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透射电子显微镜的原理与应用
透射电子显微镜的原理及应用
1．前言
人的眼睛只能分辨1/60度视角的物体，相当于在明视距离下能分辨0.1mm的目标。
光学显微镜通过透镜将视角扩大，提高了分辨极限，可达到2000A。
。
光学显微镜做为材料研究和检验的常用工具，发挥了重大作用。
但是随着材料科学的发展，人们对于显微镜分析技术的要求不断提高，观察的对象也越来越细。
如要求分表几十埃或更小尺寸的分子或原子。
一般光学显微镜，通过扩大视角可提高的放大倍数不是无止境的。
阿贝（Abbe）证明了显微镜的分辨极限取决于光源波长的大小。
在一定波长条件下，超越了这个极限度，在继续放大将是徒劳的，得到的像是模糊不清的。
图1-1（a）表示了两个点光源O、P经过会聚透镜L，在平面上形成像O，、P，的光路。
实际上当点光源透射会聚成像时，由于衍射效应的作用在像平面并不能得到像点。
图1-1（b）所示，在像面上形成了一个中央亮斑及周围明暗相间圆环所组成的埃利斑（Airy）。
图中表示了像平面上光强度的分布。
约84%的强度集中在中央亮斑上。
其余则由内向外顺次递减，分散在第一、第二……亮环上。
一般将第一暗环半径定义为埃利斑的半径。
如果将两个光源O、P靠拢，相应的两个埃利斑也逐渐重叠。
当斑中心O，、P，间距等于案例版半径时，刚好能分辨出是两个斑，此时的光点距离d称为分辨本领，可表示如下：
（1-1）
式中，
为光的波长，n为折射系数，
孔径半角。
上式表明分辨的最小距离与波长成正比。
在光学显微镜的可见光的波长条件下，最大限度只能分辨2000A。
。
于是，人们用很长时间寻找波长短，又能聚焦成像的光波。
后来的X射线和γ射线波长较短，但是难以会聚聚焦。
1924年德布罗（DeBroglie）证明了快速粒子的辐射，并发现了一种高速运动电子，其波长为0.05A。
，这比可见的绿光波长短十万倍！
又过了两年布施（Busch）提出用轴对称的电场和磁场聚焦电子线。
在这两个构想基础上，1931-1933年鲁斯卡（Ruska）等设计并制造了世界上第一台透射电子显微镜。
经
图1-1透镜的分辨本领
过半个世纪的发展，透射电子显微镜（以下称透射电镜）已广泛应用在各个学科领域和技术部门。
现在对于材料科学和工程，它已经成为联系和沟通材料性能和内在结构的一个最重要的“桥梁”。
透射电镜所以发展这么迅速，是因为他有许多特点：
具有高的分辨率，可以达到1A。
，能够在原子和分子尺寸直接观察材料的内部结构；能方便地研究材料内部的相组成和分布以及晶体中的位错、层错、晶界和空位团等缺陷，是研究材料微观组织结构最有力的工具；能同时进行材料晶体结构的电子衍射分析，并能同时配置X射线能谱、电子能损谱等测定微区成分仪器。
目前，它已经是兼有分析微相、观察图像、测定成分、鉴定结构四个功能结合、对照分析的仪器。
2．透射电子显微学发展史
§世界上第一台电子显微镜始创于1932年，它由德国科学家Ruska研制，奠定了利用电子束研究物质微观结构基础；
§1946年，Boersch在研究电子与原子的相互作用时提出，原子会对电子波进行调制，改变电子的相位。
他认为利用电子的相位变化，有可能观察到单个原子，分析固体中原子的排列方式。
这一理论实际上成为现代实验高分辨电子显微分析方法的理论依据；
§1947年，德国科学家Scherzer提出，磁透镜的欠聚焦（即所谓的Scherzer最佳聚焦，而非通常的高斯正焦）能够补偿因透镜缺陷（球差）引起的相位差，从而可显著提高电子显微镜的空间分辨率；
§1956年，英国剑桥大学的PeterHirsch教授等人不仅在如何制备对电子透明的超薄样品，并观察其中的结构缺陷实验方法方面有所突破，更重要的是他们建立和完善了一整套薄晶体中结构缺陷的电子衍射动力学衬度理论。
运用这套动力学衬度理论，他们成功解释了薄晶体中所观察到的结构缺陷的衬度像。
因此50~60年代是电子显微学蓬勃发展的时期，成为电子显微学最重要的里程碑；
晶体理论强度、位错的直接观察－—50－60年代电子显微学的最大贡献；
§1957年，美国Arizona洲立大学物理系的Cowley教授等利用物理光学方法来研究电子与固体的相互作用，并用所谓“多层法”计算相位衬度随样品厚度、欠焦量的变化，从而定量解释所观察到的相位衬度像，即所谓高分辨像。
Cowley教授建立和完善了高分辨电子显微学的理基础；
§1971年，Iijima等人首次获得了可解释的氧化物晶体的高分辨电镜像，证实了他们所看到的高分辨像与晶体结构具有对应关系，是晶体结构沿特定方向的二维投影；
§70~80年代，分析型电子显微技术兴起、发展，可在微米、纳米区域进行成分、结构等微分析；
§1982年，英国科学家Klug利用高分辨电子显微技术，研究了生物蛋白质复合体的晶体结构，因而获得了诺贝尔化学奖；
§1984年，美国国家标准局的Shechtman等科学家、中科院沈阳金属所的郭可信教授等，利用透射电子显微技术，发现了具有5次、8次、10次，及12次对称性的新的有序结构----准晶体，极大地丰富了材料、晶体学、凝聚态物理研究的内涵；
§1982年，瑞士IBM公司的G.Binning,H.Rohrer等人发明了扫描隧道显微镜（STM）。
他们和电子显微镜的发明者Ruska一同获得1986年诺贝尔物理奖；
§1991年，日本的Iijima教授利用高分辨电子显微镜研究电弧放电阴极产物时，发现了直径仅几十纳米的碳纳米管。
最新进展：
德国科学家利用计算机技术实现了对磁透镜进行球差矫正，可以实现零球差，以及负球差，从而大大提高了透射电镜的空间分辨本领，目前的最高点分辨率可以达到0.1纳米，估计5年内可以逼进0.05纳米的。
此外，通过在电子束照明光源上加装单色仪，可以大大提高电镜的能量分辨率，目前最高可以获得70毫电子伏特的水平。
现在，通过计算机辅助修正，可以实现零或负值的球差系数，大大提高了透射电镜的空间分辨率，达到低于0.1纳米的点分辨率。
另外，通过单色仪等，可以使电子束的能力分辨率低于0.1eV，大大提高了能量分辩能力。
3．电子的波长与加速电压
1924年，德布罗意（deBroglie）鉴于光的波粒二相性提出这样的假设：
运动的实物粒子（静止质量不为零的那些粒子：
电子、质子、中子等）都具有波动性质，后来被电子衍射实验所证实。
运动电子具有波动性使人们想到可以用电子束做为电子显微镜的光源。
对于运动速度为v，质量为m的电子波长：
（3-1）
式中，h为普朗克常数。
一个初速度为零的电子，在电场中从电位为零处开始运动，因受加速电压u（阴极和阳极的电压差）的作用获得运动速度为v，那么加速的每个电子（电子的电荷为e）所作的功（eu）就是电子获得的全部动能，即：
（3-2）
（3-3）
加速电压比较低时，电子运动的速度远小于光速，它的质量近似等于电子的静止质量，即m≈m。
，合并式（3-1）和式（3-3）得：
（3-4）
把h=6.62×10-34J·s，e=1.60×10-19C，m。
=9.11×10-31Kg代入，得：
（3-5）
式中，
以mm为单位，u以伏为单位。
上式说明电子波长与其加速电压平方根成反比；加速电压越高，电子波长越短。
对于低于500eV的低能电子来说，用式（3-4）计算波长已足够准确，但一般透射电子显微镜的加速电压在80-500KV或更高，而超高压电子显微镜的电压在1000-2000kv。
对于这样高的加速电压，上述近似不再满足，因此必修引入相对论校正，即：
（3-6）
式中，c为光速。
相应的电子动能为
（3-7）
整理式（3-4）、（3-5）得
（3-8）
与式（3-4）相比，式（3-8）中
为相对论校正因子。
在加速电压u为50KV、100KV、200KV时，这个修正值分别约为2%、5%、10%。
表3-1中列出了不同加速电压下电子的波长和速度。
从表中可知，电子波长比可见光波长短得多。
以电子显微镜中常用的80-200KV的电子波长来看，其波长仅为0.00418-0.00251nm，约为可见光波长的十万分之一。
表3-1不同加速电压下的电子波长和速度
提高加速电压，缩短电子的波长，可提高显微镜的分辨本领；加速电子速度越高，对试样穿透的能力也越大，这样可放宽对试样减薄的要求。
厚试样与近二维状态的薄试样相比，更接近三维的实际情况。
加速电压与电子的穿透厚度的关系，如图（3-1）所示，随着加速电压的提高，电子的穿透厚度也增加。
在500KV以上时，曲线由上升转为平缓。
考虑到实用性，仪器成本，安装方便等因素，目前加速电压400KV左右的透射电镜越来越引起人们的兴趣和重视，将得到广泛的应用。
图3-1不锈钢穿透薄膜数据
4．电磁透镜
一定形状的光学介质界面（如玻璃凸透镜旋转对称的弯曲折射界面）可使光波聚集成像，而特殊分布的电场、磁场，也具有玻璃透镜类似的作用，可使电子束聚焦成像，人们把用静电场和磁场做成的透镜分别称为“静电透镜”（ElectrostaticLens）和“电磁透镜”（ElectromagneticLens），统称为“电子透镜”（ElectronLens）。
最初，静电透镜既用于电子枪以获得会聚的电子束做为点光源，又用于照明系统的聚光镜和成像系统的物镜、中间镜和投影镜，后来，考虑到安全，照明系统和成像系统中的透镜均为电磁透镜。
下面分别讨论静电透镜和电磁透镜的会聚原理和特点。
●4.1静电透镜
在电荷或带点物体的周围存在一种特殊的场，称为电场，若电场不随着时间变化，称为静电场。
在电位梯度变化的电场中存在许多相同的点电位，而这些电位相同的店构成等位面。
电场强度与电位梯度的关系为：
（4-1）
式中，E——电场强度，其定义为电场对单位正电荷产生的作用力；
n——沿等位面法线朝着电位增大方向的单位矢量；
du/dn——沿电场等位面法线方向的电位变化率，即电位梯度。
式（4-1）表明电场强度在数值上等于电位梯度的绝对值，因此，电场强度的方向就是电位变化率最大的方向。
式中的负号表示电场强度方向与电位增加方向相反。
图4-1平行板电极电场
如果两块电位分别为ua和ub的平行板电极，当电极尺寸远大于它们的间距（l）时，除边缘外，电极之间形成均匀电场并呈现以下特征：
等电位面是一系列与电极平板平行的平面；电场中任意一点的电场强度方向垂直于该点的等位面，并从高电位指向低电位，如图4-1所示。
显然，均匀电场中的任意一点的电场强度相等，因为等位面均垂直于电场强度方向，故电场强度的数值可直接用下式计算：
（4-2）
当一个速度为v的电子，沿着与等位面法线成一定角度方向运动时，如图4-2所示，并由上方u1电位区通过等电位面进入下方u2电位区的瞬间，在交接点O处的运动方向发生突变，电子速度从v1变为v2。
由于电场对电子作用力的方向总是沿着电子所处点的等位面的法向，从低电位指向高电位（因为电子是负电荷），所以改点等位面法切线方向上电场作用力的分量为零，即该方向的电子速度保持不变，由此得到vt1=vt2。
从图4-2所示的几何关系可得：
（4-3）
图4-2电场对电子的折射
如果起始电位和电子初始速度均为零，由式（3-3）可得：
将他们代入式（4-3）可得：
（4-4）
由于
所以式（4-4）可进一步改写为：
（4-5）
上式与光的折射定律类似，其中，
等同于折射率n，由此表明电场中等位面对电子的折射等同于光学系统中两种介质的界面对光的折射。
图4-3静电透镜
（a）双圆筒静电透镜；（b）静电单透镜；（c）光学玻璃凸透镜
可以想象，一定形状的光学介质界面可使光波聚焦成像，那么类似形状的等电位曲面簇也可使电子波成像，这样的等电位曲面簇就称为静电透镜，如图4-3（a）所示的双圆筒静电透镜，在电子枪中，由阳极、阴极和栅极组成静电单透镜，如图4-3（b）所示。
由图可知，静电透镜主轴上物点散射的电子沿直线轨迹向电场运动，受到电场的作用被折射，最后被聚焦到透镜光轴上，其类似于光学玻璃透镜的作用（见图4-3（c））。
●4.2电磁透镜
磁场B对电荷量为e和速度为v的电子的作用力，即洛伦兹力，其矢量表达式为：
（4-6）
F力的大小为
F力垂直于电荷运动速度v和磁感应强度B所决定的平面，F力的方向按矢量叉积（B×v）的右手法则来确定。
为了便于分析电磁透镜聚焦原理，把透镜磁场中任意以id俺的磁感应强度B分解为平行于透镜主轴的轴向分享Bz和与之垂直的径向分量Br，如图4-4（a）所示。
图4-4电磁透镜聚焦原理
如果一束速度为v的电子沿着透镜主轴方向射入透镜，如图4-4（a）所示，其中精确的沿主轴运动的电子不受磁场力作用而不改变运动方向，轴线上磁感应强度径向分量为零。
而其他与主轴平行的入射电子将受到电子所处位置磁感应强度径向分量Bz的作用，产生切向力Ft=evBr，使电子获得切向速度vt，如图4-4（b）所示。
一旦电子获得切向速度vt，开始作圆周运动的瞬间，由于vt垂直于Bz，产生径向作用力Fr=evtBz，使电子向轴偏转。
结果使电子作如图4-4（c）、（d）所示的那样的圆锥螺旋运动。
一束平行于主轴的入射电子，通过电磁透镜后被聚焦在轴线上的一点，即焦点。
这与光学玻璃透镜对平行于轴线入射的平行光聚焦的作用十分相似（见图4-4（e））。
上述分析了短线圈磁场的聚焦成像的原理。
由于短线圈的磁感应强度较低，若把它装到由软磁次材料制成的具有内环形间隙的壳子里（见图4-5），这样的短线圈所产生的磁力线都聚集中在内环间隙附件的区域，显著提高该区域的磁场强度。
图4-5（a）、（b）分别画出了电磁透镜中磁力线和等磁位面的分布，并显示出旋转对称的不均匀磁场对电子的聚焦作用。
图4-5有软磁壳的电磁透镜
（a）磁力线的分布；（b）等磁位面分布
实验和理论证明，电子束在电磁透镜中的折射行为和可见光在玻璃透镜中的折射相似，满足下列性质：
（1）通过透镜光心的电子束不发生折射。
（2）平行于主轴的电子书，通过透镜后聚焦在主轴上一点F，称为焦点；经过焦点并垂直于主轴的平面称为焦平面。
（3）一束与某一副轴平行的电子束，通过透镜后将将聚焦在该副轴与焦平面的交点上。
电磁透镜与玻璃透镜一个显著不同的特点是它的焦距f可变；经验公式表明：
（4-7）
式中，K是常数，其与软磁极靴几何因数相关，Ur是经相对论校正后的电子加速电压。
从式（4-7）中可知，电磁透镜焦距与激磁安匝数（IN）的平方成反比，也就是说，无论激磁电流（I）方向如何改变，焦距总是正的，这表明电磁透镜总是会聚透镜。
激磁线圈匝数（N）是固定不变的，只要调节激磁电流就可方便改变电磁透镜的焦距。
5．电磁透镜的像差
电磁透镜像玻璃透镜一样，也要产生像差，即使不考虑电子衍射效应对成像的影响，也不能把一个理想的物点聚焦为一个理想的像点。
电磁透镜的像差也分为两类，一类是因透镜磁场的几何缺陷产生的，叫做几何像差，它包括球面像差（球差）、像散等。
另一类是由电子的波长或能量的非单一性引起的色差。
●球差：
电磁透镜的近轴区域和远轴区域对电子束的聚焦能力不同而引起球差。
远轴区域的电子通过透镜时，一般比近轴去的折射成都严重，使得会聚点延伸在一定长度上，而不是会聚在一点上，从而影响了点在显微镜的分辨率。
在这个距离上存在着一个最小的散焦斑，如图5-1a中的A。
它的半径在原物面的折算值可表示如下：
（5-1）
式中Cs：
球差系数；ɑ：
孔径半角。
为了减小rs值，对ɑ的要求与（1-1）式相反。
前者rs与ɑ3成正比。
为了提高球差对分辨率应使ɑ减小；而前者由衍射所确定的分表本领确要求增大ɑ角。
一般适中的ɑ角取值为：
（5-2）
式中A为一常数，代入式（5-2）中，得到：
（5-3）
是考虑球差的理论分辨本领，式中常数K1=0.6-0.8。
设计电镜时应尽量减少球差Cs，并提高加速电压以缩短波长
来提高分辨率。
图5-1电磁透镜的像差
●色差：
因为不同波长的电子线通过电磁透镜有不同的折射能力，因而聚焦能力不同而使图像模糊。
这犹如白光通过玻璃棱镜时，其中不同的波长走不通角度的路线，而被分成7种颜色的光一样。
在电磁透镜的情况下，受两个因素影响：
一是由于加速电压微小波动而导致电子速度变化，产生了“杂色光”；二是由于透镜本身的线圈存在激磁电流的微小波动，也导致聚焦能力的变化。
电磁透镜中最小散焦斑，如图5-1，b中的B折算到原物面的半径rc，可表示如下：
（5-4）
上式中
和
分别代表加速电压和透镜电流的稳点度；Cs为色差系数。
●像散：
由于电磁透镜的周向磁场不对称引起像散，见图5-1c。
在XX方向上电子聚焦的能力弱，而在YY方向上的聚焦能力强。
在C1处XX方向上的电子聚成一点，而在YY方向电子却散开形成狭长的光斑。
同样，在YY聚焦的C2截面上也形成狭长的光斑。
在系列光斑中，最小的斑在原物面的折算半径值可表示如下：
（5-5）
式中
为像散焦距差。
透镜制造精度差和极靴、光阑的污染都能导致像散。
一般在电镜中附有消像散器，在操作中可随时按需要来校正像散。
6．透射电镜的构造
透射电镜是以电子束作为光线，用电磁透镜聚焦成像，电子穿透样品，获得透射电子信息的电子光学仪器。
目前商品透射电镜的三个主要指标如下：
（1）加速电压（一般在80-3000伏之间）；
（2）分辨率（一般点分辨率在2-3.5A。
）；
（3）放大倍数（一般在30-80万倍之间）。
透射电子显微镜一般由电子光学系统（又称镜筒），真空系统和供电系统三大部分组成。
镜筒是透射电子显微镜的主体部分，其内部的电子光学系统自上而下顺序地排列着电子枪、聚光镜、样品室、物镜、中间镜、投影镜、荧光屏和照相机等装置。
根据他们的功能不同又可将电子光学系统分为照明系统、样品室、成像系统和图像观察及记录系统。
（1）照明系统：
照明系统由电子枪、聚光镜和相应的平移对中、倾斜调节装置组成，其作用是提供一束亮度高、相干性好喝束流稳定的照明源。
为满足中心暗物成像的要哦球，照明电子束可在2°-3°范围内倾斜。
电子枪：
电子枪是透射电子显微镜的光源，要求发射的电子束亮度高、电子束斑的尺寸小，发射稳定度高。
目前常用的是发射式热阴极三极电子枪，它是由阴极、阳极和栅极组成，见图6-1。
图6-1电子枪结构示意图
1-阴极；2-栅极；3-阳极；4-电子束交叉点
阴极为0.1-0.95mm的“V”形钨丝。
当加热时，钨丝的简短温度可高达2000°C以上，产生热发射电子现象。
阴极与阳极之间有高电压，电子在高电压的作用下加速从电子枪中射出，形成电子束。
在阴极和阳极之间有一栅极（又称控制极），它比阴极还负几百至几千伏的偏压，起着对阴极电子束流发射和稳定控制作用。
同时，由阴极、栅极、阳极所组成的三极静电透镜系统对阴极发射的电子束起着聚焦的做哟个。
在阳极孔附近形成一个直径小于50μm的第一交叉点，即通常所说的电子源，或称为点光源。
为了提高照明亮度，随后发明了电子逸出功小的六硼化镧（LaB6）做阴极。
他比钨丝阴极的亮度高1-2个数量级，而且使用寿命增长。
LaB6电子枪的结构原理见图6-2。
阴极为LaB6杆，其尖端半径仅为几个微米，另一端浸入油散热器中。
LaB6被环绕其周围的W丝圈加热升温，W丝圈相对阴极保持负电位，以大电流通过W丝圈。
LaB6通过W丝线圈加热而发射电子，在阳极附近形成电子源。
图6-2场发射电子枪结构原理图
目前，亮度最高的电子枪是长发射电子枪（FEG），其结构原理如图6-3所示。
冷场发射不需要任何热能，阴极中的电子在大电场作用下可直接克服势垒离开阴极（称为隧穿效应），因此，发射的电子能量发散度很小，仅为0.3-0.5eV。
阴极为有一尖端（曲率半径﹤10nm）的W<111>位向的单晶杆，以便获得低功函数和高发射率。
这样低的功函数只能在清洁的表面上获得，即表面上无其他种类的未来原子。
所以场发射需要极高的真空度，应为10μPa或更高。
但发射在室温下进行，所以在发射极上就会产生残留气体分子的离子吸附而产生发射噪声，同时，伴随着吸附分子层的形成而使发射电流逐渐下降。
因此，每天必修进行一次瞬间大电流取出吸附分子层的闪光处理，因而不得不中断研究，这是它的一个缺点。
阴极对阳极为负电压，其尖端电场非常强（>107V.cm-1），以致电子能够借助“隧道”穿过势垒离开阴极。
场发射电子枪不需要偏压（栅极），在阴极灯丝下面加一个第一阳极，此电压不能加得太高（只加5KV），以免引起放电把灯丝打钝。
在其下在加几十KV的第二阳极作静电系统，聚焦电子束并加速。
图6-3LaB6电子枪的结构原理图
热阴极FEG可克服冷阴极FEG的上述缺点。
在施加强电场的状态下，如果将发射极加热到比热电子发射低的温度（1600-1800K），由于电场的作用，电子越过变低的势垒发射出来，这杯称为肖特基效应。
由于加热，电子的能量发散为0.6-0.8eV，较冷阴极稍大，但发射不产生粒子吸附，发射噪声大大降低，而且不需要闪光处理，可以得到稳定的发射电流。
高亮度的LaB6和场发射电子枪特别适用于高分辨成像和微区成分分析，但它们的价格昂贵，尤其是场发射电子枪，而且为了保持电子枪的寿命和发射率，它们需要很高的真空度，各种电子枪的特性的比较列于表6-1中。
表6-1各种电子枪特性比较
图6-4典型的磁透镜剖面图
聚光镜在光学显微镜中，旋转对称的玻璃透镜可使可见光聚焦成像，而特殊分布的电场、磁场，也具有玻璃透镜类似的作用，可使电子束聚焦成像。
人们把静电场做成的透镜称为“静电透镜”（如电子枪中三极静电透镜）；把用电磁场做成的透镜称为“电磁透镜”。
透射电子显微镜的聚光镜、物镜、中间镜和投影镜均是“电磁透镜”。
图6-4是一个典型的电磁透镜的剖面图。
它是一个软磁铁壳、一个短线圈和一对中间嵌有唤醒黄铜的极靴组成的。
软磁体可以屏蔽磁力线，减少漏磁；高磁导率的材料制成的极靴在环形间隙中可获得更强的磁场，形成近似理想的“薄透镜”。
聚光镜的作用是会聚从电子枪发射出来的电子束，控制束斑尺寸和照明孔径角。
仙子啊的高性能透射电子显微镜都采用双聚光镜系统。
第一聚光镜为一个短焦距强磁透镜，其作用是缩小束斑，通过分级固定电流，使束斑缩小约为0.2-0.75μm；第二聚光镜是一个长聚焦弱磁透镜，以致使它和物镜之间有足够的工作距离，用以放置样品室和各种探测器附件。
第二斑尺寸约为0.4-1.5μm。
在第二聚光镜下方，常有不同孔径的活动光阑，用来选择不同照明孔径角。
为了消除聚光镜的像散，在第二聚光镜下方装有消像散器。
另外，为了能方便地调整电子束的照明位置，在聚光镜与样品之间设有一个电子束对中装置，实施电子束平移和倾斜调整。
它是通过电磁激励的偏转线圈来实现调节的，其原理见图6-5。
图6-5聚光镜电子束对中系统工作原理图
如果下线图和上线圈均使电子束偏转相同角度，但两者偏转方向相反，则会得到单纯的平移，移动距离d=sθ，如果下线圈反向偏转角度大于上线圈，其为θ+α，可得sθ=Lα，则可使照明束斑不移动，仍在光轴上。
（2）样品室。
它的主要作用通过样品室承载样品台，并能使样品移动，以便选择感兴趣的样品视域，在借助双倾样品座（见图6-6a），以使样品位于所虚的晶体位向进行观察。
样品室内还可分别装上具有加热、冷却或拉伸等各种功能的侧插式样品座（见图6-6b），以满足相变、形变等过程的动态观察，但动态拉伸观察样品座原先只具有单倾功能，即只能使样品绕样品杆长轴方向旋转。
样品台及其双倾旋转方向示意图如图6-6a所示。
图6-6双倾样品座倾旋转方向和加热、冷却双倾座
（3）成像系统。
成像系统是由物镜、中间镜和投影镜组成。
物镜是成像系统的第一级透镜，它的分辨本领决定了透射电子显微镜的
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