低能電子在玻璃管中的穩(wěn)定傳輸*

李鵬飛 袁華 程紫東 錢立冰 劉中林 靳博 哈帥萬城亮 崔瑩 馬越 楊治虎 路迪 Reinhold Schuch黎明 張紅強7)? 陳熙萌?

1) (蘭州大學核科學與技術學院,蘭州 730000)

2) (理化學研究所仁科加速器研究中心,和光 351-0198)

3) (中國科學院近代物理研究所,蘭州 730000)

4) (哥德堡大學物理學系,哥德堡 SE-41296)

5) (斯德哥爾摩大學物理系,斯德哥爾摩 SE-10691)

6) (中國工程物理研究院電子工程研究所,綿陽 621900)

7) (蘭州大學,稀有同位素前沿科學中心,蘭州 730000)

分別對裸的直玻璃管和外壁與出入口兩端面涂導電銀膠的直玻璃管進行了低能電子穿透實驗.穿透電子的傾角分布顯示,穿透電子強度隨傾角增大而減少,并且穿透傾角不會超過玻璃管的幾何張角.還測量了玻璃管在傾角為—0.2°時的充電過程.對于裸玻璃管,在充電過程中,穿透率和角分布有顯著的振蕩現(xiàn)象.整體來看,穿透率隨時間先下降后上升,最后在某個平均值附近振蕩;角分布隨穿透率變化同步變化,先向正角度移動再向負角度移動,最后在玻璃管的傾角附近振蕩.對于涂導電膠的玻璃管,在充電過程中,穿透率和角分布穩(wěn)定變化.穿透率隨時間先下降后上升最后平穩(wěn),角分布隨時間先向負角度移動再向正角度移動,最后在玻璃管傾角附近穩(wěn)定.通過模擬電子與SiO2 材料的碰撞過程,提出了電子在裸玻璃管和涂導電膠玻璃管中的充電過程的物理圖像.該物理圖像能很好地解釋電子在裸玻璃管和涂導電膠的玻璃管中充電過程的實驗結果.最后,依據(jù)實驗結果和物理圖像給出了低能電子在玻璃毛細管中穩(wěn)定輸運的條件.

1 引言

由于低能電子對生物大分子有很大的損傷作用[1,2],電子束可以作為切割生物大分子鏈的工具.為了選擇性地切割生物大分子的某一部分,要求電子束被聚焦到生物大分子的尺度(納米量級).同時為了能在不損傷細胞活性的基礎上進行切割,電子微束需要被從真空中引出做成外束,直接作用在切割位置.這些嚴苛的條件限制了電子束作為生物大分子切割工具的應用.直到一項用高能離子束對單個活細胞進行輻照的實驗被報導[3].該實驗將玻璃管做成出口為10 μm 的錐管,玻璃管尖端靠近細胞,離子由尖端出口對單個細胞進行定點輻照.實驗實時觀測了輻照劑量與細胞活性的關系.電子能否采用玻璃管進行定點傳輸成為能否對電子束應用該技術的關鍵.

離子的導向效應第一次被報導于2002 年.Stolterfoht 等[4]用Ne7+離子入射PET 微孔膜,初始入射離子的電荷沉積在微孔內(nèi)壁表面,自組織形成電荷斑,電荷斑的庫倫場阻止后續(xù)入射離子與微孔內(nèi)壁碰撞,而使后續(xù)離子沿著微孔的軸向直接出射.因此絕大部分出射離子沒有發(fā)生電荷態(tài)變化與能量損失.低能正離子在形成電荷斑的充電過程中,離子穿透率隨充電時間上升然后達到平穩(wěn),同時離子的穿透角分布在微孔軸向角度附近振蕩,最后平穩(wěn)在微孔軸向角度[5,6].之后,大量的實驗和理論研究圍繞高電荷態(tài)離子在絕緣微孔膜[5-17]或單絕緣毛細管[3,18-22]中的穿越過程展開.目前正離子的導向效應機制已經(jīng)被完全研究清楚[23,24].在導向效應過程中,除了入射離子自組織形成的電荷斑產(chǎn)生的庫倫場決定了離子的穿越軌跡外,鏡像電荷力起到了對離子束整形的作用[15,16].對于高能離子,離子不能完全被電荷斑的庫倫場偏轉而與管壁碰撞,散射過程必須被考慮[17].

但低能電子穿越絕緣微孔膜的實驗結果與低能正離子有巨大的不同[25].在200—350 eV 能量的電子穿越高定向的Al2O3微孔膜的實驗中發(fā)現(xiàn)[26,27],穿透電子包含彈性散射電子、非彈性散射電子和二次電子.非彈性散射電子和二次電子所占的比例是彈性散射電子的十倍以上.隨著微孔膜傾角增大,彈性散射電子減少而非彈性散射電子和二次電子增大.彈性散射電子的角分布測量顯示,彈性散射電子的出射角度與微孔膜的傾角相同,但角分布寬度遠大于微孔的幾何張角.充電過程的測量顯示,彈性散射電子的強度隨充電時間呈指數(shù)減少.彈性散射電子強度比正離子穿透強度小兩個量級.針對該實驗的模擬計算指出[27],電子與離子充電過程的不同來源于二次電子對入射電子形成電荷斑過程的影響,彈性散射電子不是來源于充電形成的電荷斑對電子的反射,而是來源于電子的近表面小角度散射,電荷斑的充電過程不再是必須的物理過程.然而在電子穿越PET 微孔膜的實驗中,穿透電子中同樣存在著大比例的非彈性散射電子,并且非彈性散射電子和彈性散射電子都沿著微孔的軸向出射[28].穿透電子的時間演化測量顯示,穿透電子剛開始基本沒有出現(xiàn),一段時間后穿透電子強度快速上升到平穩(wěn)態(tài)[29].非彈性散射電子的能損在上升階段比平穩(wěn)階段大很多[30].對此結果,該工作的研究者認為,是由于電子特殊的沉積深度以及對應的電場強度變化導致的.然而這與理論模擬結果不同[31],模擬顯示鏡面散射和多次小角度散射是穿透電子經(jīng)歷的主要物理過程,而入射電子基本不會在微孔表面形成負電荷斑.由于二次電子激發(fā),微孔內(nèi)壁表面可能會形成正電荷斑,因而會吸引而不是排斥后續(xù)電子.這種電荷沉積模式會導致穿透電子強度隨時間減小,這與Al2O3微孔膜的實驗中的穿透電子強度隨時間演化特征吻合.

以上研究中我們發(fā)現(xiàn)低能電子和低能離子穿越絕緣微孔膜的物理過程有很大不同.由于二次電子發(fā)射,沉積電荷的庫侖場分布不像正離子那樣支持電子穿越微孔膜,對出射電子的影響在兩種不同材料的絕緣微孔膜中不同.

在電子穿越單玻璃管的研究中,情況變得更加復雜.在300—1000 eV 能量的電子穿越單根直玻璃管的研究中[32],穿透電子包含大比例的非彈性散射電子.穿透電子強度隨傾角增加而下降,并且在傾角小于幾何張角時下降更快.充電測量顯示[33],除了0°以外的所有傾角,充電剛開始時幾乎沒有穿透電子,沉寂一段時間后,穿透電子強度隨時間快速增強,之后穿透電子強度隨時間振蕩,不能達到平穩(wěn).當傾角大于幾何張角時,穿透電子的能量隨充電時間(即電荷的累積)而增加,直到與初束相同,同時其能量展寬變窄,直到與初束相同.當傾角小于幾何張角時,穿透電子能量小于初束,能量展寬大于初束,并且兩者基本保持常數(shù),不隨電荷的累積而變化[32].這些穿透電子的時間演化特性被作者解釋為,沉積的負電荷斑逐漸靠近入口,并且突發(fā)性放電造成部分負電荷被中和[33].在500到1000 eV 電子穿越單玻璃錐管的實驗中[34,35],這種穿透電子強度隨時間演化特征同樣被觀察到,穿透電子強度在充電剛開始時沉寂之后隨充電時間上升,但是穿透電子強度的上升速度比直玻璃管要慢得多.在錐管傾角為0°附近時,有三個穿透電子斑出現(xiàn).這三個電子斑會隨著傾角改變而移動,即中間電子斑的角分布中心在玻璃管的傾角角度上.對于不同入射能量的電子,穿透電子形成的出射斑的成分不同,500 eV 能量下,三個電子斑主要由彈性散射電子組成,而1000 eV 能量下,中間電子斑主要由彈性散射電子組成,其他兩個電子斑主要由非彈性散射電子組成.穿透電子的彈性散射電子部分都會在傾角小于幾何張角時消失.隨著傾角繼續(xù)增加到幾何張角之外,只有在更大觀察角上的穿透斑還存在,中心斑和另一側的電子斑消失.這些復雜的出射電子角分布及其演化很難用一個物理圖象解釋清楚,可能源于電子在絕緣體孔內(nèi)部復雜的輸運物理過程.以上直管和錐管實驗中,玻璃管均為裸管,管外壁沒有涂導電層,這會造成各種不可預測且不穩(wěn)定的電荷沉積模式,導致各種不一的實驗現(xiàn)象.

我們之前開展了1.5 keV 的電子在400 pA/mm2的束流強度下對傾角為0°的直玻璃管和錐形玻璃管充電的實驗[36].這些玻璃管均為裸玻璃管,外壁上沒有導電層.這兩種玻璃管的穿透電子都只有一個電子斑,并且穿透強度隨時間有極大的振蕩現(xiàn)象,同時電子穿透率比幾何穿透率小四個量級.而對于外表面涂了導電層的錐管,在相同的能量下,用束流強度為21.3 fA/mm2的電子束做穿透[37].穿透電子隨時間振蕩的現(xiàn)象不再發(fā)生,穿透電子角分布同樣是一個電子斑.穿透率隨入射電荷的累積(充電時間)而衰減,直至平穩(wěn),同時穿透電子的角分布中心略微向0°移動.穿透電子在傾角為0°達到穩(wěn)態(tài)后,其穿透率接近幾何穿透率,其角分布寬度與玻璃錐管的幾何張角相同.穿透電子的出射角度隨傾角移動而移動,但穿透電子移動的角度小于傾角變化的角度.在幾何張角內(nèi),穿透電子達到穩(wěn)態(tài)后,其角分布寬度和穿透率基本不隨傾角移動而改變,而在幾何張角外,電子穿透率則快速下降.這些實驗結果符合幾何穿透,并且在充電過程中存在對穿透電子的阻塞效應.

從以上實驗結果中不難發(fā)現(xiàn),在電子穿越絕緣微孔的研究中,沉積電荷的作用仍然存有爭議.同時,為了理解電子穿越微孔過程的物理圖景,相應的計算工作也仍然不足.更需要指出的是,除了我們之前所做的電子穿越外壁涂導電層的玻璃錐管實驗之外,其他絕大部分電子穿越單玻璃管的實驗中,充電過程都伴有穿透電子的振蕩現(xiàn)象.這種不可預測也不可控的振蕩為利用玻璃管制作電子微束創(chuàng)造了極大困難.這要求我們探索穩(wěn)定穿透電子所需要的條件,即玻璃管外壁的導電層是否起了作用,起了什么作用,還有沒有其他條件可以讓穿透電子保持穩(wěn)定.在本文中,為了理解沉積電荷在電子穿越單玻璃管過程中的作用,同時為了探索穩(wěn)定穿透電子所需的條件,測量了電子穿越裸的單玻璃管和外壁涂導電膠的單玻璃管的傾角分布和充電過程.之后通過CASINO 軟件[38]模擬了電子碰撞SiO2材料的物理過程,依據(jù)計算結果創(chuàng)建了電子在SiO2材料上的充電圖景.該圖景很好地解釋了我們所做的充電實驗的結果.根據(jù)實驗結果和物理圖景,我們給出了穩(wěn)定電子穿透所需要的條件.

2 實驗裝置

低能電子穿越高硼硅玻璃圓形毛細管的實驗在蘭州大學的低能粒子實驗平臺完成.實驗平臺的詳細介紹可參考我們之前發(fā)表的工作[36,37].能量為0.9 或1.5 keV 的電子束從電子槍發(fā)出后經(jīng)過偏轉、聚焦、準直后進入金屬制作的靶室.該靶室對外部磁場有屏蔽作用.靶架上的束斑大小為2 mm×2 mm.束流的發(fā)散角被控制在0.5°以內(nèi).0.9和1.5 keV 電子束的束流密度分別為—0.75 pA/mm2和—3.75 pA/mm2.靶室的真空度優(yōu)于5×10—6Pa.穿越玻璃毛細管的電子被二維微通道板熒光屏探測器(詳見文獻[36,37])探測,可同時獲取計數(shù)和角分布信息.

高硼硅玻璃毛細管被安裝在一個五維調(diào)節(jié)裝置上,可以沿著上下,左右,前后三個空間維度平移,可以在水平面(傾角,用α表示)和鉛錘面(仰角)兩個平面上旋轉(詳見文獻[36,37]).在探測器平面上定義觀測角度,將穿透電子在水平面和鉛錘面上的移動分別稱為φ角和θ角(如圖1(a)所示).毛細管內(nèi)徑為0.5 mm,長為28.5 mm.為避免電子束打在玻璃管端面和外壁上,造成端面和外壁的充電,將一片鋁箔緊靠在玻璃入口端,并在玻璃管入口中心處開一個略小于玻璃管直徑的圓形孔.先完成1.5 keV 的電子穿透裸玻璃管的實驗之后,再將玻璃管外壁和入口出口兩個端面涂上導電銀膠,進行0.9 keV 電子的穿透測量.

圖1 (a)實驗設備示意圖;(b)裸玻璃管和涂導電膠玻璃管的示意圖Fig.1.(a) Schematic drawing of the experimental setup.The tilt angle α between the axis of the glass capillary and the electron beam,the observation angles φ and θ relative to the direction of the electron beam are indicated;(b)schematic drawing of the glass capillary,bare (above),silver conductive paint brushed (below).

3 實驗結果

圖2 展示了在充電達到穩(wěn)態(tài)時,1.5和0.9 keV電子的穿透率隨玻璃毛細管傾角α的變化曲線.2 維MCP 探測器記錄了所有的出射電子.這里定義幾何穿透半高寬角度:

其中 FWHMBeam代表電子束的發(fā)散角度;FWHMOpen代表玻璃管的幾何張角.計算出的幾何穿透半高寬角度在圖2 中用兩虛線位置所示角度的角度差表示.對于1.5 keV 的穿透電子(圖2(a)),其穿透率分布不呈高斯分布.穿透電子強度在傾角為0°時達到最大,且在傾角為0°(玻璃管中心)和玻璃管幾何張角邊界處有很尖銳的轉折點.在大于幾何穿透半高寬角度的傾角上,絕大部分1.5 keV的電子被阻止.而對于0.9 keV 的穿透電子(圖2(b)),穿透電子強度隨傾角的變化可以用高斯函數(shù)擬合,其半高寬為0.3°,遠小于幾何穿透的半高寬角度,同時也比1.5 keV 電子的傾角分布更窄.但毛細管傾角從0.3°增加到0.8°的過程中,電子穿透強度變化很微弱.

分別對1.5 keV 電子入射的裸玻璃毛細管和0.9 keV 電子入射的涂導電膠的玻璃毛細管在傾角為—0.2°時進行充電測量.每次測量前,都讓玻璃管放電12 h 以上,防止上次測量之后玻璃管內(nèi)殘存著電荷,對測量結果造成影響.測量結果如圖3 所示.

圖21.5和0.9 keV 電子分別穿越裸玻璃毛細管(a)和涂導電膠玻璃毛細管(b)的穿透率隨傾角變化的分布曲線.圖中,虛線之間的角度代表幾何穿透角.圖(b)中,紅線是高斯擬合線Fig.2.The steady-state values of the transmission rate as a function of the tilt angle for 1.5 keV electrons through bare glass capillary (a) and 0.9 keV electrons through conductive-coated glass capillary (b).The dash lines indicate the geometric transmission angle of 1.68° spread angle.The red solid line is a Gaussian fit curve of the measured 0.9 keV data.

圖3(a)—(c)展示了1.5 keV 電子在傾角為—0.2°時穿透電子的穿透強度、穿透角分布隨充電時間(充電電荷量)累積而呈現(xiàn)的極其復雜的變化過程.將圖像在探測角φ 上投影,取投影最大值為圖像中心值.第一階段(0—340 s),穿透強度隨充電時間累積而略微上升而后迅速下降至最小值,穿透電子角分布中心隨穿透強度同步變化,從探測角0°向負角度方向略微移動,至—0.2°后由—0.2°迅速向正角度方向移動到0.5°.整體趨勢上可以看作穿透強度隨充電時間下降,穿透角分布隨充電時間向正方向移動的過程.第二階段(340—1000 s),電子穿透率隨充電時間緩慢上升至0.02,穿透電子角分布中心隨穿透率同步變化,由0.5°向負方向移到—0.5°.第三階段(1000 s—end),電子穿透率隨時間在0.015 附近上下振蕩,振蕩幅度為±0.005,穿透角分布中心跟隨穿透強度同步振蕩,振蕩中心為—0.3°,振蕩幅度為±0.3°,穿透強度下降時角分布中心向正角度方向移動,最多至0°,穿透強度上升與平穩(wěn)時角分布中心向負角度方向移動至—0.6°.第三階段的振蕩周期約為600 s,其中3390 至4000 s 周期的角分布圖像展示在圖3 中.

圖3 對傾角為—0.2°的裸玻璃毛細管(a),(b),(c)和涂導電膠的玻璃毛細管(d),(e),(f)的充電過程的測量.圖(a)和圖(d)分別為1.5和0.9 keV 電子的穿透率隨時間演化曲線;圖(b)和圖(e)分別為1.5和0.9 keV 能量下的穿透電子在φ 平面的投影中心隨時間的演化曲線;圖(c)和圖(f)為充電過程中選取的穿透電子的二維角分布圖像;每個圖像分別對應圖(a)和圖(c)中畫紅圈的位置Fig.3.Measurements of the charge-up process in the glass capillary at certain tilt angle (α=—0.2°).Investigations conducted with both electron energies of 1.5 and 0.9 keV.(a) and (d) show the measured time evolution of the transmission rates.(b) and (e) show the projection of the transmitted electron angular distribution on the φ-plane.(c) and (f) show the 2 D images of electron angular distribution at different stages during the charge-up process.Each image in Figure (c) and Figure (f) corresponds to a red circle as marked in Figure (a) and Figure (d),respectively.

從整體的趨勢上看,1.5 keV 電子在裸玻璃毛細管中的充電過程可以看作為穿透強度隨時間先下降后上升之后在0.015 的穿透率上振蕩的過程,穿透角分布隨穿透強度同步變化,先向正方向移動到正角度,再向負方向移動,然后在—0.3°的振蕩中心上振蕩.整個過程中,角分布向正方向最大移動到0.5°,向負方向最大移動到—0.9°,跨度達到1.4°,遠大于毛細管的幾何張角0.8°.

0.9keV 的電子在涂導電膠的玻璃毛細管中的充電過程的測量結果展示在圖3(d)—3(f)中.穿透電子強度隨時間先迅速下降至最小值(0—30 s,第一階段)后緩慢上升(30—550 s,第二階段)到穿透率為0.01 后保持長時間平穩(wěn)(550 s—end,第三階段).穿透角分布中心跟隨穿透強度變化,略有延后,先向負角度方向移動,從0°到—0.9°(0—200 s),之后向正角度方向移動從—0.9°到—0.4°(200—900 s),最后穿透角分布中心極其緩慢地向正角度方向移動,由—0.4°到—0.3°(900 s—end).整個充電過程的角分布移動跨度為0.9°,只略微大于毛細管的幾何張角0.8°,考慮到束流發(fā)散,可以認為與幾何張角相同.對比0.9和1.5 keV 電子的充電過程,兩者的穿透電子角分布中心跟隨穿透強度有相反的移動方向,如穿透強度減少時,0.9 keV 的穿透電子向負方向移動而1.5 keV 的穿透電子向正方向移動.0.9 keV 電子的充電曲線平滑而穩(wěn)定,不存在上下振蕩.

4 物理圖像和討論

4.1 鏡像電荷力

入射電子極化毛細管內(nèi)表面產(chǎn)生鏡像電荷,鏡像電荷吸引電子靠近表面,改變?nèi)肷潆娮拥娜肷浞较?圓柱內(nèi)部,鏡像電荷勢被解析地表示為

其中a是圓柱半徑;ρ是電子距圓柱軸心的距離;ε0是真空介電常數(shù);ε是相對介電常數(shù);q是入射粒子電荷數(shù).由于電子在離表面有一定距離的高度上就已經(jīng)開始發(fā)生非彈性散射[39],我們在a– ρ≥0.1 nm 的范圍內(nèi)考慮鏡像電荷勢.計算出a– ρ=0.1 nm 處的鏡像電荷勢為13 eV.對于0.9和1.5 keV的電子,受鏡像電荷勢的影響,電子的入射角分別變?yōu)?.9+|α|度和5.3+|α|度,α為毛細管傾角.我們測量充電的角度α=—0.2°,故對于0.9和1.5 keV的電子,入射角分別變?yōu)?.1°和5.5°.

4.2 電荷沉積

入射電子與毛細管內(nèi)壁碰撞,會發(fā)生與原子核相互作用的彈性散射、與核外電子相互作用的非彈性散射兩種相互作用.只發(fā)生彈性散射的電子會通過鏡像反射離開內(nèi)壁,只與原子核發(fā)生動量交換,而不影響內(nèi)壁的電性.發(fā)生非彈性散射的電子,會從以下兩種形式沉積電荷:一是入射電子在非彈性散射過程中不斷損失能量,最后沉積在毛細管體內(nèi),造成負電荷在體內(nèi)積累;二是入射電子與靠近內(nèi)壁表面的核外電子碰撞使核外電子從表面逃逸形成空穴,造成正電荷在靠近表面處累積.另外,除了入射電子造成的電荷累積,還需要考慮逃逸的二次電子的影響,為此需要知道二次電子的能量分布和角度分布.入射電子在材料體內(nèi)發(fā)生非彈性散射也會產(chǎn)生空穴和二次電子,但二次電子射程極短,分布在形成的空穴附近,因此體內(nèi)的空穴和二次電子分布總體形成的電荷分布可以看作電中性.

用CASINO 軟件模擬了0.9 keV 電子在傾角為7.1°和1.5 keV 電子在傾角為5.5°下與SiO2材料的碰撞過程.空穴的深度分布如圖4(a)和圖4(c)所示,0.9和1.5 keV 電子造成了基本相同的空穴分布,絕大部分空穴分布在表面以下0.5 nm(兩個原子層的厚度)內(nèi).0.9 keV 電子的空穴形成幾率(即二次電子發(fā)射幾率)為272%,1.5 keV 電子的空穴形成幾率為254%.沉積的入射電子的深度分布如圖4(b)和圖4(d)所示,0.9 keV 能量下沉積的電子比1.5 keV 分布得更淺更密集.在0.9 keV能量下,沉積的電子的平均深度為7.7 nm,而在1.5 keV 能量下為16.7 nm.0.9 keV 的電子的沉積幾率為 33%,而1.5 keV的電子為31%,兩者基本相同.

圖40.9 keV 電子在入射角為7.1°時造成的空穴深度分布(a)和電子沉積深度分布(b);1.5 keV 的電子在入射角為5.5°時造成的空穴深度分布(c)和電子沉積深度分布(d).X 方向為毛細管軸向方向,X 正向方向為入射電子具有最大動量的方向,(0,0)位置為碰撞點Fig.4.The holes distribution (a),(c) and deposited electrons distribution (b),(d) in depth for 0.9 keV electrons at tilt angle 7.1°(a),(b) and 1.5 keV electrons at tilt angle 5.5°(c),(d).The impact occurred at the (0,0) point.

兩種入射能量下,二次電子具有相同的能量分布和角分布.其中 95%以上的二次電子能量在10 eV 以下.產(chǎn)生的二次電子以碰撞點為中心向四周均勻發(fā)射,與碰撞表面的夾角分布在 0°—90°之間,在40°左右的夾角下出射的二次電子最多.

計算結果顯示,除了電子的沉積深度較淺外,0.9 與1.5 keV 的電子有基本相同的體內(nèi)電子沉積幾率,也產(chǎn)生了基本相同的空穴分布和二次電子分布.較淺的沉積深度造成較快的空穴電子復合速率,但同時也將導致更低的擊穿電壓.前者延長擊穿時間,后者縮短擊穿時間,兩者效果相抵,并不會造成0.9 keV 電子的充電現(xiàn)象與1.5 keV 電子出現(xiàn)本質(zhì)區(qū)別,尤其是造成兩者穿透電子的角分布中心的移動過程完全相反.所以導電層的作用才是造成這種區(qū)別的主要原因.

4.3 物理圖景

根據(jù)以上計算,給出電荷在玻璃毛細管內(nèi)壁表面與體內(nèi)沉積過程的物理圖景:沉積的入射電子隨時間在體內(nèi)連續(xù)累積.二次電子發(fā)射造成的表面空穴也連續(xù)累積.由于沉積的電子深度較深,同時被空穴的電場屏蔽,玻璃管表面表現(xiàn)為正電場.未涂導電膠的情況下(圖5(a)),在很短的時間內(nèi)(在1 pA/mm2的束流強度下?1s),正電場可以使二次電子做拋物線返回表面.剛開始時,正電場比較弱,二次電子在玻璃管軸向方向上射程較大,入口處發(fā)射的二次電子落到出口,而出口處發(fā)射的二次電子落到入口.兩端的空穴電場被落回的二次電子屏蔽,并且空穴和電子快速復合,造成兩端表面電場的強度的增長速度慢于其他部分.中間部分的正電場繼續(xù)增強,二次電子射程越來越短.當出入口發(fā)射的二次電子可以落到中心時,中心部分的電場強度增速開始小于兩端電場強度的增速.直至兩端正電場強到使二次電子不能發(fā)出時,兩端的正電場不再增強,同時其他部分因為得不到兩端發(fā)射的二次電子的補充而造成表面電場相繼增強,直至所有部分的表面電場達到出入口處正電場的強度.與此同時,體內(nèi)沉積的入射電子持續(xù)累積,且沒有上限.

圖5 無導電層(a)和有導電層(b)時,SiO2表面電場場強的演化示意圖.圖中的數(shù)字代表演化的先后順序Fig.5.The evolution of the electronic field on the surface for the bare SiO2 (a) and conductive-coated SiO2 (b).The numbers in the figure stand for evolution sequences.

而對于涂了導電銀膠的毛細管,入口與出口處由于導電膠接地而表現(xiàn)為零電勢.故兩端發(fā)射的二次電子永遠具有一定射程,落到中間部分的表面上,屏蔽中間部分表面的正電場.表面電場最終呈現(xiàn)如圖5(b)所示的雙峰形.毛細管內(nèi)壁表面只呈現(xiàn)很弱的正電場,對入射電子在毛細管內(nèi)的飛行軌跡影響很微弱.

4.4 討論

基于建立的物理圖像,我們對裸玻璃管和涂導電膠玻璃管的充電數(shù)據(jù)做出解釋.在傾角為—0.2°的情況下,入射電子與正角度一側的玻璃管內(nèi)壁碰撞.在第一階段,對于裸玻璃管,電子與內(nèi)壁碰撞造成二次電子發(fā)射,帶正電荷的空穴在正角度一側的玻璃管內(nèi)壁表面累積,后續(xù)入射電子被吸引,向正角度方向移動,直至入射電子被吸引到正角度一側的管壁上(圖6(b)),造成穿透電子的下降;對于涂導電膠的玻璃管,由于導電層的存在,正電荷累積緩慢,表面正電場對入射電子的軌跡影響很小,因而入射電子只被沉積在體內(nèi)的電子形成的負電場排斥,造成穿透電子持續(xù)向負角度方向移動,打在負角度一側的玻璃管內(nèi)壁上(圖6(e)),使穿透電子強度減小.第二階段,對于裸玻璃管,絕大部分電子被吸引至正角度一側的管壁上,不能逃逸,造成電子在正角度一側管壁體內(nèi)迅速沉積,當體內(nèi)電子達到一定密度后,后續(xù)的入射電子被體內(nèi)電子形成的負電場排斥出內(nèi)壁表面,穿透電子強度開始增加,并且穿透電子向負角度方向移動(圖6(c)),與此同時,正角度一側的管壁表面正電場仍會持續(xù)增強;對于涂導電膠的玻璃管,負角度一側的玻璃管內(nèi)壁被充電,電子被再次反射,向正角度方向移動(圖6(f)),出射電子變多,穿透電子強度增加.第三階段,對于裸玻璃管,1.5 keV 電子的平均沉積深度只有16.7 nm,當表面正電荷和體內(nèi)電子密度累積到一定量時,16.7 nm 厚的絕緣層被高壓擊穿,表面空穴與體內(nèi)電子迅速復合一部分,之后繼續(xù)累積并再次擊穿,如此反復,造成穿透電子計數(shù)的振蕩和穿透電子角分布的振蕩;對于涂導電膠的玻璃管,玻璃管內(nèi)壁兩側的充電完成,電子經(jīng)過兩次由沉積電荷導致的偏轉后基本從玻璃管軸向方向穿透.由于玻璃管內(nèi)壁表面正電荷的積累被導電層大大限制,表面空穴與體內(nèi)電子的電壓差很難達到擊穿電壓,這個前提下,0.9 keV 電子的平均沉積深度只有7.7 nm,體內(nèi)電子和表面空穴有較快的復合速率,能再次延長達到擊穿電壓所需要的時間,穿透電子強度和角分布長時間保持平穩(wěn).

圖6 充電過程中,裸玻璃管((a)—(c))的和涂導電膠的玻璃管((d)—(f))的穿透電子在玻璃管內(nèi)的軌跡示意圖.紅色箭頭線為電子軌跡Fig.6.The diagrams for the trajectories of the transmitted electrons through the bare glass capillary ((a)—(c)) and the conductive-coated glass capillary ((d)—(f)) in the charging up process.

根據(jù)實驗測量和理論分析,不難得到電子穩(wěn)定穿越玻璃管的實驗條件:1)管外壁和出入口兩端要有導電涂層.導電涂層的存在極大地降低了毛細管內(nèi)壁表面的正電場強度,降低了表面正電場和體內(nèi)負電場之間的電壓差.2) 允許的情況下選較低的電子入射能量.低入射能量的電子在體內(nèi)的沉積深度較淺,在表面正電荷強度被導電涂層限制的前提下,能增加表面空穴和體內(nèi)電子的復合速率.3)合適的電子束密度.電子束的流強過強時,體內(nèi)電子和表面空穴復合率遠遠小于沉積速度,即使存在導電層也會發(fā)生放電.

5 結論

我們測量了1.5 keV 的電子穿越裸玻璃管和0.9 keV 的電子穿越外壁和出入口兩端面涂導電銀膠的玻璃管的傾角分布.發(fā)現(xiàn)穿透電子強度隨傾角增大而減少,電子的傾角分布半高寬小于玻璃管的幾何張角.對比測量了裸玻璃管和涂導電膠的玻璃管在傾角為—0.2°時的充電過程.發(fā)現(xiàn)裸玻璃管的電子穿透率和角分布隨時間顯著振蕩,而涂導電膠的玻璃管的電子穿透率和角分布隨時間是一個穩(wěn)定變化的曲線.依據(jù)電子與SiO2材料的碰撞模擬結果,提出了電子在裸玻璃管和涂導電膠玻璃管中的充電過程的物理圖像.該物理圖像指出,玻璃管外壁和出入口兩端面的導電層能極大地降低玻璃管內(nèi)壁表面的正電場強度,很好地解釋了電子在裸玻璃管中和在涂導電膠的玻璃管中的充電過程的實驗結果.最后我們提出了電子穩(wěn)定穿透玻璃管的三個實驗條件,為以后利用玻璃錐管產(chǎn)生穩(wěn)定的電子微束和外束的實驗提供了方向.