Спектроскопия упругого отражения электронов как эффективный метод диагностики поверхности твердого тела Текст научной статьи по специальности «Физика»

И. М. Бронштейн, В. П. Пронин, И. И. Хинич, И. А. Чистотин

СПЕКТРОСКОПИЯ УПРУГОГО ОТРАЖЕНИЯ ЭЛЕКТРОНОВ КАК ЭФФЕКТИВНЫЙ МЕТОД ДИАГНОСТИКИ ПОВЕРХНОСТИ ТВЕРДОГО ТЕЛА

В работе дан обзор результатов исследования упругого отражения электронов средних энергий поверхностью твердого тела, полученных в лаборатории эмиссионной электроники РГПУ им. А. И. Герцена и являющихся экспериментальной основой относительно нового метода изучения поверхности твердого тела — спектроскопии упругого отражения электронов. Обсуждаются возможности этого метода для количественной диагностики поверхности и приповерхностной области твердого тела.

Широкое использование твердотельной электроники, и особенно электроники низкоразмерных структур, требует развития строгих количественных методов диагностики, позволяющих получать информацию о структуре, составе, морфологии и других свойствах поверхности. Одними из самых информативных методов диагностики поверхности являются методы электронной спектроскопии, включая электрон-фотонную, электрон-электронную и электрон-ионную спектроскопию. При этом адекватная интерпретация результатов таких исследований невозможна без знания количественных характеристик упругого взаимодействия электронов с твердым телом.

Таким образом, исследование механизма упругого отражения электронов является необходимым условием развития количественных методов электронной спектроскопии. В то же время экспериментальное исследование группы упруго отраженных электронов (УОЭ) при облучении поверхности монохроматическим пучком может самостоятельно быть достаточно эффективным методом анализа, позволяющим получать количественную информацию о поверхности и приповерхностной области твердого тела, что дает основание говорить о формирующемся относительно новом типе электронной спектроскопии — спектроскопии упругого отражения электронов [1, 2, 3].

Общая схема исследования упругого отражения электронов поверхностью твердого тела представлена на рис. 1. Электронная пушка (ЭП) формирует монохроматический пучок электронов, который фокусируется на изучаемой мишени (как правило, обеспечивается возможность поворота мишени относительно направления первичного пучка.). Вылетевшие из мишени электроны анализируются по энергии либо с помощью квазисферического многосеточного анализатора, позволяющего получать интегральную по углу информацию, либо с помощью неподвижного или подвижного анализатора электронов в узком телесном угле. Характерный спектр электронов, вылетевших из мишени, приведен на рис. 2. Энергетическая ширина особенностей спектра определяется как их природой, так и разрешением анализатора и монохроматичностью первичного электронного пучка. Как правило [за исключением систем электронной спектроскопии для химического анализа (ЕСХА)], энергетическая ширина первичного электронного пучка и разрешение анализатора не лучше, чем ЛЕ ~ 0,1 эВ. Таким образом, в обсуждаемых экспериментальных схемах не разрешаются особенности с ЛЕ < 0,1 эВ, в том числе связанные с фононными потерями. Поэтому пик упруго отраженных электронов более правильно называть пиком квазиупругого отражения.

)

М

\ '

КА

Рис. 1. Схема исследования упругого отражения электронов.

ЭП — электронная пушка, КА — квазисферический анализатор, М — мишень

уо;

Е

Р

Рис. 2. Характерный спектр электронов. ИВЭ — истинно вторичные электроны, ОЖЕ — оже-электроны, ХПЭ — электроны, испытавшие характеристические потери энергии, УОЭ — упруго отраженные электроны

Результаты экспериментальных исследований упругого отражения электронов и их интерпретация

Важнейшим параметром любого типа спектроскопии поверхности является глубина анализа, или информационная глубина. Для электронной спектроскопии информационная глубина определяется величиной Хинф « (3-5) Аосл, где Аосл определяется по ослаблению интенсивности первичного пучка электронов при прохождении им определенного пути г в материале мишени:

2

1 (г) = 10 • е ^ (1)

Из результатов, представленных в работе [4], следует, что Аинф ~ (3-10) А в области энергий Е = 30-70 эВ, затем растет с энергией и достигает значений порядка 100 А в области Е ~ (3-5) кэВ. Таким образом, для анализа низкоразмерных поверхностных систем более предпочтительной является область средних энергий Е < (2-3) кэВ, где информационная глубина не превосходит нескольких десятков ангстрем. Исследования упругого отражения электронов именно в этом диапазоне энергий и обсуждаются в данной работе. Достаточно подробный анализ упругого отражения при энергиях Е > 5 кэВ приведен в работе [5].

Экспериментальное исследование интегрального коэффициента г упругого отражения электронов наиболее подробно проведено в работах [6-7]. В [6] — изучены г для широкого класса неупорядоченных и кристаллических металлических, полупроводниковых и окисных мишеней в области Е < 1 кэВ во всем диапазоне углов выхода электронов для различных углов падения первичного пучка (рис. 3, а). В литературе [7] проводилось исследование г неупорядоченных металлических мишеней в диапазоне углов выхода электронов а = 6-52о при нормальном падении на мишень первичных электронов с Е < 2,5 кэВ (рис. 3, б). Отмечая существенную разницу в представленных в работах [6] и[7] результатах, можно сделать следующие выводы:

а) б)

Рис. 3. Энергетические зависимости интегрального коэффициента упругого отражения: а — полученные в работе [6], б — полученные в работе [7]

• доля электронов, упруго отраженных поверхностью твердого тела, достаточно велика и в рассматриваемом диапазоне энергии составляет несколько процентов от интенсивности первичного пучка электронов;

• при Е < 1,5 кэВ коэффициент г немонотонно зависит от 2 — материала мишени, при больших энергиях первичных электронов г является возрастающей функцией 2;

• интегральный коэффициент упругого отражения г в указанной области немонотонно изменяется с энергией электронов, достигая максимального значения при Етах ~ 22/8 (кэВ), и затем спадает с увеличением энергии электронов.

Исследование пространственного распределения УОЭ является более информативным методом. В одной из первых работ в этом направлении [8] исследовано упругое отражение электронов с энергиями от 100 до 500 эВ от жидкой ртути при углах падения ф1 = 8о и ф2 = 31о.

Систематическое исследование упругого отражения электронов в узком телесном угле в широком диапазоне углов падения на мишень в области энергий первичных электронов 20 эВ - 2 кэВ проведено нами для Ве, А1, Си, Ва, А§ и Ли [9, 10]. Показано, что пространственные распределения УОЭ существенно немонотонны и зависят от материала мишени, угла падения и энергии первичных электронов (рис. 4). В области Е>100 эВ структура угловых распределений

90 120 150 100 150 120 90 120 150 100 150 120 90 0, град

Рис. 4. Угловые распределения УОЭ для Ве, А1, Си, А§ и Ли при нормальном падении электронного пучка [8]. Е, кэВ: 1 — 0,1; 2 — 0,2; 3 — 0,3; 4 — 0,4;

5 — 0,6; 6 — 0,8; 7 — 1; 8 — 1,5; 9 — 2

УОЭ аналогична таковой для электронов, упруго отраженных отдельными атомами, входящими в состав твердого тела, а при меньших энергиях существенны отличия, особенно в области малых углов рассеяния 9 (рис. 5). Изучение влияния угла падения на пространственное распределение электронов показало, что особенности этого распределения (положение максимумов и минимумов) смещаются с изменением угла падения, причем это смещение тем больше, чем меньше энергия электронов (рис. 6).

Рис. 5. Угловые распределения УОЭ 1(9) для массивного слоя Ва при ф=75о (сплошные кривые) и соответствующие им дифференциальные сечения упругого

рассеяния электронов —— для атомов Ва (пунктирные кривые)

ё О

Анализ экспериментальных результатов позволяет сформулировать основные модельные представления о механизме упругого отражения электронов поверхностью твердого тела в области энергий £>100 эВ.

1. Электроны, упруго отраженные твердым телом, выходят в вакуум в результате индивидуальных актов упругого взаимодействия с отдельными атомами твердого тела, при этом дифференциальные сечения упругого рассеяния электронов на атомах твердого тела не сильно отличаются от таковых для свободных атомов.

2. Выход электронов, упруго отраженных твердым телом, ограничивается ослаблением интенсивности электронов в объеме, описываемом формулой (1),

а)

-И

б) |т„ 1 |

Рис. 6. Угловые распределения УОЭ: а — для Au при различных ф. £=600 эВ; б — для Ва при Е=20 эВ. 1 - ф=60о, 2 - ф=75о

тогда интенсивность упруго отраженных электронов в узком телесном угле 1(0,ф) описывается формулой

I (0,р) =

1 сР^ ОСЛ ^(0)

008 р dQ,

1 +

008 а

где р — объемная плотность рассеивающих центров,

do(0)

d О

(2)

дифференциаль-

ное сечение упругого рассеяния на отдельных атомах, ф и а — углы падения и выхода электронов, измеряемые относительно нормали к поверхности мишени.

3. Прохождение электронным потоком поверхности твердого тела сопровождается поверхностными потерями. Если Р — вероятность поверхностных потерь, то интенсивность электронного потока, прошедшего поверхность, 1п = /0У(1-Р). Тогда интенсивность электронов, упруго отраженных на угол 0, будет описываться формулой

I(в,р) = /с^Р [1 -Р(а)][1 -РР)]

1+

008 р dО

(3)

008 а

Из экспериментально изучаемых зависимостей интенсивности рассеяния электронов 1(0,ф) на фиксированный угол 0 от угла падения ф (рис. 7) можно определить вид функции Р(ф), которая хорошо описывается выражением

Р (Р) =

(4)

008(р) ’

где А — постоянная, определяемая энергией электронов и материалом мишени.

Рис. 7. Схема преломления электронов на границе твердое тело — вакуум

Исследования зависимости Р(Е) позволили установить, что

В( Z)

А = — (5)

т-Л/2

Е

Таким образом:

В (Z)

Р(Е,р) = 1/2 ^-------, (6)

Е •008(р)

где В(^ — параметр, определяемый материалом мишени. Так, для Аи параметр В = 2,9.

4. Прохождение электроном границы твердое тело—вакуум сопровождается преломлением электронной волны (рис. 8), которое описывается как

*~р, град

Рис. 8. Зависимость интенсивности УОЭ в узком телесном угле от угла падения ф. Е=600 эВ. 0 =130о. Сплошная линия — эксперимент, + — расчетные значения

sin(p) sin(a)

sin(p') sin(a')

где U0 — внутренний потенциал мишени. Именно этим эффектом можно объяснить результаты, представленные на рис. 6.

5. Электроны, выходящие в вакуум из твердого тела, могут испытывать как однократное, так и кратное упругое рассеяние на атомах. С учетом кратности рассеяния интенсивность УОЭ может быть описана по формуле

I(0, ф) = IoPloai (1 - P(а))(1 - P(ф) • X WS, (9) (8)

cos ф . 1 ’ v ’

1 + —- '=1

cos а

где W. — вероятность выхода электронов в вакуум после i-кратного рассеяния, а Si(0) — нормированная вероятность рассеяния в узкий телесный угол при .-кратном рассеянии, определяемая на основе дифференциального сечения уп-do(0)

ругого рассеяния--------.

d Q

Пример расчета вероятностей S(0) по процедуре, описанной в работе [13], приведен на рис. 9. Как видно, увеличение кратности приводит к существенному сглаживанию особенностей дифференциального сечения рассеяния. Учет электронов, кратно рассеянных в твердом теле, объясняет отличие структуры пространственных распределений УОЭ от структуры дифференциальных сечений на отдельных атомах (см. рис. 5). Учет кратного рассеяния значительно усложняет задачу интерпретации экспериментальных результатов, однако является принципиально необходимым условием корректного описания явления упругого отражения электронов твердым телом. Оценка роли однократного и кратного рассеяния для Au при Е=1 кэВ проведена нами в работах [9, 11] на основе аналитических расчетов по формуле (8) и в работе [12] — методом статистических испытаний.

В литературе [12] расчет дифференциального распределения УОЭ и интегрального по углу выхода коэффициента r проводился методом Монте-Карло по программе ETRIN по схеме индивидуальных столкновений [14]. Для уменьшения статистической погрешности, особенно при расчете дифференциального выхода, при моделировании элементарных актов упругого рассеяния использовалась методика систематической выборки [15]. Приведенные в работе результаты получены при моделировании 5* 105 траекторий первичных электронов, что обеспечивало статистическую погрешность <10%. Входными параметрами расчета являлись дифференциальное сечение упругого рассеяния электронов на do(9) _

отдельных атомах ------- и длина пробега электронов относительно неупругого

d Q

взаимодействия Хн. В работе использовались дифференциальные сечения упругого рассеяния электронов, рассчитанные в литературе [16], которые вплоть до малых углов рассеяния 0< 10°, находятся в хорошем соответствии с результатами других авторов [17, 18]. Лн являлся свободным параметром расчета. Прохождение границы твердое тело—вакуум учитывалось введением вероятности поверхностных потерь P по формуле (6).

E

(7)

Рис.9. Вероятность рассеяния на угол 0 в результате /-кратного рассеяния Б(0) для Аи при Е=600 эВ. 1 — однократное, 2 — двукратное, 3 — трехкратное, 4 — четырехкратное

Рис. 10. Зависимость интегрального г от для Аи при ф=0, и Е=1 кэВ.

Сплошная линия — модель однократного рассеяния, пунктирная — расчет методом Монте-Карло

На рис.10 приведены результаты расчета интегрального коэффициента г в случае нормального падения электронов для различных А методом Монте-Карло, а также результаты расчета г' в модели однократного рассеяния по формуле

' , (1 п(0))2 } sin(9)(l- р(a)) d(о(9)) 7п

r = н(1 - Р(0))2п J -----------1---------- ----d9 . (9)

п/2 1 , 1 d9

cos a

Был рассчитан также вклад в интегральный коэффициент r электронов, испытавших и-кратное рассеяние, результаты расчета представлены в табл. 1 и на рис. 11.

Таблица 1

Вклад в интегральный коэффициент r электронов, испытавших i-кратное рассеяние

i ф=0о, к= 15 А Ф=75°, Хн= 15 А Ф=0°, Ан= 12,5 А Ф=0°, Ан= 8 А

1 45 43 49 55

2 25,5 28 25,6 25

3 13,3 17,1 13 11,6

4 8,9 11,2 6,9 4,9

5 5,1 6,9 4 2,5

Г1 /г

0.6 -1

0,55 -0,5 -0,45 -0.4 —

5 7 Э 11 13 15

Ан,а

Рис. 11. Вклад в интегральный коэффициент г электронов, испытавших однократное рассеяние г\ для Аи. ф=0, Е=1 кэВ.

I — расчет методом Монте-Карло, О — аналитический расчет

Как видно, в широком диапазоне Хн вклад однократно рассеянных электронов является определяющим. При этом доля многократно рассеянных электронов несколько возрастает с ростом угла падения. Из приведенных результатов следует, что для получения точности расчетов ~10% необходимо учитывать вклад электронов, испытавших не менее четырех актов рассеяния. Точность ~1% может быть достигнута при учете, как минимум, семи актов рассеяния. Результаты, полученные методом статистических испытаний, как оказалось, находятся в хорошем количественном согласии с аналитическими расчетами по формуле (8).

Аналогичные расчеты, проведенные для Ве, А1, Си, А§, позволили сформулировать следующий вывод: в диапазоне средних энергий первичных элек-

тронов доля однократно рассеянных электронов в интегральном коэффициенте находится в пределах (60-40)%.

Помимо перечисленных факторов, определяющих упругое отражение электронов твердым телом, следует также отметить следующее. На дифференциальные характеристики упругого отражения электронов значительное влияние оказывает шероховатость поверхности, что наиболее ярко проявляется при косых углах падения электронов на мишень, приводя к существенному уменьшению малоуглового рассеяния (рис. 12). Энергетическая зависимость как интегрального г, так и интенсивности электронов, рассеянных в узком телесном угле, позволяют выявить тонкую протяженную структуру, связанную с ближним порядком в твердом теле [19, 20].

1(6), отн. ед.

150 100 50 0

©, град

Рис. 12. Угловые распределения УОЭ для массивной пленкой Аи, напыленной на зеркальную (сплошная кривая) и матовую стеклянную подложку (пунктир). Е=1 кэВ, ф=75°

На энергетическое положение пика упругого отражения и его ширину влияет эффект отдачи электронов на атомах [21, 22].

Учет всех факторов, влияющих на интенсивность УОЭ, позволяет получать достаточно хорошее согласие экспериментальных и расчетных результатов как для интегральных, так и для дифференциальных характеристик упругого отражения электронов [9, 11, 23], что свидетельствует о корректности применяемой модели упругого отражения электронов поверхностью твердого тела.

Таким образом, из представленной модели следует, что исследования упругого отражения электронов в принципе позволяют:

• установить элементный состав поверхности;

• определить интегральные сечения неупругих процессов и соответственно длину пробега относительно неупругого взаимодействия Хн;

• определить вероятность поверхностных потерь;

• определить величину внутреннего потенциала и0;

• установить степень шероховатости поверхности;

• определить параметры ближнего порядка;

• определить степень упорядоченности (кристалличности) поверхности.

Исследование упругого отражения электронов при изменении их энергии и угла падения на мишень позволяет производить послойный анализ приповерхностной области твердого тела. Относительно высокие интенсивности упруго отраженных электронов позволяют использовать при анализе упругого отражения весьма низкие электронные потоки /~10-9-10-12 А. Таким образом, метод анализа упругого рассеяния является практически неразрушающим методом анализа приповерхностной области образца.

Очевидно, что, с практической точки зрения, наиболее важным является применение спектроскопии УОЭ для анализа неоднородных гетерогенных структур. Нами был проведен анализ состава поверхности трехкомпонентных свинцово-силикатных стекол с различным содержанием свинца (этот материал используется, в частности, для создания каналовых электронных умножителей и микроканальных пластин) [24].

На рис. 13 приведены результаты измерения угловых распределений УОЭ для двух образцов стекол с одинаковым объемным содержанием РЬ. Верхние кривые соответствуют Е=0,6 кэВ, нижние — 1 кэВ. Угловые распределения измерялись при двух углах падения электронов: 20° и 75°. Как видно, в случае первого образца при увеличении угла ф структура угловых распределений менялась от характерной для РЬ к структуре, характерной для и О. Для второго образца такого изменения не происходило. Аналогичное изменение наблюдалось при изменении энергии электронов — при больших энергиях структура РЬ проявлялась для первого образца в большей степени. На основании анализа результатов в работе сделан однозначный вывод о распределении РЬ по глубине образцов. Для второго образца РЬ равномерно распределен по глубине, в то время как для первого образца первые два-три атомных слоя обеднены РЬ, а начиная с четвертого-пятого атомного слоя концентрация РЬ во втором образце приближается к той, которая наблюдалась в первом.

I

II

130 100 70 40

130 100 70 40 0 , град.

0, град.

Рис. 13. Угловые распределения УОЭ для двух образцов (I, II) свинцово-силикатных стекол. Энергия электронов для верхних кривых Е=0,6 кэВ, для нижних — Е=1 кэВ

Исследование угловых распределений УОЭ для образцов с различным содержанием свинца (рис. 14) позволило построить градуировочную кривую (рис. 15), использовавшуюся для определения концентрации свинца в приповерхностном слое стекла.

Рис. 14. Угловые распределения УОЭ для стекол с различным содержанием РЬ: 1 — 0%, 2 — 57%, 3 — 80%, 4 — 100%. Е=1 кэВ, ф=75°

7 6 5

а? 4 £

5 з

2 1 0

Рис. 15. Зависимость интенсивности рассеяния УОЭ на угол 0=150° от концентрации РЬ в стекле. Е=1 кэВ, ф=75°

Следует отметить, что использование метода оже-спектроскопии в данном случае, из-за слабости пиков РЬ, оказалось малоинформативным.

РЬ,%

* * *

Развитие спектроскопии УОЭ поверхности твердого тела гомогенных и гетерогенных систем, с нашей точки зрения, связано с совершенствованием экспериментальных исследований, которые должны обеспечить измерения абсолютных значений интенсивности УОЭ в узком телесном угле и интегрального коэффициента УОЭ с точностью, не хуже ~ 1%, которая вполне гарантируется как статистическими, так и теоретическими методами расчета. Подобные экспериментальные исследования совместно с теоретическими расчетами позволят уточнить механизм взаимодействия электронов с твердым телом (в частности, уточнить потенциалы взаимодействия электронов с атомами твердого тела) и в конечном итоге обеспечить достаточную эффективность диагностики поверхности методом спектроскопии УОЭ.

БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЕ ССЫЛКИ

1. Jablonski A. Analytical application of elastic electron backscattering from surfaces // Progress in surface science. 2003. 74. 357-374.

2. Gergely G. Elastic backscattering of electrons: determination of physical parameters of electron transport processes by elastic peak electron spectroscopy // Progress in surface science. 2002. 71. 31-88.

3. Gergely G. Elastic peak electron spectroscopy // Scanning. 1986. Vol. 8. 203-214.

4. Sech M., Dench W. A. Quantitative electron spectroscopy of surfaces: a standard date base for electron inelastic mean free paths in solids // Surf. Interface Anal. 1979. 1, 2.

5. Макаров В. В. Закономерности взаимодействия электронов с твердым телом и развитие методов анализа приповерхностных слоев материалов: Дис. ... д-ра физ-мат. наук. Л., 1990.

6. Морозов Ю. А. Отражение электронов средних энергий от твердых тел: Дис. ... канд. физ.-мат. наук. Л., 1973.

7. Schmid R., Gaukler K. H., Seiler H. Measuremant of elastically reflected electrons (E<2.5 keV) for imaging of surfaces in a simple ultra high vacuum scaning electron microscope // Scanning Electron Microsc. 1983. V. 2. P. 250.

8. Shilling J. S., Webb M. B. Low-energy electron diffraction from liquid Hg: multiple scattering, scattering factor and attenuation // Phys. Rew. Ser. B. 1970. V. 2. № 6. P. 1665-1676.

9. Пронин В. П. Упругое отражение электронов средних энергий от поликристалли-ческих металлических поверхностей: Дис. ... канд. физ-мат. наук. Л., 1976.

10. Хинич И. И. Особенности упругого и неупругого взаимодействия электронов малых и средних энергий (1-1000 эВ) с упорядоченными и неупорядоченными слоями твердого тела: Дис. ... канд. физ.-мат. наук. Л., 1982.

11. Бронштейн И. М., Пронин В. П. Учет кратности рассеяния при упругом отражении электронов средних энергий // Вопросы атомной науки и техники. Общая и ядерная физика. 1985. № 3/32. С. 166-172.

12. Васильев А. А., Гибрехтерман А. Л., Пронин В. П. Моделирование упругого отражения электронов поверхностью методом статистических испытаний // Эмиссия и рассеяние электронов твердым телом. Л., 1988. С. 89-92.

13. Мотт Н., Месси Г. Теория атомных столкновений / Пер. с англ. М., 1969.

14. Akkerman A. F., Gibrekhterman A. L. Comparison of various Monte Carlo schemes for simulation of low — energy electron transport // Nucl. Instrum. 1985. B 6. P. 496.

15. Соболь И. М. Частные метода Монте-Карло. М., 1973.

16. Riley M. E. MacCallum C. J., Biggs F. Theoretical electron atom scattering cross section // Atomic Data. 1975. 15. № 2. P. 443.

17. FinkM., Yates A. L. Tables of scattering amplitudes and spin polarizations of 25, 50, 75, 150, 175, 200, 300, 400, 600, 800 tV electrons scattered elastically from H, He, C, Ne, Ar, Kr, Rb, Xe, Cs, Au, Hg, Pb and Bi*-1 // Atomic Data. 1970. 1. № 2. P. 385.

18. Holjworth G., Meister H. J. «Tables of asymmetry.», 1964.

19. Lin B. Y., Khan A. J. Elastic electron fine structure: application to the study of local order // Vac. Sci. Technol 1988. A 6. P. 2086; J. Vac. Sci. Technol 1989. A 7. P. 1841.

20. Бондарчук А. Б., Гойса С. Н., Коваль И. Ф., Мельник П. В., Находкин Н. Г. Исследование взаимодействия ионов аргона средних энергий с поверхностью GaP (111) // ФТТ. 1986. Т. 28. № 9. С. 2819-2823.

21. Игонин С. И., Макаров В. В. Определение химического состава соединений по энергетическим спектрам упруго отраженных электронов // Письма ЖТФ. 1987. № 13. С. 1043.

22. Laser D., Seach M. P. Reassessment of energy transfers in the quasyelastic scattering of 250-3000 eV electrons at surfaces // Phys. Rev. 1993. B 47. 9836.

23. Бронштейн И. М., Васильев А. А., Пронин В. П., Хинич И. И. Упругое отражение электронов средних энергий от неупорядоченных металлических поверхностей // Известия академии наук СССР. 1985. Т. 49. № 9. С. 1755-1759.

24. Бронштейн И. М., Пронин В. П., Тютиков А. М., Леонов Н. Б. V Всесоюзный

симпозиум по ФЭЭ, ВЭЭ, ВИЭЭ: Тезисы докладов. Рязань, 1983. С. 63-64.

I. Bronshtein, V. Pronin, I. Khinich, I. Chistotin

SPECTROSCOPY OF ELASTIC REFLECTION OF ELECTRONS AS AN EFFECTIVE METHOD OF SOLID STATE SURFACE DIAGNOSTICS

A review of the results of the investigation of the elastic reflection of electrons of medium energies by solid surface is presented. The results were obtained at the Emission Electronics Laboratory of Herzen State Pedagogical University of Russia.

The results are an experimental basis of a comparatively new method of solid surface investigation — spectroscopy of the elastic reflection of electrons. The application of the method for numerical diagnostics of solid surface is analyzed.