1714
Електронні та іонні прилади
Шпаргалка
Физика
Утворення дефектів у процесі росту плівки і покриття (дислокації). Нанокристалігчні та амфорні плівкові матеріали. Загальна характеристика процесу розсіювання високоенергетичних електронів у твердому тілі. Поняття про область взаємодії електронів з твердим тілом. Будова растрового електронного мікроскопу.
Украинкский
2013-01-06
1.54 MB
42 чел.
Електронні та іонні прилади
Під розсіюванням пучка високоенергетичних електронів у твердому тілі будемо розуміти процес взаємодії між електронами пучка з одного боку та атомами й електронами мішені з іншого. Процес розсіювання електронів поділяється на два типи :
При обговоренні процесів розсіювання ключовим поняттям є ймовірність, або переріз, розсіювання (Q), що у
Рисунок 1.1 - Процеси, які обумовлені розсіюванням електронного пучка у твердому тілі: 1 - пучок електронів; 2 - тверде тіло; 3 - відбиті електрони; 4 - вторинні електрони; 5 - рентгенівське випромінювання; 6 - електромагнітне випромінювання; 7- оже-електрони
загальному випадку може розглядатися як ефективний розмір атома для даної взаємодії. Величина перерізу визначається за таким співвідношенням:
(1.1)
де N, n1 число зіткнень та атомів у одиниці об'єму мішені; n2 число електронів, які падають на одиницю площі поверхні мішені.
Знаючи переріз розсіювання, можна розрахувати середню довжину вільного пробігу електрона (СДВП) середню відстань, що проходить електрон між двома послідовними зіткненнями або актами взаємодії:
, (1.2)
де A, ρ атомна маса та густина матеріалу мішені; NA число Авогадро.
Пружне розсіювання відбувається у результаті взаємодії електрона пучка з ядрами атомів, які частково екрановані звязаними електронами. У випадку пружного розсіювання (рис. 1.2) величина швидкості електрона v залишається фактично незмінною. Це означає, що кінетична енергія Eк = mv2/2 = const. Потрібно відмітити, що електрон, який пружно розсіюється, все ж передає частину своєї енергії порядку 1еВ. Але при енергії пучка в десятки кеВ така втрата неістотна. Тому вважається, що при пружних процесах розсіювання не відбувається втрата енергії електронами пучка.
Рисунок 1.2 Схема пружного розсіювання електрона
Переріз пружного розсіювання описується за допомогою моделі Резерфорда і виражається таким співвідношенням:
, (1.3)
де Z атомний номер матеріалу мішені; E енергія електрона (в кеВ). Розмірність величини перерізу згідно з цією формулою см2.
Для непружного розсіювання характерним є те, що у результаті взаємодії енергія електрона пучка змінюється, хоча напрям його руху фактично не змінюється (н << п, де н кут для непружного розсіювання).
Збудження плазмонів. Електронний пучок може збудити хвилі у “вільному електронному газі”. Це дуже ймовірний процес непружного розсіювання, оскільки для збудження плазмонів потрібно передати енергію 10-20 еВ.
Збудження електронів провідності. Енергія, яка передається від електронного пучка, достатня для забезпечення роботи виходу електрона, що знаходиться у зоні провідності твердого тіла, за поверхню зразка. Такі електрони отримали назву вторинних. Більшість із них має енергію до 50 еВ.
Iонiзацiя внутрішніх оболонок. Електрони, що мають достатньо високу енергію, при взаємодії з атомами можуть вибити звязані електрони, якi знаходяться на внутрішніх оболонках атомів. Це призводить до переведення атомів у збуджений стан. Унаслідок релаксації відбувається випромінювання рентгенівських квантів та оже-електронiв.
Гальмівне (безперервне) рентгенівське випромінювання. Електрон пучка з високою енергією може гальмуватися у кулонівському полі атома. Різниця між енергією електрона до i після гальмування виділяється на випромінювання рентгенівського кванта. Таке рентгенівське випромінювання отримало назву гальмівного. Енергія рентгенівських квантів може набувати будь-якого значення від 0 до енергії пучка. З цієї причини дане випромінювання отримало назву безперервного, а спектр, відповідно, безперервний.
Збудження фононів. Значна частка енергії, яка передається електронами пучка твердому тілу (кристалу), йде на збудження коливань кристалічної решітки (фононів).
Втрата енергії електронами пучка
Найбільше поширення знайшла модель німецького фізика Бете, який на основі квантового підходу отримав вираз для швидкості втрати енергії при проходженні електроном твердої мішені. Співвідношення Бете має такий вигляд:
, (1.4)
де швидкість втрати енергії, (кеВ/см); Е середня енергія електрона на шляху (кеВ); заряд електрона; середній потенціал іонізації; знак “” вказує на те, що енергія електрона зменшується.
Середній потенціал iонiзацiї показує, яку енергію втрачає електрон за один акт взаємодії, та визначається за формулою
, кеВ. (1.5)
Часто спiввiдношення Бете виражають через гальмівну здатність (S)
. (1.6)
Область твердого тіла, де електрони пучка втрачають свою енергію, отримала назву області взаємодії.
Поняття про область взаємодії електронів з твердим тілом.
Електронним бомбардуванням фоторезистів з подальшим травленням вдалось отримати експериментальні дані про форму та розміри області взаємодії. Так, було встановлено, що область взаємодії (рис. 1.3) має розмір у декілька мікронів з глибиною більшою, ніж ширина. За формою вона подібна до груші,
що повязано з наступним. На перших стадіях взаємодії більш імовірним є непружне розсіювання (електрон не змінює напряму свого руху). Далі, у мiру його руху, в зразку відбувається втрата енергії i збільшується ймовірність пружного розсіювання. За рахунок пружного розсіювання електрон змінює напрям свого руху, що призводить до розширення області взаємодії.
Рисунок 1.3 Область взаємодії пучка електронів із фоторезистом
Поняття про відбиті електрони.
Експериментально встановлено, що 70% електронів пучка передають свою енергію в області взаємодії і поглинаються мішенню, а решта 30% покидають межі зразка. Такі електрони отримали назву відбитих.
Коефіцієнт відбиття електронів визначається як відношення кількості відбитих (nв) до загальної кількості електронів, які потрапили на мішень (nз), або як відношення відповідних струмів, тобто
, (1.11)
де ів, із, іп струм, який визначається кількістю відбитих, загальних та тих, що пройшли через зразок, електронів відповідно. Дослідження окремих траєкторій методом Монте-Карло показало, що процес відбиття відбувається за рахунок декількох послідовних актів пружного розсіювання, у яких зміна напрямку руху така, що електрон покидає зразок.
Залежність коефіцієнта відбиття від атомного номеру матеріалу мішені, енергії та кута нахилу пучка.
Число траєкторій електронів, що перетинають поверхню твердого тіла, збільшується зі збільшенням атомного номера матеріалу мішені. Якісна крива залежності коефіцієнта відбиття від Z наведена на рисунку 1.9.
Рисунок 1.9 Залежність коефіцієнта відбиття електронів від атомного номера мішені
Рівняння, що описує цю залежність, має такий вигляд:
. (1.12)
Якщо мішень являє собою однорідне зєднання кількох хімічних елементів, то для цього випадку загальний коефіцієнт відбиття визначається за співвідношенням
, (1.13)
де сi масова частка кожного елемента; ηі коефіцієнт відбиття для кожного і-го елемента.
Вторинні електрони.
Якщо побудувати енергетичний розподіл усіх електронів, що покидають твердотільну мішень у результаті взаємодії останньої з пучком електронів, то отримаємо криву, яка наведена на рисунку 1.13. Ділянки 2 і 3 відповідають відбитим електронам, але у випадку ділянки 2 лише тим, що втратили більше 40% своєї енергії. При низьких енергіях (менше 50 еВ) кількість емітованих електронів різко збільшується. Поява максимуму на 1-ій ділянці повязана із вторинною електронною емісією.
Коефіцієнт вторинної електронної емісії визначається за співвідношенням:
, (1.16)
де , iве кількість і струм вторинних електронів; n, і загальна кількість і струм електронів, що покинули зразок.
|
Рисунок 1.13 Загальний енерге-тичний розподіл електронів, які емітують із твердого тіла |
Рисунок 1.14 Можливі варіанти утворення вторинних електронів [2]: 1 - падаючий пучок; 2 - траєкторії електронів пучка у мішені; 3 - вторинні електрони, утворені при вході у мішень електрона пучка; 4 - вторинні електрони, утворені при виході з мішені відбитого електрона
Зовнішній вигляд сучасного растрового електронного мікроскопа наведений на рисунку 2.1. Прилад складається з таких основних блоків (див. рис. 2.2): електронно-оптичної системи (1), камери обєкта (2), детекторної системи (3), блока побудови зображення (4),
Рисунок 2.1 Зовнішній вигляд мікроскопа РЕММА 102-01 виробництва ВАТ „Selmi” (м. Суми)
вакуумної системи (5), високовольтного генератора (6), високостабільних блоків живлення лінз (7) та системи керування роботою приладу (8), які конструктивно розміщуються на основі (9).
Електронно-оптична система являє собою колону РЕМ, яка дає можливість сформувати пучок електронів, що характеризується такими параметрами:
Традиційно колона мікроскопа (рис. 2.3) складається з електронно-променевої гармати, двох конденсорних та однієї обєктивної лінз. Конденсорні лінзи формують пучок електронів, а обєктивна фокусує його на зразок.
Рисунок 2.2 Блок-схема растрового мікроскопа
Електронний пучок, сформований електронно-оптичною системою, входить у камеру обєктів і потрапляє в певне місце на зразку. За рахунок пружного та непружного розсіювання електронів усередині області взаємодії виникають сигнали, які реєструються відповідними детекторами. Як детектор електронів, так і детектор рентгенівського випромінювання розміщуються нижче кінцевої лінзи. Вимірявши величину сигналу відповідним детектором, можна визначити певні властивості обєкта. Таким чином, у точці падіння пучка ми визначаємо локальні властивості мішені з ділянки на поверхні, що є трохи більшою за розміром, ніж діаметр пучка, та за глибиною, що дорівнює розміру області взаємодії.
Для того щоб дослідити обєкт загалом, потрібно або послідовно переміщати зразок під електронним пучком від точки до точки, або переміщати електронний пучок. Простіше реалізувати переміщення пучка, що отримало назву сканування. Сканування здійснюється за допомогою електромагнітних відхиляючих котушок, розміщених в обєктивній лінзі (рис. 2.3). Котушки відхиляють пучок від оптичної осі обєктива, завдяки чому він переміщується у часі через послідовне положення точок на зразку.
Інформація, отримана за допомогою електронно-оптичної та детекторної систем, складається із координат положення пучка на зразку і відповідного набору інтенсивностей сигналів від кожного детектора. Її можна відобразити двома способами.
Сканування упродовж рядка. У цьому випадку пучок рухається по одній лінії. У результаті синхронного сканування по зразку та екрану ЕПТ створюється однозначна відповідність між послідовністю точок у просторі обєкта й у просторі зображення (екран трубки). Якщо сигнал від одного із детекторів, наприклад, детектора вторинних електронів, використати для відхилення пучка електронів ЕПТ у напрямку y, то на екрані зявиться крива лінія (рис. 2.6). При такому відображенні на екрані трубки положення по горизонталі відповідає відстані упродовж лінії на зразку, а відхилення по вертикалі відповідає інтенсивності сигналу. Наприклад, якщо використати для модуляції інтенсивності сигнал від
Рисунок 2.6 Принцип відображення інформації при скануванні упродовж рядка: 1, 2 - області сканування по зразку і по екрану ЕПТ; 3 - положення пучка на зразку; 4 - рівень максимального сигналу; 5 - положення пучка при скануванні впродовж лінії з модуляцією по осі y; 6 - положення пучка без модуляції по осі y; 7 - рівень нульового сигналу
від детектора рентгенівського випромінювання, то можна отримати розподіл того чи іншого елемента на зразку.
Режим сканування упродовж рядка використовується у випадку, коли потрібно знати профіль сигналу, наприклад, перед проведенням досліджень топології поверхні з метою отримання зображення.
Сканування по площині. При формуванні звичайного зображення пучок сканує по зразку за двовимірним растром (x,y). Аналогічно відбувається сканування променя електронів по екрану ЕПТ (рис. 2.7). При цьому встановлюється однозначна відповідність між положенням пучка на зразку та точками на екрані трубки.
Рисунок 2.7 Принцип відображення інформації при скануванні по площині: 1, 2 - області сканування по зразку та по екрану ЕПТ
Для відображення інформації про взаємодію електронного пучка з обєктом використовується яскравісна модуляція, а саме: інтенсивність сигналу від одного з детекторів використовують для керування яскравістю плями на екрані ЕПТ.
Таким чином, створення зображення у РЕМ полягає в побудові картинки на екрані ЕПТ.
У РЕМ, завдяки операції відображення внаслідок синхронності розгорток, встановлюється геометричний звязок між будь-яким довільно обраним набором точок, наприклад, трикутник або квадрат на зразку зображено трикутником або квадратом на екрані ЕПТ.
Збільшення на зображенні у РЕМ залежить від довжини лінії сканування по поверхні зразка та від розміру екрана ЕПТ. Якщо розмір екрана за горизонталлю позначити через L, а довжину лінії, упродовж якої відбувається сканування на зразку, через l, то збільшення визначатиметься за співвідношенням
. (2.1)
Важливим поняттям у РЕМ, повязаним зі збільшенням, є елемент зображення, розмір якого потрібно знати при растрово-мікроскопічних дослідженнях.
Елементом зображення називають область зразка, на яку падає пучок електронів й інформація з якої передається для формування зображення однієї плями на екрані ЕПТ.
Діаметр елемента зображення залежить від збільшення таким чином:
, мкм. (2.2)
Дане поняття є фундаментальним при трактуванні умови фокусування та глибини фокуса. Зображення точно сфокусоване, коли область, зондована пучком на зразку, менша, ніж елемент зображення. Для отримання оптимальної якості зображення потрібно мати струми пучка максимальні, а діаметр пучка має бути досить малим порівняно з елементом зображення.
Відмітимо деякі важливі моменти, повязані зі збільшенням у РЕМ.
Оскільки довжина розгортки L фіксована й у більшості приладів становить 10 см, то збільшення буде регулюватися за допомогою довжини відрізка сканування l. Таблиця 2.1 ілюструє залежність розмірів області сканування та діаметра елемента зображення від збільшення.
При дослідженні поверхні потрібно використовувати комбінацію зображень, що отримані як при низьких, так і при великих збільшеннях. Для повного описання обєкта потрібно провести фотографування у режимах різних збільшень та відзняти не одну ділянку на зразку.
Збільшення у РЕМ залежить тільки від струму збудження у відхиляючих котушках. Збільшення не залежить від струму збудження в обмотках обєктивної лінзи, яким визначається фокусування пучка.
При зміні збільшення зображення не повертається навколо осі, оскільки струм збудження у котушках обєктива постійний. Поворот зображення буде відбуватися при зміні робочої відстані від полюсного наконечника обєктивної лінзи до зразка завдяки тому, що змінюється струм збудження у котушках лінзи при фокусуванні пучка.
Розглянемо зразок із шорсткою поверхнею (рис. 2.8). При дослідженні такого обєкта окремі ділянки знаходяться на різних робочих відстанях. А це означає, що діаметр зонда буде різним залежно від робочої відстані, тобто виникає якесь кутове розходження пучка вище та нижче площини оптимального фокусування. Існує деяке оптимальне значення діаметра пучка, при якому ще можливе спостереження чіткого зображення ділянки зразка із шорсткою поверхнею. Зазначене розходження пучка визначається глибиною фокуса (F), яка у мкм виражається таким чином:
, (2.3)
де β0 апертура пучка, що розраховується за формулою
, (2.4)
де D діаметр апертурної діафрагми; B робоча відстань (становить 10 мм, а у деяких приладах може бути збільшена до 50 мм).
Про типові значення глибини фокуса та діаметри апертурних діафрагм можна судити з таблиці 2.2.
Аналіз цих даних показує наступне. Для того щоб збільшити глибину фокусу при фіксованому діаметрі пучка, необхідно або зменшити збільшення, або зменшити
Рисунок 2.8 Схема, що ілюструє глибину фокуса: 1 - пучок; 2 - напрямок сканування; 3 - фрагмент поверхні зразка; 4 - площина оптимального фокусування; 5 - область чіткого зображення; F - глибина фокуса
апертуру пучка. Але для спостереження певних неоднорідностей на поверхні потрібне велике збільшення, і тому по шляху змінюють глибину фокуса апертурою пучка.
З урахуванням вищесказаного існує два різних режими роботи для РЕМ:
1 Режим великої глибини фокуса (використовується при вивченні поверхонь із яскраво вираженою топологією). Для цього глибина фокуса повинна бути максимальною за рахунок вибору найменш можливої діафрагми та найбільшої робочої відстані.
2 Режим великої роздільної здатності використовується при роботі з великими збільшеннями. При цьому потрібно мати мінімальну робочу відстань, а діаметр діафрагми вибирається максимально можливим, щоб можна було позбутися апертурних аберацій лінз.
Електрони, що покидають зразок, бувають двох типів з різко відмінними властивостями. Вторинні електрони емітуються мішенню з енергією, максимум якої припадає на 3-5 еВ. Відбиті електрони мають широкий спектр енергій від нуля до енергії пучка. Для матеріалів з середніми та високими атомними номерами розподіл відбитих електронів має максимум, який становить (0,8-0,9)Е0. Для того щоб сформувати зображення у РЕМ, інформацію від електронного сигналу необхідно перевести в електричний сигнал. Для цього потрібні відповідні детектори.
Будь-яку детекторну систему характеризують три важливі параметри:
На випадок плоского зразка, розміщеного перпендикулярно до пучка електронів, зміст кутів φ та Ω можна зрозуміти з рис. 2.10.
Методи оброблення сигналу
Для подолання обмежень, повязаних з контрастом, при передачі інформації та побудові зображення було розроблено ряд методик оброблення сигналу, таких як: зворотного контрасту; диференційного підсилення; нелінійного підсилення; диференціювання сигналу; змішування сигналу; Y-модуляцію та ін. Зупинимося на деяких.
. (2.10)
У результаті цієї процедури на екрані, ділянки, що спостерігалися світлими та темними, будуть зображатися темними та світлими відповідно (рис 2.18).
Рисунок 2.18 До ілюстрації обертання контрасту
Обертання контрасту використовують тоді, коли природа сигналу від детектора така, що контраст має протилежний знак стосовно до очікуваного (якщо, наприклад, зразок використовується як детектор).
Рисунок 2.19 До пояснення диференційного підсилення
Схеми диференційного підсилення можуть створювати задовільне зображення при рівнях вихідного контрасту 0,1 %. Рисунок 2.20 ілюструє результат такого методу оброблення.
Рисунок 2.20 Ілюстрація диференційного підсилення
Диференціювання сигналу це метод оброблення, який дозволяє підкреслити високочастотні компоненти на зразку та відповідно згладити низькочастотні. У цьому випадку вхідний сигнал диференціюється за часом і на виході подається як Sвих=dSвх/dt. Вихідний сигнал буде мати велике абсолютне значення, коли вхідний змінюється дуже швидко, наприклад, якщо досліджуються межі зерен. Величина вихідного сигналу залежить від напрямку зміни сигналу на вході. Операція диференціювання ефективна лише в тому випадку, коли відношення сигнал/шум істотне.
, (2.11)
де a>0, b<1.
Завдяки другому доданку контраст на краях (межі зерен, міжфазні межі тощо) буде підсилений, а перший доданок відповідає за збереження загальної інформації про обєкт.
Y-модуляція. Суть цього методу полягає в наступному. При формуванні зображення (рис. 2.21) на
Рисунок 2.21 Схема утворення зображення у режимі Y-модуляції: 1, 2 - області сканування по зразку та по екрану ЕПТ; 3 - сигнал від попереднього сканування F(x,y,t), 4 - положення горизонтального рядка
зразку розгортка по осях х та у здійснюється за допомогою відповідного генератора. На екрані ЕПТ положення точки по горизонталі визначається горизонтальним положенням при скануванні впродовж лінії (розгортка за напрямком х здійснюється за допомогою одного і того самого генератора). Положення по вертикалі на екрані визначається величиною сигналу у кожній конкретній точці. Тобто відхилену котушку у напрямку у подають сигнали від генератора розгортки та сигнал від одного із детекторів.
На результуючому зображенні інтенсивність сигналу буде фактично однаковою, а воно істотним чином деформоване через відсутність однозначної відповідності між сітками на зразку та екрані. Рисунок 2.22 ілюструє
Рисунок 2.22 Ілюстрація Y-модуляції
результат обробки інформації за допомогою Y-модуляції. Цінність Y-модуляції полягає у тенденції підсилювання дрібномасштабної структури, яка може поліпшити видимість рельєфу поверхні зразка.
7.Поняття про ідеальне зображення. Аберації третього порядку.
Щоб зрозуміти, яким чином формується зображення у ПЕМ, розглянемо ідеальний випадок, а саме: коли використовується обєктивна лінза без аберацій, обєкт аморфний, падаючий пучок електронів паралельний та монохроматичний, а довжина хвилі електрона дорівнює нулю. Рух таких електронів у полі магнітної лінзи згідно з класичними уявленнями описується за допомогою сили Лоренца
, (3.1)
де e, заряд та швидкість електрона; індукція магнітного поля.
Сила Лоренца, яка діє на заряд з боку магнітного поля лінзи, перпендикулярна до напряму руху електрона. З цієї причини у магнітному полі змінюється лише напрям його руху (нахил траєкторії до оптичної осі лінзи). Швидкість електрона у цьому випадку не змінюється.
Рівняння руху електрона під дією електричного (з напруженістю ) і магнітного полів має вигляд
(3.2)
де z зміщення електрона.
До розвязку рівняння входить sinα (α − кут між миттєвим напрямком швидкості та оптичною віссю мікроскопа), який можна розкласти у ряд
(3.3)
Якщо кут α малий, то sin α ≈ α. Наближення, для якого виконується ця умова, отримало назву діоптрики Гаусса, а пучки, для яких вона виконується, парааксіальних пучків.
У випадку парааксіальних пучків зображення, створене лінзою, точно і без дефектів відповідає обєкту. Точки у площині зображення не розмиті. Зображення, сформоване парааксіальними пучками, отримало назву ідеального, або гаусівського.
Закони, за якими отримується зображення в ідеальній системі, можуть бути застосовані до реальної в тому випадку, якщо область поширення променя близька до оптичної осі. Для розширення поля зору мікроскопа та забезпечення високої яскравості зображення у реальних оптичних системах використовуються пучки діаметром 1-5 мкм., які відхиляються від умов парааксіальності. Внаслідок цього в рівнянні руху потрібно врахувати другий член, що приводять до виникнення аберації третього порядку. З них найбільше значними є астигматизм та сферична аберація. Траєкторія руху електрона, прискореного електричним полем, у полі магнітної лінзи являє собою гвинтову лінію, яка лежить у прямому круглому циліндрі, вісь якого збігається з оптичною віссю лінзи. З цієї причини в електронному мікроскопі спостерігається поворот зображення стосовно обєкта.
Для парааксіальних пучків спосіб визначення положення точки у просторі зображення Рзі, яка відповідає положенню точки на обєкті Роі в ідеальній обєктивній лінзі (о обєкт, з зображення), проілюстровано на рисунку 3.1. Величина фокальних відстаней буде однаковою (f1=f2=f) у випадку симетричної лінзи.
Розглянутому випадку приблизно відповідає формування зображення тонкою лінзою. Тому для знаходження збільшення використаємо формулу тонкої лінзи у вигляді
. (3.4)
Виходячи із подібності трикутників РоіРо0О та РзіРз0О, збільшення М буде визначатися за таким співвідношенням:
. (3.5)
З останнього виразу видно, що більше збільшення забезпечує короткофокусна лінза, при цьому обєкт повинен бути якнайближче розміщений біля передньої фокальної площини.
Рисунок 3.1 Хід променя в ідеальній лінзі: 1 - простір обєкта; 2 - простір зображення; 3 - предметна площина; 4 - досконала лінза; 5 - задня фокальна площина; 6 - площина гаусівського зображення; 7 - оптична вісь z; F1, F2 - головні фокуси лінзи; f1, f2 - фокальні відстані; Lо, Lз - відстань до площин обєкта й зображення відповідно; Хоі, Хзі - відстань від оптичної осі до спряжених точок обєкта й зображення відповідно
Розглянемо зображення, створене реальною обєктивною електромагнітною лінзою, яка використовується у ПЕМ за умови, коли зразок розміщений близько до передньої фокальної площини (рис. 3.2.).
Рисунок 3.2 Зображення точок обєкта, що розміщені на різних відстанях від оптичної осі в ідеальній обєктивній лінзі: 1-7 - мають такий зміст, як і на рис 3.1; 8 - пучок електронів; dз - діаметр пучка; D - діаметр апертурної діафрагми; 0=D/2f - апертура обєктива
Аналізуючи цей рисунок, можна зробити такі висновки. По-перше, електрони, які розсіяні точками під кутами більше апертурного, відсікаються діафрагмою і не беруть участі у формуванні зображення. По-друге, точка Р32 формується електронами, розсіяними під кутами більшими, ніж ті, які створюють зображення точки Р31. Внаслідок цього в точці Р32 зменшується контраст і втрачається різкість. По-третє, якісне зображення можна отримати у випадку, коли діаметр падаючого пучка електронів менший порівняно з діаметром апертурної діафрагми. У цьому випадку електрони не потрапляють у точки обєкта, що лежать далеко від оптичної осі й тому не розсіюються на великі кути.
Розрахунки показують, що для нормальної роботи електронного мікроскопа апертура обєктива повинна становити (3-5)10-3 рад; відстань від площини обєкта до площини лінзи 2,5-3 мм; діаметр пучка електронів 1-5 мкм; діаметр апертурної діафрагми 50 мкм; відстань від площини лінзи до площини зображення 45 мм. При зазначених параметрах лінзи обєктив даватиме збільшення 200 крат.
Вище було розглянуто, яким чином формується зображення ідеальною обєктивною лінзою. Аналогічно відбувається формування зображення іншими лінзами мікроскопа. Колони ПЕМ у більшості випадків виготовляють трилінзовими, для яких характерна наявність обєктива, проміжної та проективної лінз. На рис. 3.3 наведено хід променів у колоні мікроскопа із триступеневим збільшенням. Для проміжної лінзи предметною площиною є площина зображення обєктивної лінзи, а для проективної лінзи предметною площиною виступає площина зображення проміжної лінзи. Використання трилінзових колон дає можливість досягти збільшення до 105-106 крат.
|
Рисунок 3.3 Хід променів у трилінзовому електронному мікроскопі: 1 - електронна гармата; 2 - конденсорний блок; 3 - освітлювальна діафрагма; 4 - зразок у предметній площині обєктивної лінзи; 5 - обєктивна лінза; 6 - апертурна діафрагма, задня фокальна площина обєктивної лінзи; 7 - площина першого проміжного зображення, предметна площина для проміжної лінзи (проміжна діафрагма); 8 - проміжна лінза; 9 - фокальна площина проміжної лінзи; 10 - площина другого проміжного зображення, проекційна діафрагма; 11 - проекційна лінза; 12 - фокальна площина проектива; 13 - кінцеве зображення |
Обєктивна лінза формує перше проміжне зображення, збільшене приблизно у 200 крат. Кінцеве зображення на екрані мікроскопа або на фотопластинці формується сильною проективною лінзою. Між цими лінзами розташована слабка проміжна (збільшення ~ 10) лінза, яка дозволяє регулювати величину загального збільшення приладу.
8.Конструкщя ПЕМ. Хід променів у колоні мікроскопа із трьохступеневим збільшенням.
Будова електронного мікроскопа достатньо складна, що обумовлено необхідністю розвязання ряду технічних задач. По-перше для отримання пучка вільних електронів, прискорених напругою 100 - 125 кВ, потрібно мати стабільний генератор високої напруги. По-друге, у звязку з тим, що роль лінз виконують неоднорідні магнітні поля із поворотною симетрією, необхідно виготовляти електромагнітні лінзи та стабільні джерела живлення для них. По-третє, для забезпечення достатньої довжини вільного пробігу електронів (більше, ніж довжина колони) та надійної роботи гармати, колона повинна знаходитися в умовах високого вакууму.
У таблиці 3.1 і на рисунку наведено технічні характеристики і зовнішній вигляд електронного мікроскопа ПЕМ-125К, який випускається ВАТ “Селмі”.
Розглянемо блок-схему ПЕМ, яка наведена на рисунку 3.6. На масивній станині (1), яка потрібна для зменшення впливу зовнішніх вібрацій, монтуються колона (2) та вакуумна система (3). Джерело високої напруги (4) розміщується в баці, що заповнений маслом. Використання масла як діелектрика дає можливість збільшити коефіцієнт діелектричної проникності та унеможливити пробої високої напруги. Лінзи живляться від високостабільних джерел постійного струму (5). Блоки живлення можуть розміщуватися як в окремій стійці, так і на станині.
Рисунок 3.5 Зовнішній вигляд електронного мікроскопа ПЕМ-125К
Високий вакуум у колоні створюють за допомогою вакуумної системи. Остання приєднується до колони таким чином, щоб у першу чергу можна було здійснювати відкачування ділянок з найбільш активним виділенням газів (область гармати, зразка та фотокамери). Як правило, система має два високовакуумні насоси. Причому можливе використання двох дифузійних насосів або дифузійного та магнітно-розрядного насосів (ПЕМ-125К), коли один із них здійснює відкачування колони, а інший електронно-променевої гармати. Для створення попереднього вакууму у мікроскопах інколи застосовують два форвакуумні насоси. Один потрібен для обслуговування дифузійних
Рисунок 3.6 Типова блок-схема електронного мікроскопу
насосів, інший для прокачування шлюзової камери та фотокамери. У момент зйомки на мікроскопі відключається форнасос, а дифнасос обслуговується форбалоном, який має великий обєм. Поряд із цим підкреслимо, що на зміну реєструванню фотометодом усе частіше приходить електронна реєстрація зображення.
Колона ПЕМ складається з освітлювальної системи, системи формування зображення та камери спостереження. Коротко розглянемо влаштування вузлів колони.
Освітлювальна система складається з електронно-променевої гармати та конденсорного блоку.
Для отримання пучка прискорених електронів використовується трьохелектродна гармата (рис. 3.7), що складається з катода, анода та проміжного електрода (керуючий електрод або циліндр Венельта). У більшості приладів як емітер використовують V-подібний катод з вольфрамового дроту діаметром 0,2 мм, а механізм емісії є термоелектричним (на катод подається напруга
Рисунок 3.7 Схема електронно-променевої гармати: 1 - катод; 2 - циліндр Венельта; 3 - анод; 4 - пучок електронів; 5 - змінний резистор
розжарювання 6-7 В). Для прискорювання вільних електронів на катод також подається відємна висока напруга до 100-125 кВ. Анод при цьому знаходиться під нульовим потенціалом. До циліндра Венельта прикладається відємна стосовно катода напруга, що становить декілька відсотків від прискорюючої. По суті, вона є запираючою, або гальмівною, для електронів. Ця напруга визначає параметри пучка, такі як діаметр найменшого перерізу (d), густину струму в цьому перерізі, розходження пучка (β), його яскравість. Вважається, що оптимальним є режим роботи гармати, коли навколо катода зберігається область просторового заряду. Це дозволяє істотно зменшити вплив коливань струму розжарювання на струм пучка і його яскравість. Величина напруги на циліндрі Венельта залежить від струму розжарювання (температури катода). Чим вище остання, тим більше емітується електронів і тим менша повинна бути величина напруги на циліндрі Венельта. Для її регулювання використовують автозміщення за рахунок того, що між катодом і циліндром Венельта вмикають змінний резистор. Спад напруги на ньому за рахунок проходження струму визначає потрібну величину потенціалу.
Електронна гармата генерує електронний пучок діаметром 50-100 мкм. Далі електрони фокусуються за допомогою двох конденсорних лінз, які забезпечують рівномірну освітленість у точці дослідження і діаметр пучка 1-5 мкм. Використання двох конденсорних лінз дає можливість за допомогою першої лінзи отримати пучок малого діаметра (короткофокусна лінза), а завдяки довгофокусній другій лінзі направити пучок на об'єкт. Перша конденсорна лінза працює у режимі постійного збудження, а зміна умов освітлення здійснюється за рахунок регулювання струму збудження другої лінзи.
Відмітимо, що у ПЕМ можуть використовувати гармати інших типів, що дають можливість отримати більш яскравий пучок електронів і значно менших розмірів. У першому типі як емітер електронів використовується вістря з матеріалу, що має низьку роботу виходу, такого як гексаборид лантану LaB6. У другому типі гармат як катоди використовують емітери, які працюють на основі ефекту Шотткі (емісія відбувається з вольфрамового катода внаслідок дії електричного поля). У таких приладах конденсорний блок являє собою одне ціле з гарматою, тобто в освітлювальній системі відсутні електромагнітні конденсорні лінзи. В обємі гармат, які використовують гексаборидлантанові катоди, а також катоди з польовою емісією, необхідно створити надвисокий безмасляний вакуум.
Яка б не була конструкція освітлювальної системи, потрібна точна юстировка електронного пучка стосовно до осі колони. Це досягається шляхом нахилу освітлювальної системи та її переміщенням стосовно оптичної осі.
Система формування зображення дозволяє сформувати зображення обєкта із великим збільшенням. Вона складається з трьох блоків обєктивного, проміжного та проективного. Коротко розглянемо особливості будови кожного блока.
Основним вузлом обєктивного блоку і першою лінзою є обєктив − сильна, короткофокусна лінза. Взагалі електромагнітна лінза конструктивно являє собою обмотку, яка поміщається у феромагнітний корпус із немагнітним зазором (рис 3.8). Матеріал феромагнітного корпусу (магнітопровід) має велику магнітну проникність та індукцію насичення, малу коерцитивну силу. Таким
Рисунок 3.8 Електромагнітна лінза без полюсного наконечника (а) та з полюсним наконечником (б)
|
|
а |
б |
Рисунок 3.9 Зовнішній вигляд (а) та ескіз (б) полюсного наконечника: 1 - верхній башмак; 2 - нижній башмак; 3 - бронзова втулка
вимогам відповідає сплав нікелю та заліза пермалой. Сильна лінза, така як об'єктив, має полюсний наконечник (рис. 3.9) із матеріалу з високою магнітною проникністю, завдяки чому є можливість концентрувати магнітне поле у дуже малій ділянці біля оптичної осі.
Для отримання найкращої роздільної здатності мікроскопа його обєктивна лінза повинна працювати при певному, досить малому значенні апертурного кута. У мікроскопах використовуються рухливі, здатні до юстировки, та змінні діафрагми із молібдену. Діафрагми вводяться у щілину полюсного наконечника. Для ПЕМ-125К діафрагми мають діаметри 30, 60, 90 мкм. Нижче обмоток лінзи знаходиться тубус, у якому розміщені механізм юстировки та селекторна діафрагма.
Важливою деталлю обєктивного блока є система введення зразка. Вона конструктивно виготовляється нерозривно з корпусом обєктивної лінзи. Для введення зразка використовуються маніпулятор (рис. 3.10) та спеціальна шлюзова камера. У мікроскопі можливе переміщення зразка під електронним пучком, а також може реалізовуватися його нахил за допомогою гоніометра. Переміщення зразка здійснюється за допомогою двох мікрометричних гвинтів, розміщених по боках колони. При цьому за зміною положення зразка можна стежити за допомогою плями на екрані ЕПТ з координатною сіткою. Як правило, ПЕМ має систему охолоджування зразків за допомогою рідкого азоту.
Залежно від конструкції мікроскопа існує два способи введення зразка у предметну площину обєктива: боковий та верхній. Для цих двох способів маніпулятори, або обєктотримачі, мають різну конструкцію (рис. 3.10). У першому випадку зразок вводиться через щілину в бронзовій втулці полюсного наконечника, а у другому через верхній башмак, що забезпечується використанням
Рисунок 3.10 Зовнішній вигляд маніпуляторів верхнього (а) та бокового (б) вводів
патрончика з міді.
Кінцеве збільшення зображення здійснюється проективною лінзою. У приладах більш раннього виробництва (наприклад, ЕММА4) у цій лінзі використовується полюсний наконечник, який можна вилучати при роботі, не демонтуючи колони.
При наявності обєктива та проектива мікроскоп буде забезпечувати збільшення 2000-5000 крат. Для забезпечення збільшення до 105-106 крат використовують слабку лінзу, що розміщується між об'єктивом та проективом, яка отримала назву проміжної. У сучасних ПЕМ (наприклад, ПЕМ-125К) використовуються три проміжні лінзи.
Камера спостереження знаходиться нижче проективної лінзи. Вона потрібна для візуального спостереження кінцевого зображення на екрані. Вона має ілюмінатори зі скла, яке леговане свинцем. У камері розміщено один або два екрани: один юстирувальний з пониженою світлочутливістю (синій), другий робочий (зелений), які керуються ручками збоку колони.
Система реєстрації. Нижче камери спостереження розміщується фотокамера для реєстрації зображення на фотопластинці або фотоплівці. За своєю конструкцією фотокамери бувають одно- або двомагазинні. У мікроскопі ПЕМ-100К використовується реєстрація зображення на фотоплівку, яка, на відміну від фотопластинки, розміщується не у вакуумі.
Рисунок 3.11 До пояснення електронної реєстрації зображення: 1 - проективні лінзи; 2 - призма; 3 - кристал; 4 - фотооптична система; 5 - відеокамера; 6 - екран; 7 - камера спостереження; 8 - фотокамера; 9 - скляне вікно, покрите люмінофором
9.Практичні режими робота ПЕМ: дифракційний, мікродифракційний, світлопольний та темнопольний.
ПЕМ може працювати у режимах дифракції, мікродифракції, світлопольного зображення, темнопольного зображення, режимі високої роздільної здатності при вивченні дефектів кристалічної решітки, режимі великих збільшень при отриманні зображення кристалічної решітки, стереоскопічному режимі та дифракції пучків, що сходяться. Розглянемо деякі режими роботи.
Режим дифракції. У цьому випадку на екрані електронного мікроскопа спостерігається дифракційна картина від кристалічного обєкта (рис. 3.19). Площа зразка, з якого формується дифракційна картина, приблизно дорівнює площі поперечного перерізу пучка (якщо зразок достатньо тонкий). При роботі у даному режимі конденсорні лінзи ввімкнені, освітлювальна діафрагма введена, апертурна діафрагма і полюсний наконечник проективної лінзи вилучені, лінзи, що забезпечують збільшення, вимкнені.
а б
Рисунок 3.19 Дифракційна картина для монокристалічної плівки золота (а) та полікристалічної плівки нікелю (б)
У режимі дифракції, працюючи на звичайному мікроскопі, не завжди вдається отримати повні та достовірні дані про зразок. На екрані спостерігається від 3 до 6 дифракційних кілець. Останнє не завжди дає можливість отримати повну інформацію для розрахунку параметра кристалічної решітки, визначення фазового складу зразка. Мала кількість дифракційних кілець у першу чергу повязана з “обрізанням” внутрішніми отворами лінз частини пучка.
Позбутися цього недоліку можна завдяки використанню так званих дифракційних приставок (рис. 3.20). Дифракційна приставка дає можливість розмістити зразок нижче проективної лінзи, здійснювати нахил зразка стосовно до падаючого пучка, проводити дослідження в інтервалі температур зразка від -150 до 8000С.
а б
Рисунок 3.20 − Зовнішній вигляд дифракційної приставки (а) та електронограма для плівки алюмінію (б), отримана з її допомогою
Відмітимо, що існує клас приладів під назвою електронографи. Колона цих приладів відрізняється від колони мікроскопів тим, що вона у своєму складі містить лише освітлювальну систему. Електронографи зручніше використовувати для проведення дослідження фазового складу.
Дифракція від вибраної ділянки (мікродифракція). При роботі у режимі мікродифракції є можливість отримувати дифракційну картину від вибраної, незначної за розміром ділянки зразка, площа якої менша, ніж при звичайній дифракції. Цей метод дозволяє отримати результати з малої площі зразка, що важливо при дослідженні кристалічної решітки та багатофазних зразків.
Розглянемо хід променя у колоні мікроскопа із трилінзовою системою збільшення (рис. 3.21). Як бачимо з рисунка, на екрані спостерігається збільшена проективною лінзою дифракційна картина від зразка, отримана у задній фокальній площині обєктивної лінзи. Відмітимо, що апертурна діафрагма при цьому повинна бути вилучена.
Мікродифракційну картину можна отримати, коли оптична сила проміжної лінзи зменшується доти, поки зображення у задній фокальній площинні обєктива не сфокусується у площині зображення проміжної лінзи. Фактично проміжна лінза працює у режимі нульових збільшень. Практично даний режим лінзи забезпечується включенням режиму мікродифракції та використанням потенціометра з позначкою МК.
Основними джерелами спотворень при дифракції від вибраної ділянки є сферична аберація обєктивної лінзи та неправильне фокусування обєктива. Селекторна діафрагма дає можливість вибрати ділянку для дослідження з мінімальними розмірами. Мінімальний діаметр селекторної діафрагми становить 5 мкм.
На рисунку 3.22 наведена дифракційна картина для тонкої плівки, отриманої в режимі мікродифракції.
Рисунок 3.21 − Хід променів у колоні ПЕМ при роботі у режимі мікродифракції: 1 - освітлювальна система; 2 - зразок; 3 - обєктивна лінза; 4 - задня фокальна площина обєктивної лінзи; 5 - площина першого проміжного зображення, предметна площина проміжної лінзи (селекторна діафрагма); 6 - проміжна лінза; 7 - площини другого проміжного зображення, предметна площина проективної лінзи; 8 - проективна лінза; 9 - фокальна площина проективної лінзи; 10 екран |
|
Рисунок 3.22 Мікродифрак-ційна картина від плівки Cu товщиною 50 нм |
Метод світлопольного зображення. Даний метод являє собою звичайний режим роботи ПЕМ, коли спостерігається на екрані мікроскопа зображення обєкта. На рисунку 3.23 наведено для ілюстрації зображення кристалічної структури плівки Ni, отримане в режимі світлого поля.
Рисунок 3.23 Мікрознімок структури плівки Ni товщиною 100 нм, отриманий у світлопольному режимі. Збільшення М=5,3·104
При роботі у цьому режимі зображення формується завдяки пучку електронів, що пройшов через зразок (рис. 3.24), коли апертурна діафрагма відтинає дифраговані пучки. У мікроскопі задіюються всі лінзи колони, введені освітлювальна та апертурні діафрагми.
Розглянемо спрощений алгоритм роботи на мікроскопі при вихідних умовах: мікроскоп відюстований, введений зразок та ввімкнена обєктивна лінза:
Порядок роботи:
Рисунок 3.24 До пояснення світлопольного режиму
Яскравість зображення регулюється другим конденсором та струмом пучка. Фокусування зображення здійснюється обєктивом. Збільшення регулюється проміжною лінзою.
Метод темнопольного зображення. Метод формування зображення дифрагованим пучком отримав назву темнопольного. Порівняльні схеми отримання світлопольного і темнопольного зображень проілюстровано на рис. 3.25.
Найпростіше отримати темнопольне зображення, поставивши апертурну діафрагму на шляху пучка (рис. 3.25б). Але оскільки дифракційний пучок нахилений до осі лінзи, її сферична аберація буде істотно обмежувати роздільну здатність. Таким чином, при використанні зміщеної діафрагми зображення має погану роздільну здатність. У звязку з цим під час роботи в темнопольному режимі використовують нахил освітлювальної системи (рис. 3.26). Для спрощення методики роботи у темнопольному режимі ПЕМ мають електромагнітні системи відхилення пучка, що дає результат, аналогічний до нахилу освітлювальної системи.
Рисунок 3.25 − Спрощена схема отримання світлопольного (а) та темнопольного зображень (б, в): 1 - освітлювальна система; 2 - зразок; 3 пучок, що пройшов через зразок; 4 - дифрагований пучок; 5 апертурна діафрагма
Алгоритм отримання темнопольного зображення можна представити так:
Рисунок 3.26 − До пояснення темнопольного режиму
Темнопольний метод формування зображення широко використовується для полегшення інтерпретації мікродифракційної картини багатофазних зразків, при отриманні зображення де-фектів пакування тощо.
10.Фізичні основи принципу робота та конструкція скануючого тунельного мікроскопу.
Тунельний мікроскоп (скануючий тунельний мікроскоп) - прилад, в якому для отримання зображення поверхні електропровідного твердого тіла зразок сканується металевим вістрям. Дія заснована на тунельному ефекті. Роздільна здатність порядку міжатомних відстаней. За допомогою приладів даного типу можна проводити дослідження обєктів, що знаходяться у вакуумі, на повітрі та в рідині. Ця техніка дозволяє дослідникам візуально (на дисплеї комп'ютера) спостерігати області зразка з різною електронною щільністю, а отже, безпосередньо калькулювати розташування різних атомів і молекул в атомних гратах. У доповненні до топографічної інформації, скануюча тунельна мікроскопія та скануюча тунельна спектроскопія дає можливість безпосереднього дослідження електронних властивостей зразків.
Сьогодні СТМ отримав досить широке використання з метою:
Явище тунелювання і як його наслідок тунельний переніс заряду між двома провідними середовищами послужили фізичною основою для розробки інструментарію по дослідженню морфології поверхні твердих тіл. Саме тому такий інструмент отримав назву тунельного мікроскопа. Оскільки тунельний струм експоненціально залежить від напруженості електричного поля, то зміни геометричної відстані між катодом і анодом на одиниці ангстрем викликає зміни тунельного струму на порядок. Ця обставина дає принципову можливість при скануванні поверхні твердих тіл отримувати геометричну роздільну здатність рельєфу на атомарному рівні.
Можливість прецизійних переміщень зонда тунельного мікроскопа в горизонтальній площині і вертикальному напрямку забезпечується за рахунок електромеханічних систем, що використовують п'єзоелектричний еффект. Приладна реалізація тунельного мікроскопа також вимагає прецизійного формування зонда тунельного мікроскопа. Щоб забезпечити високу значення електричного поля (а отже, і тунельного струму) біля поверхні зонда, його закінчення повинно мати атомарну гостроту. В ідеалі на кінці вістря зонда повинен бути один атом.
Реалізація атомарної роздільної здатності на скануючому тунельному мікроскопі
Для формування топологічного рельєфу поверхні при скануванні в СТМ використовують зворотний зв'язок, що дозволяє підтримувати режим постійного тунельного струму. У цьому випадку мікроперемещення зонда у вертикальному напрямку будуть такі, щоб геометрична відстань в системі «зонд-підкладка» буде залишатися постійною. Отже, сканування в режимі постійного тунельного струму дозволяє формувати морфологію поверхні на атомарному рівні, як показано на наступному рисунку.
Формування СТМ зображень поверхні: а - в режимі постійного тунельного струму; б - в режимі постійного середньої відстані
Щодо принципу роботи, СТМ працює наступним чином.
Електрони з зразка тунелюють (просочуються) на голку, створюючи таким чином тунельний струм. Величина цього струму експоненціально залежить від відстані зразок-голка. У процесі сканування голка рухається уздовж зразка, тунельний струм підтримується стабільним, за рахунок дії зворотного зв'язку, а подовження спостерігаючої системи змінюється в залежності від топографії поверхні. Такі зміни фіксуються, і на їх основі будується карта висот. Обмеження на використання методу накладаються, по-перше, умовою провідності зразка (поверхневий опір повинен бути не більше 20 МОм / см ²), по-друге, умовою «глибина канавки повинна бути менше її ширини», тому що в іншому випадку може спостерігатися тунелювання з бічних поверхонь. Але це тільки основні обмеження. Насправді їх набагато більше. Наприклад, технологія заточування голки не може гарантувати одного вістря на кінці голки, а це може призводити до паралельного сканування двох різновисотних ділянок.
Взагалі СТМ можна розглядати як поєднання трьох концепцій: сканування, тунелювання і локального зондування. Саме сканування як засіб відображення об'єкта широко застосовується і в інших типах мікроскопів, наприклад в растровому
електронному мікроскопі, а також у телевізійній техніці, а електронне тунелювання успішно використовувалося для вивчення фізичних властивостей твердого тіла задовго до появи СТМ (як і контактна спектроскопія). Все це робить СТМ унікальним мікроскопом, який не містить лінз (а значить, зображення не спотворюється через аберацій), енергія електронів, які формують зображення, не перевищує декількох електронвольт (тобто менше енергії типового хімічного зв'язку), що забезпечує можливість неруйнуючого контролю об'єкта , тоді як в електронній мікроскопії високї роздільної вона досягає декількох кілоелектронвольт і навіть мегаелектронвольт, викликаючи утворення радіаційних дефектів.
Принцип дії СТМ
IV. ТЕХНОЛОГІЯ ТОНКИХ ПЛІВОК
Перехід твердого тіла або рідини в газоподібний стан можна описати як з макроскопічної, так і мікроскопічної точки зору. У першому випадку використовується термодинамічний підхід і розглядаються такі кількісні характеристики, як швидкість випаровування, взаємодія між атомами речовини, що випаровується, і випарника тощо. У другому випадку опис базується на кінетичній теорії газів, яка, між іншим, застосовується також при розгляді процесу відкачування газів із вакуумної камери.
За термодинамічного підходу конденсований або газоподібний стан речовини є функцією таких параметрів, як тиск (р), температура (Т), об'єм (V) і маса (m). Особливе значення в цьому випадку має умова термодинамічної рівноваги, за якої, наприклад, кількість атомів, що залишають тверде тіло чи рідину, дорівнює кількості атомів, що конденсуються знову. Відомо, що всі речовини мають певне значення тиску насиченої пари (рн ), який залежить від температури.
Хоча, на перший погляд, здається, що тиск насиченої пари не має безпосереднього відношення до процесу вакуумного випаровування, однак теорія й експеримент вказують на те, що швидкість випаровування не може бути більшою за певне граничне значення, пропорційне величині рн. Таким чином, тиск насиченої пари над поверхнею сконденсованої фази є важливою характеристикою, яка дозволяє оцінити можливості випаровування речовини і ті температури, при яких досягається необхідна швидкість випаровування, і навіть конденсації.
Залежність рн = f(T), як відомо, дуже добре описується рівнянням Клапейрона-Клаузіуса. Для його одержання необхідно звернутися до термодинаміки і розглянути умову фазової рівноваги насичена пара - тверде тіло (або рідина) і поняття про термодинамічний потенціал Гіббса (Ф).
Із теорії фазової рівноваги відомо, що при незмінних зовнішньому тиску та температурі дві (або більше) фази будуть у рівновазі (тобто жодна фаза не збільшуватиме свою масу (кількість атомів) за рахунок інших), якщо виконується умова
Фп = Фк, (1.1)
де Ф = U - TS + pV ; U внутрішня енергія; S ентропія; індекси "п" та "к" позначають пару і конденсовану фазу (в нашому випадку тверде тіло або рідину).
Переходячи від інтегрального співвідношення (1.1) до диференціального, можна записати
dФп = dФк, (1.1')
або
dФп = -SпdT + Vпdp,
(1.1")
dФк = -Sк dT + Vкdp,
де dФ = - SdT + Vdp - повний диференціал термодинамічного потенціалу Гіббса; p - зовнішній тиск (у нашому випадку - pн).
Звівши рівняння (1.1") до вигляду
(Vп-Vк) dpн =(Sп -Sк) dT,
його можна переписати так:
. (1.2)
У (1.2) - теплота переходу пара-тверде тіло (або рідина), Т - температура, при якій відбувається перехід.
Враховуючи, що при Т < Ткр (Ткр - критична температура речовини) Vп >> Vк , одержимо
, (1.2')
якщо скористаємося рівнянням для одного моля ідеального газу pV = RT (R - газова стала).
Розділивши змінні величини, запишемо рівняння (1.2') так:
або lnpн = -RT+lnC. (1.2")
Після потенціювання одержуємо залежність тиску насиченої пари від температури:
pн=Ce-RT, (1.3)
яка підтверджується експериментально (на рис. 1.1 це ілюструється на прикладі насиченої пари алюмінію). Підкреслимо, що
.
Необхідно зазначити, що за кутовим коефіцієнтом залежності ln pн = f (1/T) можна визначити величину . За даними О.Кубашевського та О.М.Несміянова (рис.1.1), во-
Рисунок 1.1 - Залежність тиску насиченої пари рідкого алюмінію від температури в прямих (а) та напрямних (б) координатах
на дорівнює відповідно 313 та 305 Дж/моль, що відрізняється неістотно, хоча абсолютні значення pн, одержані цими авторами, різні.
Розподіл атомів пари за швидкостями
Для того щоб одержати функцію розподілу атомів (молекул) речовини, яка випаровується, за швидкостями, необхідно провести такі самі міркування, як і для газових молекул при одержанні розподілу Максвелла, добре відомого з молекулярної фізики.
Якщо позначити кількість атомів із одиниці об'єму пари металу, які мають швидкість від до + , через n, то можна записати
n~ f(), n, V, (1.4)
де f() - поки що невідома функція; n - концентрація атомів; V - елемент об'єму в просторі швидкостей, який займають атоми зі швидкістю від до + . Для знаходження обєму необхідно розглянути в просторі швидкостей кульовий прошарок із внутрішнім радіусом і зовнішнім + (на рис. 1.2 це показано на площині).
Із геометрії рисунка випливає, що
V = 42. (1.5)
Підставивши і ввівши коефіцієнт пропорційності в (1.4), запишемо
n = 4Anf()2. (1.4')
Функція f() знаходиться методами статистичної фізики [5], і в кінцевому вигляді її можна записати так:
Рисунок 1.2 - До підрахунку обєму V у співвідношенні (1.4)
(1.6)
де k - стала Больцмана; m - маса атома.
Ймовірність того, що атом із металевої пари буде мати швидкість в інтервалі , можна записати так:
(1.7)
Виходячи з умови т.зв. нормування, знаходиться явний вигляд коефіцієнта пропорційності
(1.8)
У кінцевому вигляді розподіл Максвелла можна записати так:
(1.9)
або
(1.10)
де Ф() - функція розподілу за швидкостями, яка в даному випадку тотожна густині ймовірності.
Графічна залежність співвідношення (1.10) на прикладі атомів металевої пари алюмінію подана на рисунку 1.3. Тут же якісно показано співвідношення найбільш імовірної, середньої та середньоквадратичної швидкостей.
Згідно з теоретичними результатами ці швидкості співвідносяться між собою так: н : : = 1 : 1,22 : 1,28.
Від розподілу за швидкостями можна перейти до розподілу за кінетичними енергіями, якщо підставити в (1.10) =1/2 m2 та = m:
де n - кількість атомів у одиниці об'єму, які мають кінетичну енергію від до .
Рисунок 1.3 - Розподіл Максвелла для атомів алюмінію при Т=1470 К (н - найбільш імовірна; - середня та - середня квадратична швидкості)
Для проведення процесу випаровування металу у вакуумі необхідно мати випарник, який містить кусочок металу і підтримує необхідну температуру для досягнення швидкості конденсації від 0,1 до 103 Å/c. Для більшості металів температура випаровування має величину 1000-2000 К (для тугоплавких металів - від 2000 до 5500 К) при тиску металевої пари р ~ 1 Па. Для запобігання забрудненню плівок речовина випарника повинна мати незначну пружність пари і тиск дисоціації. Матеріалами, які відповідають цим вимогам, є тугоплавкі метали (W, Mo, Ta, Re та ін.), сплави на їх основі (Ta-Re) та їх окисли (Ta2O5 , ZrO2 ). Крім того, важливо, щоб між атомами не відбувалася хімічна взаємодія, оскільки це призводить до швидкого руйнування випарника. У таблиці 1.1 наведені основні параметри випаровування легкоплавких металів.
Для одержання плівок тугоплавких металів необхідно використовувати електронно-променеві гармати та плазмові пристрої.
Випаровування матеріалів електронно-променевими методами
Крім розглянутих методів резистивного та індукційного нагрівання, використовується також метод електронного бомбардування. Для цього пучок електронів прискорюється в електричному полі до енергії 5 - 30 кВ і фокусується на поверхні матеріалу для нанесення плівки. При зіткненні електронів більша частина їх кінетичної енергії перетворюється в джоулеве тепло і температура поверхні сягає близько 3000 - 3500 К. При такому методі нагрівання випарник, в якому міститься наважка матеріалу плівки, майже не нагрівається.
У пристроях для електронного бомбардування використовуються електронні гармати з вольфрамовим катодом і з незалежним анодом, або з анодом, що випаровується. У першому випадку в аноді є отвір, через який електронні промені потрапляють на матеріал плівки. У другому випадку анодом є безпосередньо матеріал, з якого одержується плівка.
На рисунку 1.7 поданий один із варіантів гармати першого типу. Для більш ефективного фокусування електронів у цьому варіанті гармати інколи використовується не тільки електростатичне, а й магнітне фокусування.
В електронних гарматах, у яких анодом є безпосередньо метал, що випаровується, катод має вигляд петлі, розміщеної біля анода (рис.1.8). Найбільш складною пробле мою при використанні гармати варіанта а (рис.1.8) є одержання розплавленої краплі на вершині анода (можливийваріант, коли анод повернутий вниз, але він також не вирішує проблеми). Оскільки вона тримається за рахунок поверхневих сил, то перегрівання її призведе до стікання краплі по аноду вниз або відриву від анодного стержня. У зв'язку з цим в одній із наших робіт був запропонований метод електростатичної стабілізації краплі за допомогою високої негативної напруги (до 4 кВ) між корпусом і підкладкою, який у ряді випадків виявився ефективним. Поряд з іншими недоліками такого типу гармат їх позитивною рисою є простота у виготовленні та експлуатації. Більш надійною в роботі є електронна гармата варіанта б (рис.1.8), однак у цьому випадку ми стикаємося з необхідністю конструювання водоохолоджувального анода.
Відмітимо також таке. У 1951 році Л.Холленд (Англія) запатентував електронну гармату з викривленою траєкторією електронів, що дозволяє розміщувати підкладку над випарником, який, у свою чергу, не зміщується відносно гармати, як це має місце в електронно-променевих пристроях, зображених на рисунку 1.7.
Рисунок 1.7-Електронна гармата з незалежним анодом: К-катод; А-анод; П -підкладка; Т-тигель
Рисунок 1.8 - Електронна гармата з анодом, що випаровується: А - анод; К - катод; ФЕ - фокусуючий електрод; МП - металева пара; е - електрони; ВН - висока напруга; В вода
Метод іонного та реактивного розпилення
Якщо бомбардувати поверхню твердого тіла або рідини окремими атомами, молекулами чи іонами, то на поверхні може відбуватися багато явищ. Яке із них відіграватиме основну роль, значною мірою залежить від енергії частинок.
При відносно малій енергії (5 еВ) атом потрапляє на поверхню або відбивається від неї.
Якщо кінетична енергія частинок, які бомбардують поверхню, більша за енергію зв'язку атомів, то поверхневі атоми починають мігрувати, внаслідок чого виникають поверхневі дефекти. При кінетичній енергії, більшій за величину 4Q (Q - теплота сублімації матеріалу мішені), виникає фізичне іонне розпилення.
Хоча для бомбардування використовують не нейтральні атоми, а іони (їх можна розганяти до будь-яких кінетичних енергій), ефект розпилення мішені буде однаковим як для іонів, так і для нейтральних атомів. Це пов'язано з тим, що іон нейтралізується ще при підльоті до мішені на атомні відстані (якщо мішень металева).
Іонне розпилення
Осадження металу в результаті іонного (катодного) розпилення в тліючому розряді вперше спостерігав У.Гроув (1852 р.). В основі методу іонного розпилення до 1923 року лежав простий тліючий розряд у газі H2, He, Ar, Kr, N2 та інший при тиску 3 - 10 Па. Хоча метод тліючого розряду використовується ще й досі для одержання тонких плівок, він має такі суттєві недоліки:
Названі недоліки стали особливо помітними після створення ртутних випрямлячів і тираронів, що працюють при тисках, менших за тиск тліючого розряду.
Певний прогрес у застосуванні іонного розпилення пов'язаний із триелектродною схемою, в якій плазма утворюється у вигляді позитивного стовпа розряду між анодом і катодом. Іонне розпилення відбувається при введенні у плазму негативного електрода-мішені. Перевагою цієї схеми є те, що навіть за відсутності магнітного поля плазма може бути створена при більш низьких тисках газу (~10-1 Па) порівняно з двоелектродною системою, для якої необхідний тиск газу більший, ніж 3 Па. Розряд у триелектродній системі створюють і підтримують електрони, які випромінюються із термокатода (за аналогією із холодним катодом двоелектронної системи). Як наслідок цього, енергію іонів можна вибирати низькою і незалежною від струму розряду та тиску газів.
Великий прогрес у застосуванні іонного розпорошення повязаний з магнетронними пристроями, що мають плоску циліндричну чи прямокутну конструкцію (рис.1.12) і складаються з розпорошувального катода (2) та анода. Під катодом розташований Ш-подібний у перерізі магніт (1), силові лінії магнітного поля (3) якого зумовлюють траєкторії електрона (4).
Катод вміщений у магнітне поле зі складовою вектора магнітного поля, паралельною поверхні катода. Це дає можливість у таких пристроях запалювати електричний розряд низького тиску (менше 10-1 Па) в атмосфері інертного газу, найчастіше аргону. Зветься такий розряд магнетронним за аналогією з магнетронними генераторами НВЧ. Оскільки на практиці частіше використовуються плоскі магнетрони, то розглянемо принцип дії саме такого типу пристроїв (рис.1.12). Анодом у них є стінки вакуумної камери чи прямокутна рамка, розміщена над катодом по периферії так, щоб не перекривати потік розпорошених атомів з катода на підкладку, розташовану за анодом (на рис.1.12 не показано).
Рисунок 1.12 - Прямокутний плоский магнетрон
Катод (2) охолоджується водою чи спеціальним мастилом, оскільки саме на катоді виділяється основна потужність електричного розряду, що нагадує тліючий, але при низьких тисках газу, що можливо тільки за наявності магнітного поля. Найбільш інтенсивно горить розряд там, де магнітне поле найбільш заважає електронам з катода переміщуватися до анода, тобто там, де магнітне поле паралельне поверхні катода.
Електрони іонізації зароджуються на катоді внаслідок іонно-електронної емісії та зявляються в обємі під час іонізації атома чи молекули електронним ударом. Прискорення електронів електричним полем проходить в основному на ділянці темного катодного простору шириною , що визначається за формулою
,
де - падіння напруги на ділянці темного катодного простору, вираженого у вольтах, - індукція магнітного поля на тій самій ділянці, виражена в теслах ( визначається у міліметрах). Електрони, що вийшли з ділянки темного катодного простору, стикаються з атомами аргону й іонізують їх. Після втрати своєї початкової енергії на акти іонізації електрони переходять на більш віддалену від катода траєкторію, прискорюються більш слабким електричним полем і через подальші зіткнення (дифузію) потрапляють на анод. Щоб зрозуміти траєкторію руху електронів (у схрещених повздовжньому магнітному і радіальному електричному полях), врахуємо, що в однорідному магнітному полі в перпендикулярній до поля площині електрон обертається по колу з циклотронною частотою
,
де m - маса електрона.
Крім того, він дрейфує в напрямку, перпендикулярному до електричного і магнітного полів, з швидкістю
.
Якщо не враховувати початкову швидкість електрона, то в однорідних схрещених полях траєкторія руху електрона описується циклоїдою, висота якої дорівнює двом ларморівським радіусам
.
Неоднорідність електричного і магнітного полів спотворює описаний вище рух електрона, зявляються градієнтні й відцентрові рухи електрона, що спотворює циклоїду. Можна сказати, що рух електрона в плоскому магнетроні між зіткненнями з атомами нагадує рух бігуна по біговій доріжці стадіону з підстрибуваннями (рис.1.12), тобто електрони потрапили у пастку, що відображено крапками на рисунку 1.12, де й відбувається найбільш інтенсивне горіння розряду в схрещених електричних і магнітних полях. Іони, що утворюються при зіткненні електронів з атомами, бомбардують і розпорошують катод. Матеріал катода осідає на підкладці, розміщеній над катодом (анод по боках, але не на перетині з силовими лініями магнітного поля). Магнетрони можуть бути витягнутими в одному напрямку, як на рисунку 1.12, аксіально-симетричними з різними конфігураціями доріжок магнітного поля. При розпиленні діелектриків використовуються високочастотні магнетрони. При розпиленні магнітних матеріалів ускладнюється конструкція магнітної системи магнетрона, але основа конструкції залишається, тобто це досить універсальний технологічний пристрій. Експериментально розроблені методи іонного розпилення, коли електроди мають різну площу, використовуються як охолоджувальні мішені та ін.
Завершуючи розгляд питання, назвемо деякі переваги іонного розпилення порівняно з методом термічного випаровування:
- швидкості конденсації для різних металів, сплавів та діелектриків відрізняються мало, що робить метод іонного розпилення дуже ефективним при одержанні багатошарових плівок та покриттів;
- методом іонного розпилення можна одержувати плівки складних матеріалів (нержавіюча сталь, пермалой, скло, пірекс та ін.) без помітної зміни їх складу;
- відносно простий метод контролю товщини плівки чи покриття за швидкістю конденсації;
- можливість іонного розпилення з великої площі, що спрощує проблему одержання однорідних за товщиною плівок;
- не виникає проблеми в розміщенні електродів та підкладки;
- значно спрощується проблема очищення підкладки;
- дозволяє одержувати зразки з наперед заданими фізичними властивостями, без пор;
- плівки мають відносно високу адгезію.
Основними недоліками методу іонного розпилення є відносно низькі швидкості конденсації (0,08 - 5 нм/c) та обов'язкове забруднення плівок атомами газів. Рисунок 1.13 ілюструє ефект забруднення атомами аргону плівок нікелю.
Реактивне розпилення
Забруднення плівок металів домішковими атомами є одним із головних недоліків іонного розпилення. Проте в деяких випадках є бажаним одержання хімічних сполук металу та газу. Тому хімічно активний газ (N2, O2, H2 та ін.) можна спеціально вводити в установку для одержання
Рисунок 1.13 - Залежність концентрації атомів аргону в плівках нікелю від тиску
потрібної сполуки (SіO, TaO, Ta2O5, Cu2O, TaN, SіN та ін.). Такий метод конденсації плівок одержав назву реактивного розпилення.
Вузлове питання реактивного розпилення полягає у визначенні тієї частини вакуумної камери, в якій відбувається реакція:
Експериментальні результати свідчать на користь останнього механізму, хоча інколи спостерігається інший механізм.
Залежно від умов розпилення можна одержувати різні хімічні сполуки. У роботах Г.Перні з колегами було показано, що конкретний тип сполуки залежить як від процентного вмісту активного газу, так і від параметра конденсації, який назвивать зведеним полем, що визначається за співвідношенням
Е* = Uк ( l pr )-1, (1.14)
де Uк - напруга на катоді; l - відстань катод-анод; pr - тиск реактивного газу. На рисунку 1.14 на прикладі конденсатів міді показано, як залежить їх фазовий склад від величини Е* та концентрації кисню в атмосфері розпилення (Ar+O2).
Рисунок 1.14 - Фазова діаграма для конденсатів міді в координатах зведене поле - концентрація кисню
Для пояснення того факту, що при великих концентраціях кисню утворюється не CuO, а Cu2O, Г.Перні запропонував феноменологічну теорію, згідно з якою утворення матеріалу плівки відбувається в газовій фазі на дуже малій відстані від підкладки (цей приповерхневий шар він назвав "віртуальною" тонкою плівкою). У зв'язку з тим, що енергія зв'язку Ев атомів Cu і Cu більша порівняно з атомами Cu і O, то під час бомбардування плівки CuO нейтральними атомами чи іонами в ній буде зменшуватися саме концентрація кисню, що й зумовить утворення Cu2O. Але в рамках цієї концепції залишається незрозумілим, чому при тих самих концентраціях кисню, але при більших значеннях Е*, утворюється CuO. Таким чином, роль зведеного поля залишається і досі незрозумілою.
Насамкінець підкреслимо, що зведене поле принципово не відрізняється від іонного. До того ж зауважимо, що поряд із розглянутими методами конденсації плівок було розроблена велика кількість інших. Назвемо деякі з них. Наприклад, метод високочастотного розпилення був розроблений у зв'язку з тим, що у звичайній системі іонного розпилення на постійному струмі не можна одержати плівки із діелектриків. Це обумовлено тим, що на поверхні діелектричної мішені швидко утворюється поверхневий заряд позитивних іонів, який перешкоджає подальшому іонному бомбардуванню. Широке застосування мають хімічні методи осадження плівок, такі як анодування, полімеризація, термічне вирощування, осадження з парової фази тощо.
Чотири стадії росту плівки
Теоретичні розробки та електронно-мікроскопічні дослідження свідчать про таку послідовність утворення плівки:
Перелічені дев'ять етапів утворення плівки Д.Пешлі узагальнив у вигляді чотирьох стадій росту плівки:
Розглянемо більш детально ці чотири стадії.
Утворення острівців
Якщо спостерігати за процесом конденсації плівки в електронному мікроскопі, то вдається зафіксувати лише стадію раптового утворення критичного зародка, оскільки адатоми і навіть кластери мають такі розміри, що не спостерігаються на екрані мікроскопа. Якщо матеріалом плівки є нетугоплавкий метал, то характерний розмір критичного зародка 2-3 нм. Вони ростуть у трьох вимірах, але в площині підкладки з більшою швидкістю, ніж у напрямку нормалі до неї (рис. 2.3 а). Це пов'язано з тим, що ріст зародка відбувається за рахунок поверхневої дифузії адатомів, а не внаслідок прямого потрапляння. Для плівок, наприклад, срібла та золота, при Тп 670 К концентрація критичних зародків складає величину 51014 м-2, а мінімальна довжина дифузійного пробігу приблизно 50 нм.
Коалесценція острівців
На рисунку 2.3 проілюстровано процес коалесценції двох зародків сферичної форми (б, г) та з вираженою
Рисунок 2.3 - Мікроструктура та схема зміни острівців у процесі росту плівки: а утворення острівців; б, в різні стадії коалесценції острівців; г, д схема зміни острівців у процесі їх коалесценції; е утворення каналів
кристалографічною формою (в, д). В останньому випадку острівець, який утворився, набуває кристалографічної форми лише в тому випадку, коли він довгий час (для прикладу зазначимо, що коалесценція відбувається упродовж 10-1 с) не взаємодіє із сусідніми острівцями. Процес коалесценції дуже нагадує процес злиття крапель у рідкому стані, що приводить до збільшення вільної поверхні підкладки й до утворення вторинних зародків між острівцями (рис. 2.3 б). Вторинний зародок росте до того часу, поки не зіткнеться із сусіднім. Якщо останній більших розмірів, то вторинний зародок дуже швидко зливається з ним і повністю входить у великий острівець.
Можливими механізмами перенесення у процесі коалесценції можуть бути об'ємна та поверхнева дифузії атомів. Експериментальні факти свідчать, що основним механізмом є поверхнева дифузія. Чим менший розмір частинки, тим помітніша ця дифузія. Рушійною силою коалесценції є результуюче зменшення поверхневої енергії острівців.
Утворення каналів
У міру росту острівців тенденція їх заокруглення зменшується. Вони починають витягуватися і намагаються утворити безперервну сітчасту структуру, в якій конденсований матеріал розділений довгими і вузькими (від 5 до 20 нм) каналами неправильної форми (рис.2.3 е).
Утворення суцільної плівки
Оскільки у процесі утворення каналів продовжується конденсація, то у каналах утворюватимуться вторинні зародки, які будуть об'єднуватися з ділянками суцільної плівки, як тільки виростуть і торкнуться стінок каналу. Зрештою, більшість каналів зникає, а плівка стає безперервною, однак має багато малих статистично розміщених дірок.
Усередині них, як і в каналах, утворюються вторинні зародки і вторинні острівці, а ті, у свою чергу, досягають країв дірки і зрощуються з основною плівкою. До того часу, поки не утвориться суцільна плівка, поведінка конденсату нагадує поведінку рідини. Це результат виявлення одного й того самого фізичного ефекту - мінімізації поверхні. Але рідиноподібний стан закінчується і починаються рекристалізаційні процеси. Рекристалізація виявляється у тому, що розміри зерен у готовій плівці набагато більші за середню відстань між початковими зародками.
Дислокації
Крайові та гвинтові дислокації - це дефекти, які найбільш часто зустрічаються у сконденсованих плівках (звичайна їх густина 1014-1015 м-2). Найбільша інформація про дислокації одержана за допомогою електронно-мікроскопічного методу (рис. 2.4 а, б) на прикладі плівок гранецентрованих металів (Ag, Au, Cu та ін.). Узагальнення таких результатів дає можливість говорити про п'ять механізмів утворення дислокацій у процесі росту плівки: