Диссертация (1105295), страница 12
Текст из файла (страница 12)
При больших наклонах существенная часть ОЭ проходит мимо входной щели спектрометра(Рис. 2.27б, в).На рис. 2.29 представлены для сравнения спектры ОЭ при энергияхпервичного пучка E0 10 кэВ и 300 эВ. Из спектров видно, что при уменьшении E0 в область низких энергий возрастает чувствительность по углам α как74с использованием интегральных, так и дифференциальных коэффициентов.Интересной представляется возможность определения углов наклона α иззначений интенсивности упругих пиков.
Соотвествующие зависимости изучены в [122]. Однако в условиях стандартных СЭМ интенсивность упругихпиков снижается из-за поверхностных загрязнений (углеводородная контаминация и молекулы воды), а разрешение микроскопа при низких ускоряющих энергиях E0 оставляет желать лучшего.Рис. 2.29 Экспериментальные спектры ОЭ для мишени из титана в зависимости отугла наклона при двух энергиях первичного пучка E0 10 кэВ и 300 эВ и угле детектирования θdet = 45°.Типичные разностные изображения в отфильтрованных по энергии ОЭи ВЭ и линейные профили сканирования вдоль диаметра Ti-шариков D=400мкм представлены на Рис. 2.30.Рис.
2.30 Разностные линейные профили сканирования Ti-шарика (D = 400 мкм) вотфильтрованных по энергии а) ОЭ (EBSE = 9.3 кэВ – справа от максимума спектра 8.4 кэВ,θdet = 45°), б) ВЭ (ESE = 3.5 эВ – максимум спектра, θdet = 45°).Можно заметить, что сигнал ОЭ обладает большей по сравнению с ВЭчувствительностью в определении малых углов наклона (центр шарика), тогда как сигнал ВЭ предпочтителен в области больших углов (граница шари75ка).
Это согласуется с результатами других работ: формула (2.31) из [82]применима для α < 65°, а результаты работы [33] для ОЭ справедливы при αне более 45°-50°.Для восстановления профиля поверхности в отфильтрованных по энергии электронах предлагалось использовать отношение разности сигналов ксумме, как некую безразмерную конструкцию, не зависящую от материаламишени. Зависимости для интегрального по энергии сигнала из § 1.4 оказались неприменимыми для сигналов отфильтрованных по энергии ВЭ и ОЭ(рис. 2.31 а, б).а)б)Рис.
2.31 а) Разностный и суммарный профили сканирования вдоль диаметра Tiшарика (D = 250 мкм) при E0 = 5 кэВ на максимуме энергетического распределения ВЭ(θdet=25°), б) а) Разностные и суммарный профили сканирования вдоль диаметра Tiшарика (D = 400 мкм) при E0 = 3 кэВ на максимуме энергетического распределения ОЭEBSE = 2.6 кэВ (θdet = 45°),.Для решения задачи трёхмерной реконструкции необходимо подобратьэмпирически зависимость отношения разности сигналов к сумме или разности сигналов (изображения в разностном сигнале несут преимущественно топографический контраст) между двумя МКП от величины наклона поверхности. В дальнейшем необходимо будет построить алгоритмы, учитывающиеэффекты затенения (Рис.
2.27б) и границы (Рис. 2.27в). Так как исходныесигналы неизбежно поражены шумом, также необходимо построение алгоритмов регуляризации задачи (либо условная регуляризация, либо минимизация функционала с регуляризирующим слагаемым). При этом стоит учитывать, что интегрирование и регуляризация вместе с шумом подавляют и действительно присутствующие резкие перепады высот.76В связи с тем, что формулы, применимые для интегрального по энергии сигнала, не справедливы для сигнала отфильтрованных электронов, былорешено подобрать функции от угла наклона α, аппроксимирующие экспериментальные зависимости разности сигналов и отношения разности сигналов,полученные из профиля сканирования вдоль диаметра шарика.Так для сигнала отражённых электронов нами была подобрана такаяфункция (см.
рис. 2.32):Зависимость (2.32) сильнее полученной в [82, 33] (sinα), что нагляднодемонстрирует преимущество подхода восстановления профиля поверхностис фильтрацией ОЭ по энергии по сравнению с традиционным.Рис. 2.32 Экспериментальная зависимость отношения разности сигналов ОЭ в узком энергетическом окне с двух МКП к сумме от линейной координаты сканированиявдоль диаметра шарика (x ~ sinα) и её аппроксимация зависимостью (2.32).Градиент вдоль лини сканирования равен тангенсу угла наклона. Элементарным интегрированием можно восстановить профиль z(x).
Однако возникает проблема: эта обратная задача является некорректно поставленной(решения не являются устойчивыми по входным данным), поэтому для корректного восстановления профиля поверхности необходимо построение бы77стродействующих алгоритмов регуляризации задачи. Также необходимо построение алгоритмов учёта затенения.Примеры разностных профилей сканирования для тестовой структурыв форме вогнутой пирамиды (рис. 2.33) наглядно демонстрируют, что можноподобрать такую энергию настройки, при которой разностный сигнал однозначно зависит от угла наклона поверхности. Суммарный сигнал практическине зависит от топографии.а)б)Рис.
2.33 Разностные линейные профили сканирования для отметины инденторомВиккерса на массивном золоте а) в исходном положении и б) при повороте на φ = 45°.Поворот образца, изображённый на рис. 2.33, позволяет оценить локальные наклоны поверхности в направлении отличном от первоначального,заданного линией сканирования, без привлечения дополнительной парыМКП.Если обратиться к линейным профилям в отфильтрованных по энергииВЭ (рис.
2.34), можно убедиться, что не при любой энергии настройки спектрометра ESE существует однозначная зависимость разностного сигнала отугла наклона α. Так для=1.3 эВ (рис. 2.34а, кривая 2) разностныйпрофиль существенно отличается от ступенчатого. По мере повышения энергии настройки спектрометра (рис. 2.34 а, кривые 3, 4) он вырождается в «ступеньку», которую требует предложенный метод, а чувствительность метода(«размах ступеньки») уменьшается. Суммарный сигнал характеризуется наличием «провала» в центре пирамиды и пиков на краях (рис. 2.34б).
Они обусловлены так называемым диффузионным контрастом или краевыми эффектами, характерными для изображений, получаемых в интегральном по энергии сигнале [15, c. 218]. По мере увеличения энергии настройки спектрометра ESE эти артефакты нивелируются. Откуда можно сделать вывод, что приправильном выборе окна фильтрации можно получить однозначную зависи78мость отношения сигналов с двух МКП к сумме от угла наклона поверхностиα.а)б)Рис. 2.34 Линейные профили сканирования отметин индентором Виккерса на золоте (“вогнутая пирамида”) в отфильтрованных по энергии ВЭ при различных энергиях настройки спектрометра ESE: а) разность, б) сумма сигналов с двух МКП.Стоит добавить, что профили на рис. 2.34 были получены сглаживанием экспериментальных кривых фильтром Савицкого-Голая, что несколькосглаживает резкие изменения сигнала, в том числе и “ступеньки”.Другим подходом может послужить измерение зависимостей спектровот углов наклона α и выхода θ, с последующей интерполяцией полученныхзависимостей гладкими кривыми.
Эти кривые в дальнейшем будут использоваться для теоретического расчёта сигнала с каждой МКП, как это было сделано в [86]. При этом интегрирование будет вестись не только по телесномууглу, но и по интервалу энергий.Предложенный выше алгоритм восстановления трёхмерной топологииповерхности микроструктур обещает стать более чувствительным и точнымколичественным методом обработки изображений. Все предпосылки и эксперименты, изложенные выше, подтверждают перспективность использования для этих целей отфильтрованных по энергиям вторичных и отражённыхэлектронов.79Глава 3 Электронная спектроскопия диэлектрических мишеней приэлектронном облученииПовышенный интерес к радиационной электрофизике диэлектриковобусловлен решением ряда научных и прикладных задач, например, в такихобластях, как безопасность космических аппаратов, электронная литографияв микроэлектронике, плазменная и ядерная физика.
Результаты экспериментальных и теоретических исследований механизмов электризации диэлектриков под воздействием электронного облучения опубликованы во многихстатьях, однако различие в принятых моделях и подходах, фрагментарностькак экспериментальных исследований, так и теоретического анализа создаютпротиворечивую картину этого явления.В настоящее время наиболее адекватной принято считать двухслойнуюмодель зарядов, генерируемых в облучаемой электронным потоком диэлектрической мишени [123-127]. Согласно этой модели, в процессе бомбардировки электронами диэлектрического образца в тонкой приповерхностнойобласти за счёт эмиссии вторичных электронов (ВЭ) образуется тонкий положительный слой зарядов, толщина которого равна глубине выхода ВЭ λ.Одновременно формируется более протяжённый слой отрицательного зарядаза счёт значительной части первичных электронов, захваченных на локальные ловушечные центры в материале образца. Толщина отрицательного слоязарядов равна глубине пробега облучающих электронов R0 и, как правило, вдесятки и сотни раз превышает толщину положительного слоя.
Согласно рассматриваемой модели считалось, что при полном коэффициенте эмиссииэлектронов σ = 1, равном сумме коэффициентов ВЭ δ и отражённых электронов η, облучаемая мишень не заряжается, при σ > 1 диэлектрик заряжаетсяположительно, а при σ < 1 отрицательно. Условие отсутствия зарядки мишени σ = 1 выполняется при определённой энергии первичных электроновE0 = E2 (вторая критическая энергия). Однако, как показал ряд экспериментов, в том числе в настоящей работе, указанные положения выполняютсятолько для идеализованного случая, который реализуется при импульсномоблучении диэлектрической мишени с очень низкими плотностями тока первичного пучка электронов (низкими дозами).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
