ИЗВЕСТИЯ РАН. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2010, том 74, № 7, с. 1020-1028
УДК 385.833
МЕТОДИЧЕСКИЕ АСПЕКТЫ ЭЛЕКТРОННО-ЗОНДОВЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ ПРОЦЕССОВ ЗАРЯДКИ ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИХ МИШЕНЕЙ
© 2010 г. Е. Н. Евстафьева1, Э. Плиес2, Э. И. Рау3, Р. А. Сеннов1, А. А. Татаринцев3,
Б. Г. Фрейнкман3
E-mail: rau@phys.msu.ru
На примере типичного диэлектрика Л12Оз исследованы основные характеристики процесса зарядки диэлектрических мишеней электронными пучками средних энергий. На основе расчетных модельных представлений и экспериментальных данных предложен новый гипотетический сценарий процесса зарядки диэлектриков, основанный на уменьшении тока вторичной эмиссии электронов вследствие эффекта образования поляризованных экситонов в положительном слое заряжающейся мишени.
ВВЕДЕНИЕ
Несмотря на довольно интенсивные исследования, проводимые в последние годы в области зарядки массивных диэлектрических мишеней электронными пучками средних энергий (1—50 кэВ), ряд вопросов по механизмам зарядки диэлектриков и сопутствующих явлений все еще остается открытым [1—8].
В настоящее время не разработаны технические средства для одновременного измерения полного коэффициента эмиссии электронов а в зависимости от текущей фактической энергии облучающих электронов Еь и поверхностных потенциалов зарядки У$, определяющих эту энергию. Такая информация могла бы пролить свет на многие нестыковки между теорией и экспериментом. Однако если эмиссионные характеристики для незаряжающейся мишени, получаемые при облучении короткими импульсами электронного пучка при различных исходных энергиях Е0, достаточно хорошо изучены [9], то полностью отсутствуют аналогичные характеристики а(Еь) для заряжающихся в процессе облучения диэлектриков.
При перманентной отрицательной зарядке мишени текущая энергия первичных электронов Еь уменьшается от исходной стартовой Еь = Е0 до равновесного значения Еь = Е25 на величину, определяемую потенциалом зарядки поверхности У8, а именно Е28 = Е0 — вУ5. В опубликованных работах [2, 4, 7] определялись только характеристи-
1 Московский государственный Университет им. М.В. Ломоносова.
2 Тюбингенский университет, Германия.
3 Учреждение Российской академии наук Институт проблем технологии микроэлектроники и особочистых материалов РАН, Черноголовка.
ки коэффициента вторичной электронной эмиссии 8 как функции Е0, но отсутствуют данные о реальном текущем значении а(Еь, ?). В то же время указанная характеристика очень значима, так как объяснения влияния эффектов зарядки мишени на моментальные значения а(Еь) противоречивы. С одной стороны, при отрицательной зарядке в подповерхностной области мишени образуется сильное внутреннее электрическое поле ¥ы, которое снижает работу выхода вторичных электронов (ВЭ), что должно приводить к увеличению коэффициента 8 [2, 4]. Но, с другой стороны, согласно [1—3], образующийся за счет ухода ВЭ положительный слой заряда на поверхности мишени повышает потенциальный барьер поверхности, что приводит к уменьшению эффективного значения 8 [2, 4]. Таким образом, поведение характеристики 8(Е£) для заряжающегося диэлектрика пока не установлено, и не было ответа на вопрос, увеличивается или уменьшается значение а(Еь) = 8 + п по сравнению со случаем незаряженного диэлектрика для любого значения Е0 > Е1С, где Е2С — это вторая кроссоверная энергия первичных электронов, которая соответствует равенству а = 1, п — коэффициент отражения электронов.
Вторую неясность представляет поведение а при выборе стартовой энергии Е0 = Е2С, когда должен бы соблюдаться баланс токов, приходящих и уходящих с образца электронов (а = 1), и мишень предполагается незаряжающейся. Но наши эксперименты [7, 8] убедительно констатируют, что и в этой ситуации диэлектрик заряжается отрицательно, сдвигая значение кроссоверной энергии от исходного значения Е2С до нового равновесного значения Е28. В указанном интервале энергий первичных электронов (Е2С—Е25) в на-
чальные моменты времени зарядки значение а > 1, но затем уменьшается, и стремится к единице, причем мишень продолжает заряжаться отрицательно. И здесь возникает новый важный вопрос, пока что не находивший ответа: почему резко (в разы) уменьшается коэффициент эмиссии 8 в этой области энергии Е0, в которой для незаряженного диэлектрика 8 обычно много больше единицы [9]? Отметим, что наблюдающийся в этой ситуации дефицит ВЭ возникает вопреки наличию сильного отталкивающего ВЭ поля, образованного слоем аккумулированного при облучении отрицательного заряда.
И, наконец, очевидны некоторые противоречия в результатах измерения величины потенциала и времени зарядки диэлектрической мишени методом сдвига границы тормозного рентгеновского излучения [5, 6] и электронной спектроскопии [7, 8].
В настоящей работе изложены некоторые новые положения дискуссионного сценария зарядки диэлектрических мишеней на примере исследования некоторых разновидностей классического диэлектрика А1203. Приведенные модельные расчеты полей рассеяния и анализ траекторий эмитированных электронов над заряженной мишенью способствуют лучшему пониманию результатов экспериментальных измерений основных характеристик процесса зарядки диэлектриков.
СРАВНИТЕЛЬНЫЙ АНАЛИЗ ДВУХ МЕТОДОВ ИЗМЕРЕНИЙ ВЫСОКОВОЛЬТНЫХ ПОТЕНЦИАЛОВ ЗАРЯЖЕННЫХ МИШЕНЕЙ: РЕНТГЕНОВСКОГО ТОРМОЗНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ И ЭЛЕКТРОННО-СПЕКТРОСКОПИЧЕСКОГО
В настоящее время наибольшее распространение получили следующие методы измерения высоковольтного потенциала заряженного диэлектрика в РЭМ: электронно-зеркальный [10], рентгеновский электронно-зондовый [4, 5] и электронно-спектроскопический [7, 8, 11]. Первый из них не обладает достаточной точностью, а второй и третий методы дают несколько различающиеся по абсолютной величине результаты измеряемого потенциала и времени зарядки. Рассмотрим возможные причины этого противоречия на примере измерения спектров для двух разновидностей диэлектрика А1203. Оба образца (размером 10 х 10 х х 1 мм) представляют собой керамический диэлектрик А1203 с разными содержанием и концентрацией примесей. Техническая алюмосили-катная керамика содержит от 5 до 10% примесей: Si02, М§0, СаО, М§А1204, ТЮ2 и др. Дегуссит на основе оксида А1203 содержит следующие примеси: карбид кремния SiC, нитрид кремния Si3N4, Са0, Fe203 и др.
0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 '0 2 4 6 8 10 12 1416 1820
0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 '0 2 4 6 8 1012 14161820
Рис. 1. Спектры тормозного рентгеновского излуче-
-5 -2
ния, снятые на керамике А120з при = 10 А • см , Ео = 20 кэВ (а) и Ео = 8 кэВ (б), а также на технической керамике — дегуссите (А120з) при Ео = 20 кэВ (в) и Ео = 8 кэВ (г).
Сдвиг границы спектра тормозного рентгеновского излучения Ех демонстрирует рисунок 1, на котором проведены измерения при двух энергиях первичных электронов. При рентгеновских исследованиях образец бомбардируют не только первичные электроны. Отраженные от исследуемой мишени первичные электроны и ускоренные в поле заряда ВЭ бомбардируют полюсной наконечник в РЭМ, переотражаются от него и вновь попадают на мишень, но уже облучая весь образец и держатель образца. Генерируемая дополнительная составляющая тормозного излучения от этих "третичных" электронов, имеющих немонохроматическое распределение по энергиям, уже меньше по интенсивности и по средней энергии Е0 = Е£, а граничное значение тормозного рентгеновского излучения Ех увеличивается. В итоге определяемый потенциал поверхности по сдвигу границы тормозного рентгеновского излучения
—еУ$ = (Е0 - Ех) может быть несколько меньше, чем истинный потенциал, определяемый по сдвигу пика ВЭ вУ8 = (Е0 - Еь), регистрируемого на энергетических спектрах, снятых с помощью электронного энергоанализатора [11—13]. Типичные энергетические спектры, снятые при зарядке А1203, представлены на рис. 2. Острые пики ответственны за ВЭ, а размытая часть спектров — за отраженные электроны (ОЭ).
В отличие от результатов, полученных по рентгеновским спектрам (рис. 1), которые показали время установления равновесного заряженного состояния диэлектрика порядка 1 с, электронные спектры имеют гораздо больший временной интервал установления равновесия (порядка десятков секунд). В этом есть кардинальное различие двух рассматриваемых методов измерений потенциалов поверхности. Суть расхождений представ-
Щ(Е), отн. ед. 1.0 г
0.8 0.6 0.4 0.2
и_I_и.
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0
Е/Е0
Рис. 2. Сдвиг спектров ВЭ и ОЭ в процессе зарядки
—5 — 2
керамики А1203 при 3о = 10 А • см , Е0 = 20 кэВ. Пик 1 соответствует времени зарядки 2 с, пик 2 — 6 с, пик 3 — 60 с.
ляется в том, что при рентгеновских измерениях потенциал поверхности и его пространственное распределение влияют только на входящий первичный пучок электронов, а в случае электронно-спектральных измерений — и на прямой, и на обратные пучки электронов.
Если в рентгеновских исследованиях применяется Х-детектор с большой входной апертурой, то описанный выше эффект дополнительного облучения образца третичными (переотраженными) электронами имеет место, и тогда временная константа зарядки сопоставима с получаемым временем зарядки, найденным по электронным спектрам (рис. 2). Но если рентгеновский детектор имеет малую апертуру, как в нашем случае при снятии спектров (рис. 1) и в работах [5, 6], то регистрируются преимущественно Х-кванты только от участка сканирования электронным зондом РЭМ. Этот участок, как показывают эксперименты с регистрацией границы тормозного излучения (рис. 1), заряжается очень быстро: за время около секунды и меньше, что констатируется и в работах [5, 6, 14]. Это время определяется в основном интенсивностью захвата электронов на ловушечные центры и скоростью растекания зарядов. Если темп захвата больше темпа растекания (или утечки на землю), то в облучаемой области У8 быстро приходит в равновесное состояние. Иная картина наблюдается при детектировании временного движения пика ВЭ. В этом случае энергетическое положение пика ВЭ зависит не только от энергии падающих электронов Ех, но и от распределения потенциала У8 по поверхности (на что Х-излучение не реагирует). Если в облучаемой области достигается равновесное значение У8, имеюще
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.