Naples) Italy

7. Зимняя школа ФКС-2016, Санкт-Петербург, 14-19 марта 2016 г.

8. Channeling 2016, 25-30 September, Sirmione-Desenzano del Garda,

Italy

9. RUPAC 2016, 21 - 25 Nov. 20163, Россия

10. The 2nd international conference on particle physics and astrophysics, 10 October 2016 - 14 October 2016

11. 51-я Школа ПИЯФ по Физике Конденсированного Состояния 1116 марта 2017, Санкт-Петербург, Россия

12. International Conference On Electron, Positron, Neutron and X -ray Scattering under External InfluencesOctober 2017, 2019 Yerevan - Meghri -Armenia

Основные публикации по результатам диссертационной работы

1. Vokhmyanina K.A., Petukhov V.P., Pokhil G.P., Fridman V.B., Tulinov A.F., Zhilyakov L.A., Kulikauskas V.S., Transport and Focusing of Ion Beams by Insulating Channels // Bulletin of the Russian Academy of Sciences: Physics. -2006. - Vol.70, №6. - C. 945-951.

2. Pokhil G.P., Vokhmyanina K.A., Drift model of ion beam guiding using capillaries // Journal of Surface Investigation. X-ray, Synchrotron and Neutron Techniques. - 2008. - Vol. 2. -№ 2. - P.237-240.

3. Pokhil G.P., Vokhmyanina K.A., and Mironchik A.I., Model of ion beam guiding using a flat capillary // Journal of Surface Investigation. X-ray, Synchrotron and Neutron Techniques. - 2009. - Vol. 3, №2. - P.326-330.

4. Vokhmyanina K.A., Zhukova P.N., Nasonov N.N., Pokhil G.P., Concerning contactless ion transmission in dielectric channels // Journal of Surface Investigation. X-ray, Synchrotron and Neutron Techniques. - 2012. - Vol. 6, № 2.

- P.266-270.

5. Vokhmyanina К.А., Zhukova P.N., Irribarra E.F., Kubankin A.S., Hoai L.T., Nazhmudinov R.M., Nasonov N.N., Pokil G.P., Investigation of Contactless Electron Transmission through Dielectric Channel //Journal of Surface Investigation. X-ray, Synchrotron and Neutron Techniques. - 2013. - Vol.7. №.2.

- P. 271-275.

6. Вохмянина К.А., Жукова П.Н., Иррибарра Э.Ф., Кубанкин А.С., Ле Тхи Хоай, Нажмудинов Р.М., Насонов Н.Н., Олейник А.Н., Похил Г.П., Исследование прохождения электронов через диэлектрические каналы // Современные наукоемкие технологии. - 2013. - № 6. - С. 48-49.

7. Vokhmyanina K.A., Zhukova P.N., Kubankin A.S., Hoai L.T., Nazhmudinov R.M., Pleskanev A.A., Oleinik A.N., Nasonov N.N., Pokhil G.P., Studying the Interaction of 10 keV Electrons with a Dielectric Surface // Journal of Surface Investigation. X-ray, Synchrotron and Neutron Techniques. - 2014. -Vol. 8, № 2. - P.356-359.

8. Vokhmyanina K.A., Zhukova P.N., Irribarra E.P., Kubankin A.S., Nazhmudinov R.M., Oleinik A.N., Kishin I.A., Klyev A.S., Pokhil G.P., Modeling of guiding of 10 kev electron beam by planar dielectric surface // В книге: 20th International Workshop on Beam Dynamics and Optimization (BDO). IVESC-ICEE-ICCTPEA-BDO-2014. Edited by: D. A. Ovsyannikov. - 2014. - С.189

9. Vokhmyanina K. A., Zhukova P.N., Kubankin A.S., Hoai L.T., Nazhmudinov, R. M., Oleinik, A. N., & Pokhil, G. P., The study of the guiding process for 10 keV electrons by planar Plexiglass surfaces // Journal of Physics: Conference Series. - 2014. - Vol.517.

10. Vokhmyanina K.A., Zhukova P.N., Kubankin A.S., Nazhmudinov R.M., Oleinik A.N., Kishin I.A., Klyuev A.S., Pokhil G.P., Investigation of the Guiding Effect of 10keV Electrons Using Planar Dielectric Surfaces // Journal of Surface Investigation. X-ray, Synchrotron and Neutron Techniques. - 2015. -Vol. 9, №2. - P.286-289

11. Vokhmyanina K.A., Levina V.S., Nikulin I.S., Pleskanev A.A., Kubankin A.S., Pokhil G.P., The orientation effects during the grazing interaction of fast electrons with structured surfaces // Indian Journal of Science and Technology. - 2015. -Vol.8, № 36. - P.90559.

12. Vokhmyanina K.A., Pokhil G.P., Zhukova P.N., Irribarra E., Kubankin A.S., Levina V.S., Nazhmudinov R.M., Oleinik A.N. and Kishin I.A., Guiding of a beam of 10 keV electrons by micro size tapered glass capillary // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research. - 2015. - Vol.355. -P.307-310.

13. Vokhmyanina K.A., Pokhil G.P., Zhukova P.N., Kubankin A.S., Irribarra E.F., Levina V.S., Kishin I.A., Nazhmudinov R.M., Oleinik A.N., Sotnikov A.V., The dynamics of the interaction of fast electrons with dielectric surfaces at grazing incidence // Physics Letters A. - 2015. - Vol.379. - P.431-434.

14. Vokhmyanina K.A., Sotnikova V.S., Kishchin I.A., Kubankin A.S., Nazhmudinov R.M., Oleinik A.N., Sotnikov A.V., Kaplii A.A., Pleskanev A.A., Pokhil G.P., Propagation of 10 keV electrons through tapered glass

macrocapillaries // Journal of Surface Investigation. X-ray, Synchrotron and Neutron Techniques. - 2016. - Vol.10, № 2. - P.429-432.

15. Vokhmyanina K.A., Kaplii A.A., Sotnikova V.S., Kishin I.A., Kubankin A.S., Nazhmudinov R. M., Oleinik A.N., Sotnikov A.V., Propagation of 10-keV electrons through glass macrocapillaries // Journal of Surface Investigation. - 2017. - Vol. 11, №4. - 844-847.

16. Vokhmyanina K.A., Kubankin A.S., Kishin I.A., Nazhmudinov R.M., Kubankin Yu.S., Sotnikov A.V., Sotnikova V.S., Kolesnikov D.A., Experimental setup for studying the processes occurring during interaction of fast electrons with matter // Journal of Nano- and Electronic Physics. - 2018. -Vol.10.

- №6. - P.06036.

17. Vokhmyanina K.A., Sotnikova V.S., Kaplii A.A., Sotnikov A.V., Kubankin A.S., About a contactless transmission of 10 keV electrons through tapering microchannels // Journal of Instrumentation. - 2018. - Vol.13, №2. -P.02048

18. Vokhmyanina K.A., Kubankin A.S., Myshelovka L.V., Zhang H., Kaplii A.A., Sotnikova V.S., Zhukova M.A., Transport of accelerated electrons through dielectric nanochannels in PET films // Journal of Instrumentation. - 2020.

- Vol. 15, №4

19. Vokhmyanina K.A., Myshelovka L.V., Kolesnikov D.A., Zhukova P.N., Ionidi V.Y., Passage of 10-keV Electrons through a Bundle of Dielectric Channels // Technical Physics Letters. - 2021. - Vol.47, №1. - P.31-34.

20. К.А. Вохмянина, Л.В. Мышеловка, В.С. Сотникова, А.А. Кубанкина, А.Д. Пятигор, А.С. Кубанкин, Ю.В. Григорьев, Исследование прохождения электронов с энергией 10 keV через керамический макроканал// Письма в ЖТФ.- 2021.- том 47.- вып. 16. - C.51-54.

21. Патент на полезную модель № 168754 от 17.02.2017 «Устройство для компрессии пространства взаимодействия пучков заряженных частиц и электромагнитного излучения»

Глава 1 Обзор экспериментальных работ, выполненных в исследуемой

области

1.1 Управление пучками положительных ионов с помощью диэлектрических каналов

В начале 2000-х годов группой исследователей под руководством N. Stolterfoht была опубликована серия работ, в которых демонстрировался новый эффект - управление положительными многозарядными ионами с помощью диэлектрических нанокапилляров (т.н. гайдинг-эффект) [13-15]. Авторами исследования было показано, что пучок ионов Ne проходит через каналы, сформированные в пленке полиэтилентерефталата толщиной 10 мкм путем травления ионных треков, без существенных потерь интенсивности первоначального пучка и с сохранением первоначального зарядового и энергетического состояния ионов. Необходимо отметить, что во избежание зарядки поверхности пленки нормально падающими ионами фронтальная часть мембраны была покрыта тонким слоем золота и заземлена. Изображение мембраны и параметры каналов приведены на Рисунке 1.1.1 (а), результаты эксперимента для режимов, когда оси каналов параллельны оси падающего пучка и наклонены на 5° относительно нее, показаны на Рисунке 1.1.1 (б). При этом частично тенденция сохранялась даже при повороте ПЭТ-мембраны относительно оси падающего пучка на углы вплоть ± 20° (Рисунок 1.1.2). Расходимость используемого пучка ионов меньше 0.5°.

Авторами указанных работ для описания полученного эффекта, когда ионы пучка движутся параллельно осям каналов при их наклоне относительно оси падающего пучка, был введен термин гайдинг-эффекта (guiding).

Ion Energy/Charge (keV)

Рисунок 1.1.1 - Результаты первого экспериментального исследования

эффекта управления пучком многозарядных ионов Ne с помощью мембраны ПЭТ с наноканалами длиной 10 мкм и внутренним диаметром 100 нм [14]. (а) - изображение фронтальной поверхности мембраны и схема канала с размерами; (б) - зависимость числа прошедших через каналы ионов от их энергетического и зарядового состояния для двух углов наклона мембраны относительно оси падающего пучка (0° и 5°). На вложенном

рисунке - схема эксперимента

7+

Рисунок 1.1.2 - Угловое распределение ионов № , прошедших через капилляры в мембране ПЭТ. Фольги были наклонены на углы, указанные над

соответствующими им пиками [14]

В качестве механизма, объясняющего полученный эффект авторами работ [13-15] была предложена модель образования на внутренних стенках каналов самосогласованного зарядового распределения, когда часть ионов падающего в канал пучка захватывается стенками, тем самым заряжая их. Зарядка происходит до тех пор, пока электрическое поле заряженных областей не начнет отклонять ионы пучка, препятствуя их непосредственному взаимодействию с поверхностью. При этом часть образованного поверхностного заряда постепенно стекает ввиду наличия поверхностной и объемной проводимости диэлектрика. Образующийся недостаток заряда в заряженных областях компенсируется захватом ионов пучка. Таким образом, при прохождении через диэлектрические каналы пучка ионов одновременно протекают два процесса - зарядка поверхности частью ионов и стекание излишков заряда. При этом оба процесса находятся в динамическом равновесии, обеспечивая стабильное пропускание ионов каналами.

В качестве подтверждения данной идеи в работах [14,15] приводятся результаты измерения временной зависимости пропускания ионов нанокапиллярами (Рисунок 1.1.3).

Пучок ионов падает на мембрану ПЭТ под углом 10°. Измеренная интенсивность прошедшего пучка экспоненциально возрастает с постоянной времени в течение 2.5 минут (время зарядки стенок каналов). Через 10 минут пучок выключается и включается короткими импульсами для определения уменьшения пропускания мембраны. Сплошные кривые получены из модельных расчетов [15].

Последовавшие за описанными выше работами эксперименты по исследованию управления ионами с помощью нанокапилляров, сформированных в пленках из различных материалов, зачастую приводили к разным результатам [30-36]. В первую очередь это связано с тем, что в лабораториях готовили образцы из разных материалов, обработанных свои собственные методы.

1.0

со

с. в 0.5

с

4-

"О 0.2

ф

N

Й

Е 0.1

о

0.05

Beam on Beam off + short pulses 3 keV Ne7" via PET

ч/ = е = ю°

г /

■ 1

'Discharging':

-1 / T ~ 40 min a

I Charging:

"í 1 т = 2.5 min

i 1 с ........

10

40

20 30

t, Time (min)

Рисунок 1.1.3 - Временная зависимость интенсивности прошедшего пучка

7+

ионов Ne , демонстрирующая процессы зарядки и разрядки внутренней

поверхности каналов [15]

Ожидается, что различия в управляющих способностях капилляров будут вызваны различиями в проводимости материала. Следовательно, для материалов с высокими изоляционными свойствами характерна не недостаточная воспроизводимость, а большое разнообразие экспериментальных результатов из разных лабораторий. Соответственно, остается задача поиска материала и/или способа формирования наноканалов, обеспечивающих высокую управляющую способность. Этот поиск можно комбинировать с целью минимизировать угловой разброс прошедших ионов. Обобщение метода создания диэлектрических мембран с упорядоченной и неупорядоченной структурой, а также описание модели прохождения ионов низких энергий через такие наноканалы наиболее полно описаны в работе [37].

Для практического применения наиболее интересными можно считать результаты, полученные при исследовании гайдинг-эффекта для макроразмерных каналов. Особый интерес представляют сужающиеся конусные каналы, которые, как было обнаружено, позволяют не только

управлять пучком медленных многозарядных ионов, создавать микроразмерные пучки, но и фокусировать пучок, т. е. увеличивать плотность тока пучка ионов на выходе из канала.

Например, в работе [38] стабильно наблюдалось прохождение пучка

8+

ионов Аг с энергией 8 кэВ через капилляр длиной 5 см с внутренними диаметрами входа/выхода 800/24 мкм в течение более 1200 секунд. Прошедший пучок имел тот же размер, что и выходное отверстие канала, что свидетельствовала об увеличении плотности пучка примерно в 10 раз, при этом расходимость пучка составила ±5 мрад. Первоначальный пучок управлялся капилляром с наклоном до ±100 мрад, и даже при максимальном угле он сохранял первоначальное зарядовое состояние.

Схема эксперимента и изображение канала приведены на Рисунке 1.1.4.

Рисунок 1.1.4 - Схематический вид экспериментальной установки (а), (Ь) -фото сужающегося стеклянного капилляра и (с) - изображение выходного отверстия капилляра под микроскопом [38]

Данные по управлению пучком ионов при наклоне капилляра относительно оси падающего пучка приведены на Рисунке 1.1.5.

100 -80 -60 -40 -20 0 20 40 60 80 1 СЮ Tilting angle of the capillary [mrad]

Рисунок 1.1.5 - Зависимость положения пика прошедших ионов от угла

наклона стеклянного канала, величина тока падающего пучка 0.01 пА. По

горизонтальной оси отложен угол наклона. Вертикальная ось соответствует

восстановленному углу отклонения пучка от положений пика в позиционно

чувствительном детекторе. Горизонтальные и вертикальные погрешности

показывают точность считывания шкалы угла наклона и размер пятна на

полувысоте, соответственно [15]

Особенно впечатляющий эксперимент по фокусировке пучка положительных ионов был представлен в работе [18]. Пучок ионов гелия Ие2+ с энергией 2 МэВ пропускался через стеклянный конусный канал длиной 50 мм и внутренними диаметрами входа/выхода 0.8 мм/0.8 мкм. Схема эксперимента показана на Рисунке 1.1.6. Ось канала была параллельно оси падающего пучка.

Через капилляр проходил лишь 1% падающих в него ионов, однако это означает, что плотность тока пучка ионов на выходе из капилляра увеличилась на 4 порядка, т.е. имеет место сильный фокусирующий эффект.

Рисунок 1.1.6 - Схема эксперимента по изучению прохождения ионов гелия через стеклянный конусный капилляр [18]

В 2008 году и др. [39] исследовали профили прошедшего через стеклянный конусный канал пучка ионов, предварительно создав на выходе канала тонкое окно (несколько мкм) и погружая наконечник в каплю жидкого сцинтиллятора. На Рисунке 1.1.7 (а) показана схема системы подготовки микропучка, установленной на X - У подвижной платформе для подстройки капиллярного входа с входящим пучком с помощью микрометра. Пучок формируется квадратной апертурой из алюминиевых пластин ^А) размером 1^1 мм , затем вводится в капилляр, установленный на держателе, и в конечном итоге проходит через тонкое окно. Это конечное окно достаточно прочное, чтобы удерживать всю линию пучка в вакууме, позволяя пучку ионов с энергией МэВ проходить через окно без серьезных потерь энергии. Таким образом, микропучок может быть выведен на атмосферу и введен в четко определенную точку жидкой мишени.

Конический стеклянный капилляр имеет длину ~50 мм с внутренними входным и выходным диаметрами 0.8 мм и несколько микрометров соответственно. Микрометры DMM используются для выравнивания капилляра относительно оси луча. Кончик капилляра с тонким окном может быть помещен точно в заданное положение с помощью оптического

микроскопа, сфокусированного на выходе канала. Оптический микроскоп установлен на прецизионном трехосном столике, позволяющим подстраивать положение облучаемой мишени.

1 эр''"б Л plunger^H

Рисунок 1.1.7 - (а) Схема системы подготовки микропучка. Квадратная апертура (SA) коллимирует входящий в капилляр пучок. Микрометр на входе (UMM) используется для регулировки положения SA по отношению к входящему пучку, а микрометр на выходе (DMM) предназначен для регулировки конусного капилляра относительно оси пучка ионов, проходящей через SA. (b) Фотография сужающегося стеклянного капилляра с тонким выходным окном, (с) и (d) - изображения выхода капилляра, полученные с помощью оптического микроскопа и сканирующего ионного

микроскопа, соответственно [39]

Описанная схема сужающегося стеклянного капилляра имеет несколько качественных преимуществ по сравнению с обычными схемами формирования микропучка: (1) целевое положение определяется в реальном времени «глазами» под микроскопом с точностью до микрометров, (2) ионы пучка направляются непосредственно в жидкую мишень без воздушной прослойки между ними, и (3) энергия ионов пучка может быть настроена так, чтобы точно регулировать величину энерговыделения вдоль направления

пучка. Пучок может поглощаться в областях порядка мкм, т.е. предложенная капиллярная схема реализует трехмерную точечную область облучения в реальном времени с точностью до 1 мкм и выше. На Рисунках 1.1.7 (с) и (d) показано изображение, полученное с оптического микроскопа, и изображение, полученное с помощью сканирующего ионного микроскопа (SIM) вблизи выходного окна капилляра, соответственно.

Рисунок 1.1.8 - (а) ПЗС-изображение сцинтилляционного света (синее пятно), когда пучок ионов гелия с энергией 3 МэВ вводится в каплю жидкого

сцинтиллятора через кончик сужающегося капилляра с тонким окном. Тонкие сплошные кривые показывают контур капилляра. Светлые кружки и

крестики показывают распределение интенсивности сцинтилляционного света, проецируемого вдоль и перпендикулярно оси пучка, соответственно. Сплошная фиолетовая линия показывает распределение интенсивности сцинтилляций, оцененное с учетом эффективности преобразования от

выделения энергии к сцинтилляциям; (Ь) и (с) - ПЗС-изображения от одного

2 +

и того же капилляра для ионов Не с энергиями 3 МэВ и 4 МэВ соответственно. Белая линия со стрелками с обоих концов используется для

масштабирования, ее длина 20 мкм [39]

Окно на выходе капилляра достаточно тонкое, чтобы позволить ионам с энергией МэВ проходить без серьезных потерь энергии, но в то же время

достаточно прочное, чтобы выдерживать атмосферное давление, а кончик капилляра можно погрузить в жидкость.

Описанные выше первые и полученные в дальнейшем результаты по управлению параметрами ионных пучков с помощью диэлектрических каналов продемонстрировали высокий потенциал практического использования в различных сферах науки, техники и медицины [21, 40-50].

1.2 Экспериментальные исследования эффекта управления пучками ускоренных электронов с помощью диэлектрических каналов

Успехи, достигнутые при исследовании гайдинг-эффекта для ионных пучков дали толчок к изучению возможности управления пучками ускоренных электронов с помощью диэлектрических каналов различной конфигурации. Вполне естественно, что эксперименты проводились для аналогичных образцов - наноразмерных каналов, сформированных в диэлектрических пленках. Однако первые же эксперименты [16,17] продемонстрировали более сложный характер скользящего взаимодействия электронов с диэлектрическими поверхностями.

Например, в работе [17] представлены результаты экспериментального исследования прохождения электронов низкой энергии 200-350 эВ через высокоупорядоченные нанокапилляры в пленке Al2O3 с большим аспектным отношением диаметром 140 нм и длиной 15 мкм. Матрица наноканалов была приготовлена с использованием явления самоупорядочения во время двухэтапного процесса анодирования алюминиевой фольги высокой чистоты. Детальное описание создания таких мембран приведено в работе [32]. Результаты экспериментов, представленные на Рисунках 1.2.1 и 1.2.2 [17], ясно показывают наличие управляющего эффекта, как было обнаружено для многозарядных ионов. Причем управление электронным пучком наблюдалось при углах наклона до 12°. Из графиков на Рисунке 1.2.2 видно,

Похожие диссертационные работы по специальности «Физика конденсированного состояния», 01.04.07 шифр ВАК

Список литературы диссертационного исследования доктор наук Вохмянина Кристина Анатольевна, 2022 год

источника

Рисунок 3.1.11 - График соответствия тока источника и величины падающего

тока, измеренного на маске образца

Анализируя данные, показанные на Рисунках 3.1.9 и 3.1.10, видно, что в диапазоне токов 35-150 нА положение следа пучка на экране, а, следовательно, и степень отклонения пучка от поверхности зависит слабо. При малых величинах тока след либо выше (Рисунок 3.1.9) либо ниже (Рисунок 3.1.10) положения следа прямого пучка. Причем, более высокое начальное положение наблюдается при не заземленном входном торце пластины из оргстекла, и имеет место нормальное падение части электронов пучка на торец образца. Следует отметить, что коэффициент вторичной электронной эмиссии для диэлектриков может быть выше единицы [71-73] для скользящих углов наклона пластин. В этом случае имеет место конкуренция образования положительно и отрицательно заряженных областей. При больших токах, вероятно, положительно заряженные области поверхности оргстекла компенсируются электронами пучка быстрее, и, с учетом низкой поверхностной проводимости диэлектрика, поверхность «успевает» накопить больший отрицательный заряд, сильнее отклоняя пучок.

Для стеклянной пластины с заземленным входным торцом, по-видимому, преобладает положительно заряженное зарядовое распределение. Таким образом, след пучка, провзаимодействовавшего со стеклянной поверхностью, отклоняется ниже уровня следа прямого пучка.

Одновременно с исследованиями влияния диэлектрической поверхности на пучок электронов при его скользящем падении на одиночную пластину проводились эксперименты по исследованию возможности управления электронами с помощью диэлектрических каналов: плоских и цилиндрических. Схема эксперимента оставалась той же - было необходимо измерить угловой сдвиг следа пучка электронов, прошедших через канал, в зависимости от угла наклона канала относительно оси падающего пучка. При этом важным признаком наличия гайдин-эффекта является отклонение пучка электронов каналом даже при углах, превышающих угол геометрического пропускания канала ±а. Данный угол определяется как предельный угол, при котором пучок перекрывается полностью в отсутствие отклоняющих сил со стороны внутренних стенок канала.

Угол геометрического пропускания для плоского и цилиндрического каналов определяется по формуле (3.2.1).

где d - расстояние между пластинами для плоского или диаметр для цилиндрического канала, Ь - длина канала.

Для конусного или сужающегося канала искомый угол определяется по формуле (3.2.2).

3.2 Диэлектрический канал

(3.2.1)

а = аг с г д (3.2.2)

здесь О и й - входной и выходной диаметры канала соответственно, Ь -длина канала.

На Рисунке 3.2.1 приведены соответствующие схемы, поясняющие приведенные формулы.

Рисунок 3.2.1 - Схемы, поясняющие понятие угла геометрического пропускания. Слева - для плоского и цилиндрического, справа - для

конусного канала.

3.2.1 Плоский канал, образованный двумя одиночными пластинами

В первую очередь был исследован плоский диэлектрический канал, сформированный из двух одиночных диэлектрических пластин, расстояние между которыми фиксировалось с помощью небольших диэлектрических вкладышей требуемой толщины. На входном торце такого канала устанавливалась металлическая заземленная маска с прорезью, соответствующей высоте канала (Рисунок 3.2.1.1).

У "

Рисунок 3.2.1.1 - Схема эксперимента с плоским каналом

Как и при работе с пластинами и последующих экспериментах по исследованию гайдинг-эффекта, входная часть канала была зафиксирована (проходила через ось вращения). При этом канал наклонялся относительно оси падающего пучка, и на экране отслеживался угловой сдвиг следа пучка электронов, прошедших через канал.

На Рисунке 3.2.1.2 показан угловой сдвиг следа пучка прошедших через стеклянный плоский канал электронов в зависимости от угла наклона канала относительно оси прямого пучка.

Как видно из Рисунка 3.2.1.2, пучок электронов поворачивается вслед за наклоном канала на углы, значительно превышающие угол геометрического пропускания, равного ±0.8°.

На Рисунке 3.2.1.3 приведены данные по повороту пучка с помощью плоского канала, составленного из ПММА пластин длиной 35 мм, расстояние между пластинами - 1 мм. Угол геометрического пропускания такого канала ±1.63°.

Рисунок 3.2.1.2 - График сдвига следа пучка на экране при повороте плоского канала относительно следа прямого пучка [28]. Эксперимент проводился для канала, составленного из стеклянных пластин длиной 50 мм,

расстояние между пластинами - 0.7 мм

Рисунок 3.2.1.3 - График изменения положения следа пучка на экране в зависимости от угла наклона плоского канала [60]. Канал составлен из одиночных пластин из ПММА, длина пластин 35 мм, расстояние между

пластинами 1 мм

Плоские каналы оказались хорошим инструментом для поворота пучка электронов, однако такие каналы позволяют получать на выходе пучки с неконтролируемыми пространственными параметрами.

3.2.2 Цилиндрический канал

Наибольшую ценность для использования в качестве управляющей системы представляют собой цилиндрические каналы. Например, гибкие диэлектрические трубки из биосовместимых полимеров, в случае доказанного гайдинг-эффекта, могут использоваться в медицине или биологических исследованиях с целью транспортировки электронов непосредственно к облучаемому объекту.

Первый эксперимент, наглядно демонстрирующий возможность управления пучком электронов с помощью цилиндрического канала, был проведен с пластиковой трубкой (ПЭТ) длиной 50 мм и с внутренним диаметром 1.6 мм. В эксперименте использовался экран с разметкой 15^15 мм. Угол геометрического пропускания канала ±1.83°. Результаты эксперимента приведены на Рисунке 3.2.2.1.

Для определения эффективности процесса управления электронами с помощью диэлектрических каналов необходимо не только подтвердить поворот пучка электронов вслед за наклоном трубки, но и оценить энергетическое состояние прошедших через канал электронов пучка. С этой целью был проведен эксперимент по отклонению пучка электронов с помощью стеклянной трубки длиной 47 мм и внутренним диаметром 1.16 мм. Угол геометрического пропускания такого канала ±1.4°.

Для выполнения запланированных измерений использовался поворотный спектрометр, описанный в пункте 2.3.2. Полный ток, прошедший через канал при его наклоне относительно оси падающего пучка, измерялся на выходе из отверстия диаметром 4 мм во внешней пластине

спектрометра с помощью цилиндра Фарадея в отсутствие диафрагм. Ток падающего пучка электронов, входящий в канал, составляет в среднем 100 нА, расходимость пучка до входа не более 0.2°.

4 -2 0 2 4

угол наклона трубки по отношению к оси пучка (град.)

Рисунок 3.2.2.1 - Изменение положения следа пучка на экране при наклоне пластиковой трубки от минус 4 до плюс 4 градусов относительно оси пучка [28]. Сверху: серия фотографий сдвига следа пучка, крайний снимок слева -след прямого пучка; снизу: график углового сдвига пучка (квадратные маркеры), полное соответствие углового сдвига углу наклона пластины

обозначено круглыми маркерами

На Рисунке 3.2.2.2 представлена зависимость полного тока прошедших через канал электронов от угла поворота канала. Из данных, представленных на рисунке, видно, что канал поворачивает пучок на углы, значительно

превышающие угол геометрического пропускания канала, причем доля прошедших электронов около 70% в диапазоне ±5°.

< = 80

Угол поворота канала, град.

Рисунок 3.2.2.2 - Зависимость прошедшего через канал тока пучка электронов от угла поворота канала [65]

Для исследования доли бесконтактно прошедших электронов в процессе измерений канал отклонялся относительно оси пучка и измерялся ток, прошедший через канал при выключенном и включенном напряжении на отклоняющих пластинах спектрометра. Результаты измерения представлены на Рисунке 3.2.2.3. Измерения были проведены только в одном направлении изменения ориентационного угла. Нулевое значение угла соответствовало случаю, когда оси первичного пучка электронов и трубки были параллельны друг другу. Данное положение определяли с помощью пропускания пучка через медный заземленный канал, также установленный на платформе. Искомое положение рассчитывалось как средний арифметический угол поворота медного канала между крайними позициями, при которых канал полностью перекрывал пучок. "Нулевой" угол, относительно которого затем

поворачивали канал, определялся с точностью не хуже 0.25°. Ширина столбцов на диаграмме отражает данную неопределенность.

Рисунок 3.2.2.3 - Доля электронов, прошедших через цилиндрический канал без потерь энергии, при разных углах наклона канала относительно оси пучка

[65]

Из представленных результатов видно, что доля электронов, прошедших через цилиндрический канал без потерь энергии, составляет более 20% даже при отклонении канала относительно оси пучка на 2°. Результаты приведены с большим шагом по углу, поскольку геометрический угол пропускания указанного канала около 1.4°, кроме того, измерения были выполнены только в одном направлении поворота ввиду симметричности системы.

Таким образом, можно заключить, что канал, изготовленный из боросиликатного стекла, способен управлять пучком электронов с энергией 10 кэВ, причем не менее 20% электронов пучка проходят через канал без существенных потерь энергии даже при углах наклона, превышающих геометрический угол пропускания.

Электроны, входя в канал, рассеиваются на фронтальном торце, и их часть, оседая на стенках, формирует зарядовое распределение, обеспечивающее прохождение основной части пучка без потерь энергии. Кроме того, в целом пропускание канала очень высокое, в пределах геометрического угла пропускания доля бесконтактно прошедших электронов составляет более 60%, несмотря на большую величину отношения длины исследуемого стеклянного канала к его диаметру (аспектное отношение).

Следует заметить, что расходимость пучка на выходе составила примерно 2.5°, причем расходимость увеличивалась с увеличением угла поворота, что приводило к уменьшению абсолютной величины тока пучка, "вырезаемого" диафрагмами, и не позволило с помощью представленной схемы измерений исследовать спектры при больших углах поворота канала. Таким образом, в дальнейших работах была использована более универсальная система оценки энергетического состояния электронов.

3.2.3 Сужающийся (конический) канал

Еще одной важной конфигурацией диэлектрического канала является сужающийся или конический канал. Проведенный ранее эксперимент с ионным пучком, проходящим через стеклянный конический капилляр, продемонстрировал возрастание плотности тока пучка ионов на выходе канала до 4-х порядков [18]. Иными словами, для ионов была показана возможность фокусировки пучка с помощью сужающегося капилляра.

В целях исследования существования аналогичной возможности по отношению к ускоренным электронам в лаборатории радиационной физики НИУ «БелГУ» были проведены подобные эксперименты с пучком электронов с энергией 10 кэВ [27, 74].

На Рисунке 3.2.3.1 показана схема проводимого эксперимента.

Рисунок 3.2.3.1 - Схема измерения профиля пучка электронов, прошедших

через конический канал [27]

Ток падающего пучка можно было изменять в диапазоне 100-350 нА при FWHM=1.9 мм и угловой расходимости менее 0.28. Ориентация мишени относительно оси электронного пучка контролировалась гониометром (Рисунок 2.2.4 пп. 2.2). После взаимодействия с мишенью отклоненный луч направлялся на экран, покрытый сцинтилляционным порошком. Снимки следа пучка на экране делались веб-камерой после стабилизации его положения. Для измерения тока пучка использовался цилиндр Фарадея (Рисунок 2.3.1.2 пп. 2.3.1), укрепляемый на подвижном линейном трансляторе горизонтально или вертикально в зависимости от задачи. В эксперименте была предусмотрена возможность одновременного измерения тока на маске с помощью двухканального пикоамперметра. На платформе гониометра устанавливалась подложка из оргстекла, на которой крепились капилляры и, в случае необходимости, цилиндр Фарадея, который поворачивался вместе с платформой и позволял измерять полный ток пучка непосредственно на выходе из капилляра (Рисунок 3.2.3.2).

Сначала для измерения пропускания через сужающийся капилляр была использована стеклянная трубка с соотношением входного/выходного диаметров 1.11/0.057 (мм) и длиной 42 мм (Рисунок 3.2.3.3), марка стекла "Soda Lime glass''. Угол геометрического пропускания такого канала ±0.8°.

Маска

Образец на подложке

ЦФ

/

Рисунок 3.2.3.2 - Схема эксперимента в случае необходимости измерения полного тока пучка электронов, прошедших через канал, в зависимости от угла наклона капилляра относительно оси падающего пучка [74]

Рисунок 3.2.3.3 - Эскиз капилляра и фотографии его входа и выхода (внутренние диаметры: вход 1.11±0.02 мм, выход 57±5 мкм) [27]

Временная зависимость тока на маске и тока электронов, прошедших через капилляр показана на Рисунке 3.2.3.4.

Из данных на Рисунке 3.2.3.4 видно, что процесс облучения входного отверстия трубки занимает около 2 минут, и затем начинается процесс очень быстрой зарядки стенок - на графике наблюдается скачкообразное возрастание проходящего через канал тока. Однако скачок не мгновенный и имеет продолжительность около 0.01 секунды.

42 тт

Время (секунды)

Рисунок 3.2.3.4 - График временной зависимости тока на маске (кривая 1) и тока электронов, прошедших через капилляр длиной 42 мм и соотношением вход/выход - 1.11/0.057 мм (кривая 2) [27]

Полный ток падающего пучка составлял 325±13 нА. Капилляр располагался под углом максимального пропускания тока (приняли его за «нулевой» угол). Во время облучения капиллярного входа часть пучка попадала на маску (диаметр пучка больше входного отверстия канала). С помощью двухканального пикоамперметра одновременно снимался ток с цилиндра Фарадея (прошедший ток) и с маски. Из зависимостей на Рисунке 3.2.3.4 видно, что так на маске изменялся противоположным образом по отношению к проходящему току (вертикальная ось разорвана для лучшей визуализации эффекта «зеркала»). На графике хорошо прослеживаются процессы частичного «открытия» и «закрытия» капиллярного входа.

Можно предположить, что во время интервалов «закрытия» внутренняя поверхность капилляра вблизи входа заряжается и отклоняет часть поступающих электронов на маску.

Следует также отметить, что с учетом флуктуаций величина среднего

тока, падающего непосредственно в канал, составляет примерно 60 нА, а средний ток прошедшего пучка - около 50 нА. Это означает, что почти все электроны проходят через капилляр, и с учетом того, что выходной диаметр почти в 19 раз меньше входного, выходная плотность пучка примерно в 360 раз больше плотности входного тока. Прошедший ток измерялся с помощью цилиндра Фарадея, установленного на подложке сразу после выходного отверстия капилляра, поэтому эффект фокусировки наблюдался в непосредственной близости от выхода.

Аналогичный эксперимент был проведен с более узким выходом капилляра (вход/выход - 1 мм/15 мкм, длина - 30 мм). Угол геометрического пропускания ±1°. Измерялась величина тока прошедшего пучка при различных углах наклона канала относительно оси падающего пучка. Средний ток на маске составлял 145±5 нА, а ток электронов, попадающих непосредственно в капилляр, был менее 20 нА. Полный ток пучка электронов, прошедших через канал, для каждого угла наклона приведен в Таблице 3.2.3.1.

Таблица 3.2.3.1 - величина тока пучка электронов, прошедших через капилляр, в зависимости от угла наклона капилляра относительно оси падающего пучка

Угол наклона (°) Полный ток на выходе канала (нА)

0 5.5

+0.285 4.9

+0.57 2.15

Полученные данные показывают, что плотность прошедшего тока как минимум на 2 порядка больше, чем должна быть согласно геометрическим расчетам (выходной ток составляет 10-20% от входного тока и соотношение

-5

площадей входа/выхода - 103).

Энергетическое состояние электронов, прошедших через канал, дополнительно анализировались с помощью электростатического анализатора (Рисунок 2.3.2.1) в сочетании с щелевым цилиндром Фарадея (Рисунок 2.3.1.2). Попытки измерить долю электронов, прошедших без потерь энергии, для капилляра с выходным отверстием 15 мкм не увенчались успехом из-за слишком больших флуктуаций величины прошедшего тока.

Для изучения эффекта управления с помощью сужающегося капилляра был исследован стеклянный конусный канал простой геометрии (Рисунок 3.2.3.5, сверху). Угловое смещение положения максимального прошедшего тока относительно положения следа прямого пучка в зависимости от угла наклона капилляра показано на Рисунке 3.2.3.5, снизу. Измерения проводились с помощью описанной ранее и показанной на Рисунке 3.2.3.1 системы визуализации (экран и веб-камера).

1.23 11 ]1о.75

-2 0 2

Угол наклона канала (градусы)

Рисунок 3.2.3.5 - Эскиз исследуемого капилляра (все размеры в мм) вверху и сдвиг следа прошедшего пучка в зависимости от угла наклона канала внизу

[27]

Угол геометрического пропускания такого канала ±1.07°. Как видно из графика на Рисунке 3.2.3.5, управление пучком электронов осуществляется на углы минимум в два раза превышающие угол геометрического пропускания.

Для изучения профиля пучка, проходящего через канал при разных углах наклона, и одновременного определения доли электронов, сохранивших свою первоначальную энергию, использовалась система параллельных пластин (Рисунок 2.3.2.1) в сочетании с щелевым цилиндром Фарадея, установленным так, чтобы сканировать пучок в горизонтальном направлении с разрешением 1 мм (схема на Рисунке 3.2.3.6). Система параллельных пластин размещалась на платформе вместе с капилляром сразу за его выходным отверстием. Платформа наклонялась относительно оси падающего пучка, и измерялся угловой сдвиг и профиль пучка в отсутствие напряжения на пластинах анализатора, а затем при подаче напряжения.

Для калибровки системы использовалась металлическая заземленная трубка длиной 30 мм с внутренним диаметром 3 мм. Транспортировка электронов через заземленную металлическую трубку осуществляется без потерь энергии. Следовательно, установив определенное напряжение на пластинах дефлектора, можно определить горизонтальное смещение электронов с энергией 10 кэВ, проходящих через металлическую трубку, и использовать полученную величину в качестве эталона для оценки энергетических потерь электронов, прошедших через капилляр.

На Рисунке 3.2.3.6 представлены полученные результаты, которые показывают, что расстояние между прямыми (при нулевом напряжении) и отклоненными (напряжение 330 В) пиками для всех углов наклона капилляра, как и для электронов, прошедших через металлическую трубку, составляет примерно 18 мм.

Рисунок 3.2.3.6 -Схема (вверху) расположения образца и системы параллельных пластин на единой платформе в сочетании с цилиндром Фарадея; прошедший ток (нижняя часть рисунка) в зависимости от положения ЦФ: левые пики соответствуют нулевому напряжению на пластинах дефлектора, а правые пики соответствуют напряжению 330 В на одной из пластин дефлектора. Ток, прошедший через металлическую трубку, был нормирован на максимум, остальные пики - ток в нА [27]

Положения начального и отклоненного профилей пучка после прохождения капилляра не совпадают с положениями профилей после прохождения металлической трубки. Причина данного расхождения - оси капилляра и трубки не параллельны друг другу. Грубая оценка углового расхождения осей дает величину в 1°.

Следует отметить, что пропускание капилляра уменьшается примерно экспоненциально при наклоне канала на угол 1.14°. Расходимость

прошедшего пучка при нулевом угле наклона относительно оси падающего пучка меньше 1.2°.

Также необходимо отметить, что структура пиков при 0 В и 330 В незначительно меняется, хотя их площадь немного уменьшается. Таким образом, можно предположить, что достаточно большая часть пучка проходит через капилляр практически без потерь энергии.

Позднее в работе [74] были проведены повторные исследования конусных каналов с другими геометрическими параметрами и проведен эксперимент по измерению временной зависимости величины прошедшего тока с небольшим дополнением к схеме, показанной на Рисунке 3.2.3.2. На входе цилиндра Фарадея была закреплена металлическая сетка из латуни с размером ячейки 80*80 мкм, на которую подавалось напряжение 1 кВ для того, чтобы предотвратить попадание в детектор вторичных электронов и электронов первичного пучка, потерявших в канале большую часть энергии. Такая постановка эксперимента позволяет измерять временные зависимости абсолютной величины тока прошедшего через капилляры пучка от угла поворота.

В ходе эксперимента исследовалась временная зависимость прохождения пучка электронов через два различных конических капилляра с длинами 39.5 мм и 41.5 мм и отношением входного и выходного диаметров 1.1/0.12 мм (капилляр 1) и 1.05/0.23 мм (капилляр 2) соответственно. Углы геометрического пропускания обоих каналов около ±0.88. Эксперимент проводился с капиллярами, изготовленными из стекла марки "Soda Lime glass".

Измерения для каждого канала проводились с выдержкой 5 минут при включенном напряжении на сетке, затем еще в течение 5 минут измерялся полный ток на выходе из капилляра при выключенном напряжении. Предварительно был измерен ток через отверстие диаметром ~1 мм для определения приблизительного значения тока пучка, попадающего непосредственно на вход капилляров. Его значение оказалось равным 40 нА

при полном падающем токе на маске 350 нА.

Типичная зависимость показана на Рисунке 3.2.3.7 для второго капилляра при угле его наклона 0.57° относительно оси прямого пучка. Одновременно с измерением прошедшего тока определялся ток на маске, установленной перед входом в капилляр.

325 г

300

275

<

X £

; 250

20 15 10

5

Маска

-•— Капилляр

50

100

150 Время,с

200

250

300

Рисунок 3.2.3.7 - График временной зависимости тока пучка электронов, падающего на маску и прошедшего через капилляр длиной 41.5 мм с соотношением диаметров входа и выхода, равным 1.05/0.23 мм [74]

Из графиков видно, что увеличение прошедшего тока в точности коррелирует с уменьшением тока, измеряемого на маске, хотя амплитуда корреляций различается в несколько раз. Аналогичный характер поведения проходящего тока и тока на маске («зеркальный» эффект) наблюдается при снятии временной зависимости при фиксированном угле поворота канала [27].

Зависимости среднего прошедшего через капилляры тока, представленные на Рисунке 3.2.3.8, были получены для нескольких углов поворота каналов относительно оси пучка от минус 0.57° до плюс 2° с шагом 0.285° при включенном напряжении на сетке. Исходя из того, что ток,

падающий на вход капилляров, имеет величину 40 нА, можно оценить "пропускную способность" капилляров (Рисунок 3.2.3.9).

Рисунок 3.2.3.8 - Графики зависимости прошедшего через капилляры тока при различных углах наклона оси капилляров относительно оси падающего пучка: (а) -капилляр длиной 39.5 мм, отношение диаметров - 1.1/0.12 мм (1); (б) - капилляр длиной 41.5 мм, отношение диаметров - 1.05/0.23 мм (2) [74]

Рисунок 3.2.3.9 - Графики зависимости доли прошедших через капилляры электронов от угла поворота капилляров относительно

оси пучка [74]

Из графика видно, что второй капилляр с большим выходным диаметром при равных входных отверстиях хорошо проводит электроны в более широком угловом диапазоне.

Максимальная пропускная способность для обоих каналов выше 30%. На основании полученных результатов эксперимента можно оценить, как изменилась плотность пучка на выходе из каналов. Для первого канала в узком угловом диапазоне плотность тока пучка увеличилась более чем в 40 раз, для второго капилляра - в шесть раз по сравнению с током пучка, падающего на вход. При этом оба капилляра имеют отличную от нуля пропускную способность в угловых пределах не менее 2°. Полный ток, регистрируемый цилиндром Фарадея на выходе из капилляров, представлен на Рисунке 3.2.3.10.

Рисунок 3.2.3.10 - Графики зависимости полного тока, регистрируемого цилиндром Фарадея на выходе из капилляров 1 и 2, от угла наклона капилляров относительно оси падающего пучка [74]

Из графика видно, что для первого капилляра полный ток также имеет максимум в узком угловом диапазоне, как и ток, измеренный при подаче напряжения на сетку. Для второго капилляра полный ток вообще не зависит от угла поворота капилляра в пределах 2.5°.

И хотя общий характер зависимостей для полного тока электронов и тока, измеренного при подаче напряжения на сетку, идентичен, следует учитывать тот факт, что пропускание капилляров не является стабильной величиной и меняется со временем. Поэтому для некоторых точек полный ток оказывается ниже тока, в котором не учитывается вклад вторичных и потерявших большую часть энергии электронов.

Эффект фокусировки, т.е. увеличения плотности тока пучка на выходе канала, был измерен также для электронов с энергиями 12 и 15 кэВ. Ниже в Таблице 3.2.3.1 приведены характеристики исследованных каналов и параметры режима проведения эксперимента.

Таблица 3.2.3.1 - Параметры исследованных капилляров, режимы и результаты проведенных экспериментов

Энергия электронов пучка 12 кэВ

№ образца Диаметр вх, ± 0.1 мм Диаметр вых, мкм Длина, мм Падающий ток, ± 3 нА Средний ток на выходе, нА

1 0.9 70 46 30 3.53± 0.66

2 0.76 30 48 30 2.68± 0.64

3 0.76 230 40 30 3.95± 0.5

4 0.76 10 46 30 3.37± 0.69

Энергия электронов пучка 15 кэВ

1 0.9 70 46 30 5.52± 3.28

2 0.76 30 48 30 1.68± 1.04

3 0.76 230 40 30 0.78± 0.29

4 0.76 10 46 30 4.71±2.99

Энергия электронов пучка 10 кэВ

5 1 60 40 60 50

6 1 15 30 20 5.5

7 1 120 39 40 25

8 1 230 41 40 15

Следует отметить, что для энергии электронов 10 кэВ были взяты усредненные значения выходного тока после его стабилизации, полученные в работах [27,62,74]. Позднее были проведены дополнительные измерения для электронов с энергиями 12 и 15 кэВ, измерялись временные зависимости выходного тока пучка и ток на выходе капилляров, усредненный за все время стабильного пропускания канала. На Рисунке 3.2.3.11 показаны типичные зависимости прошедшего тока от времени для электронов с энергией 12 кэВ, прошедших через капилляры №1 (Рисунок 3.2.3.11(а)) и №3 (Рисунок 3.2.3.11(б)).

Время, с Время, с

Рисунок 3.2.3.11 - Временная зависимость тока электронов с энергией 12 кэВ, проходящих через капилляры №1 (а) и №3 (б), параметры которых

приведены в Таблице 3.2.3.1

Из графиков видно, что оба канала, обладая диаметрами выхода, различающимися в три раза, при прочих близких параметрах, имеют качественно схожую временную зависимость пропускания электронов -пропускание каналов постепенно растет с осцилляциями прошедшего тока в течение некоторого времени, необходимого для образования на внутренней стенке каналов требуемого зарядового распределения. При этом на обеих

зависимостях наблюдаются участки, когда проходящий ток стабильно растет до некоторого максимума (при этом время зарядки отличается примерно в три раза), затем, предположительно, происходит некоторая перестройка зарядового распределения, и вновь наблюдаются осцилляции проходящего тока. Такой характер пропускания может свидетельствовать о модификации внутренней поверхности каналов под действием падающего пучка электронов.

Поскольку ток падающего пучка электронов и основные геометрические параметры исследованных капилляров близки, значительно отличаются только диаметры выходных отверстий, можно проследить зависимость фокусирующей способности каналов (во сколько раз увеличивается плотность тока пучка на выходе капилляра) от диаметра выходного отверстия для энергий 10, 12 и 15 кэВ. На Рисунке 3.2.3.12 показаны получившиеся зависимости.

Диаметр выхода капилляра

Рисунок 3.2.3.12 - Зависимости фокусирующей способности капилляров от диаметров выходных отверстий для разных энергий электронов (сплошными линиями обозначены экспоненциальные приближения полученных данных)

Из графиков на Рисунке 3.2.3.12 видно, что явной зависимости фокусирующей способности капилляров от энергии не наблюдается, при этом для всех энергий электронов увеличение плотности тока пучка экспоненциально зависит от внутренних диаметров выходных отверстий каналов. Из полученных данных можно сделать вывод о том, что фокусирующая способность сужающегося канала увеличивается с уменьшением диаметра выхода канала независимо от энергии электронов падающего пучка.

Глава 4 Бесконтактное прохождение электронов через диэлектрические

каналы

Эффективность процесса управления ускоренными электронами с помощью диэлектрических каналов оценивается не только долей частиц пучка, отклоненных капилляром от первоначального направления движения, но и энергетическим состоянием электронов после прохождения канала. Важной задачей, таким образом, становится оценка доли электронов, прошедших через исследуемый образец без существенных потерь энергии.

Первые два метода, описанные в пункте 2.3.3 (электростатические плоский и поворотный спектрометры), использованные в ряде экспериментов с плоскими и цилиндрическими каналами, оказались неэффективны в случаях высокой расходимости пучка электронов. В результате был разработан более универсальный способ (также детально описан в пункте 2.3.2) оценки энергетического состояния пучка электронов, потери которого составили не более 10% от первоначальной энергии 10 кэВ.

Метод основывается на сравнении рентгеновских спектров, генерируемых в металлической мишени при взаимодействии с ней электронов прямого пучка и электронов, прошедших через диэлектрический канал.

4.1 Конический канал

На Рисунке 4.1.1 представлена схема первого эксперимента по исследованию бесконтактного прохождения электронов с энергией 10 кэВ через капилляр конической формы.

Капилляр был установлен на платформе гониометра, обеспечивающего возможность наклонять его относительно оси падающего пучка в двух

плоскостях. Входной торец капилляра экранировался заземленной алюминиевой маской с апертурой 0.9 мм с целью предотвращения зарядки торцов и запирания канала. Также в маске было сформировано еще одно отверстие, размер которого совпадал с отверстием перед входом в канал. Дополнительное отверстие требовалось для проведения измерений характеристик (измерение тока и спектра электронов) падающего пучка. Облучение отверстий с каналом и без канала осуществлялось с помощью линейного сдвига платформы гониометра.

Детектор

Рисунок 4.1.1 - Схема эксперимента. Вставка - алюминиевая маска с двумя отверстиями: для исследования падающего пучка (слева, пустое отверстие) и пучка, прошедшего через капилляр (справа, с установленным сужающимся

каналом) [67]

Электронная пушка генерировала электронный пучок с энергией 10 кэВ при токе 10-1500 нА. Диаметр пучка в эксперименте 1 мм (ширина на полувысоте), расходимость менее 0.25°. Электроны пучка проходили или через отверстие в маске без канала, либо через канал, взаимодействуя с его внутренней поверхностью, и попадали на металлическую мишень, в которой

генерировалось рентгеновское излучение. Угол 0=14° между металлической мишенью и осью детектора был выбран экспериментально, исходя из оптимальных условий наблюдения исследуемого эффекта: достаточный угол обзора и, соответственно, оптимальный уровень рентгеновского излучения, измеряемый детектором.

Для измерения спектров рентгеновского излучения применялся полупроводниковый кремниевый детектор рентгеновского излучения Amptek XR100SDD fast с бериллиевым окном толщиной 12.5 мкм и эффективной площадью 17 мм2, установленный на расстоянии 330 мм от центра металлической мишени. Энергетическое разрешение детектора составляет 150 эВ при энергии фотонов 5.9 кэВ.

В качестве металлической мишени использовалась медная пластина, с которой также снимался ток. При попадании на пластину прямого монохроматического пучка электронов с энергией 10 кэВ формировался спектр, состоящий из подложки тормозного излучения, имеющей плавную форму, и квазимонохроматических характеристических рентгеновских линий, в том числе линий меди, имеющих энергию 8.04 кэВ (Ка-линии) и 8.9 кэВ (Kp-линия). Важно, что обе медные K-линии могут генерироваться электронами с энергией более 8.99 кэВ. Эта особенность позволяет определить долю электронов, энергия которых теряет не более 1.01 кэВ по сравнению с энергией первичного электронного пучка 10 кэВ. По соотношению числа событий в характеристических пиках для прямого и прошедшего канал пучков делался вывод об энергетическом состоянии последнего.

Эксперимент проводился с коническим каналом, изготовленным из стекла Soda Lime Glass (SÍO2 — 71%, AI2O3 — 0-2%, Na2Ü — 15%, CaO+MgO — 13-16%), длина 43 мм, соотношение входного/выходного диаметров 1.15/0.193 мм. Делались измерения величины прошедшего тока и соответствующих спектров при разных углах наклона канала. Результаты измерений приведены на Рисунке 4.1.2.

Угол наклона (градусы)

Рисунок 4.1.2 - Доля электронного пучка (пропускание), прошедшего через

конический капилляр (а) и доля электронов прошедшего пучка, энергетические потери которых не превышали 10% (Ь), в зависимости от угла

наклона канала [67]

Величина падающего в канал тока 17 нА. Угол геометрического пропускания канала с учетом размеров апертуры маски примерно ±0.73°. Данные на Рисунке 4.1.2 (а) демонстрируют наличие эффекта управления на углы, превышающие угол геометрического пропускания. При этом значительная часть прошедших электронов сохраняет свое первоначальное

энергетическое состояние (Рисунок 4.1.2 (Ь)). Важно также отметить, что, когда канал практически параллелен оси падающего пучка, пропускание достигает 70-90%, что говорит о, по меньшей мере, пятнадцатикратном увеличении плотности тока пучка на выходе из канала, т.е. о наличии эффекта фокусировки. Важно, что сфокусированные электроны сохраняют большую часть своей энергии, т.е. проходят через сужающийся канал без непосредственного взаимодействия с его внутренней поверхностью.

4.2 Наноразмерные каналы

Другой интересной задачей, имеющей потенциал практического применения, является исследование прохождения электронов с энергией 10 кэВ через диэлектрические наноразмерные каналы. Эксперименты по управлению электронами с такой энергией с помощью наноканалов с внутренним диаметром 200, 400 и 800 нм были выполнены впервые и изложены в работе [68]. Ниже приведено описание выполненного исследования.

Были проведены эксперименты по изучению направляющего эффекта для электронов с энергией 10 кэВ, проходящих через капилляры диаметром 200, 400 и 800 нм, сформированные в пленке полиэтилентерефталата (ПЭТ) толщиной 10 мкм. Такие каналы получают путем травления ионных треков в тонких пленках. Углы геометрического пропускания равны ±1.15°, 2.3° и 4.6° соответственно. Фронтальная поверхность пленки была покрыта тонким слоем золота для предотвращения зарядки нормально падающим пучком. Золото наносилось путем напыления на образец под углом 80° в течение 5 минут.

Схема эксперимента подобна схемам, использованным ранее, и показана на Рисунке 4.2.1. Электронная пушка генерирует непрерывный пучок электронов с энергией 10 кэВ, которые проходят через коллиматор

диаметром 1 мм (1). Конечный диаметр пучка на держателе ПЭТ, установленном на расстоянии 180 мм от коллиматора, составляет около 1.5 мм (2). Значение тока первичного пучка, измеренное на пластине (5), расположенной за пленкой ПЭТ (2), составляет около 100 нА. Держатель ПЭТ был закреплен на подвижной платформе гониометра, что позволяло вращать образцы, выставлять образцы под пучок и выдвигать их для исследования характеристик первичного пучка.

Рисунок 4.2.1 - схема эксперимента: 1 - коллиматор, 2 - пучок электронов, 3

- пленка с наноканалами, 4 - пучок электронов, прошедших через каналы, 5

- медная пластина, 6 - излучение, генерируемое в пластине при попадании на нее электронов, 7 - детектор рентгеновского излучения, 8 - ось вращения

пластины, 9 - амперметр. Расстояние между центром пластины и детектором 270 мм. Пластина покрыта порошком ZnS(Ag)

Степень параллельности наноканалов лучше 0.5°, расходимость пучка менее 0.2°. Металлическая пластина (5) покрыта тонким слоем

сцинтилляционного порошка. Пластина служит мишенью, в которой при попадании на нее электронов генерируется рентгеновское излучение. Вакуум во время эксперимента составлял 10-6 торр. Для исследования прохождения электронов через нанокапилляры были использованы три образца пленки ПЭТ, в которых сформированы каналы диаметром 200, 400 и 800 нм. Изображения поверхностей ПЭТ с нанокапиллярами показаны на Рисунке 4.2.2. Образцы закреплялись в металлическом держателе, позволяющем наклонять (ось наклона 8 на Рисунке 4.2.1) пленку относительно оси падающего луча.

Рисунок 4.2.2 - Изображения пленок, полученные методом сканирующей электронной микроскопии, содержащий капилляры диаметрами 200 (а), 400 (Ь) и 800 (с) нм. Прозрачность мембран составляла 10.8±0.8%, 8.8±0.8% и 11.1±1.5% соответственно. Поверхность пленок покрыта тонким слоем

золота [68]

Необходимо отметить, что основные стадии изготовления мембран авторами данной работы не контролировались, за исключением покрытия золотом. Таким образом, прозрачность мембраны после нанесения покрытия определялась компьютерной обработкой серий изображений, полученных с помощью электронной микроскопии. Прозрачность оценивалась как отношение отверстий открытой площади к общей площади поверхности изображения. Для расчетов были выбраны изображения как минимум с несколькими тысячами отверстий.

Учитывая, что реальную эффективность управления электронным пучком с помощью наноканалов можно оценить по проценту электронов, которые сохраняют почти всю свою начальную энергию при наклоне каналов на некоторый угол, расчет в данной работе проводился с учетом тока, падающего в каналы.

В ходе эксперимента с каждым образцом одновременно измерялись ток и спектр рентгеновского излучения от медной пластины (Си с порошком (Ag)). Такие же измерения были сделаны для первичного пучка. На Рисунке 4.2.3 представлены спектры первичного пучка и пучка, прошедший через каналы диаметром 800 нм.

Энергия (кэВ)

Рисунок 4.2.3 - Спектры первичного пучка и пучка электронов, прошедших через каналы диаметром 800 нм. Оси каналов параллельны оси падающего

пучка [68]

Время набора спектров для каналов диаметром 400 и 800 нм составляло 20 минут; для наноканалов диаметром 200 нм время набора составляло 30 минут.

На Рисунке 4.2.4 показаны первые результаты измерений тока и спектров при разных углах наклона относительно оси падающего пучка для пленок ПЭТ с наноканалами 800, 400 и 200 нм соответственно. Для каждого набора данных канала «нулевой» угол определялся как угол максимального прошедшего тока. Как видно из данных, заметное пропускание наблюдается для диаметров 400 и 800 нм. Интересно, что доля электронов, прошедших через каналы, уменьшается с уменьшением диаметра каналов.

Пропускание сохраняется при углах, превышающих геометрический угол, при этом более половины прошедших электронов теряют не более 10% своей начальной энергии для образца с диаметром каналов 800 нм.

Исходя из данных о доле электронов, прошедших через каналы, довольно сложно установить явную зависимость от прозрачности мембран и аспектного отношения каналов. Однако полученные данные позволяют утверждать, что достаточно большая часть электронов проходит через диэлектрические каналы без значительных потерь энергии даже за пределами угла геометрического пропускания.

Следует отметить, что начало прохождения электронов по каналам не было мгновенным процессом и длилось несколько секунд. Этот факт можно объяснить образованием распределения заряда на внутренних стенках каналов.

Если рассматривать наноканалы как потенциальное устройство, отклоняющее электронный пучок на небольшой угол, важно оценить, какая часть электронов, попадающих в каналы, не испытывает значительных потерь энергии. В ходе исследования было обнаружено, что прошедшие электроны проходят через наноканалы под углами наклона, допускаемыми геометрическим пропусканием, с некоторым превышением. Для диэлектрических каналов диаметром 800 нм большая часть электронов,

проходящих через каналы, испытывала потери энергии менее 10 %. Для каналов диаметром 400 и 200 нм пропускание было в несколько раз меньше, несмотря на близкую прозрачность мембран. Но даже в этом случае около 30% прошедших электронов испытали потерю энергии менее 1 кэВ в пределах геометрического угла пропускания.

Рисунок 4.2.4 - Зависимость доли прошедших электронов от угла наклона пленки относительно оси падающего пучка (верхний ряд); средний ряд -оценочная доля (от падающего в канал тока) электронов пучка, прошедших через каналы с энергией более 8.99 кэВ, в зависимости от угла наклона; нижняя строка - расчетная доля прошедших электронов с энергией более 8.99 кэВ в зависимости от угла наклона для наноканалов диаметром 800 нм, 400 нм и 200 нм соответственно. Заштрихованные области указывают на соответствующие углы геометрического пропускания [68]

4.3 Полые полисульфоновые волокна

Исследовано прохождение пучка электронов с энергией 10 кэВ через массив, сформированный из полого полисульфонового волокна с внутренним диаметром каналов 160±60 мкм. Актуальность проведения данного исследования обоснована тем, что указанные волокна являются сертифицированным биосовместимым материалом, используемым для проведения медицинских манипуляций. Была измерена зависимость доли прошедшего через каналы пучка электронов от угла наклона каналов относительно оси падающего пучка. Также выполнена оценка доли электронов, испытавших энергетические потери менее 10% после прохождения каналов. Результаты работы приведены ниже и опубликованы в [69].

Общая схема эксперимента совпадает с приведенной на Рисунке 4.2.1, за исключением образца - вместо пленки с наноканалами в держателе устанавливается массив из полых полисульфоновых волокон, эскиз и фотография которого приведены на Рисунке 4.3.1. Исследовались два массива разной длины. Каждый образец формировался из 30 волокон, внутренний диаметр каждого канала составлял 160±60 мкм с толщиной стенки 60 мкм. Волокна скреплены клеем, весь массив стянут термоусадкой. Входной торец образца покрывался тонким слоем серебра (толщина до 100 нм) для предотвращения зарядки входов каналов. Прозрачность конечного массива составляла ~ 20%, максимальные углы геометрического пропускания ±1.26° и ±2.65° были рассчитаны для максимального диаметра канала 220 мкм и для длин массивов 10 и 4.75 мм соответственно. В эксперименте измерялся ток прошедшего через массив пучка и доля электронов, испытавших потери энергии не более 10%, от полного числа электронов, первоначально падающих в каналы. Расчеты проводились с учетом прозрачности массива.

Рисунок 4.3.1 - Эскиз массива и фотография торца без напыления [69]

Набор спектров выполнялся в течение 20 минут. Одновременно с набором спектров выполнялось измерение тока пучка прошедших электронов с помощью пикоамперметра КейЫеу 6482. Первичный пучок имел следующие параметры: ток пучка 100 нА, диаметр пучка на входе в массив 2 мм, расходимость пучка составляла менее ±0.3°. Давление в вакуумной камере менее 10-6 торр.

На Рисунке 4.3.2 показаны данные по измерению тока пучка электронов, прошедших через диэлектрические массивы каналов, в зависимости от угла наклона массивов относительно оси падающего пучка. Также здесь приведена доля электронов падающего пучка, которые испытали потери энергии не более 1 кэВ.

Заштрихованный прямоугольник — область геометрического пропускания каналов. Доля электронов рассчитывается по отношению к падающему в каналы току с учетом прозрачности массивов 20%.

Из Рисунка 4.3.2 видно, что уменьшение длины каналов примерно в 2 раза обеспечило увеличение доли проходящего тока в 5 раз. При этом в обоих случаях уменьшение пропускания с увеличением угла наклона каналов имеет схожий характер: интенсивность прошедшего пучка постепенно снижается при углах, превышающих угол геометрического пропускания.

Угол наклона (градусы) Угол наклона (градусы)

Рисунок 4.3.2 - зависимости доли пучка прошедших через канал электронов (квадраты) и доли электронов, потери которых не превышают 1 кэВ (кружки), от угла наклона каналов относительно оси падающего пучка.

Длина каналов составляет 10 (а) и 4.75 мм (Ь)

Если сравнить угловую зависимость для рассматриваемых диэлектрических каналов с пропусканием металлического заземленного канала (стенки канала не заряжаются) с теми же геометрическими параметрами, то в случае металлического канала пропускание уменьшается быстрее, чем в случае диэлектрического (Рисунок 4.3.3).

Данные для металлического канала были рассчитаны по формуле (65) из работы [37] с учетом характеристик реального пучка. Этот результат однозначно указывает на влияние диэлектрической стенки, а именно поверхностного зарядового распределения, на движение электронов, т. е. небольшая часть электронов не перекрывается стенкой, как в случае металлического канала, а продолжает двигаться вдоль оси канала без существенных потерь энергии даже при существенных углах наклона. Асимметрия полученных на Рисунке 4.3.2 (Ь) зависимостей может быть объяснена несимметричной зарядкой внутренних стенок канала, поскольку при проведении эксперимента канал поворачивали в одном направлении от максимального угла наклона.

Рисунок 4.3.3 - Сравнение доли электронов падающего пучка, прошедших через диэлектрический (экспериментальные данные, кружки) и металлический (расчет, квадраты) каналы. Расчеты проводились для металлического канала со следующими геометрическими параметрами:

внутренний диаметр 220 мкм, длина 4.75 мм

Результаты экспериментов продемонстрировали существование влияния поверхностного заряда на стенках канала на проходящий пучок электронов, а следовательно возможность управления электронами с энергией 10 кэВ с помощью подобных структур. Также явно продемонстрировано наличие зависимости доли проходящего тока от длины каналов в массиве. С уменьшением длины каналов приблизительно в 2 раза доля прошедшего пучка увеличилась примерно в 5 раз. Доля бесконтактно прошедших электронов при угле наклона, равном углу геометрического пропускания, уменьшилась в среднем в 2.5 раза по сравнению с таковой при нулевом угле наклона для обоих каналов.

Также при работе с полисульфоновыми каналами была обнаружена следующая особенность. Методом электронной микроскопии была

проанализирована внутренняя поверхность необлученного (до измерений) и облученного (после измерений) волокна и оказалось, что в приповерхностном слое глубиной около 2 мкм после облучения резко уменьшилась концентрация углерода (с 75% до 30%) и возросла концентрация кислорода (с 10% до 55%). Данное изменение концентрации основных элементов волокна свидетельствует о модификации внутренней поверхности канала. Однако такое изменение не отразилось на управляющих свойствах канала, т.е. пропускание каналов при изменении угла наклона массива относительно оси падающего пучка быстро стабилизировалось (в течение минуты) и оставалось достаточно стабильным в течение всего времени облучения. Данный эффект наблюдался впервые и требует дальнейшего отдельного исследования.

Таким образом, можно утверждать о существовании эффекта управления пучком электронов с энергией 10 кэВ с помощью каналов, созданных из полисульфонового волокна, в угловом диапазоне, превышающем угол геометрического пропускания.

4.4 Пластиковые макроканалы (зависимость от длины)

В пункте 3.2.2 была показана возможность управления пучком 10 кэВ электронов с помощью цилиндрического пластикового канала. Метод оценки энергетического состояния электронов, провзаимодействовавших с диэлектрической поверхностью, позволил выполнить более детальное исследование гайдин-эффекта для подобных каналов.

На Рисунке 4.4.1 представлена схема эксперимента по изучению прохождения электронов через диэлектрические каналы различной длины. Все каналы были изготовлены из полиэтилентерефталата, имели одинаковый внутренний диаметр 1.55 мм и длины - 20, 30, 35, 40, 45 и 50 мм. Толщина стенок каналов 0.5 мм. Была измерена зависимость величины тока

прошедшего через каналы пучка от угла наклона каналов относительно оси падающего пучка электронов. Сделана оценка доли пучка электронов, испытавших потери энергии не более 1 кэВ после прохождения диэлектрического канала.

Рисунок 4.4.1 - Схема эксперимента (а): 1 - электронная пушка, 2 - система электромагнитных линз, 3 - коллиматор 01 мм, 4 - пучок ускоренных электронов, 5 - образцы с заземленной маской, 6 - пучок электронов, прошедших через образец, 7 - ось наклона оси образца относительно оси падающего пучка, 8- детектор рентгеновского излучения, 9 - медная пластина , 10 - амперметр, 11 - излучение, сгенерированное при попадании электронов на медную пластину; Ь - схематичное изображение образцов, установленных в едином держателе [75]

Входы каналов закрыты единой металлической заземленной маской с миллиметровыми отверстиями перед каждым образцом, что позволяет экранировать торцы пластиковых каналов от облучения электронами пучка, и, как следствие, предотвращает запирание каналов. Образцы были установлены в единый держатель для соблюдения одинаковых условий эксперимента для каждого отдельного образца. Для измерения тока первичного пучка, падающего в каналы, в маске было предусмотрено

дополнительное сквозное отверстие диаметром 1 мм. Для подавления выхода вторичных электронов с медной пластины (9) непосредственно перед ней установлена латунная сетка (на рисунке не показана), на которую подается напряжение 400 В.

Измерения проводились следующим образом. Сначала для прямого пучка, проходящего через сквозное отверстие, измерялся ток и спектр генерируемого в медной пластине излучения. Затем набор каналов линейно сдвигался таким образом, чтобы пучок электронов попадал в первый канал, заряжая его внутреннюю поверхность. В течение 2-х минут измерялся ток прошедших через канал электронов и спектр, генерируемый при взаимодействии этих электронов с медной пластиной. Затем держатель с образцами сдвигался для облучения следующего канала, и измерения повторялись. Таким образом, были проведены измерения для всего набора. Затем держатель с образцами наклонялся относительно оси падающего пучка на определенный угол, и снова воспроизводилась та же последовательность измерений. Следует отметить, что величина тока прошедших электронов стабилизировалась в течение примерно одной минуты.

Угол геометрического пропускания для каждого образца приведен в Таблице 4.4.1.

Таблица 4.4.1 - Полные углы геометрического пропускания каналов

Длина канала (мм) Угол геометрического пропускания образца (±, в градусах)

20 3.5810

30 2.3873

35 2.0462

40 1.7904

45 1.5915

50 1.4323

На Рисунке 4.4.2 представлены данные по измерению зависимости доли пучка электронов, прошедших через диэлектрический канал, от угла наклона для каждого канала. Также для каждого канала показана доля электронов от падающего в канал пучка, которые прошли через него и потеряли не более 10% своей первоначальной энергии.

а) Ь) с)

8 -6-4 -2 0 2 4 6 8 -8 -6 4 -2 0 2 4 6 8 -8 -6 -4 -2 0 2 4 6 8

Угол наклона (градусы) Угол наклона (градусы) Угол наклона (градусы)

Рисунок 4.4.2 - Зависимости доли пучка прошедших через канал электронов (квадраты) и доли электронов, потери которых не превышают 1 кэВ (крестики), от угла наклона каналов относительно оси падающего пучка. Длина каналов -20 мм (а), 30 мм (Ь), 35 мм (с), 40 мм 45 мм (е), 50 мм (1) Заштрихованный прямоугольник - угол геометрического пропускания

каналов [75]

Данные Рисунка 4.4.2 для каждой длины хорошо аппроксимируются кривой Гаусса. В результате такой обработки на Рисунке 4.4.3 показаны зависимость от длины канала максимальной интенсивности тока прошедшего через канал пучка электронов (Рисунок 4.4.3 (а)) и соответствующей ширины

на полувысоте (Рисунок 4.4.3 (Ь)). Из полученных графиков видна очень слабая зависимость прохождения электронов через образцы от длины образцов.

длина (мм)

Рисунок 4.4.3 - Результаты эксперимента для пластиковых каналов разной длины: а) - зависимость максимального выхода электронов при условии, что канал параллелен пучку от длины каналов, Ь) - зависимость FWHM от длины

каналов [75]

Важно также отметить, что для всех каналов доля электронов, прошедших каналы без существенных потерь энергии, также остается практически постоянной в пределах 15-35%. Интересно, что ширина на полувысоте соответствующих зависимостей для общего числа прошедших электронов и для электронов, испытавших потери не более 10%, почти одинаковы. Другими словами, доля электронов, бесконтактно прошедших через канал, слабо меняется с изменением угла наклона оси канала относительно оси падающего пучка. Несмотря на то, что полученные данные демонстрируют слабую зависимость интенсивности прошедшего тока и энергетического состояния от длины, следует отметить, что в полученной зависимости (Рисунок 4.4.3 наблюдается наличие максимума

интенсивности при определенной длине канала (в данном случае, 30-35 мм). Это наблюдение, возможно, свидетельствует о существовании оптимального аспектного отношения, при котором реализуются наилучшие условия прохождения электронов через диэлектрический канал.

При этом следует предположить, что с увеличением длины каналов будут уменьшаться максимумы прохождения электронов, так как будет увеличиваться площадь поверхности, которую требуется зарядить, проходящим через канал частицам.

4.5 Керамические каналы

В данном подразделе представлены экспериментальные данные по изучению временной зависимости прохождения электронов с энергией 10 кэВ через керамический ^Ю2) макрокапилляр. Выбор материала обусловлен его высокой радиационной стойкостью, механической прочностью и относительной простотой воспроизведения образца. Внутренний диаметр канала 1.5 мм, а длина 20 мм. Угол геометрического

пропускания такого канала ±4.3°. Схема эксперимента аналогична представленной на Рисунке 4.4.1. Все измерения проводились в положении, когда ось канала параллельна оси падающего пучка.

Для измерения зависимости величины проходящего через канал тока от времени и от величины падающего тока пучка выполнялись следующие действия. Сначала в течение 5 минут измерялась величина тока пучка, проходящего через сквозное отверстие в маске, и спектр излучения, генерируемого в медной пластине при попадании на нее электронов пучка. Затем держатель с образцом линейно сдвигали таким образом, чтобы прямой пучок электронов попадал на вход в исследуемый канал. Проходящий через канал ток электронов и соответствующий спектр измерялись в течение двух минут с паузой между измерениями в 10 секунд последовательно 6-8 раз. Вышеописанные измерения были проведены для тока падающего пучка в диапазоне ~50 нА'250 нА. Следует отметить, что перед описанными измерениями канал предварительно был облучен в течение 5 часов. Данный временной промежуток был выбран случайным образом.

Оказалось, что после серии выполненных измерений на внутренней стенке канала вблизи входного торца образовался видимый невооруженным глазом темный налёт. Несмотря на достаточно высокий вакуум в камере мишеней, там всегда присутствуют остаточные углеводородные молекулы, например, из клеящих материалов (двусторонний скотч), которые используются для крепления образца, из неметаллических элементов гониометра, а также зачастую, из возможных жировых или иных органических загрязнений на поверхности. Данные молекулы при облучении образца пучком электронов образуют на облучаемой поверхности неоднородный углеродный нагар, видимый невооруженным глазом. Методом электронной микроскопии было подтверждено наличие неоднородно распределенных на внутренней поверхности канала пятен и определено, что концентрация углерода в пятне более чем в два раза превышает

концентрацию этого элемента в произвольной точке внутренней поверхности (Рисунок 4.5.1).

Рисунок 4.5.1 - Результаты измерения содержания углерода в двух разных областях керамической трубки. Область 1 расположена ближе к входному отверстию. Область 2 расположена на «пятне». Определение состава проводилось при помощи энергодисперсионного рентгеновского спектрометра EDAX, встроенного в растровый электронный микроскоп FEI

Quanta 600 FEG, напряжение 10 кэВ

Возник вопрос - можно ли оказать существенное влияние на пропускание канала, создав аналогичный слой также на его выходном торце. Канал был развернут таким образом, чтобы выходной, необлученный торец оказался входным, а облученный торец (со следами углеродной пленки) оказался выходным. Канал разряжался почти в течение суток (19 часов) вследствие проведения необходимых технических работ, затем так же, как и для первичного положения, облучался прямым пучком в течение 5 часов. Далее были проведены аналогичные, как и для прямого положения канала, измерения для нескольких значений тока.

На Рисунке 4.5.2 представлены результаты проведенных экспериментов. Из данных на Рисунке 4.5.2 (а) видно, что с увеличением тока пучка, падающего в канал, доля прошедших через канал частиц снижается.

Аналогичная картина происходит и с увеличением времени облучения образца. Для развернутого положения канала картина несколько иная (Рисунок 4.5.2 (Ь)).

В целом максимальное пропускание канала сохраняется на уровне 40%, но, в отличие от первоначального положения канала, при токе падающего пучка ~50 нА пропускание со временем увеличивается. При более высоких токах для развернутого канала пропускание со временем также снижается, хотя остается достаточно высоким по сравнению с прямым положением канала.

Рисунок 4.5.2 - Зависимости пропускания канала от тока прямого пучка для разного времени облучения канала; а) прямое положение канала, Ь) развернутое положение канала [70]

На Рисунке 4.5.3 показаны временные зависимости тока падающего пучка -50 нА и доли электронов, энергетические потери которых не превышают 1 кэВ. Данные приведены как для прямого положения канала (а), так и для развернутого (Ь).

Видно, что в случае развернутого канала пропускание начинается не сразу и постепенно растет до некоторого уровня, тогда как в первичном положения образца он начинает пропускать сразу и затем постепенно

«запирается». Полученные зависимости прохождения электронов через канал от времени свидетельствует в пользу модели образования самосогласованного распределения заряда на внутренней поверхности канала, учитывающего как зарядку поверхности, так и одновременное стекание части заряда, в случае стабильного пропускания канала. Однако обнаруженные углеродные фракции внутри канала должны быть приняты в расчет при дальнейшем развитии модели процесса, ввиду их влияния на поверхностную проводимость диэлектрика.

Рисунок 4.5.3 - Временные зависимости пропускания каналов (квадраты) и доли электронов, потери энергии которых не превышают 1 кэВ (звездочки), для тока прямого пучка ~ 50 нА. а) прямое положение канала Ь) развернутое

положение канала [70]

Пропускание канала, как показал эксперимент, изменилось. Возникла необходимость уточнить, сохранилась ли способность керамического канала управлять пучком электронов. Для этого был выполнен эксперимент по визуализации гайдинг-эффекта при изменении угла наклона канала.

Результат эксперимента показан на Рисунке 4.5.4.

Рисунок 4.5.4 - График зависимости сдвига следа пучка на экране от угла

наклона керамического канала

Из графика видно, что пучок электронов управляется каналом в соотношении практически один к одному, что свидетельствует о том, что многочасовое облучение канала не привело к ухудшению его управляющих свойств.

Глава 5 Обзор существующих модельных представлений о процессе скользящего взаимодействия пучков заряженных частиц с диэлектрической поверхностью

Рассмотрение скользящего взаимодействия пучков заряженных частиц с диэлектрическими поверхностями с прикладной точки зрения началось сравнительно недавно. Следует отметить, что во второй половине двадцатого века начали проводиться работы по исследованию возможности управления импульсными пучками электронов и протонов высоких энергий с помощью прямых и изогнутых стеклянных цилиндрических каналов и одиночных пластин [9-12, 76-80].

Одним из наиболее ярких результатов была демонстрация управления пучком электронов с энергией 1.5 МэВ с помощью изогнутых стеклянных трубок [11]. На Рисунке 5.1 представлена схема проведенного эксперимента (а) и результаты, полученные для цилиндрического стеклянного канала длиной 18 см и внутренним диаметром 1.2 мм.

С помощью тракта коллимации 1, 2 формировался пучок электронов с угловой расходимостью около 0.05 Регистрация электронов осуществлялась подвижным цилиндром Фарадея (7) с соответствующим усилительным трактом, а также с помощью фототехнической пленки (4), установленной на расстоянии 180 мм от выходного торца трубки. Упругий изгиб трубок осуществлялся путем калиброванного перемещения свободного торца трубки.

Пучок электронов, имеющий на входе в трубку угловую расходимость

л

около 0.04° и сечение менее 1 мм , проходит через трубку практически не взаимодействуя с ее стенками. При радиусе изгиба трубки более 11 м пучок электронов взаимодействует в основном с дальним концом трубки, испытывая сильное рассеяние. При меньших радиусах изгиба радиус следа прошедшего пучка уменьшается до 2 мм. При этом из графика видно, что при

большем изгибе трубки все большая часть электронов скользит вдоль внешней относительно изгиба стороны канала трубки. С увеличением длины трубки доля прошедших электронов уменьшается. Кроме того, авторы наблюдали уменьшение тока прошедших через прямую трубку электронов с течением времени облучения. Полученная зависимость демонстрировала эффект «запирания» прохождения - по истечении около десяти минут облучения ток прошедших трубку электронов падает примерно на порядок. Обнаруженный эффект объяснялся заряжением диэлектрического материала стенок трубки пучком, образованием запирающего потенциала и, как следствие, увеличением рассеяния электронов. При изгибе стеклянных трубок уменьшения тока прошедшего пучка от времени облучения не наблюдалось.

Рисунок 5.1 - Отклонение пучка электронов с энергией 1.5 МэВ изогнутыми трубками. а - схема эксперимента; б - результаты измерений: слева изображены фотографии следа пучка на экране с люминофором и график смещения следа пучка на экране ( интенсивности измерены подвижным цилиндром Фарадея) для разных радиусов изгиба трубки; справа показана временная зависимость доли прошедших через канал электронов для прямого

канала [11]

В работе [12] наблюдалось автоотталкивание быстрых (1.5 МэВ) электронов от стеклянной пластины толщиной 2 мм и длиной 24 мм. Средний пучка на входе пластины составлял 3*10-4 мкА с током в импульсе 3 мкА и длительностью импульса 4 мкс.

Отклонение пучка электронов (и протонов) авторы работы [12] объясняли следующим образом. В первый момент объемный заряд, накопленный на поверхности стеклянной пластины, невелик, и электроны не отклоняются ее электрическим полем. При дальнейшем облучении стеклянной пластины накапливается больший объемный заряд, который заметно отклоняет электронный пучок. В то же время угловая расходимость отклоненного пучка увеличивается в направлении, перпендикулярном направлению отклонения. Верхняя более интенсивная часть углового распределения формируется при наибольшем отклонении электронного пучка, когда накопленный объемный заряд наибольший. Наибольший угол отклонения, наблюдаемый при описанных условиях - 0.75 градуса.

Для пучков электронов с существенно величиной тока необходимо учитывать пространственный заряд самого пучка. Поэтому, объяснением полученных эффектов, т.е. отклонения пучков заряженных частиц диэлектрическими каналами, обосновывалось наличием большого пространственного заряда, приводящего к «рассыпанию» пучка. Часть пучка электронов, попадая на диэлектрическую поверхность, формировала на ней плазму, из которой основная часть электронов пучка вытягивала ионы, которые, в свою очередь, стягивали часть пучка электронов, фокусируя их в цилиндрическом канале [80]. Несмотря на успешные результаты, полученные в данном направлении, работы по управлению сильноточными пучками заряженных частиц высоких энергий не получили дальнейшего развития.

Диссертационные исследования проводились в области достаточно низких плотностей тока заряженных частиц, когда пространственный заряд пучка играет пренебрежимо малую роль. Поэтому эффект управления в

указанной области исследований в контексте предположений [81] объяснить нельзя.

Отклонение пучков электронов с плотностью тока 0.13 мкА/мм с помощью диэлектрических каналов может объясняться как рассеянием электронов на атомах внутренней поверхности канала, так и движением электронов в поле поверхностного заряда, образованного при скользящем взаимодействии части электронов пучка с диэлектрической поверхностью.

Самые общие представления о модели скользящего взаимодействия пучков заряженных частиц с диэлектрической поверхностью были приведены для ионов низких энергий, проходящих через диэлектрические каналы в работах [13-15], рассмотренных в главе 1. Чтобы описать временную зависимость прошедшей интенсивности многозарядных ионов (Ne ) [14], был

представлен сценарий, показанный на Рисунке 5.2. Важно отметить, что падающие ионы накапливаются на внутренней поверхности капилляра самоорганизующимся образом, который включает накопление заряда до тех пор, пока ионы отражаются электростатическим отталкиванием, что, в свою очередь, ограничивает дальнейший сбор заряда.

Рисунок 5.2 - Управление многозарядными ионами в капилляре ПЭТ. График показывает результаты расчета потенциала внутри капилляра. Влияние соседних капилляров увеличивает абсолютное значение потенциала почти в 10 раз, при этом глубина потенциала остается неизменной [14]

Авторы работы рассматривают два участка, называемых рассеивающей и направляющей областью (Рисунок 5.2). Различие двух областей подтверждается получением одинаковой угловой ширины FWHM ±2.5° для всех углов наклона канала (Рисунок 1.1.2), что позволяет предположить, что процессы, происходящие в области рассеяния, не зависят от процессов в направляющей. В первой области ионы отклоняются от одной стороны капилляра к другой. Отклонение подразумевает угловое искажение (усиленное шероховатостью поверхности), и, следовательно, после нескольких событий рассеяния ионы теряют память о направлении падения (наклона). Затем, во второй области, ионы направляются на выход капилляра. Можно было бы подумать, что направляющая область не существует, т.е. что область рассеяния простирается до конца капилляра. Однако в этом случае прошедшие ионы могут иметь асимметричное угловое распределение, которое не было обнаружено в экспериментах. Скорее, наблюдались симметричные распределения постоянной ширины (Рисунок 1.1.2), свидетельствующие о том, что пучок ионов проходит каплляр с расходимостью около ±2.5. Следует заметить, что частица с полной энергией 3 кэВ с такой расходимостью имеет довольно небольшую поперечную энергию - 5 эВ. Имея заряд +7 такая частица будет управляться в потенциале с глубиной >0.8 В.

Капиллярный потенциал был оценен по осажденному заряду с использованием следующей простой модели. Ток Jin=Ja+Jp проникая в капилляр, разделяется на две составляющие: на ток Ja, поглощаемый стенкой и Jp, прошедший через канал. Используя линейную модель, предполагается, что ток прошедшего пучка пропорционален заряду Q, осаждаемому на стенке. Если предположить, что проводимость диэлектрика постоянна, то ток разрядки Jd имеет подобную зависимость.

JP(t) = т

Lp

120 Q( t)

(5.1)

Q( t)

В формулах тр и та - временные константы, связанные с зарядкой поверхности и стеканием заряда.

Тогда для оценки накопленного на внутренних стенках канала заряда можно использовать формулу изменения заряда со временем:

d Q( t) 1 1

= Ja ~Jä = Jin - (- + -) ■ Q(t) (5.2)

CIL Lp L(H

Решение данного уравнения Q( t) = Qf [ 1 - exp( — —)], где тс =

(— + —) - временная константа, а Q f =Jin -тс - конечный заряд капилляра.

Используя приведенные формулы и экспериментальные данные, был получен заряд капилляра Qf = 5 5 0 0е , откуда был оценен управляющий потенциал.

После ряда проведенных исследований в области управления ионами с помощью диэлектрических каналов модель многократно модифицировалась [24, 82-96]. Обобщение механизма скользящего взаимодействия пучка ионов с диэлектрическими поверхностями приведено в работе [37].

Отдельно необходимо отметить работы [90, 93], где для описания эффекта управления с помощью диэлектрического канала впервые было сделано предположение о резкой зависимости поверхностной проводимости облучаемого диэлектрика от плотности накопленного на поверхности заряда.

Было предложено выражение для уменьшения поверхностного заряда Дq за счет стекания в виде:

Л ц = а ц е(5.3)

В формуле а - параметр, характеризующий собственную проводимость диэлектрика, q - уже имеющийся в рассматриваемой области заряд, а дс -параметр, характеризующий резкую нелинейность зависимости тока утечки от заряда.

На Рисунке 5.3 изображен результат моделирования прозрачности канала (доли прошедшего через канал тока) в зависимости от времени облучения канала.

Рисунок 5.3 - Зависимость доли прошедшего через канал пучка ионов от

времени [93]

Результат моделирования показал, что стабильное пропускание ионов каналом достигается не мгновенно и не монотонно, а с осцилляциями, что согласуется с полученными ранее экспериментальными данными.

Таким образом, на сегодняшний день существует достаточно обширная база экспериментальных данных по прохождению пучков ионов через диэлектрические каналы. При этом построенные модели хорошо описывают получаемые данные.

Однако, результаты экспериментов по исследованию эффекта управления пучками электронов с помощью диэлектрических поверхностей достаточно сильно отличаются от результатов подобных работ с пучками ионов, что свидетельствует о существенных отличиях в процессах скользящего воздействия пучков ионов и электронов на диэлектрик. К моменту начала диссертационных исследований были выполнены экспериментальные исследования, часть результатов которых противоречили друг другу. Не было единого понимания механизмов взаимодействия ускоренных электронов с поверхностью диэлектрика и, как следствие, не было единых представлений о механизме рассматриваемого процесса.

В главе 1 были описаны экспериментальные работы по прохождению электронов через диэлектрические каналы, и полученные авторами результаты оставили открытым вопрос, отклоняются ли прошедшие электроны областями отрицательного заряда или рассеиваются атомами приповерхностного слоя внутренней стенки капилляра. Потеря энергии электронами ясно свидетельствует о том, что электроны близко подходят к поверхности капилляра или проходят в объем. Там они могут взаимодействовать с электронами мишени, приводя к потерям энергии, и они рассеиваются атомами. Посредством серии малоугловых рассеяний при скользящем падении электрон может проходить через капилляр.

Однако часть электронов проходит через поверхность без потери энергии, так что упругие электроны также могут управляться атомным рассеянием. В то же время, область отрицательного заряда может также влиять на входящие электроны, уменьшая их угол падения на поверхность,

что приводит к усиленному малоугловому рассеянию, сопровождаемому процессами потери энергии.

Спорный вопрос заключается в том, является ли заряд, формируемый на стенке капилляра, отрицательным или положительным, что зависит от коэффициента вторичной электронной эмиссии (на один падающий первичный электрон). Когда это число меньше единицы, вероятно образование участков отрицательного заряда, в противном случае ожидается, что они будут нейтральными или положительными. Зарядка капилляров падающими электронами была теоретически изучена Schiessl et а1. [96], которые провели расчеты для электронов с энергией 500 эВ, входящих в капилляры ПЭТ (Рисунок 5.5).

-О 008 -0 007 -О 006 -0.005 -0 004 0 003 -0 002 -0 001

.2,

charge density [e/nm

0.8

0.6

<TJ

см . .

0.2

0.8

? 0 6 см _ „ à 04

0.2

■ • VVMf**

с* Г' ШаLL

0.2

04

06

08

Рисунок 5.5 - Равновесная плотность заряда р на стенке капилляра в ПЭТ для угла наклона 3° относительно оси падающего пучка. Все 360° внутренней поверхности капиллярной трубки отображаются в графической плоскости.

Верхняя и нижняя панели относятся к результатам для электронов и однозарядных ионов соответственно. В последнем случае строится минус р, т.е. положительная плотность преобразуется в отрицательные значения [96]

В этом случае вторичная электронная эмиссия составляет около единицы, оставляя зону взаимодействия почти незаряженной.

Однако вторичные электроны повторно захватываются стенкой капилляра, противоположной области столкновения частиц, так что создается отталкивающее поле, толкающее электроны к исходной стенке капилляра (верхняя панель Рисунка 5.5). Это отталкивающее поле требует времени для роста, чтобы стало возможным временное уменьшение прохождения электронов. В любом случае теоретические исследования привели к выводу, что прохождение электронов в ПЭТ не связано с областью отрицательного заряда в области соударения со стенкой, а происходит за счет малоуглового рассеяния внутри поверхности или объема. Аналогичный вывод был получен в совместном экспериментальном и теоретическом исследовании Mi1osav1jeviC et а1. [97].

Решающим показателем для проверки управляющего механизма отклонения пучка электронов с помощью диэлектрических каналов было бы наблюдение возрастающего со временем прохождения электронов. Затем можно было бы сделать вывод, создают ли падающие электроны область отрицательного заряда, которое инициирует прохождение электронов аналогично положительным ионам. К сожалению, первые эксперименты, посвященные эффекту управления, не подходили для наблюдения возрастающего характера прохождения электронов. БаБ е1 а1. в работе [16] облучали капилляры электронами в течение 2-3 часов перед началом экспериментов, так что возможное начало прохождения электронов было упущено. Mi1osav1jeviC et а1. в работе [98] использовали относительно интенсивный электронный пучок, который мог произвести зарядку за ненаблюдаемое короткое время. Фактически, они обнаружили немедленное прохождение после включения электронного пучка в соответствии с теоретическими предсказаниями Schiess1 et а1. [96]. Таким образом, для эффекта управления пучком электронов с помощью наноканалов и конусных

капилляров вопрос долгое время оставался открытым до работы [99] по управлению электронами с помощью наноканалов, где прохождение электронов начиналось не мгновенно. Однако, в данной работе также возникли вопросы, связанные со временем зарядки каналов при их различной выдержке под пучком. Было предположено, что пучок может оказывать влияние на свойства материала, из которого изготовлены каналы. Данного эффекта для ионов также не наблюдалось.

Таким образом, исследования скользящего взаимодействия пучка электронов с диэлектрической поверхностью в теоретическом плане столкнулись с рядом трудностей. Модели, разработанные для ионов, не могли использоваться напрямую для электронов, поскольку не учитывали, например, вторичную электронную эмиссию или влияния тока пучка электронов на проводимость поверхности.

Глава 6 Модель взаимодействия электронов с энергией 10 кэВ с диэлектрической поверхностью

Выполненные в рамках диссертационных исследований эксперименты указывают на то, что определяющим механизмом, обеспечивающим бесконтактное прохождение электронов через диэлектрические каналы, является образование на внутренней поверхности канала самоорганизующегося динамического зарядового распределения. Зарядовое распределение формируется в результате нескольких процессов: захвата электронов поверхностью, вторичной электронной эмиссии и стекания заряда. Часть частиц пучка попадает на поверхность, заряжая ее отрицательно. Однако, благодаря вторичной электронной эмиссии, на поверхности также могут образовываться положительно заряженные области, заряд которых продолжает динамически компенсироваться электронами пучка. Кроме того, следует учесть, наличие поверхностной проводимости диэлектрика, которая может на два порядка превышать объемную, зависит от радиационных и примесных дефектов. Также необходимо заметить, что поверхностная проводимость диэлектрика может зависеть от величины плотности тока пучка, в начальный момент облучения канала формирующей условия скорости стекания заряда.

В результате перечисленных конкурирующих процессов может образовываться распределение, сила поля которого достаточна для предотвращения столкновения части электронов пучка с поверхностью, тем самым обеспечивая бесконтактное прохождение электронов через канал.

6.1 Общие положения

Эффект управления заряженными частицами с помощью диэлектрических каналов в настоящее время активно исследуется как

экспериментально, так и теоретически. Ввиду того, что данный эффект уже достаточно хорошо изучен для положительных ионов, именно для пучков положительно заряженных частиц разработан ряд моделей, объясняющих процесс их скользящего взаимодействия с диэлектрическими поверхностями [88,93,100,101]. Согласно общим представлениям, такая возможность обеспечивается образованием самосогласованного распределения зарядов на поверхности диэлектрика при взаимодействии пучка частиц с поверхностью. Ранее был проведен ряд исследований прохождения релятивистских электронов через диэлектрические каналы. Соответствующая модель, рассматривающая взаимодействие сильноточных импульсных пучков релятивистских электронов с цилиндрическими стеклянными каналами [80], предсказывала возникновение объемного заряда на стенках каналов, который удерживает большую часть пучка электронов от контакта со стенками канала. Данная возможность, согласно авторам модели, реализуется ввиду наличия существенного пространственного заряда пучка. Однако, описанная модель не может объяснить бесконтактное прохождение через диэлектрические каналы пучков нерелятивистских электронов постоянного

Л

тока с плотностью менее 0.1 А/м . Тривиальный подбор свободных параметров в ионных моделях для описания взаимодействия электронов с диэлектрическими поверхностями не позволяет получить близкие к экспериментам результаты.

С целью изучения характера распределения зарядов на поверхности диэлектриков в условиях скользящих углов взаимодействия пучка электронов с поверхностью в пределах от минус 5° до 5°, был проведен ряд экспериментов. В результате исследований были обнаружены новые ориентационные эффекты, не наблюдавшиеся в аналогичных работах с ионами [28,61,102]. При отклонении плоскости поверхности мишеней (пластины из стекла и оргстекла различной длины) относительно оси пучка электронов, пучок отклонялся, поднимаясь на сравнительно большие углы относительно прямого пучка, либо опускаясь ниже поверхности пластины и направления прямого пучка [60]. Данные эффекты для ионов и электронов

ранее не наблюдались, что позволяет предположить иные механизмы формирования зарядов на поверхности мишени для случая взаимодействия пучка нерелятивистских электронов с диэлектриками.

Описанное в [60] поведение пучка предположительно объясняется образованием сложного распределения заряда на пластине в процессе взаимодействия электронов с пластиной, ранее не рассматриваемого в моделях с ионами. В разработанных моделях, описывающих скользящее взаимодействие положительных ионов с поверхностью диэлектрика, предполагалось, что в начале взаимодействия ионы пучка заряжают поверхность, образуя положительно заряженные области, а затем бесконтактно взаимодействуют с мишенью, отклоняясь полем присутствующего на мишени положительного заряда. В случае взаимодействия с поверхностью электронных пучков возможно образование как положительных, так и отрицательно заряженных участков, что существенно усложняет рассмотрение обсуждаемых процессов.

Стоит отметить, что подвижность осевших на поверхности диэлектрика электронов существенно выше, чем ионов, что позволяет предположить более сложную динамику перераспределения заряда на поверхности мишени в сравнении с ионными пучками. Таким образом, при разработке модели, описывающей взаимодействие пучков электронов с диэлектрическими поверхностями, необходимо учитывать не только "оседание" электронов в облучаемых электронами областях поверхности, но и эффекты, связанные с вторичной электронной эмиссией из этих областей и подвижностью зарядов на поверхности.

6.2 Струйная одномерная модель

При попадании заряженных частиц на поверхность диэлектрика реализуются два конкурирующих процесса - зарядка облучаемой области и

стекание заряда. Конкуренция данных процессов определяет динамику распределения заряда на поверхности диэлектрика.

Для скользящих углов падения пучка электронов поперечная энергия электронов определяется как Бо02 (Ео - энергия падающих электронов, в -угол падения на поверхность), и процессы зарядки и стекания заряда происходят преимущественно в тонком приповерхностном слое. Данный вывод можно сделать, основываясь на работе [102], где указано, что средняя длина пробега электрона с энергией около 5 кэВ в диэлектрике при нормальном угле падения составляет несколько десятков нанометров, при этом основная часть отрицательных зарядов для таких энергий, согласно модели двухслойного распределения зарядов [5,7,103], находится на глубине в два раза меньшей, а положительный заряд располагается в еще более тонком приповерхностном слое. Таким образом, электроны, проникая в приповерхностный слой диэлектрика, могут захватываться диэлектриком, образуя отрицательно заряженные участки. Положительно заряженные участки образуются в результате выхода вторичных электронов при взаимодействии электронов и рентгеновского излучения с диэлектриком. Заряд той или иной области будет зависеть от соотношения зарядов в положительно и отрицательно заряженных слоях. Слои могут перемешиваться между собой из-за перетекания зарядов, однако в данной работе мы рассматриваем конечное зарядовое распределение, не вдаваясь в детали внутренних процессов.

Количество вторичных электронов на один первичный определяется энергией первичного электрона и углом падения на поверхность мишени. Можно предположить, что при углах, близких к нулевому, число вторичных электронов, покинувших поверхность, должно возрасти вследствие того, что взаимодействие происходит вблизи поверхности диэлектрика и вторичные электроны могут легко уходить из приповерхностного слоя диэлектрика. При увеличении угла падения число вторичных электронов, покинувших мишень,

должно уменьшаться вследствие увеличения пробега первичного электрона вглубь диэлектрика. Исходя из данных предположений, в первом приближении в качестве описания зависимости образовавшегося на участке поверхности заряда от угла падения одного электрона, удобно использовать функцию следующего вида:

где О и Т - параметры, определяемые из сравнения с результатами экспериментов, в - угол падения электрона на поверхность, второе слагаемое в формуле характеризует количество электронов, покинувших поверхность при падении на нее первичного электрона.

Стекание заряда за интервал времени & определяется поверхностной проводимостью (подвижностью зарядов и поверхностным полем) диэлектрика и стеканием заряда через объем. Принимая во внимание, что поверхностная проводимость диэлектрика может на несколько порядков превышать объемную проводимость, разработанная модель учитывает движение заряда только по поверхности, причем оно происходит в обоих направлениях: параллельно оси электронного пучка и перпендикулярно ей. Вблизи заземленного края в направлении, перпендикулярном оси пучка, заряд стекает быстрее (из-за кулоновского отталкивания) и тем самым увеличивает утечку. Таким образом, чтобы учесть этот механизм для одномерной модели, в формулу был включен коэффициент, зависящий от расстояния & между рассматриваемой точкой поверхности и заземленным торцом:

А ц = ц ■ а ■ й t ■ ( 1 + А - ехр ( —

N

(6.2.2)

где - доля стекающего заряда на рассматриваемом участке, А и I -параметры, связанные со скоростью стекания заряда в зависимости от удаленности от заземленного торца, q - заряд, накопившийся в той же области поверхности к моменту времени I, параметр а характеризует проводимость диэлектрика.

Для расчёта характеристик исследуемого процесса удобно воспользоваться предложенным в [101] подходом («струйная модель»), изначально разработанным для расчета динамических характеристик пучков ионов, взаимодействующих с плоскими каналами, сформированными из отдельных пластин. Данный подход позволяет прослеживать изменение угла отклонения рассеянного мишенью пучка во времени с шагом Ж (зависит от плотности тока пучка). Подход заключается в том, что вместо расчета траекторий отдельных электронов рассчитываются траектории конечного числа «струй», на которые делится пучок заряженных частиц (Рисунок 6.2.1).

Ячейка /

Рисунок 6.2.1 - Пояснение к «струйному» подходу

Стоит отметить, что «струйная» модель для ионов, предложенная в [102] в полной мере непригодна для электронов, поскольку в ней не учтены такие факторы, как вторичная электронная эмиссия и поверхностная проводимость диэлектрика, процессы, являющиеся определяющими в формировании поверхностного заряда при скользящем взаимодействии электронов с диэлектриком.

Опишем одномерную модель скользящего взаимодействия пучка ускоренных электронов с диэлектрической поверхностью, учитывая зарядку поверхности за счет оседания электронов (отрицательно заряженный участок) и вторичной электронной эмиссии (положительно заряженная область) - выражение (6.2.1), и процесс стекания излишка заряда с поверхности через заземленный входной торец мишени - выражение (6.2.2).

Расчет в модели выполняется путем решения уравнений движения следующим образом. При падении пучка электронов диаметром Жь на пластину под малым углом в площадь взаимодействия пучка с поверхностью

будет определяться соотношением: ¡$ш{6) ~ db ¡в, поэтому при

скользящем взаимодействии на малых отрезках траектории поле, действующее на движущиеся электроны со стороны пластины, можно считать однородным. Тогда угол отклонения электрона (края струи) в каждой точке траектории может быть определен следующим образом:

Р± х, *)'е л §в = — = л' (6.2.3)

Ро 4Вб0 ( )

где Р и Р - изменение поперечного импульса и начальный импульс электрона соответственно, д(х, *) - поверхностная плотность заряда участка, над которым в данный момент движется электрон, Е - кинетическая энергия электрона, §х _ рассматриваемый малый участок траектории, е0 -

диэлектрическая постоянная.

Полное изменение угла отклонения при пролете электрона над заряженным участком длиной I может быть получено интегрированием формулы (6.2.3) по длине рассматриваемого участка:

Обратите внимание, представленные выше научные тексты размещены для ознакомления и получены посредством распознавания оригинальных текстов диссертаций (OCR). В связи с чем, в них могут содержаться ошибки, связанные с несовершенством алгоритмов распознавания. В PDF файлах диссертаций и авторефератов, которые мы доставляем, подобных ошибок нет.