Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы 9
1.1. Одиночная трехэлектродная скрещенная линза с одинаковыми прямоугольными отверстиями 9
1.2. Модификации одиночной скрещенной линзы 17
1.3. Системы скрещенных линз 20
1.4. Корректоры геометрических аберраций 24
1.5. Времяпролетные масс-спектрометры рефлекторного типа с ортогональным вводом ионов 29
1.6. Постановка задачи 33
Глава 2. Экспериментально-расчетные методы исследования оптики первого порядка скрещенных линз 34
2. 1. Экспериментальная установка 34
2.2. Определение кардинальных элементов линзы 36
2.3. Создание банка данных оптики первого порядка одиночных скрещенных линз 38
2.4. Приближенный метод расчета параксиальной оптики скрещенных линз 41
2.5. Системы одиночных скрещенных линз 46
2.6. Скрещенная линза как тестовая модель для расчёта трехмерных полей 47
Глава 3. Хроматическая аберрация одиночных скрещенных линз 52
3.1. Расчётно-экспериментальный метод исследования хроматической аберрации 52
Глава 4. Иммерсионные скрещенные линзы 57
4.1. Экспериментальное исследование иммерсионных скрещенных линз.58
4.2. Двухэлектродные скрещенные иммерсионные линзы 60
4.3. Трехэлектродные скрещенные иммерсионные линзы 63
Глава 5. Трехмерные электронно-оптические элементы в фокусирующих системах 67
5.1. Методика расчета ионно-оптической схемы масс-спектрометра со скрещенными линзами 67
5.2. Повышение чувствительности масс-спектрометра MX-1321А 71
5.3. Экспериментальное исследование корректоров искривления изображения на плоских электродах 75
5.4. Фокусирующие свойства электростатических линз с одинаково ориентированными прямоугольными отверстиями 82
5.5. Пространственно-временные свойства электростатических линз с одинаково ориентированными прямоугольными отверстиями 90
Глава 6. Времяпролетный масс-спектрометр и ортогональный ускоритель ионов 95
6.1 Модифицированный масс-рефлектрон 95
6.2 Монополь - как ортогональный ускоритель для времяпролётного анализатора 112
Заключение 126
Литература 128
- Времяпролетные масс-спектрометры рефлекторного типа с ортогональным вводом ионов
- Создание банка данных оптики первого порядка одиночных скрещенных линз
- Двухэлектродные скрещенные иммерсионные линзы
- Экспериментальное исследование корректоров искривления изображения на плоских электродах
Введение к работе
Современные аналитические приборы, в которых для анализа свойств и структуры веществ используются пучки заряженных частиц - электронов и ионов, в своем составе содержат различные электронно-оптические элементы, создающие фокусировку по координатам и разделение (или фокусировку) по импульсам заряженных частиц. Эти элементы, входящие в общую ионно-оптическую схему спектроаналитического прибора, должны совместно с диспергирующими устройствами обеспечивать транспортировку и фокусировку пучков и, тем самым, чувствительность и разрешающую способность приборов. В качестве транспортирующих элементов используются линзовые системы всех известных типов, однако предпочтение неизменно отдается линзам, которые обладают наибольшими фокусирующими и транспортирующими возможностями при максимальной простоте реализации. Важными дополнительными факторами, определяющими достоинства использования тех или иных линз, являются также возможности уменьшения их хроматических аберраций, особенно в тех случаях, когда эти линзы используются в системах высокого уровня фокусировки.
Постоянно возрастающие требования, предъявляемые современной экспериментальной физикой к приборам и установкам, разрабатываемым для проведения экспериментов, в частности - к масс-спектрометрам, стимулируют создание, разработку методов расчета, изучения характеристик и предложения к практическому использованию все новых классов электронно-оптических элементов, в том числе - новых типов электронных линз и корректоров изображения. К их числу относятся и класс скрещенных линз, и линзы с одинаково ориентированными прямоугольными отверстиями, и корректоры изображения на плоских электродах с треугольными отверстиями.
Скрещенные линзы представляют собой системы параллельных тонких
плоских диафрагм с прямоугольными отверстиями различных размеров, развернутыми на 90 по отношению друг к другу. Благодаря такой геометрии, эти линзы приобретают, наряду со свойствами, характерными для осесимметричных линз, и свойства квадрупольных линз, а иммерсионные скрещенные линзы при определённых условиях проявляют ещё и ряд самостоятельных уникальных свойств, что позволяет с успехом использовать скрещенные линзы в анизотропных электронно-оптических системах.
Корректоры изображения на плоских электродах с треугольными отверстиями, в свою очередь, исправляют искривление изображения в электронно-лучевых приборах, а также в энерго- и масс-спектрометрах.
Новые возможности в повышении характеристик
спектроаналитических приборов, создаваемые электронно-оптическими системами с прямоугольными отверстиями и корректорами на плоских электродах, определяют актуальность данной работы.
Очевидно, что для успешного применения оптических систем из скрещенных линз и корректоров изображения на плоских электродах с треугольными отверстиями необходимо разработать расчетные и экспериментальные методы определения оптических характеристик таких систем, определить реальные их характеристики и исследовать возможности их применения в современных спектроаналитических приборах.
Однако, поскольку поля скрещенных линз и других электронно-оптических систем, обсуждаемых в работе, существенно трёхмерны, а численные расчёты с помощью пакетов программ, претендующих на расчёт трёхмерных полей, не дают достаточной точности, то очевидно, что для успешного применения трёхмерных систем необходимо провести экспериментальное исследование их оптических характеристик.
Целью диссертационной работы явилось широкое экспериментальное и теоретическое исследование оптических и времяпролётных свойств различных типов электронно-оптических систем на плоских электродах с прямоугольными отверстиями, а также корректоров аберраций на
плоскопараллельных электродах;
- разработка на основе полученных экспериментальных данных
аппроксимирующих формул для проведения экспресс-расчетов систем
транспортировки пучков заряженных частиц;
- проектирование схемы статического масс-спектрометра с двойной
фокусировкой, содержащей дублет из скрещенных линз, который
оптимизирует условия пучка ионов, тем самым повышая чувствительность
прибора;
- повышение чувствительности и разрешающей способности
времяпролётного масс-спектрометра с помощью линзы с одинаково
ориентированными прямоугольными отверстиями, установленной в
бесполевое пространство анализатора;
- разработка новой схемы времяпролётного масс-анализатора и
устройства ортогонального ввода ионов;
Научная новизна работы.
Впервые в настоящей работе исследована хроматическая аберрация одиночной скрещенной линзы. Коэффициент хроматической аберрации представлен в виде полинома по степеням обратного увеличения. Полиномиальные коэффициенты определены в широком диапазоне изменения возбуждения линзы.
Впервые экспериментально определены кардинальные элементы иммерсионной скрещенной линзы в широком диапазоне изменения электрических параметров. Показано, что при значительных возбуждениях линзы происходит поворот линейного изображения точечного источника на 90, а трех электродная иммерсионная скрещенная линза может создавать стигматичное изображение.
Впервые определены характеристики первого порядка линз с одинаково ориентированными прямоугольными отверстиями.
Впервые предложена схема времяпролётного масс-спектрометра, обобщающего масс-рефлектрон Мамырина Б.А. и имеющего фокусировку
третьего порядка ионных пакетов по энергии.
Впервые рассчитан ортогональный ускоритель, уменьшающий время разворота ионов и повышающий, тем самым, разрешение времяпролётного масс-спектрометра.
На защиту выносятся следующие положения:
Аппроксимирующие формулы для расчета оптических свойств первого порядка одиночных скрещенных линз и систем из них.
Результаты экспериментального исследования свойств первого порядка иммерсионных скрещенных линз и дублетов из них.
3. Определение коэффициентов хроматической аберрации одиночной
скрещенной линзы.
Проектирование и расчет оптической схемы масс-спектрометра с дублетом скрещенных линз.
Результаты экспериментального исследования корректоров искривления изображения.
Результаты исследования фокусирующих и пространственно-временных свойств линз с одинаково ориентированными прямоугольными отверстиями.
Новая схема времяпролётного масс-спектрометра, обладающего фокусировкой по энергии третьего порядка.
Ортогональный ускоритель ионов, увеличивающий разрешение времяпролётного масс-спектрометра в два раза.
Практическая значимость работы
В работе проведено экспериментальное исследование оптических свойств различных типов скрещенных линз в широком диапазоне изменения их геометрических и электрических параметров, а также корректоров изображения на плоских электродах. На основе полученных данных для одиночных скрещенных линз и дублетов линз построены аппроксимирующие формулы, описывающие свойства первого порядка, что значительно облегчает расчёт и проектирование систем, использующих эти линзы.
Дублет скрещенных линз, установленный в масс-спектрометре с
двойной фокусировкой, позволил повысить чувствительность прибора в несколько раз.
Одиночная линза с одинаково ориентированными прямоугольными отверстиями, установленная в пролётном пространстве времяпролётного масс-спектрометра, позволила повысить разрешение и чувствительность прибора на 20+30 %.
Апробация результатов работы, публикации и структура диссертации.
Материалы диссертации докладывались на IX, XI Всесоюзных семинарах по методам расчёта электронно-оптических систем (Ташкент, 1988 г., Алма-Ата, 1992), на Шестом Всероссийском семинаре по проблемам теоретической и прикладной электронной и ионной оптики (Москва, 2003 г.).
По материалам диссертации опубликовано 13 работ.
Диссертация состоит из введения, шести глав и заключения. Она содержит 132 страницы, в том числе 65 рисунков, 5 таблиц и список литературы, включающий 63 наименования.
Времяпролетные масс-спектрометры рефлекторного типа с ортогональным вводом ионов
Из рис. 1.5а видно, что коэффициент С]х может изменять знак и становиться отрицательным, -это происходит только при условии, что потенциал на среднем электроде выше потенциала на крайних (V2 V]). При V2 Vx коэффициент сферической аберрации всегда положителен. Приведенные соотношения потенциалов справедливы для электронов. Для положительных ионов они обратны, при V2 Vx коэффициент Си может изменять знак, при V2 V1 он знакопостоянен. Этот вывод справедлив, для скрещенных линз во всем диапазоне проведенных измерений и расчетов. На рис. 1.56 показана зависимость коэффициента сферической аберрации СХх от отношения сторон отверстия в электродах 2 L, которое оказывает существенное влияние на величину аберрации. При 2% = 1 (квадратное отверстие) - квадрупольная составляющая поля равна нулю, Поэтому коэффициенты сферической аберрации в плоскостях X0Z и Y0Z (так же, как и параксиальные свойства) одинаковы. Однако уже при небольшом увеличении 2 /, коэффициент С1х резко уменьшается, и в случае V2 Vx проходит через нуль вблизи 2/4г, = 1- При больших значениях 2 , сферическая аберрация почти не зависит от этого параметра.
В работе [3] было экспериментально исследовано влияние формы отверстий в электродах на электронно-оптические свойства трёхэлектродной одиночной линзы. Было проведено сравнение оптической силы и коэффициентов Си, С2х сферической аберрации линзы с прямоугольными и криволинейными вырезами (см. рис.2). Как показали измерения, при одинаковых значениях а/ оптическая сила первой линзы больше, чем второй. Аберрационные свойства в средних плоскостях обоих линз близки. Если потенциал среднего электрода выше потенциалов крайних, и в той и в другой линзе коэффициент растет с увеличением расстояния между электродами и при определенных условиях обращается в нуль. Следовательно, меняя это расстояние можно получить Си = 0 для различных положении изображения. В линзе с прямоугольными отверстиями пределы измерения коэффициента Си несколько уже. Коэффициент С2х вносит вклад в аберрационное расширение изображения вне средней плоскости. В отличие от С]х, он уменьшается с ростом расстояния между электродами линзы. Однако если в линзе с криволинейными вырезами коэффициент С2х изменяет знак при определенных условиях, то в линзе с прямоугольными отверстиями во всех исследованных режимах работы он остается положительным. Изменение знака коэффициента С2х у линз с прямоугольным вырезом удается получить, если уменьшить длину отверстия в крайних электродах до некоторого определенного значения, зависящего от геометрии среднего электрода. При этом, однако, Си и С2х обращаются в нуль не одновременно. Можно добиться существенного улучшения аберрационных свойств скрещенной линзы, выбирал условия, когда оба коэффициента достаточно малы. Так, например, при Ь/ - 0.45 и при отношении 2 , = 2.5 для среднего электрода для крайних электродов рекомендуется 2/ /,! 1-9- Если в среднем электроде 2ft/ = 2.0, для крайних оптимальное значение 2ft/ близко к 1.65, а при 2 , =1.6 в среднем электроде отношение 2ft/ для кРаиних близко к Возможности увеличения оптической силы скрещенных линз рассмотрели в работе [10]. Как указывалось ранее, величина V, для этих линз растет с увеличением отношения 2ft/ Измерения показали, что в трехэлектродной линзе при увеличении 2ft/ от 1.6 до 3.0 У г возрастает примерно два раза. Однако при заданном значении апертуры это приводит к росту поперечных габаритов линзы, что не всегда возможно. Имеются еще два пути для увеличения оптической силы: уменьшение расстоянии между электродами и увеличение количества последовательно расположенных электродов, составляющих линзу. Проведенные на электронно-оптической скамье методом двух соток измерения показали, что для 2ft/ -2.0-s-3.0 диапазон увеличения оптической силы трехэлектродной одиночной линзы с изменением межэлектродного расстояния Ь/ от 0.5 до 0.16 составляет 1.3-4.7. Отсюда следует, что использование линз с большими межэлектродными расстояниями не рационально, так, как одновременно происходит уменьшение оптической силы и увеличение продольных габаритов. Однако зависимость К. от h не монотонна, она достигает максимума при расстоянии между электродами порядка 0.Н0.2 от ширины прямоугольного отверстия. При большем сближении электродов она снова начинает падать из-за перекрытия полей. Коэффициент сферической аберрации Си с уменьшением расстояния между электродами происходит через нуль. Дальнейшего увеличения оптической силы линзы можно добиться добавлением одной или более пар последовательно расположенных электродов. По-прежнему в соседних электродах отверстия повернуты друг относительно друга на 90. Все нечетные электроды находятся под потенциалом анода Vi, на четные - подан одинаковый потенциал V2. Следует отметить, что при используемой технологии сложность изготовления скрещенной линзы мало зависит от числа образующих ее электродов. Проведанные исследования показали, что при достаточно большом расстоянии между электродами yvC, 0.5) наблюдается почти суммарное увеличение оптической, силы, в случае пяти- и семиэлектродной линзы растет примерно в 2 и в 3 раза соответственно. Однако, с уменьшением межэлектродных расстояний этот эффект слабеет, что связано, очевидно, с влиянием перекрытия полей. При увеличении длины отверстий перекрытие полей возрастает. Изменение сферической аберрации показало, что при этом имеются режимы с малым или отрицательным Си. Увеличение числа электродов при постоянном фокусном расстоянии приводит, как правило, к уменьшению сферической аберрации.
Создание банка данных оптики первого порядка одиночных скрещенных линз
Скрещенные линзы в настоящее время довольно широко применяются в электронно-лучевых приборах и технике физического эксперимента. Это в большой степени объясняется их технологичностью и малыми аберрациями по сравнению с другими астигматичными линзами. Однако использованию скрещенных линз в значительной мере препятствуют сложность расчета их оптических свойств и малочисленность приведенных в литературе данных.
На практике обычно требуется в первую очередь провести приближенный расчет, который позволил бы выбрать электронно-оптическую схему и оценить величины подаваемых потенциалов. Для решения указанной задачи на основе полученных многочисленных экспериментальных данных, приведённых в разделе 2.2, характеризующие параксиальную оптику одиночных скрещенных линз, найдены аппроксимирующие функции, позволяющие проводить приближенный расчет таких линз.
Известно, что среди астигматичных линз по своим свойствам наиболее близки к скрещенным квадрупольные. Первые члены в разложении потенциала скрещенной линзы содержат квадрупольную и осесимметричную составляющие, причем экспериментально показано, что последняя вносит значительно меньший вклад в оптическую силу. Численные расчеты одиночных осесимметричных линз, образованных тремя диафрагмами с отверстиями, диаметр которых равен ширине отверстия скрещенных линз, также показали, что оптическая сила последних по крайней мере на порядок больше оптической силы первых. В связи с этим экспериментально найденные фокусные расстояния исследуемых одиночных скрещенных линз аппроксимировались формулами, выведенными для квадруполей в приближении прямоугольной модели распределения поля: л /p-sm(pL) здесь индекс "с" соответствует собирающей плоскости, индекс "d" соответствует рассеивающей плоскости, L - эффективная длина линзы, Р - возбуждение линзы, определяемое в данном случае следующим образом: где К2 - коэффициент, зависящий от геометрии линзы. Следует отметить, что формула (2.18) несколько отличается от определения р1 в квадруполе, где вместо (Ф2 -Ф,) стоит величина V, равная половине разности потенциалов между электродами.
В таблице 2 приведены численные значения параметров L и К2, для которых приближение выбранных формул (2.17, 2.18) к экспериментально найденным зависимостям оказывается наилучшим. Данные приведены для наиболее употребительных значений геометрических параметров линз.
Погрешность аппроксимации экспериментальных кривых с помощью формул (2.17, 2.18) при использовании приведенных констант не превышает 4 -г- 5% и имеет тот же порядок, что и погрешность измерений. В крайних точках при высоких значениях потенциалов Ф2 и малых фокусных расстояниях погрешность увеличивается и может достигать 10%.
Как видно из таблицы 2, значения констант существенно зависят от геометрических параметров линзы - отношений 2 , и %,. Почти во всех рассматриваемых случаях эффективная длина значительно отличается от геометрической, а.К2от 0.5. Это показывает, что приведенные константы не имеют того физического смысла, что в квадруполях, а применимы только для формального расчета фокусных расстояний. В частности, по этой причине имеется существенная разница между константами К2 и L в собирающей и рассеивающей плоскостях при одной и той же геометрии линзы и не наблюдается монотонной зависимости К2 и L от значений геометрических параметров. В таблице 2 приведено также произведение констант К2Ь, которое в приближении тонкой линзы пропорционально ее оптической силе и, следовательно, имеет определенный физический смысл. Фокусные расстояния тонкой скрещенной линзы записываются в виде:
Произведение КгЬ монотонно растет с уменьшением расстояния между электродами, т. е. с уменьшением геометрической длины линзы. Оно также увеличивается с ростом отношения сторон отверстия в электроде, поскольку при этом возрастает астигматизм линзы, т. е. квадрупольная составляющая поля. Различие между значениями произведения K L в рассеивающей и собирающей плоскостях сравнительно невелико и существенно меньше различия между значениями констант К2 и L по отдельности.
Отметим, что K i в рассеивающей плоскости, как правило, несколько меньше, чем в собирающей, Этот факт можно объяснить тем, что в собирающей плоскости скрещенной линзы суммируются действия квадрупольной и осесимметричной составляющих поля, а в рассеивающей плоскости они вычитаются. Вспомним, что оптическая сила тонких квадруполей по абсолютной величине одинакова в двух взаимно перпендикулярных плоскостях, а при увеличении возбуждения линзы растет быстрее в рассеивающей плоскости.
Расчет фокусных расстояний по формуле (2.19) достаточно прост и дает погрешность от 5% при малых возбуждениях до 10 - 15% при больших. При этом для произведения KjL следует брать среднее между его значениями в рассеивающей и собирающей плоскостях.
Описанная аппроксимация была применена для скрещенных линз, взятых из работы [48], в которой они исследовались на основании численного расчета. Обработка представленных в [48] данных показала, что с помощью формул (2.18) и (2.19) расчетные параметры скрещенных линз могут быть аппроксимированы с точностью до 10%.
Двухэлектродные скрещенные иммерсионные линзы
Во многих прикладных задачах электронно-оптические системы выполняют одновременно с функцией фокусировки (транспортировки) пучков заряженных частиц функцию изменения энергии пучка - его ускорения или замедления. Линзовые системы, используемые в этом случае, носят название иммерсионных, и большие возможности имеют системы скрещенных линз, работающих в иммерсионном режиме.
Так же, как и осесимметричные, простейшие иммерсионные скрещенные линзы состоят из двух электродов (рис.4.1), отстоящими друг от друга на расстоянии h. Электроды представляют собой плоские пластины с прямоугольными отверстиями, размером 2а 2Ь, имеющими две плоскости симметрии. В соседних электродах отверстия повернуты друг относительно друга на 90.
Проведено экспериментальное исследование оптики первого порядка двухэлектродной иммерсионной скрещенной линзы [55]. Такая линза существенно астигматична, то есть создает линейное изображение точечного объекта. При ускоряющем потенциале на последнем электроде такая линза формирует линейное изображение точечного источника, параллельное оси X (фокусирует в плоскости Y0Z). При замедляющем потенциале - создается линейное изображение, параллельное оси Y (фокусировка происходит в плоскости X0Z). Оптическая сила скрещенной линзы, как правило, больше оптической силы осесимметричной линзы и в основном определяется разностью поперечного и продольного размеров отверстий в электродах.
Иммерсионные скрещенные линзы являются существенно трехмерными, и в настоящее время отсутствуют методы корректного их расчета. Единственным методом определения оптических свойств и параметров таких линз является экспериментально-расчетный метод.
Для проведения экспериментальных исследований иммерсионных скрещенных линз электронно-оптическая скамья была разделена на две части, находящиеся под разными потенциалами Фо и Ф; (см. рис.4.2). Цилиндры, электрически соединенные с последним электродом и с экраном, на люминофор которого напылялось золото. Первый электрод линзы так же, как и анод электронной пушки, заземлен. Измерительные сетки имеют потенциал того пространства, в котором они расположены, металлические цилиндры изготовлены таким образом, что могут надвигаться один на другой, позволяя изменять расстояния от линзы и сетки до экрана.
Первый способ широко известен [46]. Он базируется на измерениях параметров линзы (линейного увеличения М и положения изображения Q) в двух различных ее положениях относительно источника электронов. На основании полученных данных рассчитываются фокусные расстояния fo,f\w. положения фокусов z(/o), z(/j) или главных плоскостей z(#0) и z(Hj). Индекс "о" относится к предметному пространству, индекс "і" к пространству изображений.
Второй способ определения кардинальных элементов является приближенным, он основан на предположении, что главные плоскости линзы близки между собой, и их можно считать совпадающими. Такое предположение выполняется тем точнее, чем слабее линза. При этом в одиночной линзе главные плоскости совпадают с ее центром, а в иммерсионной сдвинуты относительно него. При выводе формул было использовано известное соотношение между фокусными расстояниями иммерсионной линзы. где Фо - потенциал пространства предметов, Ф; - потенциал пространства изображения. Таким образом вместо четырех неизвестных мы имеем только две (fo и z(//)) и для их определения можем ограничиться измерениями М и Q только в одном положении линзы. При этом расчетные формулы приобретают вид:
Описанная методика была применена к обработке измерений двухэлектродных скрещенных линз. Отверстия в электродах имели прямоугольную форму с отношением сторон 2a/2b = 2, расстояние между электродами составляло h = b.
Кардинальные элементы двухэлектродной линзы, полученные на основании первого и второго способов, приведены на рис.4.3 - 4.5. На рис.4.3 даны фокусные расстояния, а на рис.4.4 - положения фокусов в зависимости от отношения потенциалов на электродах для собирающей плоскости линзы. Все линейные величины отнесены к ширине отверстия в электроде 2Ь. Кружки и треугольники соответствуют расчетам по приближенным формулам (4.1 -4.3), точки и крестики получены по формулам (2.1 - 2.8), приведенным в [46]. Кружки и точки относятся к предметному пространству, крестики и треугольники - к пространству изображений. Точные и приближенные расчеты фокусных расстояний хорошо согласуются между собой в области небольших ускорений (Ф;/Ф0 4.5). При больших ускорениях приближенные формулы дают более короткие фокусные расстояния. Как видно из рис.4.3 и 4.4, разброс точек, определяющих положения фокусов, больше, чем точек, определяющих фокусные расстояния, так как положения фокусов находятся в эксперименте с меньшей точностью.
Из приведенных данных нетрудно определить положения главных плоскостей. В собирающей плоскости они сдвинуты от геометрического центра линзы в сторону предмета.
Результаты измерения фокусных расстояний иммерсионной скрещенной линзы в рассеивающей плоскости даны на рис.4.5. Измерения здесь представляют большую трудность, поскольку мнимое изображение находится дальше от экрана и точность определения его положения уменьшается. Это в первую очередь сказывается на определении положения фокусов (соответственно, главных плоскостей). В измеренном диапазоне потенциалов линзы главные плоскости смещены от геометрического центра в пространство изображений на одну - две ширины апертуры.
Экспериментальное исследование корректоров искривления изображения на плоских электродах
Повышение чувствительности масс-спектрометра с двойной фокусировкой является важной задачей аналитического приборостроения. В настоящей работе эта задача решена за счет введения в ионно-оптическую схему масс-спектрометра дополнительной системы скрещенных линз, обеспечивающей вертикальную фокусировку ионного пучка при сохранении максимальной разрешавшей способности [56].
В отсутствие вертикальной фокусировки происходят значительные потери заряженных частиц вследствие того, что при заданной угловой расходимости пучка и большом расстоянии между источником и секторным магнитом поперечный размер пучка значительно увеличивается и превосходит поперечный размер камеры магнита. Увеличить пропускание пучка за счет раздвижения полюсов магнита невозможно, так как это уменьшает предельно достижимую индукцию. Введение вертикальной фокусировки позволяет улучшить согласование исследуемого пучка с анализирующими элементами схемы.
Она содержит источник ионов 1, цилиндрический электростатический конденсатор 2, энергетическую щель 3, секторный магнит с однородным полем 4 и приемник ионов 5. При заданных геометрических размерах и заданных параметрах магнита и конденсатора в горизонтальной плоскости обеспечивается фокусировка ионного пучка на цель приемника.
Задача состоит в том, чтобы ввести вертикальную фокусировку пучка, не нарушая условий его прохождения в горизонтальной плоскости.
Решение ее возможно при использовании системы астигматичных линз. Из известных типов астигматичных линз наиболее подходящими для этой цели являются квадрупольные и скрещенные. Преимуществом квадрупольных линз является большая оптическая сила. Скрещенные линзы несколько слабее, т. е. требуют приложения на электроды больших напряжений при той же энергии пучка. Однако достоинством их является простота конструкции, большая точность юстировки и меньший уровень аберраций. Предварительная оценка показала, что в данной схеме необходимую оптическую силу можно обеспечить при напряжениях на электродах линз, не превышающих 1 кВ. Поэтому для осуществления вертикальной фокусировки были выбраны системы из скрещенных линз.
Собрать заряженные частицы во всех направлениях можно с помощью системы из нескольких одиночных скрещенных линз, собирающие и рассеивающие плоскости которых чередуются, - в простейшем варианте -системой из двух скрещенных линз, которая помещается в пространство между энергетической щелью и магнитом.
При расчете фокусировки дублета следует учесть, что на него падает астигматичный пучок: в горизонтальной плоскости проекции траектории исходят из энергетической щели, в вертикальной - из ионного источника. Для того, чтобы не нарушать фокусировку в горизонтальной плоскости, дублет следует настроить таким образом, чтобы обратные продолжения траекторий, выходящих из дублета, пересекались по-прежнему в энергетической щели. Если рассматривать линзы дублета как тонкие, то условие неизменности фокусировки в горизонтальной плоскости (промежуточная фокусировка происходит в плоскости энергетической щели) запишется следующим образом:
Оно дает связь между фокусными расстояниями первой/j и второй линз дублета. Здесь а2 - расстояние от энергетической щели до центра первой линзы, d - расстояние между центрами линз. В этой плоскости первая линза рассеивает заряженные частицы, а вторая собирает.
В вертикальной плоскости первая линза собирает заряженные частицы, что обеспечивает лучшее токопрохождение и требует меньших потенциалов на линзах. Задавая положение изображения в вертикальной плоскости gb из высказанных ранее соображений, получим второе условие, связывающее фокусные расстояния линз: Здесь аь - расстояние от щели ионного источника до центра первой линзы.
Уравнения (5.1) и (5.2) позволяют однозначно определить /І и /2. Совместное решение (5.1) и (5.2) дает по два значения для/і nf2, при этом положительные значения фокусных расстояний соответствуют схеме, в которой первая линза в горизонтальной плоскости собирает заряженные частицы. Отрицательные значения /J и f2. соответствуют собирающей первой линзе в вертикальной плоскости. Как указывалось выше, последний вариант оказался предпочтительнее.
Разности потенциалов между электродами линз дублета (для определённых выше фокусных расстояний) можно найти из номограмм (см. рис. 2.3-2.7) или аппроксимационных формул главы 2.
Анализ расчета ряда вариантов показал, что максимальное токопрохождение достигается в том случае, когда дублет расположен вплотную к энергетической щели. Предельным случаем является совмещение первой линзы, которая считается тонкой, с энергетической щелью, при этом оптическая сила второй линзы обращается в ноль. Однако практически такой вариант неосуществим, так как линза не является тонкой, она искажает ход траекторий вблизи энергетической щели и ухудшает разрешение прибора.
