微衍射花样与会聚束电子衍射

会聚束电子衍射（convergent beam electron diffraction，CBED）是采用更大会聚角的微衍射技术来获得菊池花样的，因此会聚束电子衍射花样的理论基础是菊池花样，实验基础是微衍射。菊池花样的形成原理已在第18章叙述过，下面将分别叙述微衍射和会聚束电子衍射原理。

图19-10 固定束微衍射光路图

19.4.1 微衍射花样

前述的选区电子衍射因受到球差和失焦的限制，使选区有效分析区域最小约为0.5μm。如果用很细的电子束直接在样品上选择衍射区域，这种选区范围几乎由电子束斑尺寸决定。目前最小的选区尺寸约为1nm。通常把信息来自直径＜0.5μm区域的电子衍射称为微衍射（μ-diffraction），小于10nm的称为纳米衍射（nano-diffraction）。

不同方式的微衍射都是采用最早发展起来的三聚光镜系统，或者称为双聚光镜加物镜前置场系统，图19-10所示是其光路原理图。以下用固定束微衍射说明其原理。该方法将物镜分成两部分，即样品上方的物镜上极靴（前置场）和样品下方的物镜下极靴（后置场）。物镜前置场起着第三聚光镜的作用，或附加一个小透镜起第三聚光镜的作用。通过第二聚光镜光阑的发散束经物镜前置场或小透镜，聚焦后可得到平行光束（会聚角约小于10-4rad）。

图19-11 不同会聚角的光路图及其对应的会聚束花样

19.4.2 会聚束电子衍射

19.4.2.1 不同会聚角的花样形成和特征

会聚束电子衍射是一类倒锥形电子束（会聚束）照射样品，锥顶恰在样品表面，穿透样品后，发散的光束使透射斑点和衍射斑点分别扩展为圆盘，获得会聚束的方法与微衍射相同。利用物镜前置场做第三聚光镜，使会聚角更大，并利用第二聚光镜光阑控制会聚角。通过第二聚光镜光阑不同孔径的选择，可获得不同会聚半角，由此确定了衍射盘的尺寸，如图19-11所示。

当会聚角α小于样品中某{hkl}晶面布拉格衍射角θB，即会聚角2α＜2θB，这时得到衍射盘呈现不重叠花样（见图19-11（a），（d）），称为K-M花样。当2α远大于2θB时，圆盘重叠部分超过圆盘半径，成为K花样（见图19-11（c），（f））。图19-11（b）显示出两者之间中等会聚角的会聚束电子衍射花样的形成及对应的衍射花样（图19-11（e））。一般第二聚光镜光阑孔径为200μm时获得K花样，并适用透射电子显微术和电子能量损失谱；50～70μm孔径适用于X射线能量色散谱，10～20μm的孔径适用于K-M花样。

19.4.2.2 零阶劳厄带，高阶劳厄带、会聚束花样及其菊池线

1）零阶劳厄带会聚束花样（ZOLZ）

如果把相机长度L增加到约800mm，仅中心圆盘及其周围几个衍射盘可见，如图19-12所示。它和选区衍射花样中斑点的配置相似。由于衍射盘对应的衍射晶面hkl满足晶带定律：hu+kv+lw=0，式中uvw为电子束方向，故称零阶劳厄带花样。显然用选区衍射花样指标化方法，可从零阶劳厄带花样获得晶面距离，晶面夹角和晶带轴方向。

图19-12 零阶劳厄带会聚束花样

2）高阶劳厄带会聚束花样（HOLZ）

在会聚束电子衍射花样中，中心圆盘附近亮区是由小角度散射所致。当高角度散射时，零阶劳厄带强度下降，原子散射振幅f（θ）随散射角度的增大而减小，但高阶劳厄带将出现，这是由于高角度散射导致了高阶劳厄倒易平面与Ewald球（爱瓦尔德球）相截。正是此原因，会聚束电子衍射花样中总是出现高阶劳厄带花样，而在选区电子衍射中很少见。当选择小的会聚半角时，在会聚束电子衍射花样中可见由分离斑点构成的高阶劳厄环（见图19-11（d）），而选择大的会聚半角，则为相交线构成的劳厄环（见图19-11（f））。高阶劳厄带强度来自弱的高角度散射，而不是平行于电子束的强散射，故其斑点或线强度较弱。

高阶劳厄倒易平面与Ewald球相截，故为一圆环。当hkl衍射满足hu+kv+lw=1时，称为正一阶劳厄带，依次类推，为负一阶、正二阶劳厄带等。高阶劳厄带花样提供了三维晶体的信息。

19.4.2.3 会聚束电子衍射中的菊池线

在会聚束电子衍射花样中几乎总是可以看见明锐的菊池线，而在选区电子衍射中菊池线通常是模糊的或不可见的，其原因是会聚电子束束斑尺寸很小，比选区电子衍射束束斑小2个数量级，如此小的电子衍射照射到样品体积内，通常很少或没有由样品弯曲造成的弹性应变或由缺陷造成的塑性变形。如果在对称入射条件下获得会聚束电子衍射花样称为带轴图（ZAP）。零阶劳厄带菊池线为明亮菊池带，当增加会聚半角时，菊池带的强度和清晰度会增加，因为会聚束包含会聚半角α大于电子的入射角θB。因此，当这些电子满足布拉格条件时，它们的弹性散射也将对菊池线有所贡献。图19-13是由平行电子束中非弹性散射和会聚束中弹性散射产生菊池线的比较示意图。

在会聚束电子衍射花样中除了有零阶劳厄带菊池线外，还有高阶劳厄菊池线，我们把由弹性散射产生的高阶劳厄菊池线称为高阶劳厄线，以区分之。它们对点阵参数的变化更敏感，其原因是高阶劳厄菊池线是由很大的Bragg角（对应于大的g）衍射产生的，因为当采用高阶劳厄菊池线对应的晶面时，它们通常都是高指数晶面（d值小），所以在同样的点阵常数变化下，Δg就有很大的变化，如下式所示：

图19-13 平行电子束中非弹性散射与会聚束中弹性散射产生菊池线的对比示意图

19.4.2.4 会聚束电子衍射精确测定点阵常数的方法

会聚束电子衍射花样已被广泛应用于膜厚、消光距离、点阵常数、结构因子、点群、空间群、位错的柏氏矢量以及应力场等的测定。本节仅对点阵常数的精确测定方法加以论述。点阵常数的精确测定不仅是确定晶体结构的基础，还可以研究晶体点阵常数微小变化所产生的应变量或所对应的成分变化。例如，相变诱发塑性（TRIP）钢中的残余奥氏体的稳定性对TRIP钢的使用极其重要，它与其固溶的碳含量有关，而碳含量可通过点阵常数计算出来。因此，通过精确测定碳含量就可研究残余奥氏体的稳定性。

利用会聚束电子衍射测定点阵常数的方法就是通过模拟不同点阵常数的晶体在某确定的加速电压下的高阶劳厄菊池花样，将其与实际拍摄的高阶劳厄菊池花样相比较即可。常见的晶体结构的高阶劳厄菊池花样的模拟程序见附录16。下面举例说明测定方法。

1）加速电压的影响和确定

以fcc结构的纯Al［113］带轴为例，其点阵常数a=0.4050nm，加速电压为100k V、120k V和200k V时，HOLZ花样分别如图19-14（a）、（b）和（c）所示。从图19-14（a）、（b）和（c）中可以看出加速电压对HOLZ线花样有很大的影响，随着加速电压的变化，HOLZ线的位置发生了很大的移动。因此可以保持其他条件不变，通过将TEM实验获得的HOLZ线花样与计算机模拟花样相比较，当两者相差最小时，就可以认为模拟使用的加速电压就是TEM实际的加速电压。

图19-14 纯Al［113］带轴在不同加速电压下的HOLZ线

（a）100k V；（b）120k V；（c）200k V

2）点阵常数的影响和精确测定

以TRIP钢残留奥氏体［113］带轴为例，模拟的加速电压为100k V。假设TRIP钢不同的残留奥氏体微区点阵常数由于碳含量的不同而分别为0.3600nm、0.3604nm、0.3608nm和0.3612nm，具有点阵常数0.0004nm差异的模拟HOLZ花样分别如图19-15（a）～（d）所示。从图中可以看出，随着点阵常数的增大，中间由HOLZ线围成的“五角星”区域在不断缩小，这说明HOLZ线随着点阵常数的变化发生了偏移，向着透射盘中心靠拢了。根据这种变化，我们就可以通过将TEM实验获得的HOLZ线花样与模拟的花样进行对比，在保持其他条件不变的情况下，调节模拟花样的点阵常数，当与实验花样最为接近时，该点阵常数就可以认为是最为精确的点阵常数值。

图19-15 具有微小点阵常数差异的HOLZ模拟花样

19.4.3 电子能量损失谱

在入射电子束在与薄样品相互作用的过程中，由于非弹性散射而损失一部分能量， ΔE=E0-Ein（E0为与样品交互作用前的入射电子能量，它由加速电压所决定；Ein为与薄样品产生非弹性散射后的透射电子能量，它由交互作用的类型所决定）。其中一部分电子所损失的部分能量值是样品中某个元素的特征值，采集透射电子信号强度，并按损失能量大小展示出来，这就是电子能量损失谱（electron energy loss spectroscopy，EELS），其中具有特征能量损失的透射电子的信号是电子能量损失谱进行微区分析的基础。

19.4.3.1 电子能量损失谱仪

电子能量损失谱仪有两种商业产品，一类是磁棱镜谱仪；另一类是Ω过滤器。前者安装在透射电子显微镜照相系统下面，故可以随时选择是否需要安装；而后者是安装在镜筒内，故是一种特殊技术，分析电子显微镜出厂前必须事先安装好。下面仅介绍在分析电子显微镜中应用最普通也最方便的磁棱镜谱仪。图19-16是磁棱镜谱仪的示意图。磁棱镜实质上是一个扇形铁磁块，它对电子的作用和玻璃棱镜对白色光的色散作用相似，故称磁棱镜。透过试样的电子在磁棱镜内沿半径为R的弧形轨迹前进，能量较小的电子（即能量损失较大的电子，因为Ein=E0-ΔE）其运动轨迹的曲率半径R较小，而能量较大的电子，其轨迹的曲率半径R也较大。相同能量的电子则聚焦在接受狭缝平面处的同一位置。具有能量损失ΔE的电子在聚焦平面上和没有能量损失的电子（称为零损失电子）有位移ΔX。ΔX的大小由下式确定：

图19-16 磁棱镜谱仪示意图

19.4.3.2 电子能量损失谱

图19-17是典型的硅的电子能量损失谱。以电子损失的能量ΔE为横坐标，而以电子信号的强度I为纵坐标，根据电子损失能量的大小和机制，可将谱分为三个区域，即零损失、低能损失和高能损失。

1）零损失峰（The Zero-Loss Peak）

零损失峰由未发生交互作用或受到原子核散射的弹性电子，以及引起样品中原子振动而导致声子激发的非弹性散射电子所产生的。声子激发的能量损失很小，小于0.1e V，由于我们不能分辨声子激发损失的能量，同时电子束的实际能量也是在名义能量周围有一个很小的波动，故把它归属于零损失内。零损失峰总是强度最大，在图19-14中用字母A表示。

通常零损失峰在电子能量损失谱不在特殊情况下，是不会收集它的，因为它的强度太大以致易损坏闪烁器，或损坏饱和光电二极管列阵。零损失峰主要用于谱仪的能量标定和仪器调整，以其半高宽定义为谱仪能量分辨率，以其有对称的高斯分布为谱仪良好状态的标志。

2）低能损失区

能量损失在0～50e V范围的低能区是入射电子与样品内价电子交互作用引起的电子云集体振荡的等离子（plasma）峰，在图19-17中用字母B表示低能损失区。引起等离子激发的入射电子能量损失为

式中，λp是等离子振荡的平均自由程，它与入射电子能量和样品成分有关。在入射电子能量为100ke V时，λp为50～150nm，据此可以用来测定样品的厚度t，尤其是样品很薄时，在小于1～2个消光距离时，用其他方法，如会聚束等厚条纹法都较难测定，唯有用等离子峰的方法能有效测出很薄样品的厚度。

图19-17 电子能量损失谱的示意图

等离子振荡频率ωp是参与振荡的自由电子数目n E的函数：

ωp∝（n E）1／2（19-37）

所以等离子激发能量损失ΔEp也是样品组成元素和成分的特征量，可以从自由电子数目的变化（即ΔEp的变化）来推测元素浓度的变化。

3）高能损失区

能量损失约在50e V以上的高能区域称为高能损失区，它是由入射电子使试样中的K、L、M等内层电子被激发而造成的。由于内层电子被激发的概率要比等离子激发概率小2～3个数量级，所以其强度很小，因此在记录一个电子能量损失谱时，应将内层电离损失区的谱放大几十倍再和零损失区、低能损失区一起显示出来，如图19-17所示。在电子能量损失谱中，电离损失峰（理想峰形为三角形或锯齿形，真实的峰形近似三角或锯齿形）的始端能量（电离边，ionzationedge）等于内壳层电子电离所需的最低能量，因而成为元素鉴别的唯一特征能量（见附录17）。例如，图19-17中能量损失约为188e V的电离边是硼元素的K层电子激发所形成，而能量损失约为399e V的电离边是氮原子的K层电子激发引起的。

（1）电离损失峰。在电子能量损失谱（EELS）中，正是由于这种电离损失峰，成为微区化学成分分析在轻元素范围的重要手段，弥补了X射线能量谱（EDS）分析在轻元素定量分析中的不足。由于EELS是测量透射电子能量变化的，其接受的是电子激发的初次信号（与EDS的二次信号不同），故EELS的信号强度远高于EDS，从而可测出的元素序数和含量比EDS低。而对重元素分析时，若利用K系，即在高能损失部分由于背景及其他因素影响，信噪比（P／B）比较差；若利用L、M系，即在低能损失部分，则易被轻元素强烈的K系电离损失峰混淆，故电子能量损失谱对重元素的定量分析不如轻元素。而在X射线能量谱中，情况正好相反，由于特征X射线的荧光产额随光子能量的增大而增加，故对于重元素检测效率高，但在轻元素范围内产生的光子能量较低，特征X射线的荧光产额也低，检测效率不高。所以这两种技术在元素分析时，可以互为补偿，电子能量损失谱宜做轻元素分析，而X射线能量谱宜做重元素分析。

（2）能量损失近边结构。电子能量损失谱中电离损失峰阈值附近（比阈值能量损失小一些的能量损失部分），电子能量损失谱的形状是样品中原子空位束缚态电子密度的函数。原子被电离后产生的激发态电子可以进入束缚态，成为谱形的预电离精细结构或能量损失的近边结构（ELNES）。通过谱形分析，可以提供样品的能带结构和元素的化学价态等重要信息，如无定形态、石墨态、金刚石和碳化硅中的碳，但虽然同是碳，由于它们的电子能级精细结构不同，谱中的预电离精细结构也不同，以此可鉴别之。

（3）广延精细结构。从电离损失峰向更高能量损失的数百电子伏范围内，还存在微弱的振荡，称为广延精细结构（EXELFS）。它是样品中近邻原子之间由电离而被激发的电子概率波的散射和位相干涉（散射波和被激发的电子概率波之间的干涉）所产生的。它能提供近邻原子的距离及其性质等信息。广延精细结构对于非晶态和短程有序材料的研究将是非常有用的。

广延精细结构的原理与X射线吸收谱精细结构（EXAFS）的原理基本相同，但由于X射线通量比电子束通量小4～5个数量级，所以进行EXAFS分析需要强功率的X射线激发源，如同步辐射源。故EXELFS较EXAFS经济。EXELFS分析能方便地在配有电子能量损失谱仪的分析电镜中进行，得到的有关信息还可以和透射电子显微镜所提供的形貌、结构等综合起来加以分析，这是EXAFS方法无法比拟的。

19.4.3.3 能量过滤成像

电子能量损失谱仪除了能对薄试样的微区进行上述的定点化学成分分析外，还能通过选择接收具有一定能量损失的电子成像，在扫描单元的显示器上可以看到该能量损失对应元素的面分布，图像上较亮的区域表明该区中此元素的含量较高。基于强烈朝前散射（不同元素的电离能量损失的电子角分布小于10～15mrad散射半角）的电子能量损失谱信号，具有近似于被100%探测的效率，因此电子能量损失谱元素成分像的信号要远好于薄样品的X射线能谱像。

仅利用弹性散射电子透射束（即零损失电子）成像和衍射是另一类能量过滤操作方式。通过能量过滤去掉非弹性散射电子参与成像，有效地排除或降低了色差的影响，提高了像的分辨率，也增强了图像的衬度。进行电子衍射或会聚束衍射时，用能量过滤零损失电子所得到衍射花样的衬度明显得到改善，一些弱的斑点或菊池线原来在未经能量过滤衍射时不出现或很模糊，但经能量过滤的透射束的（一般用5～10e V过滤宽度）衍射中则清晰可见，从而获得更多的晶体学信息。

19.4.4 分析电子显微术应用举例

对于室温溅射的Fe Co-Al2O3颗粒膜，图19-18中的（a）为明场像，（b）为暗场像，（c）为选区电子衍射花样。从衍射花样指数标定中可知，中心暗场像显示的颗粒为bcc结构，颗粒尺寸为几个纳米。选区衍射花样中环的宽化可能是由于颗粒尺寸的细小所引起的，也可能是非晶存在引起的，如图19-7所示。对每个颗粒用X射线能谱进行成分分析，发现每个颗粒同时含有Fe和Co元素（见图19-19），进一步用电子能量损失过滤成像，显示出Fe，（见图19-20（a），Co（见图19-18（b）几乎均匀分布在薄膜中，与X射线能谱的分析结果一致。结晶的颗粒应为α-Fe（Co），根据Fe-Co二元相图，该成分（Fe∶Co=1∶1）的合金在973K以下，由一个混溶间隙，即α-Fe（Co）分解为α-Fe（bcc）和α-Co（hcp），没有产生这种相分离的原因可能是低温（室温）溅射下Fe和Co的扩散被抑止所致。为此，对在823K溅射相同成分的Fe-Co Al2O3颗粒膜进行相分离研究。图19-21是一组元素电子能量损失谱扫描像。其中，（a）为Fe，（b）为Co，（c）为O，（d）为Al。比较这些图可发现Co和Fe（亮衬度）分别形成于Al2O3基体中，表明α-Fe（Co）的相分离已产生，这归因于Fe，Co原子在823K时扩散速率的增加。值得注意的是，Fe，O元素分布图部分亮区的重叠，表明Fe形成了部分氧化物，而Co不存在这种现象，揭示了Fe与Al2O3之间的相分离不如Co和Al2O3的相分离倾向强。这可能是Fe Al2O3颗粒膜的巨磁电阻效应不如Co Al2O3好的重要原因之一，尽管Fe的磁矩大于Co的磁矩。在上述四种元素种，Al是最均匀分布在Al2O3基体中的。在这个基础上，进一步对Co和Fe颗粒进行高分辨成像（见图19-22（a），（b）），它们的点阵条纹或二维结构像表明，这些颗粒均已结晶，颗粒的尺寸约为20nm。选区电子衍射花样（图19-22（c））的标定表明，存在α-Fe（bcc）和α-Co（hcp）以及氧化物。通过上述研究可以想象，如果把室温溅射的Fe-Co Al2O3颗粒膜在不同温度退火，其应经历两个阶段的相分离，首先是Fe-Co团簇通过非晶晶化形成含Co的α-Fe（Co）（bcc）固溶体，促进了α-Fe（Co）与Al2O3基体的相分离，随着退火温度的提高，α-Fe（Co）将析出α-Co（hcp），进一步产生Fe和Co的相分离。

图19-18 室温溅射的Fe Co Al2O3颗粒度

（a）明场像；（b）暗场像；（c）选区电子衍射花样

图19-19 一颗粒的X射线能谱（Cu，来自铜网）

图19-20 室温溅射条件下Co和Fe的电子能量损失谱扫描像

（a）Co；（b）Fe

图19-21 823K溅射条件下的不同元素的电子能量损失谱扫描像

（a）Fe；（b）Co；（c）O；（d）Al

图19-22 Fe和Co颗粒的二维结构像和衍射花样

（a）Fe颗粒；（b）Co颗粒；（c）衍射花样（未标定的为氧化物的环）

19.4.5 分析电子显微镜的进展及其分析新技术简介

19.4.5.1 可调物镜球差透射电子显微镜

图19-23 物镜球差校正前后的相衬度传递函数

谢尔策（Scherzer）在1943年提出了用四极 十极电磁系统来校正球差和色差的设想。直到20世纪90年代末，海德（Haider）等成功地制造出六极校正器系统来补偿200k V透射电子显微镜的球差。球差校正器的问世为提高透射电子显微镜点分辨率开辟了一条全新的途径。物镜球差校正可由两组六极电磁透镜来完成。其光学原理是：由第一组六极电磁透镜所产生的非旋转对称的二级像差可被第二组六极电磁透镜补偿，而六极电磁透镜会产生附属的旋转对称三级球差，但这种附属三级球差系数的符号与物镜球差系数相反，因此，施加合适的激磁电流就可完全补偿物镜的球差，从而使物镜球差系数从正值通过零值到达负值，成为可调的球差系数，这与传统的物镜球差系数是正的、固定的完全不同。上述物镜球差校正系统首次装入到了德国Juelich研究中心的200k VPhilips CM 200FEGST透射电子显微镜上并成功运行。装入球差校正系统后的电子显微镜的点分辨率由原来的0.24nm提高到0.13nm。图19-23给出了物镜球差校正前后的相位衬度传递函数。电压200k V，半会聚角0.2mrad，焦散7nm，球差校正前（曲线1）：球差Cs=1.23mm，欠焦Δf=-68nm。A：点分辨率；B：信息分辨极限，球差校正后（曲线2）：球差Cs=0.05mm，欠焦Δf=-14nm。由于物镜球差的校正，高分辨率透射电子显微镜中由衬度离位造成的假象也可最大限度地被避免。

图19-24 用负球差系数成像技术获得的Ba Ti O3［011］的原子结构像和孪晶区的放大像

图19-24中的A图显示出用负球差系数成像技术获得Ba Ti O3［110］取向的高分辨图像。图中标为Ⅰ是基体位向，而标为Ⅱ和III分别是嵌入到基体中的纳米尺度的（111）和（111）孪晶层片，箭头指出氧原子列。在图19-24的B图中的放大像表明位于电子束方向的两个Ti原子列之间的氧原子列具有很强衬度地被成像。因通过对氧原子图像强度的精确测量，最终获得氧占位率为0.68±0.02。该值表示，从平均意义上说，∑3{111}孪晶界上的氧位置的68%是被占据了，其余的（也就是三个位置中的一个）是空缺的。上述的负球差成像技术不限于氧化物，而且可应用到氮化物和硼化物上，尤其对于氧（氮、硼）低于化学计量比的化合物更为适用，至今尚未有其他的实验技术可确定晶界上的氧原子含量。

19.4.5.2 定量扫描透射电子显微术

扫描透射电子显微术（Scanning Transmission Electron Microscopy，STEM）涉及细小电子束在样品上的扫描，通过收集某角度范围内经散射的透射电子束来形成图像，由此显示出散射电子可作为电子束在样品上的位置的函数。如果这个角度范围包括零散射角，那么，由此获得的图像称为明场STEM像，经常简称为STEM像。如果探测器是环形的，那么所得图像称为环形暗场（Annular Dark Field，ADF）像，也称为原子分辨率原子序数成像（Atomic Resolution Z-contrast Imaging）。如果环形探测器接收高角度非相干散射电子，那么就得到高角度环形暗场（HAADF：hign angle annular dark field）图像。这三种情况示于图19-25中。

在不存在布拉格散射的情况下，电子散射基本是由卢瑟福（Rutherford）散射（核）所决定的（具有大原子序数的材料比具有小原子序数的材料具有更多的散射，因此，散射强度正比于样品的原子序数）。曲熙（Treacy）等提出，如果环形探测器的内孔径角是大于强衍射的布拉格角的，可减小布拉格衍射对图像的贡献（见图19-25），因此，所形成的HAADF像基本来自经历卢瑟福散射的电子。这种Z衬度成像技术产生的非相干高分辨像不同于相干相位衬度高分辨像，相位衬度不会随样品的厚度及电镜的聚焦有很大的变化。像中的亮点总是反映真实的原子，并且点的强度与原子序数平方成正比，由此得到原子分辨率的化学成分信息。像的解释简明直接，一般不需要复杂繁锁的计算机模拟。

同时，通过检测穿过环形探测器内孔的透射电子能量就能得到单个原子列的电子能量损失谱，这样就可以在一次实验中得到原子分辨率的材料晶体结构和电子能带结构的信息。目前在商业化的场发射透射电子显微镜上（如：JEOL-2010F，Philips Technai系列），不仅可以得到高分辨的Z衬度像、原子分辨率电子能量损失谱，而且各种普通透射电子显微术，如衍衬成像、普通高分辨相位衬度像、选区电子衍射、会聚电子衍射和微区成分分析等均可在一次实验中完成。

图19-25 STEM模式中探测器

图19-26（a），（b）分别给出了电压为300k V、球差为1mm的透射电子显微镜在相干和不相干成像条件下的衬度传递函数。从图19-26（b）可知，Z衬度成像的衬度传递函数总是正值，不随空间频率振荡，所以像无衬度反转的性质，像中的亮点总是对应着原子列的位置。与此相比，相干像的衬度传递函数（见图19-26（a））从正到负振荡，原子列的衬度则从白点变成黑点，需要计算机模拟才能确定原子列的位置，最后得到样品晶体结构信息。由于Z衬度像是非相干成像，像在频率空间任何频率处都与样品一一对应，因此其分辨率比相干像高得多，见图19-26（a）中的黑点和图19-26（b）中的黑点所对应的分辨率。图19-27给出了［0001］Ga N的高分辨Z衬度像和其相应的普通高分辨像。对比两图可明显看出，Z衬度像的分辨率高于普通高分辨像。此外，不需任何模拟，Z衬度像直接给出了Ga-N晶体沿［0001］方向投影的原子结构，像中亮点是Ga-N原子列沿［0001］的投影，排列成六角对称图形。而其普通高分辨像须经计算机模拟后，才能确定亮点实际上代表的是由六个Ga N原子列围起来的空隙处。

图19-26 电压为300k V，球差为1mm时，电镜在相干及不相干成像条件下的衬度传递函数

（a）空间频率／nm-1；（b）空间频率／nm-1

图19-27 Z衬度像与普通高分辨像的对比［10］

（a）在VGSTEMHB603U扫描透射电镜上得到的［0001］Ga N的高分辨Z衬度像，像中的白点是Ga N原子；

（b）JEOL 4000EX透射电镜普通高分辨像。像中白点实际上是由六个Ga N原子列围起来的空洞

图19-28 球差矫正器及安装和未安装球差矫正器所得的Z衬度像

（a）具有60个光学配件的球差矫正器；（b）在VGSTEMHB501扫描透射电镜上得到的［110］Si的Z衬度像；

（c）装上球差矫正器以后得到的［110］Si的Z衬度像

配置多极磁透镜组成的球差矫正器，已使分析电子显微镜的Z衬度分辨率从0.2nm提高到0.13nm。同时电子束强度增加了一个数量级，从而显著提高了信／噪比。图19-28（a）是具有60个光学配件的球差矫正器，图19-28（b）是在VGSTEMHB501扫描透射电子显微镜上得到的［110］Si的Z衬度像，分辨率为0.2nm左右，不能分辨Si的哑铃结构；图19-28（c）装上球差矫正器以后得到的［110］Si的Z衬度像，能够清晰地看到Si的哑铃结构，而且像的信噪比增大，分辨率为0.13nm。

19.4.5.3 电子全息术

盖柏（Gabor）在1948年提出了相干衍射的概念——全息成像的原理，用这种方法可以显示电子波函数的相位和振幅，以便消除电磁透镜传递函数引起的出射面波函数的变化。全息术（holography）利用物体所产生的菲涅耳衍射与相干本底叠加而形成的干涉，所得到的全息图并不像物体，但它包含了重现物体所需的全部信息：振幅和相位。因此为了重现物体的像，全息术成像由两步完成：

（1）受照射物体发出的散射波（亦称物波）与参考波形成的相干本底发生干涉，并记录在底片（或其他介质）上，获得全息图。

（2）用一束单色光沿平行于参考波的方向照射全息图，重现物体的像，利用电子全息术可以将出射电子波函数的相位和振幅分离开，分别得到完全的相位衬度像和振幅衬度像。

在具有相干性好的场发射电子枪问世后，电子全息术才在电子显微镜分析上得到实际应用。

1）离轴全息成像原理

图19-29 电子全息的几何光路

全息像可通过两种几何光路获得，一种是参考波和受照射物体发出的散射波沿着相同的光轴方向传播，并在像平面上发生干涉，称为同轴全息；另一种是受照物体发出的散射波沿光轴方向传播，而参考波的传播方向与光轴呈一个夹角，这种方法称为离轴全息术（off-axis holography）。由于同轴全息重现时，0级、±1级衍射重叠在一起，产生所谓的孪生像效应，而要消除这种孪生像效应比较困难。而对于离轴全息，只要满足一定的条件，重现时各级衍射在像平面上就会彼此分离，互不干扰，因而电子全息术主要利用离轴全息的方式来实现。电子全息的几何光路图示于图19-29中。由场发射电子枪发出的电子波分成两束，一束在真空中传播，另一束穿透样品传播。静电双棱镜使样品下表面的出射波与真空中的参考波相互偏转而会聚，在重叠部分发生干涉，从而在像平面上形成电子全息图。静电双棱镜是一根二氧化硅细丝，表面蒸镀一层金，它与一个直流电源相连。电源的电压一般在0～500V，可调节，而且极性可反转。目前常用的场发射枪电子显微镜如Philips-CM200， Hitach-H200F和JEOL-2010F等均是在物镜的像平面处安装静电双棱镜，实际上就是安装在选区光栏支架上，如图19-30所示。在选区光栏支架上除有两个选区电子衍射使用的光栏孔径外，还有一个置放静电双棱镜。静电双棱镜方向可调。散射波和参考波可看成是从二个虚光源发出的，它们的位置可通过改变物镜的电流来调节。从上述成像过程可见，全息术是利用衍射现象获得物体像的方法，并不需要透镜成像，因此与传统的透镜成像过程完全不同，在支架尖端的两个位置是常规选区光栏，第三个位置是用于放置双棱镜线的。

图19-30 可旋转双棱镜支架示意图

2）电子全息图的特征

在离轴电子全息光路中物波和参考波相对于电磁透镜的光轴是对称分布的，静电双棱镜对物波和参考波的作用完全类似于双狭缝衍射的功能，所以离轴电子全息图由物波和参考波产生的干涉条纹组成。干涉条纹的方向与二氧化硅丝的方向一致。由双狭缝衍射可知，干涉条纹间距与电子束偏转角度成反比；偏转角越大，条纹间距越小。

在离轴全息术中，按成像方式的不同，全息图可分为多种形式，其中常见的有菲涅耳全息图、傅里叶全息图和像面全息图。当物波以菲涅耳衍射方式与参考波相干涉时，得到菲涅耳全息图。当像平面上物波和参考波的曲率相同时得到的全息图称为傅里叶全息图。虽然在真空中传播的电子波可视为平面波，然而在样品中传播的电子波由于受到样品势场的调制，波振面不再是平面，所以离轴全息图既不是菲涅耳全息图，也不是傅里叶全息图。当物波与参考波通过透镜后，在像面相干涉时，得到所谓的像面全息图。图19-31是Philips-CM200型场发射电子显微镜拍摄的离轴电子全息图，它由平行的干涉条纹（图中的窄条纹）构成，与双狭缝衍射得到的干涉条纹非常相似。

在图19-31左侧看到一些很宽的条纹是菲涅耳条纹。菲涅耳衍射条纹的方向与静电双棱镜平行，与全息干涉条纹取向一致。

在电子全息术中物波是透射波，电子束的衍射角度很小，最大约为2o，漫散射程度有限，由样品上一点发出的衍射波只局限在非常小的范围内，这时可以认为干涉条纹与样品上发生的衍射波的区域之间存在一一对应关系，而不是全部样品的像，这不同于光学全息中由于入射光的漫散射使每一点发出的散射波形成覆盖全部样品的像。图19-32是绕［001］晶轴旋转24°生长的钛酸锶双晶的电子全息图，双晶的结合面为（100）面。

图19-31 静电双棱镜偏压为150V时获得的电子全息图［10］

图19-32 24o［100］钛酸锶界面的电子全息图