Диссертация (1105295), страница 2

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 2)

Показаны преимущества метода, основанного на зависимости относительной амплитуды энергетических спектров ОЭ от толщины плёнки, по6сравнению с традиционным методом, основанном на знании интегральныхкоэффициентов.4.Указаны возможности и перспективы нового подхода к проблеметрёхмерной реконструкции топологии поверхности микроструктур, основанного на детектировании энергетически отфильтрованных вторичных или отражённых электронов.5.Предложено два новых метода определения потенциалов зарядкиповерхности диэлектрических мишеней на основе сигналов катодолюминесценции и средней энергии ОЭ.6.Теоретически и экспериментально изучен новый сценарий кинетики зарядки диэлектрических мишеней, впервые учитывающий эффект повышения эмиссии вторичных электронов за счёт термализованных свободных первичных электронов, ускоренных в поле дипольного слоя зарядов облучаемой диэлектрической мишени.7.Выявлена специфика в кинетике зарядки диэлектрических образцов Al2O3 (сапфир), Al2O3 (керамика) и монокристалла SiO2, подвергнутыхпредварительной ионной и электронной бомбардировке.Научная и практическая значимость работызаключается в том, что полученные модифицированные выражения дляряда параметров обратного рассеяния электронов позволили применять сравнительно простые аналитические выражения для прикладных исследований иэкспресс-оценок энергетических спектров отражённых электронов, толщинтонких плёночных покрытий, коэффициентов отражения и средней энергииотражённых электронов.После полной реализации нового подхода по трёхмерной реконструкциитопологии поверхности микроструктур сканирующая электронная микроскопия получит новый количественный метод трёхмерной визуализации микрорельефа, т.е.

практически новый режим работы СЭМ с интересными и важными информативными возможностями.Раскрытие новых нюансов процесса электронной зарядки диэлектрических мишеней позволяет предсказывать такие практически важные характеристики, как критические потенциалы зарядки поверхности, пробойные напряжения, количество аккумулируемых зарядов, дозовые зависимости зарядки, что важно в космической технике, радиационно-чувствительной микроэлектронике, электронно- и ионнопучковых технологиях.Основные положения, выносимые на защиту1. Получение полуэмпирических аналитических выражений для рядахарактеристических параметров отражённых электронов, а также ихэнергетических спектров2. Оптимизация конфигурации кольцевых полупроводниковых детекторов отражённых электронов в сканирующем электронном микроскопес целью повышения их эффективности73.

Усовершенствование методов измерения толщин ультратонких локальных плёночных покрытий по измерениям интегральных и дифференциальных коэффициентов отражённых электронов4. Разработка новой методики трёхмерной реконструкции топографического рельефа поверхности микроструктур на основе регистрациисигналов энергетически отфильтрованных вторичных и отражённыхэлектронов5. Объяснение сценария зарядки диэлектрических мишеней при электронном облучении с учётом одновременного измерения всех кинетических характеристик: вторичной электронной эмиссии, поверхностного потенциала, аккумулируемого заряда6. Предложение и объяснение новой модели усиления эмиссии вторичных электронов в диэлектрических мишенях за счёт первичных термализованных свободных электронов (псевдо-Малтер эффекта)7.

Изучение влияния предварительного облучения диэлектрика ионными и электронными пучками на специфику кинетики электроннозондовой зарядкиДостоверность результатовподтверждается согласием с широким спектром как экспериментальныхработ, так теоретических исследований из обширного списка цитируемой литературы.Апробация работыОсновные научные результаты работы докладывались на российских имеждународных конференциях и симпозиумах, в том числе:18th International Microscopy Congress (IMC 2014), Prague, Чехия, 7-12сентября 2014XXV Российская конференция по электронной микроскопии., г.

Черноголовка, 2014International conference «Micro- and Nanoelectronics - 2014» (ICMNE2014), Moscow-Zvenigirod, Russia, Россия, 2014XIX Российский симпозиум по растровой электронной микроскопии ианалитическим методам исследования твердых тел (РЭМ - 2015) и 3-я Школамолодых ученых "Современные методы электронной и зондовой микроскопии в исследованиях наноструктур и наноматериалов", г.

Черноголовка Московской обл., Россия, 1-5 июня 2015XXVI Российская конференция по электронной микроскопии и в рамках Конференции 4-я Школа молодых учёных «Современные методы электронной и зондовой микроскопии в исследованиях наноструктур и наноматериалов, г. Москва, Зеленоград, Россия, 30 мая - 3 июня 2016The 16th European Microscopy Congress, Лион, Франция, 28 августа - 2сентября 2016International Conference "Micro- and nanoelectronics - 2016", October 3 - 7, 2016, Moscow-Zvenigorod, Russia, Москва- Звенигород, Россия, 3-7 октября20168По теме диссертации опубликовано 13 работ (5 статей из рекомендуемого перечня ВАК и 8 тезисов докладов на конференциях), список которыхприведён в конце диссертации и автореферата.Личный вклад автораПриведённые в работе теоретические расчёты, а также результаты экспериментальных исследований получены лично автором или при его непосредственном определяющем участии.

Часть экспериментов выполнена автором совместно с сотрудниками лаборатории сканирующей электронной микроскопии кафедры физической электроники Московского ГосударственногоУниверситета имени М.В. Ломоносова.Структура диссертационной работыДиссертация состоит из введения, трёх глав и заключения. Полный объём диссертации составляет 145 страниц с 71 рисунком и 2 таблицами. Списоклитературы содержит 188 наименований.9Глава 1 Основные закономерности эмиссии обратнорассеянных и вторичных электронов (Обзор)§ 1.1 Угловые зависимости коэффициентов отражения и вторичной эмиссииэлектронов для массивных мишенейОдними из важнейших параметров при описании взаимодействия электронного пучка с веществом в сканирующем электронном микроскопе (СЭМ)являются коэффициенты отражения η и вторичной эмиссии δ.

Они определяются как отношение числа обратнорассеянных электронов к числу электронов пучка, падающих на образец, и отношение числа выбитых из вещества вторичных электронов к числу электронов первичного пучка соответственно (по соглашению принято делить эмитированные с поверхности электроны на вторичные с энергией менее 50 эВ и обратнорассеянные или отражённые с энергией от 50 эВ до энергии электронов первичного пучка E0).Краткие сведения о зависимостях коэффициентов отражения и вторичнойэмиссии будут приведены в настоящем обзоре, более подробно с ними можно ознакомиться в следующих работах: [1] – для отражённых электронов, [2]– для вторичных.Отметим также, что всюду далее по тексту параграфов 1.1 и 1.2 мы будем иметь дело с массивными мишенями.

Массивными образцами принятосчитать те образцы, толщина которых больше половины максимальной глубины проникновения электронов при данной энергии первичного пучка E0.1.1.1 Основные зависимости коэффициента отражения электроновКоэффициент отражения η монотонно возрастает с ростом порядковогономера материала мишени Z, при этом по мере увеличения Z скорость изменения η уменьшается. Оценить его можно по следующей формуле [3]:.(1.1)Формулу (1.1) можно уверенно использовать для высоких энергий(E0 ≥ 30 кэВ), где коэффициент отражения практически не зависит от E0вплоть до значительных величин [4, с. 75]. Попытка применить формулу(1.1), к примеру, для E0 = 20 кэВ, приведёт к достаточно точным значениям η0для тяжёлых элементов (Z > 30), но завышенным для лёгких (Z < 30).

К примеру, для алюминия (Z = 13) ошибка в определении η0 порядка 16 %. Тем неменее, при E0 = 10 кэВ точность формулы (1.1) не хуже 4 % для любого элемента.10В [5] отмечено, что коэффициент отражения в интервале энергий первичного пучка E0 от 5 до 50 кэВ, активно используемом в СЭМ, изменяетсяне более чем на 10 %. Для более низких энергий всё усложняется аномальным поведением коэффициента отражения — по мере уменьшения E0 коэффициент отражения лёгких элементов растёт, а тяжёлых уменьшается [4, 6, 7](рис. 1.1), при этом начиная с 1 кэВ нарушается монотонная зависимость η(Z)при фиксированном значении E0. Поэтому остро встаёт вопрос поиска зависимости η(Z, E0).Рис.

1.1 Зависимость коэффициента η от энергии первичных электронов E0 в области от 1 до 30 кэВ для мишеней с различными Z [7].В работе [8] предложено следующее выражение:,где(1.2),. Данная формула справедлива для E0=4-40кэВ.В случае наклонного падения пучка электронов с энергией E0 под углом α к поверхности можно пользоваться следующей формулой [9]:,(1.3)где η0 – коэффициент отражения в случае нормального падения, который удобней вычислять по формуле (1.2).11Из формулы (1.3) следует, что коэффициент отражения ηα монотонновозрастает с увеличением угла падения, и это возрастание тем быстрее, чемменьше величина η0.

Отсюда следовало бы ожидать, что для случая E0 ≥ 5кэВ рост слабо зависит от E0, а в области более низких энергий увеличивается для тяжёлых элементов (Z > 30) и уменьшается для лёгких (Z < 30), чтоподтверждают данные из [10, 11] (см. рис. 1.2).Рис. 1.2 Увеличение коэффициента отражения в зависимости от угла падения α иэнергии электронов E0 для мишеней из Be и Au [10].В первом приближении можно искать зависимость коэффициента отражения от угла падения в виде:,где(1.4)[10].Более точное выражение, учитывающее зависимость коэффициента отражения от энергии падающих электронов, получено в [12] подстановкойследующих формул в соотношение (1.4):, где(1.5),12.Стоит отметить, что выражение для η0 в (1.5) достаточно хорошо аппроксимируетэкспериментальные данныевдиапазонеэнергий0.5 ≤ E0 ≤30 кэВ.Возвращаясь к нашей подстановке, в итоге получим:(1.6)Данная формула справедлива для Z ≥4, 0 ≤ α ≤60°, 0.5 ≤ E0 ≤ 100 кэВ.В случае нормального падения распределение отражённых электроновпо углам выхода θ (угол выхода – угол между нормалью к поверхности и направлением движения электронов) можно аппроксимировать формулой Ламберта [13, 14]:,(1.7)где dΩ=2πsinθdθ – телесный угол сбора электронов.

Характеристики

Список файлов диссертации