Основные источники сигналов, используемых для формирования изображения в растровом электронном микроскопе

Отраженные электроны (рассеянные назад электроны). Выше уже отмечалось, что отраженные электроны могут возникать как в результате однократного упругого отражения, так и в актах малоуглового многократного рассеяния. Исследования показывают, что для энергии падающих электронов 10—30 кэВ и мишеней, содержащих легкие элементы (с малым атомным номером), около половины всех отраженных электронов рождается в результате многократных малоугловых актов взаимодействия. Для тяжелых элементов ситуация меняется на обратную.

Коэффициент отражения, определяемый как.

(здесь п_г, n_z — количество отраженных и падающих электронов соответственно; i_r — ток отраженных электронов, A; i_z — ток зонда, А), зависит от атомного номера атомов мишени. Эта полуэмпирическая зависимость имеет вид.

Для сложных мишеней, содержащих атомы разных элементов (Z_b Z₂, Z_N— атомные номера элементов; С_ъ С₂, C_N— концентрации соответствующих элеменов), с хорошим приближением можно считать, что средний коэффициент отражения.

Наличие такой связи между током отраженных электронов и атомным номером элемента позволяет при определенных условиях качественно оценивать элементный состав приповерхностного слоя образца.

Рис. 4.7. Зависимость коэффициента эмиссии электронов от атомного номера элементов мишени:

г) — коэффициент отражения; 5 — коэффициент истинно вторичной эмиссии На первый взгляд может показаться, что все отраженные электроны должны иметь энергию близкую к энергии падающего пучка. Однако это не так. Как отмечалось выше, часть отраженных электронов образуется в результате однократного акта — упругого рассеяния, другая часть может возникнуть в результате многократных актов рассеяния на малые утлы, и, наконец, еще часть электронов может быть образована в результате совместного действия двух этих процессов: электрон растрачивает часть энергии на неупругие столкновения и отражается упруго, но уже с меньшей энергией [1, 2].

Как показывают результаты расчетов рассеяния по методу МонтеКарло и соответствующие эксперименты, с ростом атомного номера элементов мишени растет доля электронов, рассеянных преимущественно по упругому механизму (см. рис. 4.7). Однако всегда имеется значительная часть электронов, проникшая в глубь мишени и растратившая часть энергии на неупругие взаимодействия. Такие электроны также имеют вероятность покинуть образец в виде отраженных электронов, уменьшающуюся с ростом глубины. При этом область взаимодействия электронов зонда расширяется под поверхностью образца. Если падающий пучок электронов хорошо сфокусирован и имеет практически нулевое поперечное сечение, отраженные электроны покидают поверхность мишени из области, диаметр которой примерно равен длине пробега электронов в мишени. Распределение количества электронов в этой области имеет вид колокола, причем наибольшая часть электронов сосредоточена внутри области 0,5R (см. формулу (4.12)). Поэтому разрешение сканирующего микроскопа в отраженных электронах обычно оценивается этой величиной. Оценки глубины выхода отраженных электронов дают величину, приблизительно равную 0, ЗЯ.

Коэффициент отражения электронов зависит от угла наклона мишени по отношению к пучку зонда. При увеличении угла наклона коэффициент отражения ц возрастает. Угловое распределение отраженных электронов зависит от угла падения: при нормальном падении оно симметрично; с увеличением угла появляется ярко выраженная асимметрия в направлении первичного пучка.

Вторичные электроны — это электроны, эмитированные мишенью при бомбардировке ее первичным электронным пучком. Они имеют непрерывный энергетический спектр от 0 до энергии электронов зонда Е_г и состоят из упруго и неупруто отраженных электронов и истинно вторичных электронов, образовавшихся в процессе взаимодействия электронов зонда с электронами зоны проводимости.

Ниже пойдет речь только об истинно вторичных электронах, которые в растровой электронной микроскопии называются вторичными электронами. Такие электроны имеют энергию существенно меньше 50 эВ. На рис. 4.8 показано распределение по энергии электронов, по;

Рис. 4.8. Энергетический спектр электронов, покидающих поверхность мишени под действием электронов зонда:

AI — алюминий; Аи — золото кидающих поверхность образца в результате воздействия на нее электронов зонда. Высокоэнергетическая часть спектра представляет здесь упруго и неупруго отраженные электроны. В низкоэнергетической части спектра (5—10 эВ) имеется острый и очень яркий пик — это и есть вторичные электроны.

Коэффициент эмиссии вторичных электронов определяется как.

где n_s, i_s — число и ток вторичных электронов соответственно; n_z, i_z — число и ток электронов зонда соответственно; б₅ — коэффициент эмиссии истинно вторичных электронов; — коэффициент рассеяния упруго отраженных электронов; г|"_е — коэффициент рассеяния неупруго отраженных электронов.

Следствием низкой энергии вторичных электронов является их малая глубина выхода. Для того чтобы покинуть поверхность мишени, электрон должен преодолеть энергетический барьер, равный работе выхода, которая составляет несколько электронвольт. Поэтому вероятность выхода вторичных электронов резко убывает с увеличением глубины выхода. Это не означает, конечно, что вторичные электроны генерируются только в тонкой приповерхностной области.

Образование вторичных электронов происходит во всей области взаимодействия электронов зонда с мишенью, однако покинуть поверхность мишени могут лишь электроны, возникшие в тонком приповерхностном слое. Следует подчеркнуть, что вторичные электроны образуются не только непосредственно под действием первичных электронов зонда, но и за счет взаимодействия электронов, отраженных из более глубоких слоев, с электронами зоны проводимости в области их выхода из образца, т. е. вблизи поверхности выхода. Отсюда следует, что поперечные размеры области выхода вторичных и отраженных электронов совпадают. В то же время глубина выхода для вторичных электронов на два порядка меньше соответствующей величины для отраженных электронов и составляет приблизительно 0,003Л.

Вторичные электроны, в отличие от рассеянных назад электронов, не обнаруживают заметной зависимости от атомного номера. С увеличением угла наклона образца коэффициент эмиссии вторичных электронов 8_S возрастает, что связано с увеличением длины эффективного пути первичных электронов вблизи поверхности мишени. В то же время направления выхода вторичных электронов не меняются при наклоне мишени, т. е. направления выхода вторичных электронов изотропны относительно падающего пучка.

Следует подчеркнуть, что завершенной теории электронной эмиссии в настоящее время не существует. Для описания этих сложных процессов используют различные приближения квантовой механики и, достаточно часто, полуэмпирические соотношения.

Рентгеновское излучение. Наряду с отраженными и вторичными электронами в материале мишени за счет неупругих потерь энергии электронов зонда возникает рентгеновское излучение. Известно, что возможно два принципиально различных пути возникновения рентгеновских квантов [16, 17]. В результате торможения электронов зонда в кулоновских полях атомов образуется так называемое тормозное, или непрерывное, рентгеновское излучение. Интенсивность непрерывного (тормозного) рентгеновского излучения описывается соотношением Крамерса.

где i_z — ток зонда, A; Z — усредненный атомный номер атомов мишени; E_z — энергия электронов зонда, кэВ; Е — текущее значение энергии электрона, кэВ; X — текущее значение длины волны, соответствующее значению Е; X_min — коротковолновая граница спектра (граница Дуэна — Ханта);

где h = 1,054−10″³⁴ Дж-с — постоянная Планка; v — частота электромагнитного поля, Гц; е — заряд электрона; ?_г — энергия электронов зонда, кэВ.

Спектр тормозного излучения имеет вид асимметричного колокола (см. рис. 4.9, а, б), ограниченного со стороны коротких длин волн границей Дуэна — Ханта. Кванты с такой длиной волны возникают в результате однократного акта потери всей энергии электрона. Как следует из соотношения Крамерса (4.16), спектр тормозного рентгеновского излучения зависит как от атомного номера мишени, так и от энергии электронов зонда. Интенсивность тормозного спектра растет с увеличением энергии бомбардирующих мишень электронов и с увеличением атомного номера элемента мишени.

Наряду с актами торможения электроны зонда могут выбивать связанные электроны с глубоких внутренних К-, L-, М-оболочек, переводя атом в возбужденное состояние. Возбужденные атомы возвращаются в основное стационарное состояние в результате электронных переходов с более высокой оболочки с излучением избыточной энергии в виде кванта рентгеновского излучения. Величина энергии кванта определяется разностью энергий уровней:

Все возможные излучательные переходы атома из начального К-состояния образуют наиболее жесткую коротковолновую К-серию (см. рис. 4.9, в). Аналогично образуются другие L-, М-, N-серии. В результате на непрерывный спектр накладываются острые пики характеристического излучения, соответствующие этим переходам. На рис. 4.9 показан.

Рис. 4.9. Общий вид рентгеновского спектра:

а — характер изменений рентгеновского спектра, возбуждаемого на мишени из вольфрама W, с ростом ускоряющего напряжения, кВ; 6 — вид спектра для нескольких значений тока зонда; в — рентгеновские спектры для трех различных материалов мишени; W — вольфрам; Мо — молибден; Сг — хром; К_а, Кр — характеристические линии спектра (мишень — Сг); X — длина волны, А общий вид зависимости интенсивности рентгеновского излучения от длины волны.

Анализируя рентгеновские спектры различных элементов, Г. Мозли в 1914 г. установил, что длина волны рентгеновского излучения и атомный номер Z элемента, который испустил квант, связаны соотношением.

получившим название закона Мозли. Здесь величины В и С — численные константы. Эта зависимость показывает, что между параметрами характеристического рентгеновского спектра и составом мишени существует взаимно однозначное соответствие, что и является основой рентгеноспектрального анализа атомного состава материалов.

Исследования интенсивности линий характеристического излучения показали, что они связаны с энергией электронов зонда следующим соотношением:

где Е₂ — энергия электронов пучка, кэВ; Е_{ — критическая энергия возбуждения соответствующего уровня, кэВ.

Так как интенсивность характеристических линий всегда наложена на интенсивность непрерывного спектра, представляющего собой по существу постоянный уровень фона, всегда затрудняющего точное определение положения линий характеристического спектра, отношение интенсивности характеристической линии к интенсивности непрерывного спектра описывает отношение «пик/фон», т. е. характеризует точность измерения. Поэтому представляет интерес определить вид этой функции:

Полагая, что Е, ~ Е, получим.

Анализ процессов генерации рентгеновского излучения показывает, что область генерации имеет значительно большие размеры, чем для отраженных или рассеянных электронов. Из формулы Канайи — Окаямы (4.12) следует, что длина пробега электронов в веществе мишени определяется энергией электронов зонда. Совершенно ясно, что глубина генерации рентгеновского излучения меньше длины пробега электронов, так как для возбуждения характеристического излучения необходимо, чтобы энергия электронов была больше энергии возбуждения соответствующей линии, т. е. Е₀ > ?,.

При взаимодействии рентгеновского излучения с веществом могут наблюдаться фотоэффект, связанное с ним поглощение рентгеновского кванта, а также когерентное и некогерентное рассеяние. Фотоэффект заключается в том, что атом, поглотивший рентгеновский квант, эмитирует электрон (фотоэлектрон) с одной из своих внутренних оболочек, после чего он может вернуться в исходное состояние либо путем испускания нового рентгеновского кванта (рентгеновская флуоресценция), либо путем выброса второго электрона (оже-электрон) при безызлучательном переходе.

Прохождение рентгеновского излучения через слой вещества толщиной z сопровождается ослаблением его интенсивности (за счет фотоэффекта) по экспоненциальному закону.

где 1₀ — интенсивность излучения, падающего на поглощающий слой вещества, количество квантов в секунду; р — коэффициент поглощения, м^-1; z — толщина слоя вещества, м.

На практике чаще используют массовые коэффициенты поглощения р/р. Массовые коэффициенты поглощения различных веществ плавно уменьшаются с ростом энергии рентгеновского излучения. Однако когда энергия кванта становится достаточной для вырывания связанного электрона с какого-либо уровня для данного элемента, коэффициент поглощения резко возрастает. Этот скачок коэффициента поглощения получил название края поглощения. Далее с ростом энергии кванта коэффициент поглощения продолжает плавно убывать с ростом энергии кванта, пока не сравняется со следующим электронным уровнем.

Оже-электроны. В 1925 г. П. Оже открыл эффект, суть которого состоит в том, что атом, возбужденный в результате ионизации внутренних электронных оболочек электронами зонда, может возвратиться в основное состояние путем безызлучательного перехода. Энергия возбуждения Е_к — E_Ll передается другому электрону, например, занимающему соседний уровень 1₂. Этот электрон выходит за пределы мишени и регистрируется как оже-электрон. Энергия такого электрона представима как.

Здесь (рд — работа выхода.

Поскольку в оже-электронной эмиссии часто участвуют валентные электроны и существенную роль играет энергия связи внутренних уровней, энергия оже-электронов будет определяться химическим окружением. Под влиянием энергии связи электронные уровни могут сдвигаться на несколько электронвольт. Поэтому оже-спектры будут содержать информацию о химическом окружении атома, испустившего ожеэлектрон.

Другая особенность использования оже-электронов связана с их очень малыми энергиями. Так, для электронов с энергией от 50 эВ до 2 кэВ средняя длина пробега составляет около 0,1—2,0 нм. Следовательно, область взаимодействия для оже-электронов будет ограничена толщиной под поверхностью мишени в несколько межатомных расстояний и площадью на поверхности, задаваемой диаметром зонда. Основная область применения оже-электронов — это исследования состояния атомов на поверхности мишени.

Катодолюминесценция — это люминесценция, возникающая при возбуждении кристаллической решетки мишени под действием электронов зонда. Ускоренные электроны, попадая в кристаллическую решетку диэлектрика или полупроводника, вызывают ионизацию атомов, в результате чего возникают вторичные электроны, которые, в свою очередь, могут производить ионизацию, пока окончательно не растратят всю энергию или не покинут мишень. Образовавшиеся дырки, перемещаясь по решетке, захватываются центрами люминесценции, где через какое-то время происходит рекомбинация электронов и дырок, приводящая к образованию фотонов, спектр которых аналогичен спектру фотолюминесценции для данной решетки. Спектр катодолюминесценции располагается обычно в ультрафиолетовой или видимой части спектра и характеризует тип центра рекомбинации. Изучение спектров катодолюминесценции позволяет исследовать распределение и тип центров рекомбинации в кристаллической решетке.

Наведенный ток — это увеличение электропроводности диэлектриков и полупроводников, возникающее при бомбардировке поверхности мишени электронами зонда, в результате чего в кристаллической решетке за счет неупругих процессов потерь энергии электронами зонда генерируются электронно-дырочные пары. Если в кристаллической решетке присутствуют какие-либо электрически активные дефекты, они будут служить центрами рекомбинации, при этом будет изменяться ток, снимаемый с мишени. Картины распределения наведенного тока по поверхности образца будут содержать информацию о распределении электрически активных дефектов в образце.