Автореферат (1104844), страница 3
Текст из файла (страница 3)
Спектры отраженных электронов измерялись на модуле электронно-ионной спектроскопии на базе платформы НаноФаб25 НИУ «МЭИ». Многослойная система исследовалась методами электронной спектроскопии при угле рассеяния 120◦ . Спектры отраженных электронов измерялись приэнергии электронного пучка 5 кэВ, токе пучка 70 нА в широком энергетическом диапазоне2000–5000 эВ.
Спектры упруго отраженных электронов измерялись при энергии электронного пучка 14 кэВ и токе пучка 58 нА.100.25R 0(θ)0.20.150.10.0500102030405060708090θРис. 2: Угловые распределения упруго отраженных электронов от полубесконечного слоязолота при энергии зондирующего пучка 500 эВ, направленного по нормали к поверхности.Сплошная линия – численный расчет; круги – экспериментальные данные [11]; кресты –моделирование из той же работы. Нормировочный коэффициент для экспериментальныхданных и моделирования выбран методом фиттинга.Рис.
3: Энергетический спектр упруго отраженных электронов, измеренный на модулеэлектронно-ионной спектроскопии на базе платформы НаноФаб 25, с энергетическимразрешением 0.03 эВ. Энергоанализатор установлен по нормали к поверхности мишени, уголрассеяния 120◦ , энергия зондирующего пучка Е0 = 14 кэВ. Точки – эксперимент, линии –профили функции Гаусса.11Описание эксперимента велось в двухслойной модели слой-подложка. Вид спектраупруго отраженных электронов, разложенный на два пика, представлен на рис. 3. Для определения толщины напыленного слоя полученное отношение интенсивностей пикой сравнивалосьв расчетной зависимости такого отношения от толщины слоя.
Экспериментальному значениюотношений ≈ 38 соответствует толщина слоя 3.6 нм.Рис. 4: Сопоставление экспериментального и расчетных спектров отраженных электронов.Пунктир – эксперимент, сплошные кривые – расчет: 1 – d = 3.6 нм, 2 – d = 4.1 нм, 3 –d = 4.6 нм.Определение толщины напыленного слоя методом СОЭ выполнялось путем построения сетки расчетных спектров между экспериментальными зависимостями, полученными отчистых образцов, и их сравнения с измерениями, сделанными для мишени с напыленным слоемзолота. Погрешность полученного результата также может быть определена исходя из расчетной сетки.
Результаты анализа экспериментального спектра приведены на рис. 4. Представленные данные позволяют оценить толщину напыленного слоя золота d = 4.1 ± 0.5 нм. Этотрезультат хорошо согласуется с оценкой, сделанной методом спектроскопии пиков упруго отраженных электронов.Во второй части главы представлена методика восстановления дифференциальныхсечений неупругого рассеяния на базе спектроскопии характеристических потерь энергии (СХПЭ) методом фиттинга в двухслойной модели для образцов Al, Mg, Si и трехслойной для образца Nb моделях. Пример восстановленного сечения алюминия и исходный спектрСХПЭ представлены на рис. 5 и рис.
6 соответственно.12100NDIIMFPNDSEPNDIIMFP (W.S.M. Werner)x in (∆)10-110-210-310-4050100150∆Рис. 5: Дифференциальное сечение неупругого рассеяния алюминия в приповерхностном слоеи толще мишени для энергии зондирующего пучка 2 кэВ. Штрих-пунктирной линиейпредставлены данные из [13].0.80.60.40.20109011001110112011301140115011601170118019201930194019501960197019801990200010.501910Рис. 6: Спектры ХПЭЭ образца алюминия для энергий зондирующего пучка 1180 эВ (а) и2000 эВ (б), полученные с помощью численного решения (сплошная линия), в сравнении сэкспериментальными данными (точки) [14]. Относительная погрешность δI = 0.07% (а),δI = 0.16% (б).Впервые показана возможность восстановления дифференциального сечения неупругого рассеяния из спектров РФЭС на примере Be и W.
Методика восстановления использовалась аналогичная, что позволяет говорить об ее универсальности. Пример восстановленногосечения бериллия и спектр РФЭС, из которого он был восстановлен, приводится на рис. 7 ирис. 8 соответственно.13100NDIIMFPNDSEPNDIIMFP (W.S.M. Werner)x in(∆)10-210-4020406080100120140160180Рис. 7: Дифференциальное сечение неупругого рассеяния для толщи вещества (DIIMFP) иповерхностного слоя (DSEP) бериллия, в сравнении с данными их [13].120001s1/2100008000x56000400020000128013001320134013601380Рис.
8: Сравнение экспериментальных спектров (точки) из [15] для вольфрама с результатамичисленного расчета (сплошная линия). Средняя погрешность 3, 3%.В третьей части главы рассматривается вопрос влияния процессов упругого рассеянияна спектры РФЭС и погрешности, допускаемой в приближении «прямо-вперед», пренебрегающем такими процессами.
Представлены основные результаты работ [16, 17], посвященныхпроявлению оптического эффекта поворота «тела яркости» в электронной спектроскопии. Нарис. 9 описано влияние эффекта поворота «тела яркости» на угловые распределения фотоэлектронов, рожденных в элементарном слое на заданной глубине τ .14×10-52∂Q(τ,θ)/∂τ∂Q(τ,θ)/∂τ10.503060900θ×10-72∂Q(τ,θ)/∂τ∂Q(τ,θ)/∂τ1006×10-64203060906090θ×10-71003060900θ30θРис.
9: Угловые распределения фотоэлектронов, рожденных элементарным в слое золота(4s1/2 ) на глубине 0, 2 (а), 0, 5 (б), 1 (в), 1.5 (г) транспортной длины (ltr ). Зондированиерентгеновским источником нормальное. Сплошная линия – численный расчет, штриховаялиния – SLA, штрих-пунктирная линия – малоугловое приближение, штриховая линия транспортное приближение. На рис. 9(а) кругами представлено дифференциальное сечениефоторождения.Расчеты, выполненные в малоугловом приближении, и результаты численного решения демонстрируют, что c увеличением глубины фоторождения процессы упругого рассеянияведут к значительной изотропизации «тела яркости». Отметим, что транспортное приближениехорошо согласуется с численным расчетом.
В рамках транспортного приближения рассеяниесчитается изотропным, что близко к изначально гладкому телу яркости, представленному нарис. 9(а).Также приводятся результаты расчетов угловых распределений упруго рассеянных фотоэлектронов с учетом и без учета процессов отражения от толщи образца, находящейся нижеглубины рождения фотоэлектрона. Такими процессами отражения в современных методах описания РФЭС спектров пренебрегают, хотя, как показано на рис. 10, процессы отражения определяют до 40% интенсивности пика и их вклад увеличивается с ростом зарядового числа атомоврассеивателей.152.5×10-54.5×10-5423.53Q0(θ)Q0(θ)1.52.5211.510.50.5000306090030θ6090θРис.
10: Численный расчет угловых распределений упруго рассеянных фотоэлектронов дляполубесконечного слоя золота для оболочки 4s1/2 (а) и кремния 2s1/2 (б) с учетом (сплошнаялиния) и без учета (штриховая линия) процессов отражения от подитслиющей поверхности.Зондирование образца нормальное.Используя модельные сечения [13], на примере двухслойной системы Si/Au определено влияние на энергетический спектр от 2s1/2 пика кремния подложки из слоя золота.
Дополнительный сигнал, сформированный фотоэлектронами, отраженными от подложки из золота,соизмерим с сигналом от самого слоя кремния. Из этого следует, что анализ многослойныхсистем, особенно при наличии подложки из материала с высоким Z, необходимо проводитьрассматривая систему целиком.
Пренебрежение влиянием подложки на анализируемый спектрприводит к значительной погрешности с уменьшением поверхностного слоя.161× 10-60.90.80.7Q(E)0.60.50.40.30.20.101240125012601270128012901300131013201330Рис. 11: Энергетический спектр фотоэлектронов от слоя кремния толщиной 2.5 нм наполубесконечном слое золота.
Падение нормальное, полярный угол визирования 20 градусов,излучение на оболочке 2s1/2 кремния. Синяя кривая – расчет с учетом частиц, отраженных отслоя золота, красная кривая – без учета.В заключении сформулированы основные результаты работы:• Представлена модификация решения уравнения переноса в малоугловом приближении,позволившая снизить погрешность метода для описания энергетических спектров отраженных электронов до 10 ÷ 25%.• Создан численный матричный метод решения уравнения переноса электронов путем разложения по кратностям неупругого рассеяния и приведения к системе дифференциальныхматричных уравнений типа Риккати, Ляпунова и Сильвестра. Метод позволяет асимптотически точно рассчитывать энергетические и угловые распределения рассеянных частицдля слоев конечной толщины.• Разработан метод определения послойных профилей многослойных систем, который былэкспериментально проверен для ситуаций, когда средняя длина неупругого пробега итранспортная длина примерно равны (lin ≈ ltr ), характерная для энергий порядка единиц кэВ.
Представленный метод позволяет определять толщины слоев с точностью до10 ÷ 15% от средней длины неупругого пробега электрона в исследуемом веществе.17• Построен численный алгоритм высокоточного расчета многослойных систем, которыйприменен для решения обратных задач по восстановлению дифференциальных сеченийнеупругого рассеяния из спектров электронной и фотоэлектронной спектроскопии. Получены сечения для образцов кремния, алюминия, магния и ниобия. Показана возможностьиспользования алгоритма для восстановления сечений из спектров рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии на примере образцов вольфрама и бериллия.
Погрешностьописания экспериментальных спектров с использованием восстановленных сечений составила 1 ÷ 8%.• Впервые указано на два основных физических эффекта, связанных с процессом упругого рассеяния электронов в задачах с внутренними источниками: 1. эффект поворота «тела яркости» – смещение начального направления движения «родившегося» на глубине τэлектрона в сторону нормали при движении к поверхности образца; 2.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
