ID: 1714

Название работы: Електронні та іонні прилади

Категория: Шпаргалка

Предметная область: Физика

Описание: 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.

Язык: Украинкский

Дата добавления: 2013-01-06

Размер файла: 1.54 MB

Работу скачали: 42 чел.

Електронні та іонні прилади

1.  Загальна характеристика процесу розсіювання високоенергетичних електронів у твердому тілі.

Поняття про розсіювання

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 :

•  пружна взаємодія, яка призводить до зміни траєкторії електрона без істотних змін його енергії;
•  непружна взаємодія, при якій відбувається передача енергії електронів твердому тілу.

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

Пружне розсіювання відбувається у результаті взаємодії електрона пучка з ядрами атомів, які частково екрановані зв’язаними 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.

Непружне розсіювання

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 зв’язані 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 пов’язано 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

1.  Відбиті та вторинні електрони.

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 з’єднання 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 пов’язана 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

1.  Будова растрового електронного мікроскопу.

Будова РЕМ

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 об’єкта (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:

•  струм пучка i3 (10-12 - 10-16 А);
•  діаметр пучка d (5 нм - 1 мкм);
•  розходження, або апертура, пучка β0 (10-4 - 10-2 рад).

Традиційно колона мікроскопа (рис. 2.3) складається з електронно-променевої гармати, двох конденсорних та однієї об’єктивної лінз. Конденсорні лінзи формують пучок електронів, а об’єктивна фокусує його на зразок.

Рисунок 2.2 – Блок-схема растрового мікроскопа

Електронний пучок, сформований електронно-оптичною системою, входить у камеру об’єктів 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 об’єкта. 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 об’єкт 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 об’єктивній лінзі (рис. 2.3). Котушки відхиляють пучок від оптичної осі об’єктива, завдяки чому він переміщується у часі через послідовне положення точок на зразку.

1.  Основи процесу формування зображення у РЕМ, збільшення та глибина фокуса.

Побудова зображення

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 об’єкта 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 з’явиться 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 об’єктом 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 зв’язок між будь-яким довільно обраним набором точок, наприклад, трикутник або квадрат на зразку зображено трикутником або квадратом на екрані ЕПТ.

Збільшення

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, пов’язаним 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, пов’язані 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 об’єкта 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 об’єктивної лінзи, яким визначається фокусування пучка.

При зміні збільшення зображення не повертається навколо осі, оскільки струм збудження у котушках об’єктива постійний. Поворот зображення буде відбуватися при зміні робочої відстані від полюсного наконечника об’єктивної лінзи до зразка завдяки тому, що змінюється струм збудження у котушках лінзи при фокусуванні пучка.

Глибина фокуса

Розглянемо зразок із шорсткою поверхнею (рис. 2.8). При дослідженні такого об’єкта 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.

1.  Детектори електронів у растровому електронному мікроскопі.

Детектори електронів

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:

•  кут φ, під яким детектор приймає сигнал;
•  тілесний кут збору: Ω =S/r2, де S – площа детектора, r – відстань від точки падіння електронного пучка до детектора;
•  відсоток електронів, що потрапляють на детектор.

На випадок плоского зразка, розміщеного перпендикулярно до пучка електронів, зміст кутів φ та Ω можна зрозуміти з рис. 2.10.

1.  Методи обробки сигналу у растровому електронному мікроскопі.

Методи оброблення сигналу

Для подолання обмежень, пов’язаних 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.

Зворотний контраст. У багатьох РЕМ є пристрій обертання контрасту. Воно досягається завдяки відніманню від певного фіксованого значення вхідного сигналу (Sвх). Причому воно повинно відповідати максимальному сигналу (Smax). Таким чином, вихідний сигнал буде визначатися так:

 . (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).

Диференційне підсилення. Однією з проблем, що часто трапляється, є випадок, коли зразок дає слабкий вихідний сигнал, наприклад, якщо досліджуються контакти кремнію з алюмінієм. При переході від однієї компоненти до іншої не простежується чіткої межі. У таких випадках використовують диференційне підсилення, суть якого можна зрозуміти з рисунка 2.19.

Рисунок 2.19– До пояснення диференційного підсилення

Позиція (а) відповідає сигналу, що створюється слабим вихідним контрастом. При обробці сигналу спочатку від нього віднімають постійний фіксований рівень, у результаті чого отримують сигнал, наведений на позиції (б), а потім здійснюють лінійне підсилення (в). Недолік методу полягає в можливості отримання насичених абсолютно білого або абсолютно чорного сигналів, що призводить до часткової втрати інформації (позиція (г)).

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.

Змішування сигналів. Кінцевий сигнал на екрані ЕПТ може являти собою суму сигналів, наприклад, від двох детекторів. Можна скомбінувати їх таким чином, щоб вихідний сигнал визначався за співвідношенням

, (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 об’єкт.

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.

Ідеальне, або гаусівське, зображення

Щоб зрозуміти, яким чином формується зображення у ПЕМ, розглянемо ідеальний випадок, а саме: коли використовується об’єктивна лінза без аберацій, об’єкт 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 розв’язку 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 об’єкту. 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 об’єкта.

Для парааксіальних пучків спосіб визначення положення точки у просторі зображення Рзі, яка відповідає положенню точки на об’єкті Роі в ідеальній об’єктивній лінзі (о – об’єкт, 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 об’єкт повинен бути якнайближче розміщений біля передньої фокальної площини.

Рисунок 3.1 – Хід променя в ідеальній лінзі: 1 - простір об’єкта; 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 об’єкта й зображення відповідно; Хоі, Хзі - відстань від оптичної осі до спряжених точок об’єкта й зображення відповідно

Розглянемо зображення, створене реальною об’єктивною електромагнітною лінзою, яка використовується у ПЕМ за умови, коли зразок розміщений близько до передньої фокальної площини (рис. 3.2.).

Рисунок 3.2 – Зображення точок об’єкта, що розміщені на різних відстанях від оптичної осі в ідеальній об’єктивній 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 об’єктива

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 об’єкта, що лежать далеко від оптичної осі й тому не розсіюються на великі кути.

Розрахунки показують, що для нормальної роботи електронного мікроскопа апертура об’єктива повинна становити (3-5)10-3 рад; відстань від площини об’єкта 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 об’єктив даватиме збільшення 200 крат.

Вище було розглянуто, яким чином формується зображення ідеальною об’єктивною лінзою. Аналогічно відбувається формування зображення іншими лінзами мікроскопа. Колони ПЕМ у більшості випадків виготовляють трилінзовими, для яких характерна наявність об’єктива, 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 об’єктивної 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 об’єктивної лінзи; 5 - об’єктивна лінза; 6 - апертурна діафрагма, задня фокальна площина об’єктивної 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

Об’єктивна 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.

Конструкція ПЕМ

Будова електронного мікроскопа достатньо складна, що обумовлено необхідністю розв’язання ряду технічних задач. По-перше для отримання пучка вільних електронів, прискорених напругою 100 - 125 кВ, потрібно мати стабільний генератор високої напруги. По-друге, у зв’язку 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 об’єм. 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 від’ємна висока напруга до 100-125 кВ. Анод при цьому знаходиться під нульовим потенціалом. До циліндра Венельта прикладається від’ємна 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 об’ємі 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 об’єкта із великим збільшенням. Вона складається з трьох блоків – об’єктивного, проміжного та проективного. Коротко розглянемо особливості будови кожного блока.

Основним вузлом об’єктивного блоку і першою лінзою є об’єктив − 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 об’єктивна 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 об’єктивного блока є система введення зразка. Вона конструктивно виготовляється нерозривно з корпусом об’єктивної 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 об’єктива: боковий та верхній. Для цих двох способів маніпулятори, або об’єктотримачі, 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, ЕММА–4) у цій лінзі використовується полюсний наконечник, який можна вилучати при роботі, не демонтуючи колони.

При наявності об’єктива 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.

Крім традиційної системи реєстрації, останнім часом використовується запис зображення в цифровому вигляді у пам’ять комп’ютера за допомогою відеокамери. Таку систему можна розмістити двома способами. У першому випадку (рис. 3.11а) через спеціальний фланець вводиться між проективом та камерою спостереження оптична система, головною деталлю якої є призма з наклеєним кристалом (алюміній-ітрієвий гранат), що випромінює світло при потраплянні електронів. При такій реєстрації забезпечуються велике поле зору та відносно низька роздільна здатність (2-4 нм). У другому випадку (рис. 3.11б) інформація про зображення фіксується нижче камери спостереження, де перетворення електронного сигналу в оптичний здійснюється за допомогою люмінофору. При такій реєстрації забезпечуються мале (до 4-6 см) поле зору та добра роздільна здатність.

 

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.

Режими роботи ПЕМ

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 об’єкта (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 пов’язана 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 об’єктивної 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 об’єктива 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 об’єктивної лінзи та неправильне фокусування об’єктива. 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 - об’єктивна лінза; 4 - задня фокальна площина об’єктивної 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 об’єкта. 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 від’юстований, введений зразок та ввімкнена об’єктивна лінза:

Порядок роботи:

•  ввести полюсний наконечник проективної лінзи;
•  увімкнути проекційну та проміжну лінзи;
•  включити режим мікродифракції;
•  сфокусувати пучок другим конденсором;
•  потенціометром МК отримати мікродифракційну картину;
•  ввести апертурну діафрагму (мікродифракційна картина дозволяє поставити діафрагму на оптичну вісь колони).
•  відключити режим мікродифракції, у результаті на екрані з’явиться зображення.

Рисунок 3.24 – До пояснення світлопольного режиму

Яскравість зображення регулюється другим конденсором та струмом пучка. Фокусування зображення здійснюється об’єктивом. 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 зв’язку 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:

•  мікроскоп налаштовується таким чином, щоб пучок електронів, що проходить через зразок, у точності збігався з оптичною віссю колони (це досягається звичайною юстировкою мікроскопа);
•  зразок орієнтується так, щоб отримати потрібне зображення у світлопольному режимі;
•  створюється необхідний нахил падаючого пучка завдяки регулюванню електромагнітної системи нахилу. Відмітимо, що при цьому мікроскоп працює у дифракційному режимі. Нахил повинен бути таким, щоб падаючий пучок зміщався у напрямку дифрагованого пучка, вибраного для формування зображення.
•  дифрагований пучок виводять на вісь колони мікроскопа і далі працюють, як у режимі світлопольного зображення.

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 об’єктів, 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:

•  вивчення поверхні матеріалів на атомному рівні;
•  дослідження з нанометричною роздільною здатністю шорсткості поверхні;
•  дослідження та виготовлення нано- і мікроелектронних приладів (нанотехнології);
•  вивчення макромолекул, вірусів та інших біологічних структур.

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

1.  Основи термодинаміки і кінетичної теорії газів (рівноважний тиск металевої пари).

Основи термодинаміки та кінетичної теорії газів

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.

1.  Рівноважний тиск пари

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.

1.  Основи термодинаміки і кінетичної теорії газів (розподіл атомів металевої пари за швидкостями).

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 об’єму 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 = 42.      (1.5)

Підставивши і ввівши коефіцієнт пропорційності в (1.4), запишемо

n = 4Anf()2.    (1.4')

Функція f() знаходиться методами статистичної фізики [5], і в кінцевому вигляді її можна записати так:

Рисунок 1.2 - До підрахунку об’єму 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 m2 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)

1.  Випаровування матеріалів для тонких плівок і покриттів: електронно-променеве, іонне і реактивне.

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

1.  Методи контролю та вимірювання товщин тонких плівок.

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:

•  довжина вільного пробігу іонів та розпилених атомів настільки мала, що іони, які досягають мішені, мають великий розкид за енергіями та невизначений кут падіння;
•  частина розпиленого матеріалу розcіюється і потрапляє знову на мішень;

•  не можна змінювати незалежно енергію іонів, густину іонного струму та тиск газу;
•  не можна проводити розпилення при низьких енергіях іонів, оскільки самостійний тліючий розряд не може існувати при напругах, менших за певне характерне значення.

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 пов’язаний 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 з’являються в об’ємі 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, з’являються 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:

•  реакція відбувається в газовому середовищі;
•  хімічно активний газ утворює шар окислів, нітридів та сульфідів на поверхні катода (мішені), після чого молекули цієї сполуки розпиляються;
•  реакція відбувається безпосередньо на підкладці.

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.

1.  Чотири стадії росту плівки; механізм конденсації плівок.

Чотири стадії росту плівки

Теоретичні розробки та електронно-мікроскопічні дослідження свідчать про таку послідовність утворення плівки:

•  утворення адатомів на підкладці;
•  утворення кластерів із декількох адатомів;
•  утворення зародків критичного розміру;
•  ріст цих зародків до надкритичних розмірів зі збідненням адатомами зон захоплення навколо зародка;
•  утворення критичних зародків на не збіднених адатомами місцях;
•  зрощення зародків і утворення острівців, що займають площу меншу, ніж сумарна площа, яку займали зародки;
•  вторинний процес утворення зародків на звільнених ділянках підкладки;
•  зрощення великих острівців з утворенням каналів на підкладці;
•  заростання каналів у результаті процесу вторинного зародкоутворювання.

Перелічені дев'ять етапів утворення плівки Д.Пешлі узагальнив у вигляді чотирьох стадій росту плівки:

•  утворення зародків та острівців;
•  зростання (коалесценція) острівців;
•  утворення каналів;
•  перехід до структурно суцільної 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 51014 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.

1.  Утворення дефектів у процесі росту плівки і покриття (дислокації).

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:

•  при зрощенні острівців із повернутими одна щодо іншої кристалічними решітками (утворена межа складається із дислокацій);
•  у зв'язку з тим, що параметри решіток підкладки і плівок різні, то це призводить до відповідного зміщення тих чи інших атомів, причому до різного в різних острівцях; невідповідність зміщення може спричинити утворення дислокацій;
•  мікронапруження структурного походження можуть породжувати дислокації на краю дірок та порожнин, які утворюються в плівках на більш ранніх стадіях росту плівки;
•  дислокації, які закінчуються на поверхні підкладки, можуть продовжуватися в плівці;
•  якщо у процесі коалесценції дефект пакування виходить на поверхню острівця, то в суцільній плівці утворюється дислокація.

Крім того, на межі плівка-підкладка може виникати сітка дислокацій для зменшення механічних напружень.

Якщо спостерігати за утворенням дислокацій за допомогою електронного мікроскопа , то можна виявити, що при малих товщинах плівки всі дислокації короткі й розміщуються поперек плівки. При відносно великих товщинах з’являються більш довгі дислокації, розміщені у площині підкладки. Вимірювання концентрації дислокацій в процесі росту плівки свідчать про те, що більшість їх виникають у плівці на стадії утворення каналів, дірок та порожнин.

Рисунок 2.4 в ілюструє сказане на прикладі плівок Au на підкладці MoS2 (Au/MoS2) при Тп  570 К.

Крім дислокацій, у сконденсованих плівках спостерігаються (у значно меншій кількості) і дефекти пакування віднімання (вычитания (рос.)). Вони містять дислокаційні петлі, т.зв. тетраедри дефектів пакування та малі трикутні дефекти.

Існує думка, але не остаточна, що дефекти віднімання утворюються в результаті об'єднання вакансій та міжвузлових атомів. Проте такий механізм стає практично неможливим за умов малої рухливості названих точкових дефектів.

в

Рисунок 2.4 - Мікрознімок дислокаційної структури тонких плівок нікелю (а, б) та залежність концентрації дислокації від середньої товщини для плівок золота (в)

1.  Утворення дефектів у процесі росту плівки і покриття (межі зерен).

Межі зерен

Якщо порівнювати між собою масивні та плівкові зразки, то в останніх площа меж кристалічних зерен в загальному випадку буде набагато більшою, що пов'язано з меншою величиною середнього розміру зерен (L) у плівках. У граничному випадку, коли рухливість адатомів мала, розмір зерна може бути сумірним із розміром критичного зародка. Згідно з сучасними уявленнями межа зерен має ширину від 1 до 3 нм. За В.В.Покропивним, загальним принципом формування межі зерна є максимальне відновлення розірваних зв’язків із рівноважною довжиною r0. У зв’язку з наявністю вакансій на межі зерен може відбуватися дифузія чужорідних атомів (це явище можна також назвати адсорбцією чужорідних атомів), у процесі якої відновлюватимуться розірвані зв’язки. При певній концентрації чужорідних атомів, коли всі вакансії будуть зайняті, на межі зерен можуть утворюватися сегрегації з цих атомів або відбуватися фазові переходи (фазоутворення). Такі явища значно впливають на електронні процеси на межі зерен. Розмір зерен дуже суттєво залежить від таких термодинамічних та кінетичних параметрів: товщини плівки, температури підкладки, температури відпалювання та швидкості конденсації. Рисунок 2.5 якісно ілюструє ці залежності. Основна особливість графіків, наведених на рисунку 2.5, полягає в тому, що розміри зерен не змінюються, починаючи з певного значення того чи іншого параметра. У перших трьох випадках (рис. 2.5 а - в) спостерігається цілком зрозуміле збільшення середнього розміру зерна і лише при збільшенні швидкості конденсації - зменшення. Це пояснюється тим, що при певній швидкості конденсації швидкість зародкоутворення починає перевищувати швидкість їх лінійного росту. В результаті утворюється багато, але малих розмірів, зерен.

1.  Нанокристалігчні та амфорні плівкові матеріали.

Нанокристалічні та аморфні матеріали

Питання про утворення аморфного стану в плівках у процесі низькотемпературної конденсації частково розглядалося під час аналізу механізмів конденсації.

Згідно із сучасними уявленнями аморфний стан (рис. 2.8 а, б) є не рівноважною фазою, а фазою плівкового матеріалу, яка стабілізується внаслідок того, що швидкість зародження зародків набагато більша за швидкість їх лінійного

а б

в г

Рисунок 2.8 - Дифракційна картина і мікроструктура аморфної (а, б) і нанокристалічної (в) фаз плівки Мо та якісна залежність R(T) при відпалюванні аморфних (1) і нанокристалічних (2) плівок (г)

зростання. Якщо зародок конденсату складається з одного - двох атомів, то буде утворюватися аморфна фаза. Але якщо утворяться зародки із декількох десятків атомів, то конденсат являтиме собою нанокристалічний матеріал.

За допомогою дифракційних або мікроскопічних методів ці два структурні стани розрізнити практично неможливо (рис. 2.8 а, в), хоча, вимірюючи опір плівок (R) у процесі термічного відпалювання, можна зафіксувати різну залежність R(T) для аморфних і нанокристалічних зразків. Це показано на рисунку 2.8 г. Різний характер залежності пояснюється тим, що при кристалізації а-фази відбувається нерівноважний фазовий а  к перехід, тоді як нагрівання нанокристалічного матеріалу приводить до звичайної ре-кристалізації, що супроводжується плавним зменшенням електричного опору. Крім того, температура а  к переходу суттєво залежить від товщини плівки (рис. 2.9), у той час як характер залежності R(T) для нанокристалічних плівок практично залишається незмінним при будь-яких товщинах. Підкреслимо, що подібні залежності одержані практично для усіх плівок металів та напівпровідників, які конденсуються в аморфну фазу.

Рисунок 2.9 - Залежність температури кристалізації аморфної фази від товщини плівки

Слід також відмітити, що межа існування аморфної фази за температурою та товщиною дуже залежить від чистоти плівки (або чистоти вакууму при конденсації плівки). Забруднення плівки домішковими атомами газів призводить до збільшення і температури, і товщини стабілізації аморфної фази.

Крім цього, експериментальні дослідження показують, що температура а  к переходу в процесі конденсації значно відрізняється від аналогічної величини в процесі термічного відпалювання. Уявлення про цю різницю дає таблиця 2.5. Отже, зробимо висновки.

Незважаючи на те, що аморфна фаза енергетично менш вигідна порівняно з кристалічною, на даний час існують спроби описати ак перехід методами рівноважної термодинаміки для малих систем. Підставою для цього є те, що експериментальна залежність Так від товщини (рис. 2.9) визначається співвідношенням

Таk = T0+a/d ,    (2.5)

яке повністю відповідає теоретичному, що одержується в рамках рівноважної термодинаміки (Т0 і а - деякі константи).

І нарешті, принциповим питанням теорії аморфного стану є модель аморфної фази. Тут, виходячи з результатів електронної мікроскопії високої розрізнювальної здатності, розвиваються дві моделі: сітка невпорядкованих атомів та мікрокристалічна модель.

1.  Внутрішні макронапруження в конденсатах.

Внутрішні макронапруження в конденсатах

30.1 Вплив температури підкладки

У вакуумних конденсатах при їх одержанні, обробці та збереженні виникають внутрішні макроскопічні напруження (S). Напруження можуть бути стискувальні (їх називають "від'ємними" і позначають "-") та розтягувальні (відповідно "додатні" та "+"). В окремих випадках вони сягають величини межі міцності плівки, що призводить до її руйнування шляхом розтріскування або відділення від підкладки. Із експериментальних результатів відомо, що зі збільшенням температури підкладки розтягувальні напруження зменшуються, досягають нульового значення і стають стискальними (рис. 2.10).

Рисунок 2.10 - Залежність величини і знака макронапружень у плівках міді від температури підкладки

Виникнення стискувальних напружень при відносно високих температурах підкладки пояснюється окисленням плівки. Для нормальних температур підкладки (300-600 К) типові величини S мають значення 107-109 Па, причому у плівках тугоплавких металів (Cr, Mo, W, Nb, Ta) величина S наближається до верхньої межі, а у відносно легкоплавких (Іn, Pb, Sn, Cu, Ag, Al) - до нижньої межі.

30.2 Причина виникнення макронапружень у

плівках

Макронапруження у плівкових зразках складаються із зворотної частини термічного походження, обумовленої різними температурними коефіцієнтами лінійного розширення плівки () та підкладки (п), та незворотної, яка виникає при утворенні та анігіляції структурних дефектів. На думку деяких авторів, основний внесок у загальну величину S дають термічні макронапруження (SТ), а на думку інших - структурні (Sc). Незалежно від того, яку частку складають SТ чи Sc, можна записати

Sc = S - ST,     (2.6)

де, як відомо, S - величина загальних макронапружень.

Дослідження показують, що додатні макронапруження в плівках обумовлені наявністю на межах зерен аморфної або нанокристалічної фази.

30.3 Вплив товщини плівок, швидкості конденсації та термообробки

Напруження у конденсатах не виникають до того часу, поки плівка не стає структурно суцільною (при товщині d10 нм). Вимірювання на плівках Cu, Ag та Au свідчать, що при збільшенні товщини від 100 до 200 нм макронапруження спочатку різко зростають, а потім стабілізуються. Відомі також результати, згідно з якими збільшення товщини плівки при високих Т спричинює до розтріскування плівки під дією структурних макронапружень.

Питання про вплив швидкості конденсації (w) на величину макронапружень є найменш вивченим. Однак існують дані про те, що збільшення w викликає збільшення додатних напружень. Так, наприклад, при збільшенні швидкості конденсації плівок міді удвічі (Тп  300 К ) величина S також збільшується удвічі.

Термообробка (відпалювання) плівок знижує рівень макронапруження структурного походження. Згідно з теорією Гоффмана існує критична температура відпалювання (Тв*), яка задовольняє такі умови: Тп і Тв < Тв* - величина S зменшується, Тп і Тв > Тв* - величина S збільшується.

Температура Тв* тим вища, чим вища температура плавлення масивного металу.

30.4 Розрахунок величини ST

Якщо плівку конденсують на підігріту підкладку з іншим значенням коефіцієнта п , то після охолодження до кімнатної температури у плівці виникають макронапруження термічного походження, величина і знак яких залежать від співвідношення між п та  . Виникають пружні деформації Т і SТ:

Т = (-п)Т, SТ = E/(1-)(( - п)Т),  (2.7)

де Е і  - модуль Юнга та коефіцієнт Пуассона для плівки; Т - різниця температур Тп-Т (Т - температура, при якій обчислюється величина SТ).

30.5 Методи вимірювання S

Макронапруження у конденсованих плівках найчастіше визначають механічним способом, при якому знаходиться деформація підкладки в процесі осадження плівки. Як правило, використовують один із варіантів цього способу - метод Стоні, при якому вимірюється зміщення () вільного кінця консольно закріпленої вузької підкладки (рис.2.11). За умови, що d<<D, а <D, величина S обчислюється за формулою

S = (ED2)(3dl)-1 ,    (2.8)

де Е - модуль Юнга для плівки, який вибирається таким, як у масивних зразках; d і D – товщина плівки і підкладки.

Рисунок 2.11 -Схема деформації підкладки консольного типу

Зміщення  можна вимірювати за допомогою оптичного мікроскопа або контактометра. На даний момент розроблені більш досконалі методи вимірювання зміщення кінця підкладки:

•  за допомогою електромагніту, який повертає підкладку у вихідне положення;
•  за вимірюванням зміни ємності конденсатора або індуктивності котушки;
•  за допомогою інтерферометра та ін.

1.  Процеси старіння в тонких плівках.

Процес старіння в тонких плівках

Процес старіння проходить не лише в перенасичених (метастабільних) сплавах, а й у зразках малих розмірів. Якщо у сплавах цей процес при кімнатній температурі приводить до упорядкування (природне старіння), а при нагріванні до розпаду сплаву (штучне старіння), то в інших випадках спостерігається широка різноманітність процесів природного та штучного старіння. Зокрема, у тонких плівках ці процеси протікають (від хвилини до декількох років) завдяки підвищенню ролі поверхневої енергії у загальному енергетичному балансі та у зв'язку зі стабілізацією різко нерівноважних станів через великі ступені переохолодження при вакуумній конденсації (загартування). При цьому прийнята така класифікація процесів старіння: фізико-хімічні, фазові, макро- і субструктурні та процеси старіння під дією фізичних полів.

Фізико-хімічні процеси протікають у полікомпонентних плівкових системах і полягають у зміні хімічного складу, типу кристалічної решітки або агрегатного стану нерівноважних фаз. Прикладами таких процесів є розпадання переохолодженої рідини або пересичених твердих розчинів, окислення, відновлення фаз та інші повільні хімічні процеси.

Процеси старіння цього типу спостерігалися в системах Ме-Se (Ме - Sn, Ag, Cd, Zn); Ме-S (Me-Ag, Cu, Pb, Zn, Sn, Ge, Bі, Іn) та Al-Cu. В конденсатах Ме-Se і Me-S здебільшого утворюється скло, яке в процесі старіння мутніє, оскільки в ньому виділяються фази типу MeSe, Me2S3, MeS2, MeS, Cu2S, Ag2S.

У процесі природного старіння деяких сплавів спостерігається така особливість: спочатку виділяються стабільні фази, такі як SnS, SnS2, PbS, Bі2S3, ZnS, CuS, а потім – метастабільні: Cu2S та SbS.

У сплавах (Ag, Cu, Pb, Zn, Cd)-S цей процес протікає в два етапи: спочатку склоподібна плівка заростала малими сферолітами (фазове старіння), після чого починалася перекристалізація, що спричиняло утворення великих вторинних сферолітів (старіння всередині фази).

У плівках сплаву Al-Cu товщиною 15-26нм Палатник Л.С. і Бойко Б.Т. (1958 р.) спостерігали аномальну розчинність атомів Cu в Al – 12% Cu, в той час як у масивних зразках сплаву максимальна розчинність має величину 2,5% Cu при 820 К. Штучне старіння плівок цього сплаву призводить до випадання стабільної фази -СuAl2 у вигляді високодисперсних частинок. Якщо старіння відбувається при Т  300 К протягом 20 діб, то середній розмір частинок порядку L1нм, а якщо при Т  320-670 К упродовж 0,25-10 год, то L 10-100 нм.

У плівках V-O також спостерігався подібний ефект: максимальна розчинність кисню в зразках товщиною порядку 10нм має величину 23%, в той час як у масивних зразках не більше 3%.

Ми також спостерігали природне старіння плівок Cr і Sс за такою схемою:

 Cr  CrO  Cr2O3,

Sc, Sc+ScH2  ScH2  Sc2O3.

На рисунку 2.12 наведенні типові дифракційні картини, що ілюструють процеси старіння у плівках хрому. Фазові процеси старіння протікають без зміни хімічного складу фаз при поліморфних і мартенситних перетвореннях, кристалізації аморфних фаз та ін.

а б

Рисунок 2.12 - Дифракційні картини від плівок Cr (а) та Cr2O3 (б)

При макро- і субструктурних процесах старіння хімічний склад, тип решітки або агрегатний стан залишаються незмінними, однак змінюються макро- і субструктурні характеристики, а також такі фізичні властивості, як дисперсність та взаємна орієнтація макро- і мікрообластей кристалічної решітки, її деформація, концентрація і розподіл точкових, лінійних, поверхневих та об'ємних дефектів. До цих процесів також належать рекристалізація, відпочинок, полігонізація, виникнення та зміна текстури, двійникування, поява або релаксація мікро- та макронапружень.

Крім зазначених процесів старіння, до них відносять також польове старіння, яке полягає в зміні структури та фізичних властивостей під дією достатньо сильних зовнішніх полів (електричного, магнітного, механічних напружень тощо.). Прикладом таких перетворень може бути поведінка прошарку аморфного діелектрика SіO у плівкових конденсаторах (під дією електричного поля виникають включення в аморфній матриці SіO кристалічного і аморфного Sі, а також SіO2). Польове старіння та електричний пробій конденсатора саме і пов'язані з фазовим перетворенням у SіO.

Можна також навести приклад старіння плівок Cu під дією статичного навантаження =8107 Па. При температурі 373 К час до руйнування плівки складає 0,6 с, в той час як при 77 К - до 4 діб.

Процеси старіння у плівках часто описуються узагальненим термодинамічним правилом сходинок. Вивчення проблеми старіння конденсованих плівок сприяє поглибленню наших уявлень та розкриттю важливих закономірностей в галузі фізики твердого тіла.

Роблячи висновки, можна назвати основні явища, які відбуваються в плівках у процесі старіння:

1 Різні форми упорядкування:

•  упорядкування атомів;
•  перехід від аморфної структури (близький порядок) до кристалічної (близький і далекий порядки);
•  рекристалізація;
•  упорядкування різних мікродефектів.

2 Утворення нерівноважних станів зі значною часткою поверхневої енергії в загальному енергетичному балансі.

3 Утворення макропор.

4 Полігонізація (переміщення дислокацій з утворенням субмеж між блоками мозаїки).

Зазначимо, що процеси старіння відіграють надзвичайно велику роль з точки зору ресурсу роботи плівкових елементів мікроелектроніки.

 Mіsfіt (англ.), несоответствие (рос.)