MASARYKOVA UNIVERZITA PŘÍRODOVĚDECKÁ FAKULTA ÚSTAV FYZIKY KONDENZOVANÝCH LÁTEK

MASARYKOVA UNIVERZITA PŘÍRODOVĚDECKÁ FAKULTA ÚSTAV FYZIKY KONDENZOVANÝCH LÁTEK

Bakalářská práce

Brno 2015

Adam Weiser

MASARYKOVA UNIVERZITA PŘÍRODOVĚDECKÁ FAKULTA ÚSTAV FYZIKY KONDENZOVANÝCH LÁTEK

STUDIUM A ÚPRAVA POVRCHŮ SKENOVACÍM ELEKTRONOVÝM MIKROSKOPEM Bakalářská práce

Adam Weiser

Vedoucí práce: doc. RNDr. Petr Mikulík, Ph.D.

Brno 2015

Bibliografický záznam Autor: Název práce:

Adam Weiser Přírodovědecká fakulta, Masarykova univerzita Ústav fyziky kondenzovaných látek Studium a úprava povrchů skenovacím elektronovým mikroskopem

Studijní program:

Fyzika

Studijní obor:

Fyzika

Vedoucí práce:

doc. RNDr. Petr Mikulík, Ph.D.

Akademický rok:

2014/2015

Počet stran:

7+53

Klíčová slova:

SEM, elektronová mikroskopie, FIB, iontový svazek, studium povrchů, úprava povrchů

Bibliographic Entry Author Title of Thesis:

Adam Weiser Faculty of Science, Masaryk University Department of Condensed Matter Physics Study and modification of surfaces by scanning electron microscopy

Degree programme:

Physics

Field of Study:

Physics

Supervisor:

doc. RNDr. Petr Mikulík, Ph.D.

Academic Year:

2014/2015

Number of Pages:

7+53

Keywords:

SEM, electron microscopy, FIB, focused ion beam, study of surfaces, modification of surfaces

Abstrakt V této práci se věnuji problematice použití skenovacího elektronového mikroskopu při zobrazení povrchu polovodičů a jejich úpravou pomocí iontového fokusovaného svazku. Experimentální část práce je provedena na mikroskopu FEI Quanta 3D 200i. Jejím cílem je analýza profilů a tvarů čar vzniklých odprášením křemíku pomocí fokusovaného iontového svazku v závislosti na proudu a délce expozice a nalezení optimálního nastavení pro získání kvalitního obrazu v elektronovém i iontovém režimu.

Abstract In this thesis I use a scanning electron microscope for surfaces of semiconductors and their structuring using a focused ion beam. The experimental part of this work is done on microscope Quanta 3D 200i by FEI. The aim is to analyze profiles and shapes of lines prepared by focused ion beam depending on current and dwell time and obtaining optimal settings for imagining a quality image with electron and ion mode.

Poděkování Na tomto místě bych chtěl poděkovat vedoucímu své práce doc. RNDr. Petru Mikulíkovi, Ph.D., za jeho cenné rady, připomínky a celkovou pomoc při tvorbě bakalářské práce. Velký dík patří aplikačnímu specialistovi firmy FEI Mgr. Jaroslavu Stárkovi za pomoc s ovládáním a seřizováním mikroskopu, také za objasnění některých jeho funkcí a za cenné komentáře k obsahu. V neposlední řadě děkuji své drahé sestře Ing. Evě Stojaspalové, Ph.D., za to že byla průkopníkem přírodních věd v naší rodině, za přečtení a korekturu mé práce a hlavně za to, že díky ní mám koho překonávat. Další poděkování patří doc. RNDr. Aleši Lacinovi, CSc., za přečtení a připomínky k teoretické části mé práce. Děkuji i dalším, kteří se podíleli na tvorbě této práce – Filipu Vláčilovi, Lukáši Chmelovi a Michalu Gabčovi. Kromě toho bych rád poděkoval i lidem, kteří se na této práci přímo nepodíleli, ale bez nichž by nemohla vzniknout. Jsou to doktoři, docenti a profesoři Přírodovědecké fakulty Masarykovy univerzity, jimž jsem během uplynulých tří let „prošel rukama“, kteří zásadním způsobem ovlivnili můj obraz fyzikálního světa, dovedli mne k pochopení potřebných souvislostí a podali pomocnou ruku na neznámé půdě. Za to děkuji především prof. RNDr. Janě Musilové, CSc., doc. RNDr. Aleši Lacinovi, CSc., RNDr. Pavlu Konečnému, CSc., Mgr. Zdeňku Bonaventurovi, Ph.D., doc. Mgr. Dominiku Munzarovi, Dr., a Mgr. Jiřímu Chaloupkovi, Ph.D.

Prohlášení Prohlašuji, že jsem svoji bakalářskou práci vypracoval samostatně s využitím informačních zdrojů, které jsou v práci citovány.

Brno 20. května 2015

……………………………… Adam Weiser

Obsah Seznam použitých zkratek .......................................................................................................... 3 Úvod .................................................................................................................................................... 5 Elektronová mikroskopie ........................................................................................................... 6

2.1 Historie.................................................................................................................................. 6 2.2 Interakce elektronů s látkou ......................................................................................... 8 Rozptyl .............................................................................................................................. 10 Excitace ............................................................................................................................ 11 Elektronový mikroskop ............................................................................................................. 14

3.1 Zdroj elektronů ................................................................................................................ 15 Wolframové vlákno ..................................................................................................... 15 Ostatní zdroje ................................................................................................................. 16 3.2 Vakuový systém ............................................................................................................... 17 3.3 Elektronová optika ......................................................................................................... 19 Konstrukce elektromagnetické čočky .................................................................. 19 Zobrazovací vady .......................................................................................................... 20 Clony .................................................................................................................................. 21 3.4 Detektory............................................................................................................................ 21 EverhartůvThornleyův detektor (ETD) ............................................................ 21 Detektor zpětně odražených elektronů (BSED) ............................................... 21 Zobrazení elektronovým svazkem......................................................................................... 22

4.1 Pracovní prostředí .......................................................................................................... 22 Aplikace xT microscope Control ............................................................................. 22 4.2 Příprava vzorku a spuštění mikroskopu ................................................................ 24 Vlastnosti a příprava vzorku .................................................................................... 24 Polohování vzorku ....................................................................................................... 24 Vložení vzorku a spuštění mikroskopu ............................................................... 25 4.3 Snímání obrazu ................................................................................................................ 25 Urychlovací napětí ....................................................................................................... 27 Proud svazku .................................................................................................................. 28 Expoziční doba a rozlišení ........................................................................................ 29 Jas a kontrast .................................................................................................................. 30 Ostření a korekce astigmatismu ............................................................................. 32 Zobrazení ve zpětně odražených elektronech .................................................. 33 Zobrazení pomocí FIB ................................................................................................................. 34

5.1 Pozice a seřízení vzorku ............................................................................................... 34 Eucentrická pozice ....................................................................................................... 34 5.2 Radiační poškození vzorku ......................................................................................... 35 5.3 Dosažené výsledky ......................................................................................................... 35 Úprava povrchů pomocí FIB ..................................................................................................... 38

6.1 Parametry odprašování ................................................................................................ 38 -1-

6.2 Proud svazku .................................................................................................................... 38 6.3 Závislost odprašování na proudu ............................................................................. 40 Popis experimentu ...................................................................................................... 40 Získaná data a jejich vyhodnocení ........................................................................ 41 Výsledky .......................................................................................................................... 43 6.4 Závislost odprašování na počtu průchodů ........................................................... 48 Závěr ................................................................................................................................................ 50 Seznam použitých zdrojů .......................................................................................................... 52

-2-

Seznam použitých zkratek AFM BSE BSED CFEG ESEM ETD FEG FIB HiVac IR LFD LoVac MUI RTG SEM SE STEM TEM ÚFKL UV

Mikroskopie atomárních sil Zpětně odražené elektrony Detektor zpětně odražených elektronů Studená polně emisní elektronová tryska Environmentální skenovací elektronová mikroskopie EverhartůvThornleyův detektor Polně emisní elektronová tryska Fokusovaný iontový svazek Režim vysokého vakua Infračervené Detektor s velkým zorným polem Režim nízkého vakua Ruční uživatelské rozhraní Rentgenové Skenovací elektronový mikroskop Sekundární elektrony Skenovací transmisní elektronový mikroskop Transmisní elektronový mikroskop Ústav fyziky kondenzovaných látek Masarykovy univerzity v Brně Ultrafialové

-3-

-4-

Kapitola 1 Úvod V laboratorní praxi i průmyslové výrobě je často nutné pozorovat natolik malé objekty nebo struktury, u nichž k dostatečnému rozeznání detailů už lidské oko nestačí. Obtížnost řešení tohoto problému odpovídá tomu, jak malé detaily chceme rozeznat. Pro případy malých zvětšení si vystačíme s lupou, což je zařízení velmi jednoduché a snadné na obsluhu. V případě náročnějších aplikací přecházíme například k optickému mikroskopu. Ten je konstrukcí složitější a při jeho obsluze bychom se museli zamýšlet důkladněji než v případě použití lupy. Bez pochyby nalezneme i specializované optické mikroskopy, s jejichž ovládáním bychom byli bez příslušného návodu nebo školení bezradní. Ani ten nejlepší optický mikroskop není schopen neomezeného zvětšení. Lidské oko je citlivé na světlo s vlnovou délkou v intervalu od 390 nm do 790 nm. Toto světlo nemůžeme použít pro sledování objektů, jejichž rozměr je srovnatelný, nebo dokonce menší než uvedená vlnová délka. Na tak malém objektu se budou projevovat vlnové vlastnosti světla a nastane difrakce. Elektronový mikroskop využívá namísto viditelného světla elektrony, kvůli čemuž se fyzikální hranice rozlišitelnosti posouvá ze stovek na jednotky nanometrů. Za tuto výhodu platíme komplikovanou konstrukcí a vysokými nároky na provoz uvedeného zařízení. Elektronový mikroskop je poměrně komplexní zařízení, které má mnoho vnitřních parametrů a specifické podmínky provozu. Obsluha mikroskopu je také do velké míry závislá na tom, jaké objekty pozorujeme. Elektronové mikroskopy mohou být navíc doplněny speciálními detektory, manipulátory, zařízením pro depozici materiálu a dalším zařízení. Například spektrální detektory umožňují provést chemickou analýzu vzorku. Iontový fokusovaný svazek umožnuje velice detailní a přesnou úpravu pozorovaného povrchu. Tato bakalářská práce je provedena na skenovacím elektronovém mikroskopu FEI Quanta 3D 200i. Věnuji se výhradně pozorování a úpravě polovodičů skenovacím elektronovým mikroskopem. Na začátku textu je zmíněna historie a významné mezníky elektronové mikroskopie. Dále je uveden popis interakce elektronu s látkou, funkce mikroskopu, jeho základní prvky a jejich fyzikální principy. Ve čtvrté kapitole se zabývám praktickým pozorováním a optimálními podmínkami pro získání kvalitního obrazu. Další kapitola se věnuje stejné tématice pro zobrazení iontovým fokusovaným svazkem. Předposlední kapitola je o úpravě povrchů pomocí FIB. Jsou sledovány zejména výsledky opracování v závislosti na implementovaných podmínkách a dosažená přesnost. Cílem je najít jak se změní tvar, hloubka a šířka čáry se změnou parametrů.

-5-

Kapitola 2 Elektronová mikroskopie 2.1 Historie Jedním z omezujících parametrů mikroskopu je vlnová délka použitého vlnění. Tímto problémem se podrobně zabýval koncem 19. století německý fyzik Ernst Karl Abbe. Na základě jeho článku z roku 1873 byl později odvozen slavný vzorec pro Abbeho difrakční mez [1], podle nějž rozlišovací mez 𝑑 optického mikroskopu nikdy nemůže být lepší než: 𝑑≥

𝜆 , 2

(1)

kde 𝜆 je vlnová délka použitého záření. Ačkoliv byl tento vztah odvozen původně pro optický mikroskop, nebrání předpoklady odvození jeho použití i pro jiné druhy vlnění. Bylo tak už v té době jasné, že dva body ve vzdálenosti stovek nanometrů v optickém mikroskopu nerozlišíme. Základní stavební kámen elektronové mikroskopie položil v roce 1924 francouzský fyzik Louis de Broglie, který ve své dizertační práci předložil vlnovou hypotézu [2]. Podle de Broglieho hypotézy je s každou částicí s hybností 𝑝 spjata rovinná monochromatická vlna s vlnovou délkou 𝜆=

ℎ , 𝑝

(2)

kde ℎ je Planckova konstanta. Tento předpoklad ověřil v roce 1927 Davisson difrakcí elektronů na monokrystalu niklu a ve stejném roce George Paget Thomson při experimentech s průchodem elektronů různými kovovými fóliemi. De Brogliemu za jeho teorii byla v roce 1929 udělena Nobelova cena [3], Davissonovi a Thomsonovi o osm let později [4]. Fyzikální interpretaci de Broglieho vln objasnila až kvantová mechanika. Vlnově-částicovou hypotézu poprvé využili pro konstrukci transmisního elektronového mikroskopu Max Knoll a Ernst Ruska v letech 1931 až 1934 [5]. Ruskův první mikroskop dosahoval dokonce horšího zvětšení než tehdejší optické mikroskopy [6]. Tento nedostatek byl během krátké doby odstraněn. Vznikl tak první úspěšný TEM se třemi magnetickými čočkami a rozlišovací schopností 50 nm při urychlovacím napětí 75 kV. Ruska byl taktéž odměněn Nobelovou cenou a to v roce 1986. Knoll dále rozpracoval nápad skenovacího elektronového mikroskopu v roce 1935 a již v roce 1938 se von Ardennovi podařilo tuto ideu využít při konstrukci STEM [7]. Čistě skenovací mikroskop (SEM, tak jak jej známe dnes) popsal ve své práci z roku 1942 tým Zworykin a kol. [7]. Poprvé se zde objevuje idea detekce sekundárních elektronů. První konstrukci tohoto zařízení provedl McMullan o dva roky později, který dosáhl přibližně stejného rozlišení jako Ruska před deseti lety [7]. Postupný vývoj zejména elektronové optiky vedl k vyšším rozlišením elektronových mikroskopů. Dosažené rozlišení v průběhu let jsou znázorněna na obrázku 1. -6-

50,000

Dosažené rozlišení [nm]

25,000 7,500 5,000 2,500 0,750 0,500 0,250 0,075 0,050 0,025 1930

SEM TEM 1940

1950

1960

1970

1980

1990

2000

2010

Rok Obr. 1: Vývoj dosaženého rozlišení SEM a TEM v letech 1934 až 2008. (Upraveno z [8], další data získána z [9], [10] a [11].) V současnosti dosahuje nejlepší TEM rozlišení přibližně 0,05 nm a SEM zhruba 0,5 nm. Pro srovnání uvádím výpočet de Broglieho vlnové délky jak v nerelativistickém přiblížení, tak v relativistickém případě. Nerelativistickou de Broglieho vlnovou délku 𝜆𝑛 snadno získáme užitím vztahu pro hybnost elektronu (3)

𝑝𝑛 = √2 𝑇 𝑚 ,

kde 𝑚 je hmotnost elektronu a 𝑇 je kinetická energie elektronu. V případě elektronu s velikostí náboje 𝑒 urychleného napětím 𝑈 platí 𝑇 = 𝑈𝑒 .

(4)

V nerelativistickém přiblížení je hmotnost elektronu 𝑚𝑛 rovna jeho klidové hmotnosti 𝑚𝑒 = 𝑚𝑛 . Takže de Broglieho vlnová délka elektronu dosazením (4) do (3) a to celé do (2) je: 𝜆𝑛 =

ℎ √2 𝑈 𝑒 𝑚𝑒

.

(5)

-7-

Zatímco podle teorie relativity je hybnost elektronu 𝑝𝑟 s kinetickou energií 𝑇 rovna 𝑝𝑟 = 𝑣𝑟 𝑚𝑟 = √2𝑚𝑒 𝑇 (1 +

𝑇 ), 2𝑚𝑒 𝑐 2

(6)

kde 𝑣𝑟 je relativistická rychlost elektronu, 𝑚𝑟 je relativistická hmotnost elektronu, 𝑚𝑒 𝑐 2 je klidová energie elektronu a 𝑐 je rychlost světla ve vakuu. Dosazením (6) do (2) a úpravou získáme výraz pro relativistickou vlnovou délku 𝜆𝑟 =

ℎ𝑐 √𝑈 2 𝑒 2 + 2 𝑈 𝑒 𝑚𝑒 𝑐 2

.

(7)

V následující tabulce 1 jsou uvedeny de Broglieho vlnové délky pro vybraná urychlovací napětí běžně užívaná v SEM. Tab. 1: De Broglieho vlnové délky elektronů pro vybraná urychlovací napětí. Urychlovací napětí 𝑼 [kV] 5 10 20 30 400

Nerelativistická vlnová délka 𝝀𝒏 [pm] 17,34 12,26 8,67 7,08 1,94

Relativistická vlnová délka 𝝀𝒓 [pm] 17,30 12,20 8,59 6,98 1,64

Z tabulky 1, kromě nepřekvapivého výsledku, že relativistická oprava je tím významnější, čím více se blíží energie elektronů jejich klidové energii (𝑚𝑒 𝑐 2 =̇ 511 keV), plyne také jeden daleko zajímavější závěr: Pokud srovnáme aktuálně dosažené rozlišení elektronových mikroskopů s touto vlnovou délkou, zjistíme, že teoretické rozlišení (pokud jej přímo aproximujeme vlnovou délkou) by mělo být téměř stonásobně menší. Na vině je elektronová optika. Soustavy čoček zatím nedovolují dosáhnout kýženého rozlišení. O tomto problému bude podrobněji pojednáno v podkapitole věnované elektromagnetickým čočkám.

2.2 Interakce elektronů s látkou Hypotéza de Broglieho, která vede ke snížení rozlišovací hranice podle vztahu (1), vůbec neobjasňuje její fyzikální význam. Je proto třeba vyšetřit interakci elektronu se studovaným objektem. Z kvantové mechaniky víme, že de Broglieho vlna není reálnou vlnou v pravém významu (nemusí docházet ke změně fyzikálních parametrů v čase ani přenosu energie), ale jedná se o speciální případ vlnové funkce 𝛹(𝑟⃗, 𝑡) popisující stav mikroobjektu se zcela určitou hodnotou hybnosti 𝑝. Interakce elektronů se vzorkem mohou zapříčinit několik jevů, v jejichž důsledku detekujeme různé signály. Schematicky je situace znázorněna na následujícím obrázku 2.

-8-

dopadající svazek zpětně odražené elektrony (BSE) katodoluminiscence (viditelné fotony)

sekundární elektrony (SE)

RTG fotony

Augerovy elektrony

vzorek Obr. 2: Signály vznikající v SEM. (Upraveno z [5].) Důležitou otázkou je hloubka 𝑠, do jaké elektrony ve vzorku pronikají. (Analogicky se lze zabývat objemem.) Interakční hloubka elektronů zřejmě závisí na energii primárního svazku a struktuře a složení vzorku. Numerický popis vytvořili Kanaya a Okayama (1972), kteří fitováním naměřených dat získali tento vztah [7]: 𝑠=

0,0279 {𝐴} {𝐸}1,67 μm, 𝑍 0,89 {𝜚}

(8)

kde {𝐴} je číselná hodnota atomové hmotnosti atomů vzorku vyjádřená v jednotce [𝐴] = g mol−1, 𝑍 je jejich protonové číslo, {𝜚} číselná hodnota hustoty vzorku pro [𝜚] = g cm−3 a {𝐸} číselná hodnota energie svazku pro [𝐸] = keV. Interakce se vzorkem lze simulovat například metodou Monte Carlo pomocí vhodného softwaru. V programu MS_Demo (CD s programem je přílohou knihy [7]), jsem vytvořil dvě simulace interakcí elektronů s křemíkovým vzorkem pro urychlovací napětí elektronů 10 kV a 30 kV. Výsledek je znázorněn na obr. 3.

Obr. 3: Simulace interakce elektronů s křemíkovým vzorkem pro urychlovací napětí 10 kV (vlevo) a 30 kV (vpravo). Simulace metodou Monte Carlo (pro tloušťku vrstvy 50 μm a počet trajektorií 1000). Barevně je znázorněna kinetická energie elektronů (sestupně: žlutá, purpurová, červená, azurová, zelená, modrá, šedá). Černou čarou je označena interakční hloubka podle (8).

-9-

Spočteme-li interakční hloubku 𝑠 podle vztahu (8), získáme výsledek pro 10 kV 𝑠10 =̇ 1,5 μm a pro 30 kV 𝑠30 =̇ 9,4 μm, což je ve shodě se simulací. (Pro výpočet byly použité hodnoty 𝑍 = 14, 𝐴 = 28,086 g mol−1 a 𝜚 = 2,33 g cm−3 při 20 °C získány z [12].)

Rozptyl Pro zjednodušení uvažujme rozptyl elektronu na jediném atomu. Potenciál od tohoto obalu 𝑉(𝑟⃗) považujeme za časově neměnný, jedná se tedy o stacionární problém. Stav dopadajícího elektronu je popsán vlnovou funkcí 𝛹(𝑟⃗, 𝑡), pro jejíž prostorovou část 𝜓(𝑟⃗) platí Schrödingerova rovnice [−

ℏ2 Δ − 𝑒𝑉(𝑟⃗)] 𝜓(𝑟⃗) = 𝐸𝜓(𝑟⃗), 2𝑚𝑒

(9)

kde ℏ je redukovaná Planckova konstanta, 𝑚𝑒 je klidová hmotnost elektronu, Δ je Laplaceův operátor, −𝑒 je náboj elektronu a 𝐸 je celková energie elektronu. Potenciál od atomu 𝑉(𝑟⃗), který detekujeme v místě 𝑟⃗ souvisí s objemovou hustotou 𝜚(𝑟⃗′) elektrického náboje atomu Poissonovou rovnicí. Δ𝑉(𝑟⃗) =

𝜚(𝑟⃗′) , 𝜀0

(10)

kde 𝜀0 je permitivita vakua. Tento problém není obecně analyticky řešitelný, a proto je třeba využít některou z přibližných metod kvantové mechaniky. Vzhledem k tomu, řešení takové úlohy dalece přesahuje rámec této práce, je přímo citován výsledek [6]. Řešení je platné v případě Bornovy aproximace1 založené na poruchové teorii a má tvar: e2𝜋𝑖𝑘𝑟 𝜓(𝑟⃗) = 𝑓(𝜗) , 𝑟

(11)

kde 𝑘 = |𝑘⃗⃗ | je velikost vlnového vektoru této kulové vlny a 𝑓(𝜗) je tzv. atomový rozptylový faktor: 𝑓(𝜗) =

1 𝑚𝑒 𝑒 2 𝜆 2 ( ) (𝑍 − 𝑓𝑥 ) . 4𝜋𝜀0 2ℎ2 sin 𝜗

(12)

Ve vzorci (12) je ℎ Planckova konstanta, 2𝜗 je úhel rozptylu (to je úhel, o který se vychýlí vlnový vektor oproti původnímu směru), 𝑍 protonové číslo prvku, na jehož atomu dochází k rozptylu, a 𝑓𝑥 je rentgenový rozptylový faktor.

V Bornově aproximaci předpokládáme, že dopadající vlna je rovinná. K použití poruchové teorie nás opravňuje relativně malá velikost potenciálu 𝑉(𝑟⃗) vzhledem k energii elektronu 𝐸. Dále předpokládáme, že vlnu sledujeme dostatečně daleko od rozptylového centra, takže 𝑟 ≫ 𝑟′ [2]. 1

- 10 -

Obr. 4: Závislost atomového rozptylového faktoru 𝑓(𝜗) na (sin 𝜗)/𝜆 a druhu atomu. Převzato z [13]. Poněkud zarážející je divergence vztahu (12) pro 𝜗 → 0. Platnost tohoto vztahu se mi bohužel nepovedlo nezávisle ověřit neboť [5] i [6] citují vztah odvozený z pramene [13], který byl později dohledán. V této knize zároveň uvádějí vypočtenou závislost 𝑓(𝜗), která je převzata 2 𝜆 ) sin 𝜗

na obr. 4. Problémem s divergencí, ani zjevnou neshodou se závislostí 𝑓(𝜗)~ (

se autoři

knihy nezabývají. Amplituda výsledné kulové vlny podle (11) je přímo úměrná atomovému rozptylovému faktoru (12), z čehož plynou dva zajímavé výsledky. Jednak dochází k rozptylu elektronů do opačného směru (𝜗 > 𝜋⁄4). Vhodným detektorem umístěným nad vzorek můžeme detekovat takto rozptýlené elektrony, které v případě že, 𝜗 ≈ 𝜋⁄2, běžně označujeme jako zpětně odražené elektrony (BSE). Také vidíme, že rozptylový faktor závisí na druhu atomu. Signál BSE nám také dává informaci o složení povrchu. Ve skutečnosti nedochází k rozptylu na jediném atomu, ale je k dispozici celá atomová mříž. Dochází k mnohonásobným rozptylům (srážkám), při kterých nutně dochází k předání energie rozptylovým centrům (atomům) – excitaci těchto atomů.

Excitace Kvůli energii získané při rozptylu elektronu dochází ke změně energiového stavu elektronů v elektronovém obalu rozptylového centra. Pro konkrétnost popisu jsem zvolil křemík, protože je v této práci pozorován v drtivé většině případů. Na obrázku 5 je znázorněno jeho energiové schéma. V základním stavu má elektronovou konfiguraci 14Si: 1s 2 2s2 2p6 3𝑠 2 3p2. Poslední zaplněná hladina je hladina M1 (v souladu se značením hladin na obrázku).

- 11 -

SE

SE 0

2a

2b

Augerovy elektrony Lα4

Okraj M M2 1

1c

L2 L3 L1

-200

-400 Kα2

Energie [eV]

-600

-800

-1000

1a

1b

Kα2

-1200

-1400

-1600

-1800

K

Obr. 5: Energiové schéma izolovaného atomu křemíku 14Si s naznačenými procesy v důsledku excitace. (Data získána z [14], použity teoretické hodnoty energie.) Na obrázku 5 jsou vodorovnými barevnými čarami naznačeny jednotlivé energiové hladiny, vpravo je hladina popsána písmenem odpovídající barvy (použito písmenné značení hladin K, L, M…). Hladiny L2 a L3 jsou od sebe ve vybraném měřítku nerozeznatelné. Velikost obrázku byla zvolena s ohledem na rozeznatelnost vyšších hladin. Černými svislými šipkami jsou znázorněny elektronové přechody a zelenými šikmými přerušovanými čarami s šipkou vznikající kvanta elektromagnetického záření. Pokud je získaná energie dostatečná, může dojít k vyražení elektronu z elektronového obalu (označeno procesy 1a a 2a) a dojde ke vzniku sekundárního elektronu (SE). Kvůli tomu vznikne v příslušné slupce (slupka K pro proces 1a, slupka L1 pro proces 2a) volné místo. To je ve velmi krátké době (řádově 10-15 s [5]) zaplněno elektronem z vyšší hladiny (přechody 1b a 2b), který při tomto přechodu vyzáří energii v podobě světelného kvanta s vlnovou délkou 𝜆

- 12 -

𝜆=

ℎ𝑐 , 𝐸𝑛 − 𝐸𝑚

(13)

kde 𝐸𝑛 je energie obsazovaného stavu a 𝐸𝑚 je energie výchozího stavu. V případě hlubokých hladin (přechod 1b) je emitováno charakteristické RTG záření (čáru vznikající při přechodu z hladiny L2 na hladinu K označujeme Kα2, která má pro případ křemíku vlnovou délku 𝜆𝐾𝛼2 = 7,36 Å). Jehož detekce může být využita k chemické analýze vzorku. (Energie hlubokých hladin není ovlivněna chemickou vazbou nebo uspořádáním, což znamená, že z RTG kvanta dostáváme přímo informaci o atomovém složení bez ohledu na další vazby.) Stejný proces může nastat i s vyššími, případně valenčními hladinami. V tom případě vzniká UV záření (přechod 2b) nebo viditelné záření, které někdy označujeme jako katodoluminiscence (v obrázku vzhledem k příliš malému měřítku není znázorněno). Při emisi RTG kvanta může dojít k absorpci elektronem téhož atomu: mluvíme o Augerově jevu. Takto vybuzený elektron má dostatek energie a je vyražen z elektronového obalu (na obrázku přechod 1c) – jedná se o Augerovy elektrony. Po vyražení Augerova elektronu opět vzniká volné místo, které je dále zaplněno elektronem z vyšší hladiny (v obrázku není znázorněno).

- 13 -

Kapitola 3 Elektronový mikroskop Uspořádání zobrazovací části SEM je na obrázku 6. Elektronové dělo je zdrojem elektronů, které jsou soustavou elektrostatických a elektromagnetických čoček zaostřeny do příslušného místa vzorku. Pomocí vychylovacích cívek dochází k rastrování elektronů po vzorku. Detektory umístěné nad vzorkem zachycují signál po interakci těchto elektronů se vzorkem. Řídicí systém signál zpracovává a zobrazuje jej na monitoru uživatelského rozhraní v reálném čase. Vzorek je umístěný na pohyblivém stolku, který umožnuje výběr místa zájmu a vhodné natočení.

Obr. 6: Schématické uspořádání SEM. Upraveno z [15]. Skutečné provedení FEI Quanta 3D 200i je na obrázku 7. Nejedná se o fotku exempláře, na kterém byla prováděna přímo tato práce, ale je převzata z návodu výrobce. Na stole jsou umístěny monitory řídícího počítače, vpravo od stolu je tělo samotného mikroskopu. Na úrovni stolu se nachází komora vzorku. Z ní vystupující vertikální válec je elektronová kolona. V podstavci mikroskopu je umístěna řídící elektronika, ventily, vývěva a podpůrné komponenty. Ve skříni vpravo jsou umístěny vysokonapěťové zdroje (pro urychlovací kolony a detektory) a další řídící elektronika. Na obrázku není znázorněn kompresor (nutný k provozu vzduchem ovládaných ventilů).

- 14 -

Obr. 7: Mikroskop FEI Quanta 3D 200i. Převzato z [16].

3.1 Zdroj elektronů K dispozici jsou čtyři konstrukce elektronových zdrojů, které se v dnešních SEM využívají. Mikroskop FEI Quanta 3D 200i používá wolframové vlákno. Jedná se o nejlevnější a nejméně trvanlivý elektronový zdroj. Srovnání jednotlivých typů elektronových zdrojů pro elektronovou mikroskopii umožňuje tabulka 2.

Wolframové vlákno Tato konstrukce spadá do kategorie termoemisních zdrojů. Z dosažení vysoké teploty vlákna (2 000 K až 3 000 K) víme, že je značný tepelný pohyb elektronů. Jejich kinetická energie je dostatečná na to, aby překonala výstupní práci z daného typu katody (v případě wolframu přibližně 2,4 eV). Schématické uspořádání a zapojení elektronového děla s termoemisní tryskou je na obrázku 8. Na vlákno je přivedeno žhavící napětí – vláknem teče žhavící proud (až jednotky ampér), kvůli kterému je dosaženo dostatečné teploty. Vlákno je umístěno v tzv. Wehneltově válci, který slouží jako pomocná elektroda (zajišťuje vhodnou směrovou charakteristiku zdroje). Funguje jako elektrostatická čočka. Její ekvipotenciální hladiny jsou znázorněny na obrázku modrou přerušovanou čarou. Působením takového elektrostatického pole elektrony konvergují v křižišti. Průměr křižiště 𝑑0 pak považujeme za velikost elektronového zdroje. (Pro wolframové vlákno je - 15 -

𝑑0 = 50 μm.) Pozici a poloměr křižiště ovlivňuje nastavení napětí Wehneltova válce vůči katodě (vláknu) někdy nazývané předpětí Wehneltova válce. žhavící napětí vlákno předpětí Wehneltova válce Wehneltův válec urychlovací napětí ekvipotenciální hladiny

𝑑0

emisní proud

anoda

Obr. 8: Uspořádání a zapojení termoemisního elektronového zdroje (upraveno z [17]). Wolframové vlákno má tvar písmene „V“ (viz obrázek 9 vlevo). Tento zdroj pracuje při teplotách přes 2 500 K. Doba žhavení vlákna nepřesahuje jednu minutu. Pořizovací cena jednoho vlákna je okolo 1 000 Kč a jeho životnost dosahuje až 100 hodinChyba! Záložka není definována. [18]. Kromě nízké pořizovací ceny je výhodou extrémně nízká citlivost k fluktuacím provozních podmínek. Vlákno je schopné optimálně pracovat při tlacích nižších než 1 mPa. K hlavním nevýhodám patří kromě nízké životnosti také vyšší disperze energie emitovaných elektronů (∆𝐸 = 3 eV [5]).

Ostatní zdroje Tab. 2: Srovnání parametrů autoemisních a termoemisních elektronových trysek (převzato z [5]). Parametr Maximální proud svazku [nA] Směrová proudová hustota [A m-2 sr-1] Velikost zdroje 𝑑0 [μm] Disperze energie elektronů Δ𝐸 [eV] Pracovní teplota 𝑇 [K] Maximální provozní tlak [Pa] Životnost [h] Formování katody

- 16 -

Termoemisní W vlákno 1 000 109 50 3 2 700 10−3 < 100 ne

LaB6 1 000 1010 10 1,5 1 900 10−5 1 000 ne

Autoemisní FEG

CFEG

300 5·1012 0,03 1 1 800 10−6 > 2 000 ne

10 < 1013 0,005 0,3 300 10−8 > 2 000 ano

Druhým zástupcem kategorie termoemisních zdrojů je hexaborid lanthanu LaB6. Ve srovnání s wolframovým vláknem je výrazně dražší (cena přesahuje 25 tisíc korun za kus [18]), zato trvanlivější. Snímek ze SEM hrotu LaB6 vidíme na obr. 9 vpravo. Pracuje při nižší teplotě, ale je náročnější na provozní podmínky. Ke své práci potřebuje o dva řády nižší tlak, což vede ke zvýšení provozních nákladů. Oproti wolframu dosahuje lepších emisních vlastností. Disperze energie elektronů je poloviční (asi 1,5 eV), velikost elektronového zdroje trojnásobně menší a dosahuje o řád lepší směrové proudové hustoty2. Další kategorií elektronových trysek jsou trysky autoemisní. U těchto zdrojů dochází k emisi elektronů tunelovým jevem z monokrystalu wolframu působením silného elektrického pole (řádově 109 V·m-1). Někdy se též nazývají polně emisí trysky. Mohou pracovat za teploty mírně pod 2 000 K, což jsou právě FEG, nebo při pokojové teplotě, které označujeme jako CFEG (studené polně emisní trysky). Trysky pracují při ultravysokém vakuu. Mají výrazně lepší směrové charakteristiky a dosahují lepší energiové disperze. Životnost je také vysoká, bohužel je výrazně ovlivněna čistotou pracovního prostředí. U CFEG je třeba provádět speciální zaostření (formování), aby bylo dosaženo deklarované proudové hustoty. S provozním časem po ostření směrová proudová hustota klesá a je třeba proces opakovat (cca každých 8 hodin).

~ 1 mm

Obr. 9: Termoemisní zdroje elektronů. Wolframové vlákno s poloměrem zakřivení asi 70 μm (vlevo) a hrot LaB6, šířka hrany přibližně 1 mm (vpravo). Upraveno z [7]. Autoemisní zdroje dosahuje obecně vyšší směrové proudové hustoty, což je výhodné zejména pro mikrochemické analýzy. Pro systém pracující s větším celkovým proudem svazku jsou výhodnější termoemisní zdroje.

3.2 Vakuový systém Ať vezmeme v úvahu provozní podmínky elektronového zdroje, nebo rozptyl elektronů na atomech (tj. i na atomech vzduchu nebo jiného plynu), je z dosud uvedeného zřejmé, že mikroskop musí pracovat za sníženého tlaku. Schéma vakuového systému Quanta 3D je na Směrová proudová hustota je množství elektronů emitovaných za jednotku času připadající na jednotku plochy v daném směru. 2

- 17 -

obrázku 10. Systém mikroskopu dosahuje tlaku pod 3·10-4 Pa. Odčerpání je zajištěno turbomolekulární vývěvou, která není schopna pracovat proti atmosférickému tlaku, proto je systém předčerpán spirálovou vývěvou (dosahuje tlaku až 10-1 Pa). Ovládání jednotlivých vakuových pump a ventilů je řízeno automaticky. Tlak v jednotlivých částech systému je snímán pomocí kapacitních sond a je zobrazen v uživatelském rozhraní. Tab. 3: Režimy vakua. Převzato z [16]. Název režimu (zkratka) Vysoké vakuum (HiVac) Nízké vakuum (LoVac) Environmentální (ESEM)

Tlak v komoře [Pa] od

do

10 10

0,06 130 4 000

Nejvyšší tlak v elektronové koloně [Pa] 0,06 0,06 0,06

S ohledem na pozorované vzorky můžeme zvolit jeden ze tří režimů vakua. Rozmezí pracovních tlaků pro jednotlivé režimy udává tabulka 3. Iontová kolona pracuje pouze v režimu HiVac. Proto je od komory vzorku oddělena ventilem (v obrázku označen CIV). Pokud je komora zavzdušněna nebo pracuje za vyšších tlaků, je tento ventil uzavřen.

Obr. 10: Vakuový systém FEI Quanta 3D. BPV – ventil obtoku, BTG – kapacitní manometr, CIV – ventil oddělení kolony, ChEV – ventil evakuace kolony, ChIV – ventil oddělení komory, EC – elektronová kolona, IC – iontová kolona, IGP – iontové čerpadlo, PVP – předvakuové čerpadlo, TMP – turbomolekulární čerpadlo, TVV – ventil turboodvětrávání, VV – odvětrávací ventil. Upraveno z [16]. Ve schématu jsem vynechal část systému pro pomocné plyny a ESEM. Režimy nízkého vakua se používají především v případě pozorování vzorku, který není dostatečně vodivý. V důsledku interakce s elektrony dochází k jeho nabíjení. Kvůli tomu jsou - 18 -

elektrony od vzorku odpuzovány a vzorek se stává nepozorovatelným. Zhoršení vakua vede k zvýšení počtu molekul plynu uvnitř komory, které se stávají nositely náboje pro vybíjení vzorku. Dalším důvodem je pozorování biologických preparátů. Ty většinou obsahují vodu nebo jiné látky, které při snížení tlaku začnou vařit. Vznikající páry mohou vzorek poškodit, navíc dochází k jeho vysušení a nevratné degeneraci. (Pro tyto případy je možné komoru vzorku zaplnit vodní parou, nebo jinými plyny.) V této práci je používán výhradně HiVac režim. Doba odčerpání je asi 2 minuty. Doba zavzdušnění na atmosférický tlak (např. při výměně vzorku) jen několik desítek vteřin.

3.3 Elektronová optika Elektronové čočky jsou největším omezením rozlišení elektronového mikroskopu. Elektronovou tryskou získáme proud elektronů (elektricky nabitých částic s nábojem −𝑒 a hmotností 𝑚𝑒 ) s rychlostí 𝑣⃗. Pokud chceme změnit trajektorii elektronu, přímo se nabízí Lorentzova nebo elektrostatická síla: ⃗⃗) , 𝐹⃗ = −𝑒(𝐸⃗⃗ + 𝑣⃗ × 𝐵

(14)

⃗⃗ magnetická indukce kde 𝐸⃗⃗ intenzita elektrického pole vychylovacího elektrického pole a 𝐵 vychylovacího magnetického pole. V principu tak můžeme vytvořit elektrostatické čočky nebo elektromagnetické čočky (u permanentních magnetů bychom těžko ovlivňovali parametry čočky). S elektrostatickou čočkou jsme se již setkali v kapitole 3.1. V elektronové trysce plní tuto funkci Wehneltův válec. Nutno podotknout, že elektrostatické čočky mají výrazně větší zobrazovací vady než elektromagnetické, a proto se (kromě Wehneltova válce) preferuje elektromagnetické řešení. Konstrukci elektronových zobrazovacích soustav komplikuje také fakt, že nelze konstruovat jedinou čočku, která by fungovala jako rozptylka. Funkci rozptylky nahrazuje několik spojek.

Konstrukce elektromagnetické čočky Uspořádání konstrukce elektromagnetické čočky je patrné ze schématu na obr. 11. Podle počtu pólových nástavců pak vedle dipólů mohou být konstruovány též kvadrupóly, hexapóly a dále S rostoucím počtem pólových nástavců roste kvalita zobrazení čočky a samozřejmě její cena. Aktuálně používané čočky mají až 16 pólových nástavců.

- 19 -

Obr. 11: Řez dipólovou magnetickou čočkou. Upraveno z [17].

Zobrazovací vady Stejně jako optické čočky mají i elektronové čočky zobrazovací vady. Jedná se hlavně o sférickou, chromatickou a astigmatickou vadu. Sférická vada je příčinou toho, že čím blíže jsou elektrony optické ose, tím méně jsou vychylovány k optické ose. Tato vada se charakterizuje koeficientem 𝐶𝑠 , který můžeme definovat následovně 𝑟𝑆 = 𝑍 𝐶𝑠 𝛼 3 ,

(15)

kde 𝑟𝑆 je poloměr kruhové stopy v Gaussově obrazové rovině, která vznikla zobrazením čočkou se zvětšením 𝑍 a úhlovou aperturou 𝛼. V posledních letech se konstruují korektory této vady obsahující mnohopólové elektromagnetické čočky. Ze vztahu (14) přímo plyne, že Lorentzova síla, která na elektrony v elektromagnetických čočkách působí, je přímo úměrná velikosti rychlosti elektronu. Je tedy ovlivněna jeho kinetickou energií. Ohnisková vzdálenost čočky pro různé energie elektronů 𝑇 je různá, což označujeme jako chromatickou vadu. V důsledku toho opět dochází k rozmazání obrazu jediného bodu do rozptylového kroužku. Zatím jsme napříč zmíněnými vadami předpokládali dokonalou rotační symetrii (osou rotace je optická osa) chování čočky. Ohnisková vzdálenost čočky ale závisí i na azimutálním úhlu vstupujícího paprsku. Jedná se o osový astigmatismus. Astigmatismus je ovlivněný i parametry vzorku, a proto je třeba ho korigovat v průběhu pozorování. Za účelem korekce astigmatismu je mikroskop vybaven tzv. stigmátorem. V uživatelském rozhraní se pak přímo nastavuje stigmátor ve směrech x a y.

- 20 -

Zobrazení ovlivňují i další vady, jako například asymetrická vada, ta je ve srovnání se zmíněnými vadami méně výrazná.

Clony Kromě čoček jsou důležitou součástí elektronových systémů také clony, kterými nastavujeme emisní proud dopadajících elektronů. (Emisní proud zdroje je stále stejný a dopadající proud se volí velikostí clony.) Zdroj elektronů (iontů) emituje částice po celou dobu práce, pokud zrovna daný zdroj pro práci nepotřebujeme, je odstíněn nepropustnou clonou.

3.4 Detektory Pro elektronovou mikroskopii je k dispozici velké množství detektorů. Kromě detekovaného signálu je pro volbu rozhodující také pracovní tlak (odlišné detektory používáme například v režimech HiVac a ESEM). Vedle detektorů BSE a SE můžeme mikroskop vybavit analytickými detektory (například detektory pro energiově-disperzní analýzu EDS, energiově-disperzní RTG spektroskopii EDX a spektroskopii ztrát energie elektronů EELS). Mikroskop Quanta 3D je vybaven ETD, BSED a LFD. LFD je konstruován pro použití v LoVac a ESEM režimu. Při práci byl využíván převážně Everhart-Thornley detektor, který může detekovat SE, BSE, sekundární ionty i zpětně odražené elektrony. Výjimečně byl použit také detektor zpětně odražených elektronů. Oba detektory jsou detailněji popsány v následujících odstavcích.

EverhartůvThornleyův detektor (ETD) Použitý ETD je schopný pracovat při tlaku do 3 · 10−2 Pa [16]. Jedná se o scintilační detektor fotonásobičového typu. Elektrony dopadají na scintilační stínítko, před kterým je umístěna řídící mřížka. Po dopadu elektronu na stínítko dojde ke scintilaci – tj. vyzáření fotonu. Světlo je vedeno optickým vláknem do fotonásobiče, který detekuje signál. V případě, že je na řídící mřížce kladné napětí, dochází k detekci SE – elektrony jsou přitahovány. (Ve výchozím režimu detekce SE je na řídící mřížce napětí +250 V.) Pokud chceme detekovat BSE, je na mřížku přivedeno záporné napětí (ve výchozím stavu −150 V). Nízkoenergetické SE takto vzniklou potenciálovou bariérou neprojdou (pravděpodobnost průchodu se výrazně sníží).

Detektor zpětně odražených elektronů (BSED) Jedná se o dvoudílnou nízkonapěťovou diodu, která se nasazuje přímo na konec elektronového tubusu. (Dojde ke zmenšení zorného pole a omezení náklonu vzorku.) Je určen pro použití při tlacích menších než 200 Pa [16]. Maximální účinnosti detekce je dosaženo při pracovní vzdálenosti 8,5 mm od konce elektronového tubusu. Detektor může pracovat v režimu topografického kontrastu nebo Z-kontrastu (kontrast podle protonového čísla). - 21 -

Kapitola 4 Zobrazení elektronovým svazkem 4.1 Pracovní prostředí Software řízení mikroskopu FEI Quanta 3D 200i obsahuje mnoho úrovní. Velká část z nich běží na systémech vestavěných přímo v těle přístroje. Ty udržují dílčí komponenty v chodu i v případě vypnutí řídícího počítače, nebo zastavení komunikačního serveru. Uživatelsky zajímavé jsou aplikace xT microscope Server umožňující zapnout nebo vypnout server zprostředkovávající komunikaci mezi mikroskopem a konecovým uživatelským rozhraním. Udává též informaci o stavu inicializace jednotlivých komponent při spouštění3. Aplikací pro uživatelské ovládání je xT microscope Control, ve které se odehrává většina práce a bude jí věnována následující podkapitola. Kromě zmíněného jsou k dispozici různé kalibrační a diagnostické miniaplikace určené pro supervizora4.

Aplikace xT microscope Control Po spuštění vyzve aplikace k přihlášení odpovídajícího uživatele. Vzhled se spuštěnými svazky je na obrázku 12. Na horní liště jsou standardně umístěny nabídky pro práci se soubory, výběr detektoru, nastavení svazku, výběr vzoru pro FIBování, řízení pohybu stolku, nastavení aplikace, okna a nápovědu. O lištu níže jsou ikony dávající informaci o svazku a zobrazení (typ svazku, zvětšení, urychlovací napětí a proud svazku, expoziční doba a rozlišení snímku). Ve stejné liště jsou ikony rychlé volby (přepnutí režimu čtyř/jednoho kvadrantu, sesouhlasení osy z, funkce automatického jasu, kontrastu a ostření, pozastavení/obnovení svazku a spuštění/ukončení odprašování pomocí FIB). Pod druhou lištou se nachází pracovní plocha. Na obr. 12 je pracovní plocha rozdělena do čtyř částí – kvadrantů (režim quad-image mode). V každé části může být zobrazen signál z libovolného detektoru, nebo nahrán již dříve získaný snímek a dále zpracován, měřen apod. V prvním kvadrantu je signál SE, v druhém SI, třetí kvadrant nemá přiřazen detektor a ve čtvrtém kvadrantu je signál z IR CCD kamery snímající komoru vzorku (využívá se zejména při pohybu stolku, abychom mohli kontrolovat, že nedojde ke kolizi vzorku s tubusem nebo

Ačkoliv se mikroskop běžně nevypíná, stejně tak se neukončuje xT Server ani xT Control. Jde o software, jako každý jiný, u kterého se někdy vyskytují chyby, v důsledku kterých pak rozhraní „zamrzá“ nebo neúměrně narůstá doba odezvy. V takových případech je nutné ukončit práci serveru a restartovat ovládací počítač (někdy i celé zařízení). Proto je nutné, aby měl i běžný uživatel povědomí o funkci aplikace xT microscope Server, jejíž znalost pro běžnou práci jinak není důležitá. 4 Ovládání mikroskopu pracuje se třemi uživatelskými úrovněmi: user, supervisor a factory. Účty s oprávněním „user“ jsou určeny pro práci operátora mikroskopu, umožňující jen základní seřízení funkcí a veškeré prostředky pro běžnou činnost. Úroveň „supervisor“ je pro správce mikroskopu, který může provést rozšiřující nastavení a kalibraci. Účet typu „factory“ povoluje nastavení všech parametrů a je určen výhradně pro specialisty a techniky firmy FEI. 3

- 22 -

detektorem5). V případě režimu single-image mode je na celé ploše zobrazen jeden vybraný signál.

Obr. 12: Aplikace xT microscope Control v režimu čtyř kvadrantů. Je aktivní druhý kvadrant (práce s FIB). Ve čtvrtém kvadrantu je zapnuto snímání prostoru komory IR kamerou. V pravém sloupci jsou k dispozici nástroje pro úpravu nastavení a pracovní nástroje. Můžeme vybírat z šesti záložek (svazek, poloha stolku, odprašování podle vzoru, měření, nastavení obrazu a seřizovací procedury). Aktivní je záložka svazek, kde můžeme zapnout zavzdušnění nebo vakuování komory, přepnout vakuový režim, zapnout/vypnout emisi svazku, křížové ovladače pro nastavení stigmátoru a posun svazku, posuvníky jasu a kontrastu. V pravém dolním rohu vidíme indikátory stavu vakua v jednotlivých částech, emisní proudy a proud tekoucí vzorkem. Řídící počítač je kromě standardních vstupních periferií vybavený také ručním uživatelským rozhraním (MUI, viz obr. 13), což je speciální „klávesnice,“ na které je několik rotačních enkodérů pro nastavení jasu, kontrastu, stigmátoru x a y, zvětšení, posun svazku v osách x a y, hrubého a jemného ostření.

Systém je vybaven alarmem a autostopem v případě této kolize. Obecně je lepší kolizi předcházet, protože jedině tak se lze zaručeně vyhnout nežádoucím defektům vzorku (příp. tubusu). 5

- 23 -

Obr. 13: MUI. Převzato z [16].

4.2 Příprava vzorku a spuštění mikroskopu Vlastnosti a příprava vzorku Už v kapitole 3.2 vakuový systém bylo uvedeno, že elektronová mikroskopie klade na vzorek nemalé množství omezujících nároků. Nejpodstatnější je dobrá elektrická vodivost a dostatečná stabilita za nízkého tlaku. Další omezení plyne z rozměrů vzorkové komory a točivých momentů motorů zajišťujících pohyb stolku. Maximální rozměry pro použité provedení mikroskopu jsou 100 mm × 50 mm × 50 mm (při těchto rozměrech může být omezen náklon stolku). Výrobce v návodu [16] uvádí maximální hmotnost vzorku 1 kg pro případ, kdy vzorek nebude nakláněn, a 250 g pokud nakláněn bude. Při této práci jsou pozorovány křemíkové destičky, jejichž tloušťka nepřesahuje 2 mm a horizontální rozměry jsou přibližně 20 mm × 40 mm. Pro tento vzorek jsou splněny všechny uvedené požadavky bez nejmenších potíží. Vzorky se vkládají na speciálních hliníkových držácích, ke kterým se vzorek připevní oboustrannou vodivou lepicí páskou.

Polohování vzorku Za účelem polohování vzorku je mikroskop vybaven stolkem s pěti motorizovanými osami (translační osy x, y, z, rotace R v rovině xy a náklon T), které lze ovládat softwarově z aplikace xT Control přímo zadáním parametrů, vyvoláním dříve uložené pozice nebo dvojklikem na příslušné místo snímku. Kromě toho lze všechny pohyby kromě náklonu nastavovat manuálně pomocí prvků umístěných na dveřích vzorkové komory. Systém odečítá hodnoty polohy na jednotlivých osách bez ohledu na způsob pohybu. Limity pohybu stolku jsou uvedeny v tab. 4. Pokud je zadán příkaz změny polohy na hodnotu mimo tento rozsah, software ji ignoruje. Při zadávání příkazů k posunu softwarově je možné změnit příslušné hodnoty a pak zahájit posun, nebo provést posun pro každou hodnotu zvlášť. Pokud se rozhodneme pro posouvání zvlášť, je dobré si uvědomit, že pokud zadáme příkaz k posunu během jiného, již probíhajícího pohybu, probíhající posuv se zastaví bez ohledu na dosaženou hodnotu. - 24 -

Tab. 4: Limity pohybu stolku. Převzato z [16]. Limity

Název pohybu minimum Translace x Translace y Translace z Rotace R Náklon T 7

−25 mm −25 mm 0 mm 6 neomezeno −10°

maximum 25 mm 25 mm 25 mm 6 60°

Vložení vzorku a spuštění mikroskopu Před vložením vzorku je nutné komoru zavzdušnit, aby bylo možné otevřít komorové dveře. Během zavzdušňování aplikace automaticky nastaví stolek do polohy 𝑥 = 0 mm, 𝑦 = 0 mm, 𝑇 = 0° a sjede do nejnižší polohy. Je výhodné nastavit 𝑅 = 0 °, aby se dalo lépe dostat k upevňovacímu šroubu. Rotaci je možné nastavovat i během otevření komory. Hřídel držáku vzorku se vsune do díry na stolku a upevní aretačním šroubem pomocí imbusového klíče. Při manipulaci v prostoru komory je doporučené mít nasazené latexové rukavice, abychom zamezili znečištění prostoru komory. Pak komoru uzavřeme, zvolíme příslušný vakuový režim a zahájíme odčerpávání komory. Pokles tlaku během procedury můžeme sledovat na numerickém ukazateli v xT Control vpravo dole. Integrované měrky však nepokrývají celý rozsah tlaku a proto se při tlaku vyšším než 1 kPa namísto hodnot zobrazují pouze symboly „???“. Zelenou ikonou vedle ukazatele je symbolizováno dosažení nastavené hodnoty. Tlačítkem můžeme spustit emisi elektronového svazku. (Pokud je vše v pořádku, je plná funkčnost kolony zahájena do jedné minuty.)

4.3 Snímání obrazu Nyní je mikroskop připravený ke snímání obrazů. Nezbývá než vybrat kvadrant se signálem SE (ETD detektor, první kvadrant v případě obrázku 12) a odpauzovat elektronový svazek. Pokud tak učiníme, uvidíme nalevo vodorovnou krátkou zelenou čáru, která se pohybuje ve vertikálním směru. Tato čára označuje aktuální skenovaný řádek. Na vzorku je třeba se nejprve zorientovat. Za tímto účelem nastavíme malé zvětšení (podle velikosti vzorku 40× až 500×), proud svazku jednotky nanoampér. Dostatečné rozlišení pro tento účel je 1024×943 a pro příjemnější práci volíme krátkou expoziční dobu do 1 μs. Pokud je obraz příliš světlý nebo tmavý, lze s výhodou spustit proceduru automatického kontrastu a jasu. Při takto malém zvětšení dobře funguje i automatické ostření. Nyní by na monitoru měl být

Hodnota polohy na ose z záleží na tzv. slinkování. Pokud osa z není slinkovaná, je minimum 0 mm při nejnižší poloze stolku a hodnoty narůstají směrem vzhůru. Pokud je osa z slinkovaná, je minimum 0 mm v poloze, kdy se povrch vzorku právě dotýká konce tubusu elektronové kolony, a hodnoty narůstají směrem dolů. 7 𝑇 = 0 ° odpovídá vodorovné poloze stolku. 6

- 25 -

pozorovatelný obraz. Pokud je obrazovka tmavá, zkontrolujeme zapnutí svazku8, crossover, proud tekoucí vzorkem9. Pokud nepřijdeme na chybu, v nabídce preferences zvolíme application status a zkontrolujeme chybová hlášení systému.

Obr. 14: Seřízení crossover. Podle doporučení aplikačního specialisty firmy FEI je vhodné při každé změně proudu svazku provést seřízení crossover. Po kliknutí na odpovídající tlačítko se změní nastavení zobrazovací soustavy tak, že pozorujeme obraz clony (viz obr. 14). Při nastavení je pomocí posuvného kříže třeba nastavit střed kruhu na zelenou značku uprostřed monitoru. Ihned po zaostření povrchu vzorku sesouhlasíme osu z pomocí tlačítka link Z to FWD. Tím změníme orientaci osy Z a vzdálenost bude měřena od konce tubusu elektronové kolony. Při pozorování rovinného vzorku umístíme jeho povrch ve vzdálenosti okolo 5 mm od tubusu. Z geometrie uspořádání tubusu, vzorku a detektoru zřejmě plyne, že získaný signál bude intenzivnější. Tímto postupem získáme snímky s malým zvětšením, můžeme vybrat oblast zájmu a tu pozorovat důkladněji. Pokud na vzorku hledáme detaily (např. drobné trhliny nebo dříve opracované místo), nezbývá než přejít na příslušné zvětšení a procházet vzorek krok po kroku nebo nasnímat mapu vzorku procedurou navigation montage. Při zadávání nastavíme snímací podmínky, vertikální a horizontální počet snímků. Mapa křemíkového vzorku je na obrázku 15. Ze snímku pak můžeme okamžitě vytipovat místa zájmu (například zlom vpravo nahoře). Mapu můžeme nahrát do třetího kvadrantu a využívat k polohování vzorku.

Během práce se ojediněle stává, že systém svazek vypne bez upozornění uživateli. Nejčastěji se tak stává na začátku práce (emise patrně ještě není zcela stabilní a při fluktuací provozních parametrů systém vyhodnotí stav jako chybu a svazek vypne). 9 Proud tekoucí vzorkem by měl dosahovat alespoň poloviny nastaveného emisního proudu. Pokud je hodnota řádově nižší a nelze najít obraz, je velmi pravděpodobné přepálení vlákna. 8

- 26 -

Obr. 15: Mapa křemíkového vzorku. Snímek se skládá z pole 15×15 dílčích fotografií. V dalším textu bude podrobně objasněn význam jednotlivých parametrů zobrazení a jejich nastavování při velkých zvětšeních, kdy je kvalita obrazu na jemném nastavení kriticky závislá.

Urychlovací napětí, Ze vztahu (8) a simulace na obr. 3 je vidět že s urychlovacím napětím roste hloubka průniku elektronu. Bez ohledu na to dává signál SE vždy informaci o struktuře povrchu. Jak uvidíme, u všech ostatních diskutovaných parametrů vystačíme s poměrně jednoduchou fyzikální představou pro úspěšnou předpověď dosažené změny. V případě urychlovacího napětí je odhad chování signálu nadmíru složitý. Se změnou energie elektronů pozorujeme rozdílný kontrast různých povrchových artefaktů a nezbývá než pro daný vzorek vyzkoušet různá napětí. FEI Quanta 3D 200i nabízí urychlovací napětí v rozsahu od 200 V do 30 kV. Pro vzorky z čistého křemíku bylo snímáno nejčastěji při urychlovacím napětí 20 kV nebo 30 kV. Pro nižší hodnoty se velmi obtížně daří najít ostrý obraz při zvětšení v řádu desítek tisíc. Na obrázku 16 jsou 3 snímky okraje jámy odprášené pomocí FIB v tenké hliníkové vrstvě nanesené na křemíku. Každý snímek byl získán při jiném urychlovacím napětí (pro obrázky roste 𝑈 zleva a nabývá hodnot 5 kV, 10 kV a 30 kV). Pokud chceme například pozorovat útvary pod hliníkovým okrajem na vnitřní „hraně“ jámy, je vidět, že obraz získaný při 10 kV nebo 30 kV je pro pozorování vhodnější než obraz odpovídající 5 kV.

- 27 -

Obr. 16: Okraj jámy v hliníkové vrstvě na křemíkovém substrátu pro různá urychlovací napětí. (Obrázek vlevo snímán při 5 kV, uprostřed při 10 kV a vpravo při 30 kV.) Náklon vzorku 𝑇 = 45°. Proud nastaven tak, aby byla odpovídající velikost stopy svazku stejná pro všechna pozorování.

Proud svazku

Obr. 17: Srovnání obrazu neznámého úlomku na křemíkovém vzorku pro proudy 0,81 nA (vlevo nahoře), 1,6 nA (vpravo nahoře), 6,5 nA (vlevo dole), 26 nA (vpravo dole). Vzorek snímaný při urychlovacím napětí 30 kV, expoziční doba 3 μs. Šířka objektu 17 μm, zvětšeno 7 508×. Spolu s urychlovacím napětím určuje proud svazku průměr stopy. Je možné volit mezi proudy od desítek pikoampér po desítky nanoampér. Rozměry stopy pak zřejmě určují rozlišení získaného obrazu. Pokud zvolíme příliš velkou stopu (proud), malý detail nebude možné zaostřit, protože se sousední stopy budou překrývat. Ideální případ je takový, kdy se sousední stopy právě přestanou překrývat. Pokud zvolíme příliš malý proud, zlepšení obrazu nedosáhneme (vzhledem k nastavení rozlišení skenu a dalším parametrům), ale snížíme - 28 -

intenzitu signálu dopadajícího do detektoru, klesne poměr signál/šum a pro získání dostatečné informace budeme muset prodloužit expoziční čas – zobrazování se tak stane méně efektivním. Volbu proudu významně ovlivňuje vodivost vzorku. Pokud má vzorek špatnou elektrickou vodivost, nestíhá se odvádět náboj. Takový vzorek se nabíjí záporně a elektrony jsou odpuzovány. V krajním případě namísto objektu uvidíme pouze bílou skvrnu. Pro špatně vodivé vzorky volíme nízké proudy. Na obrázku 17 je úlomek nasnímaný různými proudy svazku. Ostatní parametry zobrazení jsou shodné. Proud roste zleva doprava a shora dolů. U dolních snímků je patrné rozmazání vlivem velkého průměru stopy. Horní snímky jsou při daném měřítku kvalitou téměř k nerozeznání. Na dalším obrázku jsou proto detaily těchto dvou snímků, kde je patrné, že přes shodné rozlišení je snímek pořízený při nižším proudy více „zašuměný“.

Obr. 18: Detail obrazu neznámého úlomku na křemíkovém vzorku pro proudy 0,81 nA (vlevo), 1,6 nA (vpravo). Parametry stejné jako v případě obr. 17.

Expoziční doba a rozlišení

Obr. 19: Snímání obrazu úlomku s expoziční dobou 3 μs (vlevo) a 50 μs (vpravo). Urychlovací napětí 30 kV, proud svazku 100 pA. Ostatní parametry stejné jako v případě obr. 17. Problematika expoziční doby byla načata již v předchozích odstavcích. Operátor mikroskopu nastavuje dwell time, což je doba, kterou svazek setrvá v jednom bodě. V případě rychlých navigačních zobrazení, nebo při základním ostření volíme krátké expoziční časy (méně než 1 μs, při rozlišení 1024×884 a této době trvá jeden sken 0,9 s – při takové rychlosti už je třeba s nastaveními čekat na dokončení sejmutí obrazu, což prodlužuje operace na mikroskopu). - 29 -

S rostoucí dobou roste i signál detekovaný detektorem a roste poměr signál/šum. Při vysokých proudech může dojít až k saturaci detektoru (uvidíme jen bílý obraz). Pro vysoké proudy tak stačí krátká expoziční doba. Pro snímky s vysokým rozlišením je třeba volit dlouhé časy a malé proudy. Příliš velké expoziční časy, kromě dlouhého čekání, dávají vyniknout dalšímu negativnímu vlivu a tím je rušení. ÚFKL, kde je mikroskop instalován, se nachází v Brně nedaleko Konečného náměstí. Toto místo tvoří důležitý dopravní uzel brněnské MHD. Časový interval mezi odjezdy tramvají a trolejbusů je během pracovních dní menší než pět minut. Zejména během rozjezdu tramvají a přeskakování trolejí jsou značné proudové odběry a vzniká širokospektrální elektromagnetické rušení. Laboratoř elektronové mikroskopie vůči těmto vlivům není nijak odstíněna. Důsledkem těchto okolností jsou nejčastěji posunuté řádky v sejmutém obraze (viz obr. 20). Uvedený problém je znát hlavně u snímků se zvětšením více než 30 000× (u menších zvětšení lze volit vyšší proud a kratší expozici). Kromě MHD může rušení způsobovat provoz některých elektrických zařízení, experimenty prováděné na Ústavu fyzikální elektroniky a další. Domnívám se však, že vliv diskutovaný v předchozím odstavci je nejvýznamnější.

Obr. 20: Posunuté řádky vzniklé v důsledku elektromagnetického rušení. Část okraje odprášené jámy (pomocí FIB) v křemíkovém vzorku. Expoziční doba 50 μs (na pixel) při rozlišení 1024×884, proud svazku 1,6 nA. Kromě sejmutí jediného obrazu je možné vytvořit snímek vypočtením průměru nebo integrováním zadaného počtu snímků. Tímto způsobem můžeme eliminovat rušení.

Jas a kontrast Obraz na monitoru vzniká tak, že je počet elektronů, které dopadnou do detektoru za jednotu času (v případě kvantově-mechanického popisu mluvíme o amplitudě dopadající vlny, resp. o jejím kvadrátu), převeden na odstín šedi. V ideálním případě je odezva detektoru lineární (získaný elektrický signál je lineární funkcí intenzity dopadající vlny). V reálném případě není průběh dokonale lineární, ale případné odchylky jsou při zpracování obrazu automaticky korigovány. Nutno podotknout, že se nejedná pouze o linearitu detektoru, ale také o parametry zesilovačů signálu. V ideálním případě je odezva soustavy detektor – zesilovač – kompenzace skutečně lineární. Nastavením kontrastu a jasu ovlivňujeme oba parametry této lineární závislosti. Jas odpovídá absolutnímu členu a kontrast směrnici. Pokud zvýšíme kontrast, zvýší se rozdíl odstínů šedi dvou bodů s různou amplitudou signálu. Při zvýšení jasu se současně zvýší hodnota šedi všech bodů (obraz se zesvětli při zachování

- 30 -

kontrastu). Použitý program dovoluje ukládání obrazů nejvýše s 16bitovou hloubkou šedi. To znamená, že každému pixelu je přiřazena hodnota odstínu šedi v rozmezí od 0 do 65535. Pro názornost je na obrázku 21 znázorněna převodní charakteristika mezi intenzitou detekovaného signálu a odstínem šedi. Modrým obdélníkem je označen rozsah detekovaných amplitud ze skenované oblasti. Černou vodorovnou čarou je označena hodnota bílé (65535). Pokud chceme maximálně využít informace z celého obrazu, odpovídá nejlepšímu nastavení červená křivka (velikost intervalů intenzit zobrazených na stejný odstín je minimální). V případě modrého čárkovaného průběhu je nastaven příliš vysoký jas a všechny body s intenzitou vyšší, než odpovídá průsečíku této křivky s černou čarou, budou bílé – neuvidíme mezi nimi rozdíl. Zelená čerchovaná čára odpovídá nízkému kontrastu – stupnice šedi není dostatečně využita (žádný z bodů nebude mít hodnotu šedé vyšší než cca 50 000, velikost intervalů intenzit zobrazených na stejný odstín je zbytečně velká). V některých případech, kdy chceme záměrně zviditelnit určitý detail, může být vhodné jiné nastavení těchto parametrů.

70000

Dekadický zápis odstínu šedi

60000

Nejsvětlejší zobrazený odstín

Rozsah detekovaného signálu při sejmutí daného obrazu

50000 40000 30000 20000 10000 0

Intenzita detekovaného signálu

Obr. 21: Idealizovaná převodní charakteristika detektoru v závislosti na nastavení kontrastu a jasu. (Červenou plnou čarou optimální nastavení pro získání informace z celého obrazu, modrou přerušovanou čarou příliš vysoký jas, zelenou čerchovanou čarou nedostatečný kontrast.) Pro usnadnění nastavení kontrastu a jasu je xT control vybaven funkcí videoscope, která přímo vykresluje odstíny šedi bodů v řádku během snímání nebo průměrný odstín šedi ve sloupcích. Tento histogram lze také získat v programech určených pro úpravu fotek. Zástupcem může být například software Gwyddion, původně určený pro zpracování snímků z AFM, nebo ImageJ. Praktické srovnání dvou snímků téhož místa s různým nastavením kontrastu a jasu je na obr. 22. Obrázek vlevo má nižší kontrast a jas. Na první pohled je zřejmé, že snímek vlevo naprosto pomíjí „přepážku“ v pozorované jámě. Pod obrázky jsou vykresleny profily odstínu šedi řádků označených bílou čarou. - 31 -

Odstín šedi

Odstín šedi

140 120 100 80 60 40 20 0

0

4

8

12

16

20

souřadnice x [μm]

140 120 100 80 60 40 20 0 0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 20 22 souřadnice x [μm]

Obr. 22: Srovnání dvou stejných snímků s různým nastavením kontrastu a jasu. Bílou čarou označen řádek, v němž byl vykreslen profil odstínů šedi. Pod každým obrázkem je vykreslen příslušný profil. Obrázek vlevo má nižší kontrast o 20 % a jas o 12 % oproti obrázku vpravo. Vzhledem k pozorovatelným detailům je nastavení obrázku vlevo vhodnější10. Na snímcích je útvar vzniklý v čistém křemíku po odprášení dvou kvádrů blízko sebe.

Ostření a korekce astigmatismu Význam ostření je stejný jako v každé zobrazovací soustavě a nemá smysl zde uvádět rozdíl mezi zaostřeným a nezaostřeným snímkem. Systém je vybaven automatickou procedurou ostření. Tato procedura je však velmi neefektivní pro zvětšení nad 10 000× a vzorky s neostrými hranami. Více nezvyklá je korekce astigmatismu. Astigmatismus, jakožto zobrazovací vada čoček, byl nastíněn v kapitole 3.3. V jeho důsledku během ostření pozorujeme takové nastavení, kdy je zaostřen jeden, nebo druhý směr. Nejsnadněji stigmátor nastavíme tak, že nalezneme kompromis mezi zaostřeními v obou směrech a oběma stigmátory obraz vyladíme.

Toto nastavení zcela neodpovídá principu podle obr. 21, vzhledem k tomu, že nejjasnější pixel na snímku nepřesahuje hodnotu 150 (snímek má 8bitovou hloubku šedi). Tato volba je provedena z praktických důvodů, aby povrch vzorku na snímku nesplýval s pozadím stránky. 10

- 32 -

Zobrazení ve zpětně odražených elektronech Tato část je jedinou výjimkou v této bakalářské práci, kde je pro zobrazování použit signál BSE. Pro získání BSE jsou k dispozici dva detektory – ETD (s kladným napětím na řídící mřížce) a BSED. BSED může pracovat v režimu Z-contrast (kontrast podle protonového čísla) nebo topography. Srovnání obrazu pro oba detektory a různé režimy BSED je na obrázku 23. Je vidět, že i v režimu Z-contrast je znatelný i topografický kontrast. Snímky z BSED se příliš neliší. To se dá očekávat, vzhledem k tomu, že vzorkem je čistý křemík a není důvod ke vzniku dodatečného kontrastu. U topografického režimu (vpravo) je patrnější pozvolný pokles okrajů jámy – topografický kontrast je o něco lepší. Při použití ETD je obraz více zašuměný (při stejné expoziční době a proudu svazku).

Obr. 23: Srovnání snímků v BSE s různými detektory a režimy. Na snímku vlevo použit ETD v režimu BSE, na snímku uprostřed použit BSED v režimu Z-contrast a napravo použit BSED v režimu topography. Pohled na křížení odprášených čar, kolmých na sebe, v jejichž křížení je odprášen kvádr (čistý křemík). Parametry shodné pro všechny snímky: urychlovací napětí 30 kV, proud svazku 6,5 nA, expoziční doba 300 ns (na pixel), horizontální zorné pole 23,0 μm.

- 33 -

Kapitola 5 Zobrazení pomocí FIB Pomocí fokusovaného svazku galiových iontů je možné zobrazit povrch vzorku obdobně jako v případě elektronů. Pracovní prostředí i softwarové nástroje zůstávají stejné. Navíc je k dispozici nástroj pro odprašování (úpravu povrchu vzorku), o kterém je podrobně pojednáno v šesté kapitole. Práce se odehrává ve druhém kvadrantu (v případě rozložení odpovídajícím obr. 12). Vliv parametrů zobrazení je také shodný s údaji uváděnými pro elektrony. Poněkud odlišné jsou použitelné proudy svazku pro pozorování, zejména s ohledem na radiační poškození vzorku (viz dále). Druhým podstatným rozdílem je naklonění iontové kolony.

5.1 Pozice a seřízení vzorku Vložení a příprava vzorku probíhá standardním způsobem jako v případě elektronů. Problémy mohou vzniknout nakloněním iontového tubusu, ten je oproti svislému směru nakloněn o 52°. Obecně lze pomocí iontů pozorovat ve velkém intervalu vzdáleností od konce tubusu. Vlivem náklonu však může být značně ztížena navigace po vzorku, zejména vzhledem k tomu, že FIB a elektrony mohou snímat různá místa (nelze si tedy pomoct navigací v obrazu z elektronů). Tento problém odpadá, pokud pracujeme v tzv. eucentrické pozici (výšce).

Eucentrická výška Tímto názvem je označována taková výška povrchu vzorku, kdy se při změně náklonu vzorku 𝑇 nemění obraz. (Pozorované místo leží na ose naklánění.) V důsledku usazení iontového tubusu je tím zaručeno, že ionty i elektrony snímají obraz ze stejného místa11. V případě mikroskopu FEI Quanta 3D 200i je tato pozice 15 mm od konce elektronového pólového nástavce. Postup pro nalezení eucentrické pozice je následující: V elektronech zaostříme na povrch vzorku a sesouhlasíme osu z. Pak nalezneme dostatečně malý detail (při zorném poli nejvýše 150 μm) a vycentrujeme jej (ve středu snímku je umístěn pomocný zelený kříž). Vzorek nakloníme o 5° až 15°. Pokud dojde k posunu detailu, manuálním posuvem na dvířkách komory upravíme souřadnici z tak, aby se detail dostal na původní místo. Vrátíme na nulový náklon a zkontrolujeme pozici detailu. Tak pokračujeme ještě alespoň dvakrát pro vyšší a vyšší naklonění (např. 25° a 35°). Po tomto seřízení můžeme zadat požadovaných 52°, čímž jsme nalezli hledanou polohu. Nyní můžeme začít pozorovat pomocí iontů12, 13 při dostatečně malém proudu.

Pro dosažení této shody je, kromě práce v eucentrické pozici, někdy potřeba upravit nastavení ovládacích prvků beam shift x, y. 12 Pozorování je samozřejmě možné i mimo eucentrickou pozici. 13 Iontový svazek je dobré spustit s dostatečným předstihem, protože jeho spuštění trvá přes 5 minut (na rozdíl od velice rychlého startu elektronové kolony). 11

- 34 -

5.2 Radiační poškození vzorku Galiové ionty jsou řádově 105 krát hmotnější než elektrony, kvůli tomu mají mnohem destruktivnější účinky na pozorovanou oblast. Obecně může docházet jednak k tepelnému poškození (kvůli vysokým proudům, což se děje i u elektronů a je to problém zejména v případě biologických preparátů) a jednak k odprašování. V literatuře bývají tyto vlivy souhrnně označovány jako radiační poškození. V případě anorganického křemíku je našim problémem nechtěné odprašování. To nám dovoluje použít proudy svazku (při 30 kV) nejvýše 50 pA. (K dispozici jsou tak pouze čtyři hodnoty 1,5 pA, 10 pA, 30 pA a 50 pA.). V případě mělkých objektů není možné použít ionty vůbec. Už při zaostřování vidíme, jak objekt doslova mizí před očima. Míra poškození nezávisí pouze na proudu svazku, ale na době po kterou byla oblast exponována. Po zaostření tak lze výhodně využít funkce snapshoot, která provede pouze jediný sken – dojde k minimální expozici.

Obr. 24: Radiační poškození dvou míst vzorku vzniklých během ostření (v obou případech probíhalo ostření proudem 1,5 pA po dobu menší než 90 s). Snímek vlevo zachycuje hranu odprášené čáry. Zobrazeno v iontech proudem 1,5 pA při urychlovacím napětí 30 kV a expoziční době 10 μs (na pixel). Napravo část odprášené čáry s radiačně poškozenou čtvercovou oblastí, obraz získán v elektronech proudem 0,81 nA při urychlovacím napětí 30 kV a expoziční době 3 μs (na pixel).

5.3 Dosažené výsledky Navzdory nevýhodám, které zobrazení pomocí FIB přináší, byl tento způsob jednoznačně preferován, pokud to pozorovaný objekt dovolil. Tímto způsobem bylo dosaženo významně lepšího rozlišení a kvalitního obrazu. Skutečnost dokládá srovnání obrazu sejmutého v iontech a elektronech (viz obr. 25). Nejedná se o obecné pravidlo [19]. Rozdíl v kvalitě zobrazení pro jednotlivé kolony je dána typem zařízení, jeho aktuálním stavem a seřízením. V iontech se také podařilo vytvořit, dle mého názoru, nejkvalitnější snímek za celou práci. Jedná se o obraz obdobný snímku 25 vpravo. Snímek mne natolik uchvátil, že jsem se mu rozhodl věnovat stranu 37. Na obrázku je vidět detailní topologie stěn oprašovaných čar a pozvolný pokles ústí jámy. V horní čtvrtině snímku na hraně čáry jdoucí pozorovaným směrem je patrné ujetí řádku. V dolní třetině na levém okraji čáry jdoucí z pozorovaného směru je vidět odprášení povrchu do malé hloubky při ostření iontového svazku. - 35 -

Obr. 25: Srovnání obrazu v elektronech (vlevo) a v iontech (vpravo). Relativní náklon vzorku vzhledem k ose kolony, kterou probíhalo zobrazení, je stejný. (Při zobrazení v iontech bylo nastaveno 𝑇 = 7° a dodatečně obraz převrácen, protože polohování stolku nedovoluje náklon 𝑇 = 45° + 52° = 97°.) Na obrázcích je odprášená jáma v křemíku na průsečíku dvou kolmých odprášených čar. Jáma je vytvořena za účelem pozorování profilu čar.

- 36 -

Obr. 26: Nejhezčí snímek získaný během tvorby této bakalářské práce. Jedná se o detail jámy vyhloubené pomocí FIB v průsečíku dvou kolmých čar za účelem pozorování profilu těchto čar. Na snímku se vyskytují diskutované nežádoucí jevy (ujetí řádku vlivem rušení a radiační poškození části povrchu). Přesto se jedná o velice fascinující snímek s patrnou velmi detailní strukturou topologie stěn artefaktů.

- 37 -

Kapitola 6 Úprava povrchů pomocí FIB 6.1 Parametry odprašování Při tvorbě masky pro odprašování lze vybírat z množství předdefinovaných geometrických tvarů (čára, obdélník, kruh, mnohoúhelník a další), kromě toho lze nahrát bitmapovou grafiku (odprášení proběhne v místech s jinou než černou barvou). Při odprašování musí být vzorek vždy umístěn do eucentrické pozice. Seznam nejdůležitějších parametrů, jejich překlad a význam je v následujícím seznamu: 

X/Y/Z size (šířka/výška/hloubka) hodnota se udává v mikrometrech a vyjadřuje příslušný rozměr vymílaného obrazce (vzoru pro odprašování).



Scan direction je směr odprašování, lze nastavit zdola nahoru nebo shora dolů.



Overlap vyjádřený v procentech, je překrytí dvou sousedních stop svazku.



Pitch (rozteč) je vzdálenost středů dvou sousedních stop.



Vol per dose (objem na dávku) je objem odprášeného materiálu na náboj dopadnutých iontů. Jedná se o materiálovou konstantu. Není třeba ji zadávat číselně, ale lze vybrat z knihovny materiálů. Při volbě křemíku je nastavena hodnota 0,15 μm3 C −1, ačkoliv v [16] je uvedena hodnota 0,27 μm3 C−1.



Passes je počet průchodů svazku vzorem během odprašování.



Sat cur dens (saturační proudová hustota) udává proudovou hustotu při které je dosaženo 63 % saturační rychlosti vymílání. Jedná se také o materiálovou konstantu, kterou lze extrahovat z knihovny materiálů.



Tot V sput r je parametr celkové odprašovací rychlosti. Vyjadřuje se jako objem odprášeného materiálu za jednotku času, kdy dopadají ionty na vzorek.



Dwell time (expoziční doba na jeden pixel) je doba, kterou iontový svazek setrvává na jednom pixelu.



Loop time (doba průchodu) je pouze informační parametr. Vypočítá hodnotu, kterou bude trvat jeden průchod celým obrazem.



Total time (celkový čas) doba, kterou zabere odprašování zadaného vzoru (nebo skupiny vzorů v případě sériového vymílání).

Pro zadání vymletí není třeba zadat všechny jmenované parametry. Pokud je zadán dostatek vstupních parametrů, jsou ostatní automaticky dopočteny. (Například při zadání celkového času a počtu průchodů se automaticky přepíše dwell time).

6.2 Proud svazku Jak bylo uvedeno v části 3.3, proud iontového svazku je omezován clonami. FIB neprojevuje svůj radiační účinek pouze na vzorek, ale také na tyto clony. Skutečný proud svazku lze měřit snadno přímo v xT control. Pokud je zapnut zdroj galiových iontů a zároveň svazek není aktivní - 38 -

(nedopadá na povrch vzorku), zobrazuje se vpravo dole proud tohoto svazku. Pokud je stav clony dobrý, tato hodnota by se neměla od hodnoty nastavené lišit o více než 20 % [19]. Problém poškození clony nespočívá ani tak v tom, že dojde k nárůstu proudu, který přímo neodpovídá zadané hodnotě, ale v tom, že poškození clony nemusí být symetrické – zhoršují se dosažené parametry opracování. Naměřená závislost nastaveného proudu a skutečného proudu iontů pro urychlovací napětí 30 kV ze dne 6. května 2015 je v tabulce 5. V předposledním sloupci tabulky je relativní nárůst skutečné hodnoty vůči nastavené vyjádřený v procentech. Tab. 5: Naměřený proud FIB a tabelovaný průměr svazku (převzato z [16]) v závislosti na nastavené hodnotě pro urychlovací napětí 30 kV. (Naměřeno 6. 5. 2015.) Nastavený proud [pA] 1,5 10 30 50 100 300 500 1 000 3 000 5 000 7 000 15 000 30 000 50 000 65 000

Naměřený proud [pA] 1,34 22,6 49,8 90,0 133,1 402,2 521,2 1 100 3 450 5 740 7 980 16 480 35 230 57 300 69 810

Relativní rozdíl 10,67 % 126,00 % 66,00 % 80,00 % 33,10 % 34,07 % 4,24 % 10,00 % 15,00 % 14,80 % 14,00 % 9,87 % 17,43 % 14,60 % 7,40 %

Průměr svazku [nm] 7 13 17 19 24 31 35 44 66 85 102 182 260 300 400

Je vidět, že clona pro proud 10 pA je ve velmi špatném stavu. Takto nízké proudy se však pro vymílání nepoužívají. Domnívám se, že bylo možné očekávat špatný stav clon pro nízké proudy, protože ty musí zastavit největší nápor iontů. Z výsledků také předpokládám, že stav nejmenší clony pro proud 1,5 pA je natolik dobrý kvůli tomu, že se používá jen ojediněle. Pro srovnání s dalším měřením je v poslední sloupci tabulky 5 uveden tabelovaný průměr svazku převzatý z [16] v závislosti na nastavené hodnotě proudu. Původním záměrem autora bylo provést korekci těchto proudů na skutečně naměřené hodnoty. Závislost průměru svazku na proudu byla proložena polynomem 5. stupně. Tato aproximace dostatečně vyhovovala jen pro vysoké proudy svazku (nad 3 nA). V druhém pokusu byla proložena závislost průměru svazku na logaritmu proudu. Toto přiblížení bylo vhodné jen pro nízké proudy (méně než 100 pA). Vzhledem k tomu, že korekce plynoucí z těchto závislostí byly srovnatelné s chybami vzniklými užitím těchto vztahů, bylo od korekce upuštěno. Proto bude v následujícím textu provedeno srovnání jen s tabelovanými hodnotami bez ohledu na odlišnost skutečného a nastaveného proudu.

- 39 -

6.3 Závislost odprašování na proudu Ke sledování dosažených parametrů opracování byla zvolena čára, protože obsahuje nejméně vstupních geometrických nastavení. Z možných parametrů ubývá šířka a směr odprašování.

Popis experimentu Na vzorku z monokrystalického křemíku byly pomocí FIB odprašovány čáry za konstantního času různými proudy v rozsahu od 100 pA do 30 nA. Parametry byly sledovány jen při urychlovacím napětí 30 kV. Cílem bylo najít závislost šířky a profilu čáry na proudu a v jejím důsledku stanovit optimum pro zvolený druh opracování. Aby bylo možné říct, zda se svazek chová stejně v obou směrech, byla vždy stejným proudem vymílána dvojice navzájem kolmých čar. Pro jednoduchost ve směru osy x a y. Parametry shodné všem čárám jsou uvedeny v tab. 6. Tab. 6: Konstantní parametry experimentu hledající závislost hloubky a tvaru obrazce na odprašovacím proudu. Parametr Objem na dávku [μm3 C −1 ] Saturační proudová hustota [nA mm−2 ] Celkový čas [s] Délka čáry [μm] Expoziční doba (na pixel) [μs]

Hodnota 0,15 20 293,0 200,0 1,00

K usnadnění dalšího popisu jsou dvojice čar označeny číslem od jedné do desíti. (Snímek oblasti vytvořených čar v elektronech je na obrázku 27.) Odprašovací parametry různé pro různé dvojice čar jsou v tabulce 7.

Obr. 27: Oblast odprášených čar včetně označení. - 40 -

Tab. 7: Proměnné parametry experimentu hledající závislost hloubky, profilu a tvaru obrazce na odprašovacím proudu. Rozteč, doba průchodu, počet průchodů a hloubka jsou Parametr Proud [nA] Číslo čáry (obr. 27) Rozteč [nm]14 Doba průchodu14, 15 [ms] Počet průchodů14 Hloubka14 [μm]

Hodnota 0,05 5 9,50

0,10 4 12,0

0,30 3 15,5

0,50 2 17,5

1,0 1 22,0

3,0 6 33,0

5,0 7 42,5

7,0 8 51,0

15,0 9 91,0

30,0 10 130

21,1

16,7

12,9

11,4

9,1

6,1

4,7

3,9

2,2

1,5

13915 0,58

17576 22703 25632 0,92 2,13 3,14

32267 48326 62235 74680 133202 190165 4,99 9,98 12,92 15,07 18,10 25,32

V místě průsečíku obou čar byla následně odprášena pravoúhlá jáma, aby bylo možné pozorovat profil vzniklých čar. Odprašovací proud jámy byl volen tak, aby nepřesahoval 60 % odprašovacího proudu čar, k eliminování defektů čar. Parametry odprašování jam u jednotlivých dvojic jsou v tabulce 8. Použité urychlovací napětí bylo 30 kV. Tab. 8: Parametry jam pro pozorování profilů čar. Parametr Číslo čáry Proud [nA] Výška [μm] Šířka [μm] Hloubka [μm] Celkový čas [s]

Hodnota 1 0,5 5,0 5,0

2 0,1 5,0 5,0

3 0,1 5,0 5,0

4 0,05 5,0 5,0

5 0,03 5,0 5,0

6 1,0 5,0 5,0

7 1,0 5,0 5,0

8 3,0 5,0 5,0

9 3,0 5,0 5,0

10 3,0 6,5 6,5

7,0 2344

5,0 8536

3,0 5014

1,5 5014

1,0 5536

10,0 1674

13,5 2260

17,0 952

20,0 1116

28,0 2645

Získaná data a jejich vyhodnocení V tomto odstavci je popsán způsob měření. Pro každou dvojici byla poloha vzorku nastavena identicky jako při vymílání. V kolmém pohledu byly získány dva detailní snímky horizontální čáry (horizontální zorné poli menším než 10 μm) a dva detailní snímky vertikální čáry – ty byly použity pro vyhodnocení struktury. Dále bylo získáno po jednom snímku se zorným polem větším než 30 μm pro obě orientace čar. Pak byl vzorek otočen o 90° a snímání opakováno. Nakonec byl vzorek nakloněn o 45° a byla pořízena fotografie řezu obou čar. Z pořízených fotografií byly naměřeny potřebné parametry k vyhodnocení. Příklad získaných snímků v kolmém pohledu pro čáry s označením 10 je na obrázku 28. V levé části jsou méně detailní pohledy pro měření celkové šířky, v pravé části detaily pro měření struktury. Pohled na řez čáry, která byla vymleta ve vertikálním směru je na snímku 26. V rámci vyhodnocení byl profil čáry aproximován lichoběžníkem (viz obr. 29), z kolmých pohledů pak byly měřeny parametry velká a malá šířka a šířka okrajů. Z profilu pak byla změřena hloubka čáry. Tyto hodnoty pak byly zpracovány standardním statistickým způsobem. 14 15

Hodnoty vypočítané softwarem z ostatních zadaných parametrů. Loop time.

- 41 -

Obr. 28: Snímky určené k měření dvojice čar číslo 10 (odprašováno proudem 30 nA) při pozici odpovídající odprašování. Vertikální čára včetně měřících kót (vlevo nahoře) a její detail (vpravo nahoře), horizontální čára s měřícími kótami (vlevo dole) a její detail (vpravo dole). Realizace měření parametrů šířky pomocí měřících kót v softwaru xT control je pro vertikální čáru 10 na obrázku 30. Na témže snímku je vykreslen profil obrázku. Do profilu jsou kótami zaneseny průměry naměřených rozměrů.

h

a

c

b

d

Obr. 29: Aproximace profilu odprášené čáry (a – velká šířka, b – malá šířka, c – šířka levé/horní hrany, d – šířka pravé/dolní hrany, h – hloubka).

- 42 -

Odstín šedi

180 160 140 120 100 80 60 40 20 0

3,52 μm

0,81 μm 0,94 μm

1,73 μm

0

1

2

3

4

5

6

Souřadnice y [μm] Obr. 30: Realizace měření šířky (vlevo) pro vertikální čáru 10 (odprašovací proud 30 nA) a srovnání barevného profilu (vpravo). V profilu jsou odpovídajícími barvami označeny průměrné hodnoty z měření snímku vlevo. Červenými kótami je malá šířka, modře velká šířka, a zeleně šířky okrajů. Na obrázku 31 jsou zobrazeny stejné údaje pro horizontální čáru 8 odprášenou proudem 7 nA. Obraz byl sejmut při natočení vzorku o 90° vůči natočení při odprašování.

240

1,51 μm

Odstín šedi

200 160 120 80 40

0,89 μm

47,3 nm 0,56 μm

0 0,0 0,4 0,8 1,2 1,6 2,0 Souřadnice y [μm] Obr. 31: Realizace měření šířky (vlevo) pro horizontální čáru 8 (odprašovací proud 7 nA) a srovnání barevného profilu (vpravo). V profilu jsou odpovídajícími barvami označeny průměrné hodnoty z měření snímku vlevo. Červenými kótami je malá šířka, modře velká šířka, a zeleně šířky okrajů. Při snímání byl vzorek otočen o 90° vůči pozici při vymílání.

Výsledky Původním smyslem natáčení vzorku při kolmém pohledu bylo odhalení a eliminování případné deformace obrazu v různých směrech. Hodnoty naměřené pro obě rotace se shodovaly s přesností menší než 2 %. Proto byly obě skupiny měření sloučeny a vyhodnocovány jako jediný statistický soubor. Výsledky měření laterálních rozměrů čar jsou v tabulce 9. Graficky jsou - 43 -

závislosti vyjádřeny na obrázcích 34 a 35. Obrázek byl rozdělen na dva grafy z důvodu přehlednosti. Z fotografií řezů čar a znalosti šířky jejich dna16 byla naměřena hloubka, získané výsledky jsou v tabulce 10. Závislost je lépe zřejmé z grafu těchto hodnot na obr. 33. Pozornému čtenáři jistě neunikne fakt, že ve vyhodnocení chybí čáry s odprašovacími proudy nižšími než 0,3 nA. Čáry odprašované proudem 1,0 nA nebo více byly snímány v iontech (z důvodu kvalitnějšího obrazu). Pro nižší proudy docházelo ke značnému radiačnímu poškození vzorku a vytvořené čáry během ostření doslova mizely před očima. Proto byly používány v těchto případech k zobrazení elektrony. Struktura povrchu odprášeného proudem pod 0,3 nA byla natolik mělká, že se v elektronech nepodařilo získat snímky s dostatečným kontrastem potřebným pro měření. Na první pohled je patrné, že opracování pomocí FIB se v obou směrech významně liší. Ve vertikálním směru jsou strmější okraje – profil se lépe blíží pravoúhlému ideálu, kdy by velká a malá šířka byla totožná. Za to naměřená hloubka je ještě menší oproti parametru stanoveným systémem. V horizontálním směru je vzhled profilu horší, za to je od určité hloubky dosaženo velmi úzkého vymílání. Pro uvažování optima je nutné si nejprve položit otázku, co od odprašování potřebujeme. Pokud je naším požadavkem mít co nejpěknější profil ve smyslu velmi strmých stěn bez významného rozšíření okrajů a se zachováním ostrých hran, pak se z grafů 34 a 35 jeví nejvhodněji (z proměřených kombinací) odprašovací proud 5 nA nebo 7 nA ve vertikálním směru. (Hodnoty byly zvoleny, protože velká a malá šířka se nejvíce blíží a zároveň nabývají minima závislosti šířky stěn). Profily těchto čar vidíme na obrázku

200

Odstín šedi

160

Odprašovací proud 7 nA Odprašovací proud 5 nA

120 80 40 0 0,0

0,5

1,0

1,5

2,0

2,5

3,0

3,5

Souřadnice y [μm] Obr. 32: Profily horizontálních čar jevící se jako optimum (odprašovací proudy 5 nA a 7 nA).

Zejména při FIBování horizontálních čar nebyla a ani nemohla být naměřena skutečná šířka dna. Dno bylo velice ostré a úzké. Skutečná hloubka jámy přesahuje možnou hloubku ostrosti mikroskopu a proto nebylo možné dohlédnout na skutečné dno. 16

- 44 -

- 45 -

0,30 0,50 1,00 3,00 5,00 7,00 15,0 30,0

Proud [nA]

0,783(41) 0,930(45) 0,84(11) 1,55(27) 1,498(52) 1,510(26) 2,172(75) 2,879(63)

Velká šířka

0,203(71) 0,167(26) 0,597(70) 1,266(262) 0,191(36) 0,050(9) 0,057(18) 0,061(14)

Malá šířka

0,323(30) 0,426(36) 0,133(64) 0,157(32) 0,674(45) 0,627(107) 0,993(41) 1,974(94)

Horní okraj

Horizontální

0,256(25) 0,361(34) 0,136(54) 0,144(78) 0,601(91) 0,871(76) 1,083(43) 0,814(91)

Dolní okraj

1,444(84) 1,608(79) 0,566(91) 2,75(55) 1,83(12) 2,54(18) 2,46(11) 3,53(18)

Velká šířka

Rozměry [μm]

0,819(81) 0,874(49) 0,101(38) 1,26(23) 1,52(13) 2,051(75) 0,72(23) 1,63(41)

Malá šířka

0,296(46) 0,354(25) 0,223(26) 0,68(22) 0,178(51) 0,22(12) 0,75(13) 0,81(16)

Levý okraj

Vertikální

Tab. 9: Naměřené laterální rozměry odprášených čar v závislosti na proudu svazku včetně středních kvadratických odchylek.

0,309(41) 0,364(45) 0,22(52) 0,79(22) 0,160(21) 0,225(70) 0,909(50) 1,00(12)

Pravý okraj

Tab. 10: Naměřená a nominální hloubka odprašovaných čar v závislosti na proudu. Hloubka [μm]

Odprašovací proud [nA]

Horizontální čára

Vertikální čára

Nominální hodnota

0,30 0,50 1,00 3,00 5,00 7,00 15,0 30,0

0,84 1,70 1,73 2,22 10,70 11,22 15,06 17,33

0,62 1,21 2,75 1,50 6,65 8,92 10,08 14,11

2,13 3,14 4,99 9,98 12,92 15,07 18,10 25,32

Pokud bychom malou šířku považovali za nejlepší přiblížení průměru svazku (nejužší opracování, jakého jsme schopni při daném proudu dosáhnout), je srovnáním údajů pro horizontální čáru z tabulky 9 s tabelovanou hodnotou uvedenou v tab. 5, dojdeme k závěru, že tabelovanému ideálu se daleko lépe blíží opracování pro vyšší proudy. Z tohoto pohledu se jeví jako optimum proud 7 nA.

30 Horizontální čáry Vertikální čáry Teoretická hodnota

25

Hloubka [μm]

20

15

10

5

0 0

5

10

15

20

25

30

Proud [nA] Obr. 33: Graf závislosti hloubky vymílaných čar na odprašovacím proudu při celkové době odprašování 293 s.

- 46 -

Horizontální čára - velká šířka Horizontální čára - malá šířka Vertikální čára - malá šířka Vertikální čára - velká šířka

3,5 3,0

Rozměr [μm]

2,5 2,0 1,5 1,0 0,5 0,0 0

5

10

15

20

25

30

Proud [nA] Obr. 34: Graf závislosti malé a velké šířky vymílaných čar na odprašovacím proudu (celková doba odprašování 293 s).

2,0 horizontální čára - horní okraj horizontální čára - dolní okraj vertikální čára - levý okraj vertikální čára - pravý okraj

1,8 1,6

Rozměr [μm]

1,4 1,2 1,0 0,8 0,6 0,4 0,2 0,0 0

5

10

15

20

25

30

Proud [nA] Obr. 35: Graf závislosti šířky okrajů vymílaných čar na odprašovacím proudu (doba odprašování 293 s). - 47 -

Kromě výše uvedeného je doposud nediskutovaným problémem redepozice odprášeného materiálu. To může být také jeden z důvodu tvorby úzkého dna hlavně u horizontálních čar a při hloubení velkých jam pro pozorování řezů. Uvolňující se křemíkové atomy se v důsledku bombardování křemíku galiovými ionty usazují zpět na vzorku, tedy i v hloubené jámě nebo na okrajích, které chceme pozorovat. Pro určení hloubky by tak bylo vhodnější použít například AFM. Měření hloubky a profilu odprášených čar pomocí AFM bylo plánováno, bohužel před jeho realizací došlo k poruše AFM na ÚFKL. Výsledky byly konzultovány s aplikačním specialistou firmy FEI, podle kterého jsou takové průběhy možné. Nalezené závislosti jsou velmi závislé na aktuálním seřízení přístroje, stáří iontového zdroje stavu clon17 a podobně. Ze závěrů experimentu plyne, že pokud hloubka odprášené čáry nedosahuje 0,62 μm (tj. hloubka nejmenší pozorované čáry), stává se v mikroskopu prakticky nepozorovatelnou. Při odprašování natolik nízkými proudy je čára velmi mělká a nemá dostatečně ostré okraje. V důsledku toho se v obrazu nevytvoří dostatečný kontrast.

6.4 Závislost odprašování na počtu průchodů Kromě experimentu v přechozí části byl sledován vzhled opracování v závislosti na počtu průchodů resp. expoziční době na jeden pixel. Ve výchozím nastavení je hodnota dwell time 1 μs (s touto hodnotou probíhalo i předchozí pozorování). Pro optimum z minulé části (čáry odprášené proudem 5 nA za dobu 293 s) byla změněna expoziční doba v rozmezí 0,1 μs do 100 μs. Tím docházelo ke změně počtu průchodů od přibližně 600 do 600 000.

Obr. 36: Získané snímky vertikálních čár po odprašování proudem 1 nA při expoziční době na jeden pixel 0,1 μs (vlevo) a 10 μs (vpravo). Expoziční doba odpovídá 620 012, resp. 6 223 průchodům.

Naměřené hodnoty a viditelná maxima (skoky) byly srovnány s odchylkami naměřeného proudu od nastaveného, podle tabulky 5, a nebyla nalezena významná shoda. Mimo to, u rozsahu proudů, který byly používány, nebyla překročena hraniční hodnota 20 % relativního nárůstu. 17

- 48 -

Pro změněný počet průchodů bylo pozorováno vyhlazení profilu čáry. Na povrchu po odprášení však vzniklo mnoho zajímavých jemných struktur, což je dobře vidět na snímku 36 vpravo. V horizontálním směru bylo taktéž pozorováno vyhlazení. Jejich profil je velmi podobný horizontálním čarám, liší se však šířka. U horizontálních čar je také mnohem vyšší četnost zmíněných struktur. Srovnání odprašování v horizontálním a vertikálním směru přináší obrázek 37. Na části obrázku vpravo je vidět dokonce „vyboulenina“ přibližně ve středu zobrazené části. Je zde také vidět rozdíl v šířce. Čára odprášená vertikálně je přibližně 4,4 μm široká, zatím co horizontální čára je 6,5 μm.

Obr. 37: Srovnání čar odprášených proudem 1 nA při expoziční době 4 μs (na jeden pixel) vertikální (vpravo) a horizontální čáry (vlevo).

70000 60000

Odstín šedé

50000 40000 30000 20000

Dwell time 0,1 μs Dwell time 2 μs Dwell time 15 μs Dwell time 100 μs

10000 0

0

2

4

6

8

10

12

14

16

18

20

22

Pozice y [μm] Obr. 38: Srovnání barevných profilů vertikálních odprášených proudem 1 nA při různých expozičních dobách.

- 49 -

Kapitola 7 Závěr Ve své bakalářské práci jsem se věnoval elektronové mikroskopii. Jejím cílem bylo studovat povrchy polovodičů a provádět na nich opracování pomocí iontového svazku. V druhé kapitole jsem stručně popsal historii a okolnosti vedoucí ke vzniku elektronové mikroskopie a také rozlišení, které dnes nabízí. Dále je zmíněna interakce elektronů se zkoumaným vzorkem pro získání základního fyzikálního náhledu na situaci. Třetí kapitola je věnována konstrukci a součástem mikroskopu. Je zde představen princip elektronové optiky, nastíněna funkce nejdůležitějších součástí a jejich ovlivňování chodu přístroje. Na to navazuje popis ovládání mikroskopu a získané zkušenosti při zobrazování elektronovým svazkem. Čtvrtá a pátá část jsou věnovány zobrazování povrchů. Popisuji zobrazovací parametry a objasňuji jejich význam na četných fotografiích, které jsem během práce pořídil. V páté kapitole se zabývám zobrazením pomocí iontů (FIB). Poukazuji na rozdíly v elektronovém a iontovém zobrazení. Bylo zjištěno, že na tomto zařízení je pro pozorované vzorky vhodnější použití iontového svazku, neboť v případě odprášených čar (viz další odstavec) je dosaženo lepšího rozlišení. FIB vede k nevratné destrukci vzorku, proto jsou pro zobrazení používány jen proudy do 50 pA (při urychlovacím napětí svazku 30 kV). Hlavní náplň práce je obsažena v šesté kapitole. Sleduji zde vlastnosti iontového svazku, resp. tvarů a rozměrů opracovávaného vzorku při zadaných parametrech. Na začátku je srovnán nastavený a skutečný proud svazku, jež může upozornit na stav některých komponent. Dále je sledována hloubka, profil a tvar čar odprašovaných různými proudy za konstantního času a při urychlovacím napětí FIB 30 kV. Bylo zjištěno, že vzhled opracování je kromě jiných parametrů závislý i na směru, ve kterém vymílání probíhá. V horizontálním směru jsou čáry širší a méně hluboké. Je pozorován lichoběžníkový profil. V některých případech jsou po okrajích dna ještě hlubší zářezy. V tomto směru byl pozorován i nejuspokojivější profil při proudech 5 nA a 7 nA. Při proudu 5 nA, době odprašování 150 s na 100 μm délky a době setrvání svazku na jednom pixelu 1 μs je šířka čáry 1,5 μm a hloubka 6,7 μm. Při proudu 7 nA a stejné době odprašování je šířka 2 μm a hloubka 9 μm. V horizontálním směru měly čáry profil ve tvaru písmene „V“, který lze popsat jako úzký zářez s rozšiřujícími se okraji. Kromě odprašovacího proudu 1 nA byla hloubka horizontálních čar vždy větší než u vertikálních čar. Také bylo zjištěno, že čáry odprášené proudem menším než 0,1 nA při odprašovacím čase 150 s na 100 μm délky už nelze použitým zařízením pozorovat se ziskem dostatečného kontrastu. Mezní případy tvoří čáry vzniklé odprašovacím proudem právě 0,1 nA, které mají hloubku nejméně 0,6 μm (vertikální případ) a šířku nejméně 0,3 μm (horizontální případ). Při měření hloubky čar se vyskytlo několik problémů. Při hloubení děr pro pozorování profilů čar docházelo k opětovné depozici odprášeného materiálu. Proto okraj, kde je depozice masivnější (vzhledem k tomu, že se nachází nejblíže zdroji redeponovaného materiálu, kterým je hloubená jáma) netvoří příliš reprezentativní vzorek. Dalším problémem bylo, že u příliš hlubokých a úzkých děr nedostačovala hloubka ostrosti k pozorování skutečného dna. Tyto problémy by řešilo například použití AFM. Vedle toho je pozorován výsledek v případě změny doby setrvání svazku v jednom bodě, resp. počtu průchodů. Po zmenšení i zvětšení výchozí hodnoty dwell time, která je 1 μs, dojde k vyhlazení profilu. Ve vertikálním směru už není patrný lichoběžníkový profil, dno je - 50 -

zaoblené. Šířka v horizontálním směru však zůstává menší než ve vertikálním směru, stejně jako v případě výchozí expoziční doby na pixel. Během své práce jsem se naučil ovládat základní funkce zmíněného mikroskopu v režimu vysokého vakua při pozorování křemíkových vzorků. Uvědomil jsem si komplexnost tohoto zařízení a snažil se pochopit některé dílčí aspekty jeho fungování, k čemuž mi napomáhalo i několik drobných závad, které se během mé práce vyskytly. Mimo to jsem se dozvěděl mnoho o digitálním zpracování obrazu a jeho úpravě, což s tímto tématem bezprostředně souvisí. Mnoho času jsem strávil hledáním optimálních zobrazovacích podmínek a trpělivě získával snímky, z nichž byly vybrány jen ty nejlepší a nejzajímavější. Bylo také prováděno mnoho zkušebních opracovávání vzorků. Kromě samotné obsluhy jsem si také poprvé vyzkoušel, z části samostatně, navrhnout a vyhodnotit experiment na takovém zařízení.

- 51 -

Seznam použitých zdrojů [1]

M. Lenc a T. Tyc, „Mez rozlišení mikroskopu,“ Československý časopis pro fyziku 1, pp. 15-16, 2015.

[2]

A. Lacina, Přednášky z F4050 Úvod do fyziky mikrosvěta, Brno: MU Brno, 2014/2015.

[3]

„The Nobel Prize in Physics 1929,“ Nobel Media AB, 2014. [Online]. Available: http://www.nobelprize.org/nobel_prizes/physics/laureates/1929/. [Citováno dne 15. dubna 2015].

[4]

„The Nobel Prize in Physics 1937,“ Nobel Media AB, 2014. [Online]. Available: http://www.nobelprize.org/nobel_prizes/physics/laureates/1937/. [Citováno dne 15. dubna 2015].

[5]

M. Karlík, Úvod do transmisní elektronové mikroskopie, Praha: Česká technika nakladatelství ČVUT, 2011.

[6]

J. Buršík, Přednášky z F7840 Elektronová mikroskopie a její aplikace při studiu pevných látek, Brno: Ústav fyziky materiálů AV ČR, v. v. i., 2014.

[7]

J. Goldstein, D. Newbury, D. Joy, C. Lyman, P. Echlin, P. Lifshin, E. Lifshin, L. Sawyer a J. Michael, Scanning Electron Microscopy and X-Ray Microanalysis, USA: Springer Science + Bussiness Media, LCC, 2007.

[8]

„Transmission electron microscopy,“ Wikipedia, 2015. [Online]. Available: http://en.wikipedia.org/wiki/Transmission_electron_microscopy. [Citováno dne 15. dubna 2015].

[9]

T. Polucka, „Electron microscopy in the 1960s,“ The Dibner Instute for the History of Science and Technology, 2002. [Online]. Available: http://authors.library.caltech.edu/5456/1/hrst.mit.edu/hrs/materials/public/Elect ronMicroscope/EM1960s.htm. [Citováno dne 15. dubna 2015].

[10] T. Polucka, „Electron microscopy in the 1970s,“ The Dibner Instute for the History of Science and Technology, 2002. [Online]. Available: http://authors.library.caltech.edu/5456/1/hrst.mit.edu/hrs/materials/public/Elect ronMicroscope/EM1970s.htm. [Citováno dne 15. dubna 2015]. [11] T. Polucka, „Electron microscopy in the 1990s,“ The Dibner Instute for the History of Science and Technology, 2002. [Online]. Available: http://authors.library.caltech.edu/5456/1/hrst.mit.edu/hrs/materials/public/Elect ronMicroscope/EM1990s.htm. [Citováno dne 15. dubna 2015]. [12] J. Vohlídal, A. Julák a K. Štulík, Chemické a analytické tabulky, Praha: Grada, 1999. [13] D. B. Williams, B. C. CarterWilliams a D. Bernard, Transmission electron microscopy: a textbook for materials science, 2 editor, New York: Springer, 2009. [14] „X-Ray Transition Energies Database,“ National Institute of Standards and Technology, 2009. [Online]. Available: http://physics.nist.gov/cgibin/XrayTrans/search.pl?element=Si&lower=&upper=&units=eV. [Citováno dne 15. dubna 2015].

- 52 -

[15] J. Stárek, „Rastrovací elektronová mikroskopie za vysokých teplot. Diplomová práce. Masarykova univerzita, Přírodovědecká fakulta. Vedoucí práce Petr Mikulík.,“ 2014. [Online]. Available: http://is.muni.cz/th/356624/prif_m/. [Citováno dne 15. dubna 2015]. [16] FEI, Uživatelská příručka SEM Quanta 3D 200i, Brno: FEI. [17] J. H. Wittke, „Introduction,“ Northern Arizona University's Information Technology Services department, 2008. [Online]. Available: http://www4.nau.edu/microanalysis/microprobe-sem/instrumentation.html. [Citováno dne 20. dubna 2015]. [18] „Tungsten Filaments / Cathodes for EM,“ TED Pella, Inc., 2015. [Online]. Available: https://www.tedpella.com/apertures-and-filaments_html/tungstenfilaments.htm#anchorTungsten. [Citováno dne 20. dubna 2015]. [19] Konzultace s aplikačním specialistou firmy FEI Mgr. Jaroslavem Stárkem.

- 53 -