Разработка высокоразрешающего тестового объекта для когерентных рентгеновских методов визуализации

Александр Коротков

Разработка высокоразрешающего тестового объекта для когерентных рентгеновских методов визуализации

На сегодняшний день, сложно представить области науки и техники, развитию которых не способствовало бы применение методов рентгеновского анализа и визуализации. Ключевым преимуществом рентгеновских методов визуализации в сравнении с остальными методами является большая глубина проникновения рентгеновского излучения в вещество и малая длина волны. Эти свойства рентгеновских лучей позволяют наблюдать внутреннюю структуру объекта без его разрушения (например, наблюдать такие дефекты структуры как поры, включения, скопления газа и/или жидкости в тканях). Однако для обеспечения метрологической составляющей исследований требуются специальные тестовые структуры, позволяющие оценивать истинные значения увеличения, размеров исследуемых объектов и выполнять диагностику и проверку рентгенооптических систем на лабораторных и синхротронных источниках излучения. В данной работе продемонстрирована разработка и создание универсальной тестовой структуры для приложений высокоразрешающей рентгеновской визуализации и микроскопии с характерным размером элементов от 10 мкм и менее для определения разрешающей способности оптической системы. Для изготовления структуры использовался метод ионно-лучевой литографии, позволяющий быстро и с высокой точностью создавать сложные трехмерные структуры сфокусированным ионным пучком непосредственно на поверхности практически любого твёрдого материала.

Физика

Дипломы

Вуз: Балтийский федеральный университет имени Иммануила Канта (БФУ им. И. Канта)

ID: 60e70be4e4dde5000173f04e

UUID: e46b2c10-c226-0139-3b5c-0242ac180005

Язык: Русский

Опубликовано: почти 3 года назад

Просмотры: 23

10.56

Александр Коротков

Балтийский федеральный университет имени Иммануила Канта (БФУ им. И. Канта)

Комментировать 0

Рецензировать 0

Скачать - 3,5 МБ

Поделиться работой

МИНИСТЕРСТВО НАУКИ И ВЫСШЕГО ОБРАЗОВАНИЯ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ ФЕДЕРАЛЬНОЕ ГОСУДАРСТВЕННОЕ АВТОНОМНОЕ ОБРАЗОВАТЕЛЬНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ ВЫСШЕГО ОБРАЗОВАНИЯ «БАЛТИЙСКИЙ ФЕДЕРАЛЬНЫЙ УНИВЕРСИТЕТ им. И. КАНТА» ИНСТИТУТ ФИЗИКО-МАТЕМАТИЧЕСКИХ НАУК И ИНФОРМАЦИОННЫХ ТЕХНОЛОГИЙ Рекомендована к защите: методический руководитель направления подготовки д.ф.-м.н., профессор ИФМНиИТ Допущена к защите: первый заместитель директора ИФМНиИТ к. ф.-м. н., доцент _________________ А.И. Иванов _________________А.А. Шпилевой "____"______________ 2021 г. "____"________________ 2021 г. ВЫПУСКНАЯ КВАЛИФИКАЦИОННАЯ РАБОТА Тема: «Разработка высокоразрешающего тестового объекта для когерентных рентгеновских методов визуализации» Направление подготовки: 03.03.02 «Физика» Профиль подготовки: «Фундаментальная физика» Квалификация (степень): бакалавр ВКР защищена на оценку: ___________________ Выполнил: студент 4 курса Коротков Александр Сергеевич Руководитель: к.ф.-м.н., директор МНИЦ “Когерентная рентгеновская оптика для установок “Мегасайенс” Снигирев Анатолий Александрович Калининград, 2021

Оглавление ВВЕДЕНИЕ .............................................................................................................. 4 ГЛАВА 1. ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ............................................................ 7 1.1. Генерация рентгеновского излучения.................................................... 7 1.1.1 Тормозное излучение .......................................................................... 7 1.1.2. Характеристическое излучение ....................................................... 10 1.2. Взаимодействие излучения с веществом ............................................. 12 1.2.1. Фотоэффект ....................................................................................... 13 1.2.2. Некогерентное рассеяние ................................................................. 14 1.2.3. Когерентное рассеяние ..................................................................... 17 1.2.4. Взаимодействие рентгеновского излучения с веществом ............ 17 1.3. Источники рентгеновского излучения ................................................. 20 1.3.1 Рентгеновская трубка ........................................................................ 20 1.3.2 Источники синхротронного излучения ........................................... 24 1.3.3 Лазер на свободных электронах ....................................................... 28 ГЛАВА 2. МЕТОДЫ И УСТАНОВКИ, ИСПОЛЬЗУЕМЫЕ ДЛЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ ТЕСТ-СТРУКТУР ................................................................ 30 2.1 Литографические методы ....................................................................... 30 2.2. Сканирующая электронно-лучевая литография ................................. 31 2.2.1. Обратная (взрывная) литография .................................................... 32 2.2.2. Взаимодействие электронов с поверхностью ................................ 35 2.3 Ионно-лучевая литография .................................................................... 37 2.2.1. Взаимодействие ионов с поверхностью ......................................... 38 2.4. Двулучевой электронно-ионный микроскопический комплекс Carl Zeiss Crossbeam 540....................................................................................... 42 2

2.4.1 Устройство электронной колонны ................................................... 42 2.4.2 Использование сканирующего электронного микроскопа в литографии .................................................................................................. 46 2.4.2 Устройство ионной колонны ............................................................ 47 2.4.3. Двухлучевая система ........................................................................ 50 2.5 Принцип работы магнетронной установки .......................................... 52 ГЛАВА 3. ИЗГОТОВЛЕНИЕ СТРУКТУРЫ И ОБРАБОТКА РЕЗУЛЬТАТОВ ................................................................................................................................. 55 3.1. Структура и материал тест-объекта ..................................................... 56 3.2. Моделирование процессов взаимодействия ионного пучка с поверхностью образца методом Монте-Карло .......................................... 58 3.3. Подготовка подложки и процесс травления........................................ 60 3.3.1. Очистка поверхности........................................................................ 60 3.3.2. Напыление плёнки ............................................................................ 62 3.4. Программное обеспечение для управления ионным лучом SmartFIB ......................................................................................................................... 63 3.5. Определение необходимой дозы и подходящего тока ....................... 65 3.6. Метрология изготовленной структуры ................................................ 68 ЗАКЛЮЧЕНИЕ ..................................................................................................... 71 СПИСОК ИСПОЛЬЗОВАННЫХ ИСТОЧНИКОВ ........................................... 73 БЛАГОДАРНОСТИ .............................................................................................. 80 3

ВВЕДЕНИЕ Рентгеновская микроскопия представляет собой совокупность методов визуализации образцов в микро- и нано- масштабе с помощью рентгеновского излучения. Ключевым преимуществом рентгеновских методов визуализации в сравнении с остальными методами является большая глубина проникновения рентгеновского излучения в вещество и малая длина волны. Эти свойства рентгеновских лучей позволяют наблюдать внутреннюю структуру объекта без его разрушения (например, наблюдать такие дефекты структуры как поры, включения, скопления газа и/или жидкости в тканях). Ещё одно важное преимущество заключается в гораздо более высоком разрешении, по сравнению со микроскопией в оптическом диапазоне: длина волны рентгеновского фотона (от 10 пм до 10 нм [1]), что на три порядка меньше, чем коротковолновая граница светового (380-400 нм). Использование жёсткого рентгеновского излучения (длина волны порядка 1Å) позволяет достигать сегодня разрешения в режиме микроскопии до 5-10 нм. Длина волны излучения, сопоставимая с межплоскостным расстоянием, позволяет проводить исследования объектов с атомарным разрешением и получать информацию о структуре объекта вплоть до атомарного разрешения. Благодаря этому, рентгеновская микроскопия является высоко информативным инструментом исследования в целом ряде областей науки: в физике [11], кристаллографии [3, 4], материаловедении наноразмерных структур [5], микроэлектроники, химии и физики твердого тела для анализа элементного состава образца [6], биомедицине [7, 8], науке об окружающей среде [9] и во многих других областях науки и техники. С ростом числа приложений, в последние годы наблюдается значительное повышение интереса к рентгеновской микроскопии не только в рамках научных исследований, но и со стороны коммерческих предприятий. Во многих странах строятся новые синхротронные источники и развиваются 4

высокоразрешающие методы лабораторной диагностики объектов с использованием лабораторных источников. Однако для обеспечения метрологической составляющей исследований требуются специальные тестовые структуры, позволяющие оценивать истинные значения увеличения и размеров исследуемых объектов. Также тестовые структуры активно используются научными группами, которые разрабатывают новые оптические элементы для рентгеновского диапазона. Таким образом, тестовые структуры позволяют выполнять диагностику и проверку рентгенооптических систем и отдельных оптических элементов на лабораторных и синхротронных источниках излучения. По принципу формирования контраста тестовые структуры принято делить на два вида: амплитудные (различие в поглощении) и фазовые (изменение фазы в результате рассеяния). Лабораторные источники как правило из-за большого размера источника и полихроматичности излучения наибольшее распространение получили амплитудные тестовые объекты, принцип работы которых основан на разнице в поглощающей способности объекта. Современные системы микрофокусных лабораторных источников и источники рентгеновского излучения третьего и более нового поколения позволяет наблюдать фазовый контраст за счет интерференции опорного пучка и рассеянного на объекте. Целью данной дипломной работы была разработка и создание универсальной тестовой структуры для приложений высокоразрешающей рентгеновской визуализации и микроскопии с характерным размером элементов от 10 мкм и менее для определения разрешающей способности оптической системы. Основными задачами данной дипломной работы стали: ● Проведение расчётов и разработка универсального дизайна тестового объекта для определения разрешающей рентгеновской способности оптической системы; ● Изучение методов ионно-лучевой и электронно-лучевой литографии; 5

● Реализация тестового объекта по разработанному дизайну с помощью выбранного типа литографии и его метрология. 6

ГЛАВА 1. ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ 1.1. Генерация рентгеновского излучения Рентгеновское излучение – это электромагнитные волны, энергия фотонов которых на шкале длин электромагнитных волн располагаются между γ-лучами и ультрафиолетовой частью спектра (от ~10-12 до ~10-9 м). Энергия фотона связана с его частотой следующим выражением: 𝐸 = ℎ𝑣 = ℎ𝑐 𝜆 (1) где ν - частота, λ - длина волны, с – скорость света, h – постоянная Планка. Согласно уравнениям Максвелла, при ускорении или замедлении частицы происходит излучение фотона. Мощность электромагнитного излучения, испускаемого частицей определяется формулой Ламора: 𝑃= 2𝑞 𝑎 3𝑐 (2) где q – заряд электрона, a – ускорение, c – скорость света. Существует два вида рентгеновского излучения: характеристическое и тормозное. 1.1.1 Тормозное излучение Тормозное излучение возникает в результате торможения заряженной частицы (электрона) при взаимодействии с электростатическим полем ядра и электронами атома. Налетающий электрон излучает энергию в виде электромагнитного излучения за счёт своей кинетической энергии. Чем ближе электрон подходит к ядру, тем сильнее взаимодействие, больше ускорение, и, следовательно, тем больше мощность возникающей индивидуальной электромагнитной волны. Прилагая между катодом и анодом напряжение U, испускаемые катодом электроны будут ускоряться до энергий eU. Попавшие на анод частицы тормозятся и излучают электромагнитные волны в диапазоне 7

от λmin до энергии налетающего электрона. Существование коротковолновой λmin границы объясняется квантовой природой излучения. Поскольку излучение возникает за счёт падающих электронов, то энергия фотона hc/λ не может превышать энергию электрона eU: (3) ℎс/𝜆 ≤ 𝑒𝑈 Тогда для минимальной длины волны можно записать выражение: 𝜆 Излучение (4) = ℎ𝑐/𝑒𝑈 = 12,398 ∗ 10 /𝑈 распространяется во всех направлениях; но при релятивистских энергиях электрона, практически всё излучение устремляется по направлению его скорости и сосредоточено в пределах конуса с угловой расходимостью: ∆𝜃 = 𝑚 𝑐 𝐸к (5) где 𝑚 – масса электрона, 𝐸к – кинетическая энергия электрона Рис. 1. Схема возникновения тормозного излучения Интенсивность тормозного излучения 𝐼(𝜆) определяется по закону Крамерса: 𝑑𝐼(𝜆) = 𝐾(𝜆/𝜆 − 1)1/𝜆 𝑑𝜆 (6) где K - константа, пропорциональная атомному номеру. 8

При прохождении слоя толщиной вещества dx с зарядом атомных ядер Z и массовым числом A электрон теряет долю dE своей энергии E на излучение, равной 𝐾 = 1,4𝑍 5,2 − 𝑙𝑛 𝑙𝑛 𝑍 3 𝐴 ∙ 10 (7) 𝑑𝐸 = −𝐾𝐸 𝑑𝑥 где размерность dx в г/см2, а K в см2/г. Отсюда следует, что электроны, бомбардирующие материал мишени с большим атомным номером, производят больше тормозного излучения. Тормозной спектр является непрерывным, а его энергия может принимать любое значение в диапазоне от λmin до энергии падающих электронов. Пиковое значение спектра обычно приходится на значение ~1/3 от максимальной энергии. Рис. 2. Пример спектра тормозного излучения При увеличении энергии излучающего электрона растут предельная частота и полная энергия тормозного излучения. С некоторого момента, соответствующего длине волны λm, интенсивность спектра начинает падать. Это связано с увеличением поглощения получаемого рентгеновского излучения в материале, на который налетают электроны, при увеличении длины волны до λ > λm. 9

1.1.2. Характеристическое излучение Механизм возникновения характеристического излучения заключается в следующем: 1. Ускоренный налетающий электрон выбивает электрон из внутренней оболочки атома и продолжает движение. 2. Образуется вакансия и электрон с одной из внешних оболочек заполняет образовавшееся пустое место. 3. При переходе с внешнего на внутренний уровень, происходит излучение избытка энергии в виде фотона рентгеновского излучения с энергией hv, равной разнице между энергиями внутренней Eвнут и внешней Eвнеш электронных оболочек (энергия перехода): hv = Eвнеш - Eвнут Рис. 3. Схематическое изображение возникновения характеристического излучения: a) выбивание электрона с оболочки; б) переход с внешнего уровня на внутренний Если энергия налетающего электрона превышает энергию связи электрона в оболочке, то при столкновении электрон оболочки выбивается. В соответствии со значением главного квантового числа n = 1, 2, 3, … электронные оболочки атома принято обозначать буквами K, L, M, … соответственно. Характеристические линии группируются в K-, L-, M-, и т.д. 10

серии. Переходы с L оболочки на K оболочку обозначают Kα, с M оболочки на K – Kβ и т.д. Аналогично для Lα, Lβ, … Так как электроны K-оболочки расположены ближе всего к ядру, то имеют наибольшую энергию связи с ядром. K-серия является самой высокочастотной серией рентгеновского спектра. Так же, она же является и наиболее интенсивной. Стоит отметить, что при переходе к соответствующей линии L, M, и т.д. серий интенсивность уменьшается примерно на 1 порядок величины: 𝐼 >>𝐼 >>𝐼 >>... j=α, β, γ, … Внутри любой серии интенсивности линий также меняются закономерно, например: 𝐼 >>𝐼 >>𝐼 >>..., то же самое — и в L, M, … сериях [10]. В силу сказанного выше, самыми «заметными» линиями рентгеновского спектра являются Kα и Kβ. В отличие от непрерывного спектра тормозного излучения, характеристическое представляет собой линейчатый спектр. Поскольку каждый элемент имеет определенное расположение электронов на дискретном уровне энергии, то можно сказать, что излучение, создаваемое такими взаимодействиями, является «характеристикой» данного элемента. Характеристическое излучение испускают все элементы за исключением водорода и гелия, так как у них существует только одна электронная оболочка. Существует также закон Мозли, связывающий частоту v спектральных линий характеристического рентгеновского излучения элемента с его порядковым номером. Характеристические спектры разных атомов однотипны, так как внутренние слои у разных атомов одинаковы и отличаются лишь энергетически, поскольку силовое воздействие со стороны ядра увеличивается по мере возрастания порядкового номера элемента Z. Формулировка закона Мозли выглядит следующим образом: 𝑣 1 1 = (𝑍 − 𝑆 ) − 𝑅 𝑛 𝑛 (8) 11

где R – постоянная Ридберга, Sn – постоянная экранирования, n1 – главное квантовое число внутренней орбитали, n2 – главное квантовое число внешней орбитали. Характеристический спектр атома не зависит от химического соединения, в которое этот атом входит. Например, для O, O2, будут иметь одинаковые спектры. Характеристическое излучение всегда существует вместе с тормозным в рентгеновской трубке, поскольку заряженные электроны взаимодействуют как с ядром (тормозное излучение), так и с электронами на внутренних оболочках. Линейчатые спектры накладываются на сплошное непрерывное тормозное излучение. Рис. 4. Спектры характеристического и тормозного излучения 1.2. Взаимодействие излучения с веществом При прохождении через материал рентгеновское излучение будет ослабляться за счёт поглощения и рассеивания, а часть фотонов отражаться и преломляться на границе между вакуумом и веществом. Существует пять механизмов взаимодействия фотона с веществом: 1. Фотоэффект 12

2. Некогерентное рассеяние (комптоновское) 3. Образование пар 4. Когерентное рассеяние (томсоновское/релеевское) 5. Фотоядерная реакция При прохождении пучка фотонов через вещество, происходят всевозможные механизмы, описанные выше, однако в рентгеновском диапазоне излучения имеют место первые три вида взаимодействия. 1.2.1. Фотоэффект Этот эффект преобладает в диапазоне энергий фотонов 0 – 0,5 МэВ [11]. При фотон-электронном взаимодействии фотон полностью передаёт свою энергию электрону материала. Часть этой энергии идёт на выбивание электрона, при этом атом ионизируется (фотоионизация). Эта энергия называется работой выхода материала Ф, т. е. минимальной энергией, необходимой для выхода электрона из вещества. Такое явления также называется внешним фотоэффектом (рис. 5). Рис. 5. Явление фотоэффекта Для того, чтобы передать энергию, у фотона должна быть определённая минимальная частота 𝑣 , называемой пороговой. Электрон, вылетающий из 13

вещества называется фотоэлектроном. Если энергия фотона недостаточна для ионизации, то фотоэффект может проявляться в возбуждении атомов без вылета электронов. Оставшаяся энергия переходит в кинетическую энергию электрона 𝐸к (внутренний фотоэффект). Эта энергия выбрасывает электрон из атома, и он начинает проходить через окружающее вещество. Электрон быстро теряет свою энергию и перемещается лишь на относительно небольшое расстояние от своего первоначального местоположения. После взаимодействия с атомом фотон полностью исчезает. Из закона сохранения энергии следует формула Эйнштейна для фотоэффекта: (9) ℎ𝑣 = 𝛷 + 𝐸к где ℎ𝑣 – энергия падающего фотона, 𝛷 = ℎ𝑣 – работа выхода, 𝐸к – кинетическая энергия электрона. Если максимальная кинетическая энергия соответствует останавливающему потенциалу V, а e – заряд электрона, тогда 𝐸к = 𝑒𝑉[11]. Соответственно (9) примет вид: ℎ𝑣 = 𝛷 + 𝑒𝑉 (10) Вероятность возникновения фотоэффекта 𝜇ф зависит от энергии падающего фотона и атомного числа Z взаимодействующего материала [11, 12]. Приблизительная зависимость Z от энергии фотона E около 100 кЭв имеет вид: 𝜇ф ~ . 1.2.2. Некогерентное рассеяние В этом случае все взаимодействия электронов атомов описываются независимо друг от друга [13]. Фотон сталкивается с покоящимся электроном, передавая ему часть своей энергии и импульса. В результате фотон рассеивается и продолжает движение с меньшей энергией и большей длиной волны соответственно. Появляется смещённая линия с длиной волны 𝜆 > 𝜆. 14

Это явление получило название эффекта Комптона. Кинетическая энергия электрона после соударения равна разнице энергий фотона до и после рассеяния. При взаимодействии с веществом, некоторое количество фотонов рассеивается электронами атомов. В результате происходит затухание луча и происходит ионизация атомов. Рис. 6. Комптоновское рассеяние Фотон имеет энергию 𝐸 = ℎ𝑐/𝜆, покоящийся электрон не имеет кинетической энергии и импульса. После столкновения, электрон начинает двигаться под углом φ, рассеянный фотон, имея уже меньшую энергию 𝐸 = ℎ𝑐/𝜆 , рассеивается под углом θ. Применяя закон сохранения энергии и закон сохранения импульса по направлению фотона до столкновения и перпендикулярно ему, получим соотношение между длинами волн фотона до и после столкновения [14]: 𝛥𝜆 = 𝜆 − 𝜆 = 𝜆 (1 −𝑐𝑜𝑠 𝜃 ) где 𝜆 = ≈ 2,426 ∙ 10 (11) м – комптоновская длина волны электрона, которая представляет собой изменение длины волны фотона при рассеянии на угол π/2 на свободном неподвижном электроне, 𝑚 – масса покоя электрона. Такое изменение длины волны при рассеянии излучения называется комптоновским смещением. Ни от длины волны, ни от природы рассеивающего вещества смещение не зависит. Если электрон движется, максимальный сдвиг происходит при θ = 180°: 15

(12) 𝛥𝜆 = 2𝜆 Такое состояние называется обратным рассеянием, фотон отдаёт электрону максимальную энергию. Минимальный же сдвиг происходит при θ = 0°. Энергия не теряется, а само рассеяние называется когерентным: (13) 𝛥𝜆 = 2𝜆 Из (11) следует, что комптоновское рассеяние не зависит от материала мишени; энергия, передаваемая атому фотоном при столкновении, тем больше, чем больше угол рассеяния. Эффект Комптона справедлив для лёгких атомов, поскольку энергия связи электрона с атомом мала по сравнению с энергией рентгеновского фотона, соответственно ей можно пренебречь при всех углах рассеяния (т. е. считать все электроны свободными). Для тяжёлых атомов энергией связи пренебречь уже нельзя, комптоновская длина будет равна нулю, соответственно и смещение будет также равно нулю. Атом получит импульс фотона, но энергия остается неизменной. Для материалов с низким Z, таких как воздух, вода и ткани человека, комптоновское рассеяние в основном происходит в диапазоне энергий фотонов от 100 кэВ до 30 МэВ. В материалах с высоким Z его преобладающий диапазон энергий составляет 0,5– 10 МэВ [15]. Вероятность возникновения комптоновского рассеяния меняется в зависимости от атомного номера [11]: μk ~ Z. Стоит отметить, что рассеяние фотонов на атомах когерентное, так как колебания связанных электронов, вызванные падающим фотоном, согласованы. Следовательно, рассеянные волны могут интерферировать между собой и с падающей волной. Рассеяние же на свободных электронах некогерентное, т. к. свободные электроны и их движения независимы, потому независимы и их рассеяния. Для наблюдения комптоновского рассеяния используют жёсткое рентгеновское излучение, поскольку чем больше энергия фотона, тем меньше влияет связь электрона с атомом [14]. Однако, когда энергия фотона 16

превышает 2𝑚 𝑐 = 1,02 МэВ [16], то при его взаимодействии с веществом начинается процесс образования пар. 1.2.3. Когерентное рассеяние При томпсоновском рассеянии, фотоны отклоняются связанными электронами, при этом не ионизируя и не возбуждая их. Фотон теряет лишь незначительную часть своей энергии, так как рассеяние упругое и взаимодействие идёт со всем атомом, а не с отдельным электроном оболочки, как при комптоновском рассеянии. При этом, сохраняется частота и фаза, с отличием на π от фазы первичного излучения, следовательно, рассеянная волна может интерферировать с падающими или другими когерентно рассеянными фотонами. Такое рассеяние возникает, когда энергия фотона мала по сравнению с энергией ионизации атома. Следовательно, происходит с излучением низкой энергии. Единственное изменение – это отклонение направления (разброс) движения фотона. Вероятность возникновения когерентного рассеяния увеличивается пропорционально квадрату атомного номера вещества и уменьшается с увеличением энергии фотона: 𝜇р = . 1.2.4. Взаимодействие рентгеновского излучения с веществом В зависимости от энергии излучения и материала, преобладающим является тот или иной тип взаимодействия. Для низких энергий основную роль играет фотопоглощение (фотоэффект), вероятность которого быстро падает с ростом энергии фотона. При увеличении энергии рентгеновского излучения основным механизмом взаимодействия фотонов с веществом становится комптоновское рассеяние. В случае если величина передаваемого импульса при столкновении кванта с электроном мала, рассеяние фотонов на атомных электронах происходит без потери энергии (когерентное рассеяние). 17

Интенсивность комптоновского эффекта пренебрежимо мала при длине волны рентгеновского излучения больше 1Å. Проникающая способность рентгеновского излучения характеризуется линейным коэффициентом поглощения μ и будет складываться из 3 составляющих: 𝜇 = 𝜇ф + 𝜇к + 𝜇р (14) где 𝜇ф – вероятность возникновения фотоэффекта, 𝜇к - вероятность возникновения комптоновского рассеяния, 𝜇р - вероятность возникновения рэлеевского рассеяния. В результате взаимодействия с веществом первичный монохроматический пучок фотонов (λ = const) ослабляется пропорционально числу атомов вещества, через которое он проходит, по закону Ламберта-БераБугера: 𝑑𝐼 (15) = −𝜇𝑑𝑥 𝐼 где x – глубина проникновения, I – интенсивность излучения. Решением (15) является выражение: 𝐼(𝑥) = 𝐼 𝑒 (16) I – интенсивность излучения после прохождения через материал, I0 – интенсивность до прохождения через материал. Знак минус в данном случае указывает на ослабление интенсивности лучей. Для характеристики поглощающей способности вещества кроме линейного коэффициента поглощения используют массовый коэффициент поглощения, который не зависит от агрегатного состояния вещества: 𝜇𝑚 = 𝜇/𝜌 (17) где 𝜌 - плотность вещества, 𝜇𝑚измеряется в [см2/г]. Пусть dm = ρdx – масса отрезка dx. Тогда (16) можно записать как: 𝐼(𝑥) = 𝐼 𝑒 ( / ) (18) 18

Рис.7. Ослабление интенсивности излучения при прохождении через вещество В рентгеновском спектре показатель преломления n определяется как [17]: (19) 𝑛 = 1 − 𝛿 + 𝑖𝛽 Действительная часть 1 − 𝛿 описывает преломление, а за ослабление рентгеновских лучей отвечает мнимая часть 𝛽. Показатель преломления для рентгеновских лучей всегда меньше единицы, поскольку частоты электромагнитных колебаний в рентгеновском диапазоне значительно больше частот собственных колебаний электронов в атомах. Декремент преломления δ определяется как: 𝛿= 𝑁 𝜌 𝑒 𝑁 𝑍𝜌 𝑟 𝜆 ∙ (𝑍 + 𝑓 ) = ( )𝜆 2𝜋 𝐴 2𝜋𝑚𝑐 𝐴 где 𝑁 – число Авогадро, 𝑟 = 2,82 ∙ 10 (20) м – радиус электрона, ρ – плотность, c - скорость света, Z - атомный номер, 𝑓 – действительная часть атомного фактора рассеяния 𝑓, который показывает во сколько раз амплитуда волны, рассеянной атомом больше амплитуды волны, рассеянной электроном в том же направлении и той же длины волны [18]. Так как δ имеет размерность порядка 10-6, преломление будет очень мало. Например, для угла падения θ1 = 10°, угол преломления θ2 будет равен 9,999°. Мнимая часть β (показатель поглощения) связана с линейным коэффициентом затухания μ уравнением: 𝛽= 𝑁 𝜌 𝜇𝜆 𝑟 𝜆 ∙𝑓 = 2𝜋 𝐴 4𝜋 (21) 19

где 𝑓 - мнимая часть атомного фактора рассеяния. Поскольку в случае рентгеновских лучей показатель преломления всегда меньше единицы, то при переходе излучения из менее плотной среды в более плотную учитывают угол между лучом и поверхностью, а не нормалью. Тогда, закон Снеллиуса [19], который описывает преломление волн на границе двух сред, можно записать следующим образом: (22) 𝑛 𝑐𝑜𝑠 𝑐𝑜𝑠 𝜃 = 𝑛 𝑐𝑜𝑠 𝑐𝑜𝑠 𝜃 где 𝜃 – угол падения, 𝜃 – угол преломления, показатель преломления вакуума равен 1. В отличие от видимого света, из-за действительной части 1δ, которая меньше 1, показатель преломления для рентгеновских лучей будет меньше единицы соответственно. Рис. 8. Преломление на границе между вакуумом и веществом для видимого света и рентгеновских лучей 1.3. Источники рентгеновского излучения 1.3.1 Рентгеновская трубка Самым распространенным лабораторным источником рентгеновского излучения является рентгеновская трубка, представляющая собой изолированную колбу с двумя электродами: катодом и анодом. Вследствие электронной эмиссии, из катода испускаются электроны, которые ускоряются электрическим полем и затем сталкиваются с анодом. Чем выше анодное 20

напряжение, тем больше скорость электронного пучка. Рентгеновское излучение возникает от взаимодействия ускоренных электронов с ядром (тормозное излучение) и с электронами на оболочках (характеристическое). Параметры рентгеновского луча зависят от типа катода, вида и материала мишени (анода), уровня вакуума. Анод может быть массивного или прострельного типа. В первом случае анод представляет собой мишень толщиной 0,02 - 3 мм и медный цилиндр (тело анода). Во втором случае из тонкослойной мишени (несколько мкм) и слабо поглощающей подложки. Площадь анода, на которую попадает электроны, называют фокусом. Рис. 9. Массивный (а) и прострельный (б) аноды: 1- пучок электронов; 2 - рентгеновское излучение; 3 - мишень; 4 - тело анода В большинстве рентгеновских трубок максимум излучения формируется в направлении, перпендикулярном пучку ускоренных электронов. На пути рентгеновских лучей в стенке рентгеновской трубки формируют специальное рентгеновское окно, из вещества, слабо поглощающего рентгеновское излучение. В качестве такого материала как правило используются бериллий, алюминий и т.д. 21

Рис. 10. Устройство рентгеновской трубки Если столкновение слабое, то потерь энергии может оказаться недостаточной для для испускания фотона. Тогда энергия переходит в тепловую, нагревающую материал. До момента полного поглощения электрона материалом анода, в тепловую превращается 99% энергии электрона и лишь малая часть (~1%) идёт на создание рентгеновского излучения. Как правило, мишень изготавливают из материалов с большим атомным номером, например из меди, вольфрама, молибдена. Зачастую толщину мишени, на которую падают электроны, указывают единицах радиационной длины. Последняя задана соотношением 𝐿 в = 1/𝐸к , где 𝐸к – энергия электрона. Она определяет пробег электрона, на котором его энергия убывает в из-за тормозного излучения в e раз. Так как размер электронов намного меньше размеров молекул воздуха (на 10 порядков), то при их взаимодействии будет происходить рассеяние электронов. Для того, чтоб все электроны достигли анода без потерь энергии, все компоненты трубки находятся в вакууме. Основными параметрами рентгеновской трубки являются: ● Подаваемое напряжение (10 - 150 кВ) ● Размер фокусного пятна (10 мкм2 - 10 мм2) ● Электронный ток (0,01 мА - 1 А) ● Угол раствора пучка (10° - 90°) 22

В большинстве современных трубок, охлаждение анода осуществляется за счёт циркуляции воды. В некоторых также используют охлаждение естественной конвекцией масла, когда теплота передаётся на холодную плиту потоком теплоносителя [20]. Также, чтобы предотвратить перегрев анода, используют вращающийся анод. В результате быстрого вращения (от 3000 до 9000 оборотов в минуту), фокальное пятно равномерно распределяется по аноду, что позволяет распределить тепловую нагрузку на анод и использовать более высокую мощность при более высоких энергиях (например, при 500 мА с фокусным пятном 2мм x 2мм) [21]. Ещё одной важной характеристикой является яркость излучения, которая определяется как поток фотонов F, испускаемый с единицы площади источника S0 с учётом угла расходимости Ω генерируемого излучения и нормированный на энергетическую полосу пропускания (BW) шириной 0,1% от рассматриваемой энергии: 𝐵= 𝐹 фотонон/сек 𝛺 ⋅ 𝑆 ⋅ 0,1%𝛥𝜆/𝜆 мрад ⋅ мм ⋅ 0,1%𝐵𝑊 (23) Стандартная рентгеновская трубка даёт освещённость порядка 106 фотон/с*см2 на 1 мА тока для 1 кэВ [22, 23]. Яркость рентгеновской трубки может достигать 107 - 108 фотон/с*мм2*мрад2*(0,1% BW) [24]. Существует также серия источников MetalJet от компании Excillum, основанных на использовании струи жидкого сплава металлов в качестве анода. В этом типе трубки анод (расплав галлия или индий-галлиевая смесь) непрерывно циркулирует. Таким образом, повышается предел мощности источника, так как он уже расплавлен. В качестве материала используется сплав галлия и индия, поскольку он обладает низкой температурой плавления - 15,7°C. Сплав с высоким содержанием галлия имеет линию излучения Kα с энергией 9,2 кэВ, с высоким содержанием индия - Kα с энергией 24,2 кэВ [25]. MetalJet позволяет получить пучок высокой яркости (до 1,5*1011) и малого 23

размера (до 5 мкм), максимально приближенный к характеристикам синхротронного излучения. 1.3.2 Источники синхротронного излучения В настоящее время значительная часть исследований проводится с использованием синхротронное специальных излучение источников, (электромагнитное на которых излучение), получают испускаемое заряженными релятивистскими заряженными частицами, которые движутся в магнитном поле с релятивистской скоростью. Энергия излучения определяется по формуле: 𝛾= 𝐸 𝑚𝑐2 (24) где E - энергия электрона, mc2 = 0, 5 МэВ - его энергия покоя. Сначала электроны двигаются в линейном ускорителе, затем, попадая в ускоряющее кольцо, разгоняются до скоростей, близких к световой и переходят в накопительное кольцо большого периметра (например, диаметр кольца в Европейском центре синхротронных исследований (ESRF) - 269 метров). Строго говоря, накопительное кольцо является многоугольником: значительную часть пути электроны двигаются по прямой траектории и затем поворачивают на небольшой угол под действием поворотных магнитов. В момент своего поворота, электроны получают ускорение (поворотное) и выделяют пучок фотонов в широком спектре, который по касательной покидает орбиту накопительного кольца по отдельному каналу и попадает на одну из расположенных по периметру экспериментальных станций, где с помощью специальной оптики фокусируется в луч нужного размера. 24

Рис.11. Устройство синхротронной установки и схема генерации излучения: 1) Линейный ускоритель; 2) Малое кольцо ускорителя; 3) Накопительное кольцо; 4) Излучение; 5) Фокусирующая оптика; 6) Образец; 7) Получаемое изображение. При движении по окружности, излучение приходит к детектору только с длины формирования синхротронного излучения 𝑟 1 − 𝛽 (r - радиус окружности, вдоль которой равномерно вращается , β = v/c, v - скорость частицы, c - скорость света), которая составляет лишь малую долю от всей траектории движения [26]. Чтобы увеличить интенсивность, можно собирать излучение из нескольких точек траектории движения электрона. В синхротронах III поколения синхротронное излучение получают не только при прохождении электронов через поворотные магниты, но и с помощью ондуляторов или вигглеров - систем магнитов, где полярность каждого следующего магнита противоположна предыдущему, которые все вместе создают поперечное магнитное поле. Попав в это устройство, частица вынуждена совершать периодические колебания и при изменении траектории испускает ондуляторное излучение. 25

Рис. 12. Схематическое изображение ондулятора: 1 - магниты, 2 - электронный пучок, 3 получаемое синхротронное излучение. Создаваемое излучение очень интенсивно и сосредоточено в узком энергетическом спектре. Получаемая яркость пропорциональна Nе*Nм2, где Nм2 - число магнитных полюсов в магнитной структуре, Nе - число электронов. Ондулятор и вигглер очень похожи, увеличивая или уменьшая напряженность магнитного поля или перемещая постоянные магниты ближе или дальше друг от друга, можно получить из вигглера ондулятор и наоборот. Устройство можно отнести к тому или иному типу по параметру ондуляторности K: 𝐾 = 𝑒𝐵𝜆 /2𝜋𝑚𝑒𝑐 (25) где B - вектор магнитной индукции, λu- пространственный период ондуляторных магнитов, me - масса покоя электрона, c - скорость света. Этот параметр характеризует движение электрона: ● K << 1: классический ондулятор, волны могут интерферировать, амплитуда колебаний мала. ● K >> 1: классический вигглер, электроны излучают фотоны независимо друг от друга, получается широкий спектр высокой мощности, большая амплитуда колебаний. ● K ~ 1: спектр, аналогичный такому же от одиночного поворотного магнита, но с поляризацией ондулятора/вигглера. 26

Ключевое отличие состоит в том, что получаемое ондулятором излучение когерентно и имеет длину волны, определяемую периодом и энергией пучка [27], в то время, как в вигглере излучение от разных колебаний складывается некогерентно. Основным условием работы в ондуляторном режиме является обеспечение интерференции из всех полюсов ондулятора, что накладывает жётские ограничения на угловой расходимость: например, для получения длины волны в 1Å необходимо использовать ондуляторов длиной ~100 м и электронного пучка с угловой расходимостью <10-6. Вигглер может производить больше излучения, чем ондулятор, поскольку его спектр шире, появляются линии с частотным периодом 2π/T. Получаемая яркость излучения в вигглере пропорциональна Nе*Nм, где Nм число магнитных полюсов в магнитной структуре, Nе - число электронов. Создаваемое же ондулятором излучение очень интенсивно и сосредоточено в узком энергетическом спектре. Получаемая яркость пропорциональна Nе*Nм2, где Nм2 - число магнитных полюсов в магнитной структуре, Nе - число электронов. Дополнительный коэффициент N возникает из-за уменьшения угла излучения в 1/N раз. Рис.13. Виды синхротронного излучения и их спектры 27

Синхротронное излучение имеет очень широкий спектр длин волн: от 10-4 (инфракрасное излучение) до 10-12 (гамма-лучи) метров, но наиболее часто используется область жёсткого рентгеновского спектра с энергией фотонов 150 кэВ. Для рентгеновских исследований практически все современные источники синхротронного излучения представляют собой накопители [28]. Отличия синхротронного излучения от излучения рентгеновских трубок заключаются в следующем: ● СИ имеет широкий и непрерывный спектр энергий (от 10 эВ до нескольких МэВ) ● Излучение распространяется узким пучком ● Возникает короткими импульсами ● Обладает значительно большей яркостью (для II поколения - 1015 фотон/с*мм2*мрад2*(0,1%), III поколения - 1020, IV поколения - 1022) 1.3.3 Лазер на свободных электронах Лазер на свободных электронах (ЛСЭ) – это установки, которые преобразуют энергию ультрарелятивистского пучка электронов, в энергию электромагнитного излучения. Совершая колебания, электроны испускают монохроматическое излучение с длинами волн в диапазоне от 0,1 нм до 1 мм. В ЛСЭ, так же, как и в синхротронных источниках, используют вигглеры или ондуляторы. Предварительно, пучок электронов ускоряется в синхротроне до скорости, близкой к скорости света. Затем пучок направляется в систему магнитов, где генерируется синхротронное излучение. Оно дополнительно усиливается, повторно взаимодействуя с высокоэнергетическим пучком электронов, которые используются в качестве усиливающей среды. Это позволяет значительно увеличить общую интенсивность излучения (на десять порядков). 28

Если длина волны синхротронного излучения, и энергия пучка усиливающих электронов таковы, что удовлетворяют условиям фазового синхронизма (при прохождении одного периода электрон отстаёт от электромагнитной волны на одну длину волны), то при прохождении через ондулятор или вигглер часть электронов теряет энергию, остальная часть, отстающая на половину периода - набирает. Поначалу, происходит модуляция энергии (образуются слои толщиной в половину длины волны). Затем из-за разной скорости движения слоёв, более быстрые догоняют медленные. происходит модуляция плотности электронов. Затем этот цикл повторяется до тех пор, пока почти все электроны не окажутся во второй половине, то есть в медленной. За счёт этого, входящее синхротронное излучение усиливается экспоненциально. Рис.14. Схема усиления синхротронного излучения Меняя энергию электронов и параметры ондулятора, можно изменять частоту излучения в широком диапазоне, что отличает ЛЭС от других лазеров. ЛЭС имеет наибольшую яркость среди всех источников: 1034 фотонов/с/мм2 [29]. 29

ГЛАВА 2. МЕТОДЫ И УСТАНОВКИ, ИСПОЛЬЗУЕМЫЕ ДЛЯ ИЗГОТОВЛЕНИЯ ТЕСТ-СТРУКТУР Одним из методов изготовления различных микро- и наноструктур структур является литографии. Она представляет собой процесс формирования рельефа (рисунка) на поверхности материала или в специальном чувствительном слое (резисте), который наносится на поверхность подложки. Существует несколько основных видов литографии: оптическая, электронная, ионная, рентгеновская. Каждый из этих методов обладает своими преимуществами и недостатками, а также имеет разное разрешение (размер и точность формирования заданного рисунка). 2.1 Литографические методы За счёт своей быстроты и массовости, основной используемой технологией является фотолитография (оптическая). На обрабатываемую поверхность наносится светочувствительный слой, который через маску засвечивают видимым (или ультрафиолетовым) светом; затем облучённые области вымываются растворителем. Оптическая литография обеспечивает высокую производительность и является основным методом при серийном производстве. Серьёзным ограничением является тот факт, что для большинства структур, максимально возможное разрешение не превышает 100 нм из-за длины волны используемого света. Однако с помощью глубокого ультрафиолета можно добиться разрешения в 50 нм [30], а за счёт интерференционных эффектов с поверхностными плазмонами - до 15 нм [31]. Также, большим недостатком фотолитографии, как и других масочных методов, является потребность в шаблоне, что ограничивает возможность модификации рисунка. Кроме того, стоимость маски-фотошаблона может достигать десятков тысяч евро, что не подходит для изготовления структур в единичном экземпляре. 30

В рентгеновской литографии для формирования рисунка на резисте используется маска с различными областями поглощения рентгеновского излучения. Данный метод имеет высокое разрешение из-за используемого диапазона волн (0,4 - 5 нм). Но, получаемое изображение имеет меньшее разрешение, вследствие полутени, вызываемой размерами источника и расходимостью рентгеновских лучей. Для изготовление объектов с помощью рентгеновской литографии используют синхротронные источники, что сильно увеличивает стоимость производства одной структуры. Таблица 1. Особенности различных видов литографии Тип литографии Оптическая Рентгеновская Достоинства Недостатки Скорость Низкое разрешение Высокое разрешение, большая глубина фокуса Сложная оптическая схема Низкая чувствительность резистов Высокое разрешение, Электронно-лучевая Большая глубина фокуса Малая производительность Эффект близости Высокое разрешение, Большая глубина фокуса Имплантация ионов Ионно-лучевая 2.2. Сканирующая электронно-лучевая литография Для изготовления наноструктур используются электронно- и ионнолучевая литографии. Принцип действия электронной литографии схож с фотолитографией: поверхность электронно-чувствительного резиста облучают потоком электронов. В результате, изменяются свойства резиста; в зависимости от его типа, удаляются экспонированные или неэкспонированные области. Существует два вида электронной литографии - проекционная и сканирующая: в первом случае используют ещё одну маску и облучают всю поверхность резиста. В результате изображение формируется по форме маски 31

на всей площади резиста за одну экспозицию. Во втором случае поверхность резиста сканируется сфокусированным пучком электронов, что занимает больше времени, но позволяет не применять ещё одну маску. Наибольший интерес представляет сканирующая, поскольку в этом случае пучком можно управлять и, соответственно, легко менять формируемый рисунок. Поскольку длина волны падающих электронов значительно меньше длины волны фотонов света, то диаметр пучка может достигать 1 нм, что позволяет создавать структуры с разрешением до 1-10 нанометров [32]. Длина волны электронов определяется как: (26) 𝜆 = ℎ/ 2 ∗ 𝑚 ∗ 𝑞 ∗ 𝑈 = 1.24/√𝑈 где m - масса электрона, q - заряд электрона, U - ускоряющее напряжение, h постоянная Планка. Изменяя ускоряющие напряжения от 102 до 104 В, длина волны будет уменьшаться от 0,1 до 0,01 нм. Одним из главных минусов электронной литографии является высокая продолжительность процесса экспонирования больших и сложных структур (на несколько порядков медленнее, чем фотолитография), поэтому она используется для производства единичных объектов нанометровых размеров. Также к недостаткам можно отнести тот факт, что качество полученной структуры зависит от многих факторов: энергии, дозы (энергия воздействия на единицу площади) и разрешение электронного пучка, времени и температуры проявления, типа резиста, подложки, проявителя. Из-за низкой чувствительности и плохого контраста электронных резистов, необходимо увеличивать время экспонирования, что приводит к увеличению размытия облучаемой границы. 2.2.1. Обратная (взрывная) литография Для формирования изображения на поверхности в сканирующей электронной литографии используется метод обратной литографии (lift-off lithography) - процесса, при котором тонкий слой материала напыляется на 32

проявленный резист, после удаления которого на подложке формируется окончательный рисунок. Это позволяет исключить травление поверхности. Метод взрывной литографии заключается в следующем: 1. Нанесение на подготовленную подложку резиста. 2. Экспонирование резиста и проявление в растворителе. 3. Нанесение материала целевого материала, который покрывает оставшиеся и очищенные на предыдущем этапе области. Резист вместе с покрывающим его материалом вымывается, остаётся только материал, который был нанесён на непосредственно на подложку. 4. Задубливание (сушка) с целью удаления остатков проявителей и улучшения адгезии плёнки. Рис. 15. Процесс взрывной литографии: 1) Подготовленная подложка; 2) Нанесение резиста (негативного); 3) Экспонирование; 4) Проявление; 5) Нанесение плёнки; 6) Удаление не экспонированных частей; 7) Конечное получаемое изображение Электронно-чувствительные резисты разделяют на два вида - позитивные и негативные. В результате облучения, у позитивных происходит распад связей в молекулах полимеров; на этих участках повышается растворимость. В процессе проявки облучённые участки удаляются, а не облучённые остаются. У негативных наоборот: в экспонированных областях происходит полимеризация молекул, вследствие чего они становятся 33

слаборастворимыми и после проявления растворяется только та часть резиста, которая не была засвечена. Как правило, позитивные резисты обычно проявляются в щелочных растворах, негативные - в органических растворителях [33]. После проявления, используя обжиг, удаляются остатки растворителя и отжигается плёнка, что способствует межфазной адгезии резиста, которая была ослаблена либо проникновением проявителя у границы резиста и подложки, либо набуханием резиста, характерным для негативных резистов. Основными характеристиками резистов являются так называемые дозовые характеристики: чувствительность (степень изменения материала резиста по отношению к дозе электронного пучка) и контрастность. Основным параметром экспонирования является доза экспонирования D, которая определяется, как 𝐷⋅𝐴 =𝑇⋅𝐼 (27) где T - время экспонирования объекта, I - ток электронного луча, A - площадь, которую необходимо экспонировать. Чтобы определить чувствительность, для каждого типа резиста, удобно ввести кривую контраста, которая получается из построения графика зависимости толщины резиста от увеличения дозы электронного пучка. Тогда чувствительность и контраст можно записать как [34]: 𝛾 = 1/𝑙𝑜𝑔(𝐷′/𝐷0) (28) где γ - значение контраста, D0 - максимальная доза, при которой не происходит изменений в резисте, 𝐷′ - минимальная доза, при которой происходит полное изменение химической структуры резиста. 34

Рис. 16. График контрастности и чувствительности для позитивного и негативного резистов [34]. Согласно графику, чувствительность - это значение 𝐷′, при котором область экспонирования будет полностью проявляться (положительный резист) или становиться нерастворимой (негативный). Измеряется в Кл/см2 и зависит от типа резиста, энергии электронного пучка, материала подложки. Контрастом же является наклон этой кривой. Увеличение одного из показателей влечёт за собой уменьшение другого, поэтому резисты подбирают таким образом, чтобы обеспечить баланс обоих параметров. 2.2.2. Взаимодействие электронов с поверхностью Конечное разрешение в электронной литографии зависит не только от параметров луча, но и также от взаимодействия электронов с поверхностью материала. Как только электрон достигает поверхности и проникает внутрь вещества, происходит серия низкоэнергетичных малоугловых упругих столкновений. Это увеличивает диаметр конечной засвеченной области, причём чем толще материал, тем эта область больше. Данный эффект называется рассеянием вперёд и наиболее заметен при низких энергиях и зависит от атомного номера материала [35,36]. Эффективное увеличение профиля луча из-за этого эффекта можно рассчитать по эмпирической 35

формуле 𝑑 = 0,9(𝑅 /𝑉 ) , , где Rt - толщина резиста, Vb - ускоряющее напряжение. Рассеяние вперёд можно свести к минимуму, используя тонкий резист и высокое ускоряющее напряжение. Обычно, большинство электронов проходят сквозь резист и проникают в подложку на глубину до 5 микрон. Часть из них рассеиваются под большим углом (>90°) в результате однократного или многократного отражения и вылетают обратно в резист, но уже на расстоянии в несколько микрон от первоначального места проникновения луча [37]. Такие электроны называются обратно рассеянными, и их доля растёт с увеличением атомного номера. Для элементов с большим атомным номером велика вероятность того, что произойдёт однократное отражение на большой угол, и энергия останется близкой к начальной. У элементов с малым зарядовым числом происходит многократное рассеяние и, ввиду большого количества взаимодействий, генерируются отражённые электроны с малой энергией. Рис. 17. Обратно рассеянные и вторичные электроны Взаимодействие обратно рассеянных электронов с подложкой и резистом приводит к эффекту близости - нежелательным искажениям конечного рисунка, обусловленным влиянием обратно рассеянных электронов. Выделяют внутренний и взаимный эффект близости [38]. Первый обусловлен обратным рассеянием за пределы экспонируемой области, что 36

приводит к увеличению проявленной площади и более медленному проявлению мелких деталей. Взаимный заключается в облучении двумя ближайшими экспонируемыми областями друг друга и пространства между ними. Процесс обратного рассеяния электронов также влияет на разрешающую способность шаблона [39]. Существует несколько способов снизит эффект близости: ● Использовать высокого ускоряющего напряжения (до ~100 кВ). ● Использовать тонкого слоя резиста. ● Скорректировать выставленный участок по сравнению с желаемым. ● Изменить экспозиционную дозу по изображению с соответствующим программным изображением. Рис. 18. Результат влияния эффекта близости на полученное изображение 2.3 Ионно-лучевая литография Ионы тяжелее и имеют больший импульс (в 370 раз больше, чем у электронов [40]). У ионного пучка длина волны меньше, чем у электронного, и практически отсутствует дифракция. По принципу действия, ионно-лучевая литография схожа с электронно-лучевой: для воспроизведения рисунка на поверхности образца используется сфокусированный ионный пучок, вместо потока электронов. Ионная литография имеет множество преимуществ. Поскольку ионы тяжелее электронов как минимум на три порядка [41], они меньше подвержены рассеянию и поглощаются в 10-100 раз эффективней электронов и требуется их, соответственно, в 10-100 раз меньше (1010-1012 ионов/cм2 или 0,01-1 мкКл/см2). Ярко выраженный в электронной литографии 37

эффект близости не наблюдается из-за малого количества обратно рассеянных электронов. Образующиеся в ходе ионно-электронной эмиссии вторичные электроны обладают малой энергией, а с учётом вторичных электронов, прямого и обратного рассеяния, пучок расширяется примерно на 10 нм. Также, ионы не подвержены дифракции. Благодаря этому ионная литография имеет более высокие разрешение и чувствительность при одинаковом размере луча, позволяя практически полностью избегать нагрева поверхности. Это означает, что экспонирование резиста тонким ионным пучком происходит быстрее, чем электронным лучом. Но, как и в электронной литографии, ширина экспонируемой области в резисте будет всё-равно больше диаметра ионного пучка, поскольку происходит боковое рассеяние ионов. Для облучения резиста используются широкие пучки лёгких ионов водорода, гелия или аргона. Используя ионы галлия можно применять литографию с прямой записью (“direct-write”), без масок и резистов: “выжигая” с помощью травления, на образце нужный рисунок. Это позволяет наносить изображение на неплоские образцы (нанесения резистивного слоя на такую поверхность невозможно). Кинетической энергии ионов галлия достаточно для выбивания атомов материала из образца и их последующего повторного осаждения. Таким образом можно получить необходимое изображение с разрешением до 5 нм [42]. 2.2.1. Взаимодействие ионов с поверхностью Взаимодействие ионов с твердым телом можно разделить на упругие, неупругие столкновения и на электронные взаимодействия. При этом не учитываются столкновения при энергиях ниже 10 эВ ввиду сложности описания, происходящих в этом случае процессов [43]. За счёт упругих столкновений происходит расширение пучка (рассеяние луча внутри вещества), физическое распыление материала (выбивание атомов поверхности 38

из решётки), аморфизация поверхностного слоя, имплантация ионов. Как и в случае с электронами, вторичные и обратно рассеянные ионы приводят к уширению ионного пучка, распространяющегося в веществе, и уменьшению разрешения. В отличие от электронной литографии, при взаимодействии ионного пучка с образцом происходит ионизация и разрушение химических связей атомов поверхности. Когда падающий ион ударяется об атом поверхности материала, он передает большую часть своего импульса: атом образца начинает двигаться с достаточно высоким импульсом, чтобы преодолеть энергию связи и вылететь из своей матрицы. Такое выбивание атомов из их матрицы называется распылением или сухим травлением. При этом удаляется слой с поверхности на глубину равную атомному размеру, не затрагивая следующий слой. Шероховатость поверхности после обработки ионным пучком составляет менее 1 мкм [42, 44]. Часть отданной энергии идёт на нагрев образца. Можно контролировать размер и положение луча, время экспонирования, в следствие чего пучок можно применять для контролируемого травления вплоть до нанометрового масштаба. Этот процесс работает для всех элементов периодической таблицы. Ионное травление (milling) - наиболее востребованное применение сфокусированного ионного пучка, напрямую связанное с выбором иона, его диапазоном энергий и импульсом (его массой). В процессе травления происходят физическое распыление (sputtering), переосаждение материала (redeposition) и аморфизация поверхности. Главным преимуществом метода является создание сложных трехмерных структур без использования масок. Скорость травления обычно составляет несколько мкм3/с. Фактическая скорость будет зависеть параметров образца (массы атома образца, его энергии связи с матрицей, ориентации матрицы по отношению к направлению падения ионного пучка) и характеристик луча (тока, ускоряющего напряжения, источника ионов). 39

Распыление является основным механизмом удаления материала, его эффективность определяется количеством атомов, выбитых с поверхности мишени одним падающим ионом. Каждый ион с энергией больше 10 кэВ вдоль своего пути создаёт аморфную область [45], нарушая кристаллическую структуру. При увеличении дозы растёт объём этих областей, а расстояние между ними уменьшается. В ходе обработки поверхности, происходит также имплантация ионов на глубину от десятков нанометров, до нескольких микрон, что используется для создания сплавов металлов или легирования одного вещества другим. При неупругих столкновениях около двух третей рассеиваемой энергии передаётся электронам образца (электронное торможение) и преобразуется в кинетическую энергию так называемых δ-электронов: свободных электронов, которые образуются, когда положительно заряженные ионы рассеивают свою энергию, ионизируя атомы образца. По траектории движения вокруг иона происходят вторичные и третичные процессы ионизации. Неупругие процессы могут приводить к ионизации атомов, и, в том числе, ко вторичной электронной эмиссии. Вторичные электроны также участвуют в механизмах разрыва связей. Они обладают энергией от 1 до 50 эВ, что достаточно для разрыва молекулярных связей (сигма- и пи-связи). Также при неупругих столкновениях часть кинетической энергии тратится на испускание фотонов, в том числе рентгеновских. Образуемые вторичные электроны с низкой энергией способны экспонировать слой резиста, аналогично реакциям в электронно-лучевой литографии. Это позволяет использовать электронно чувствительные резисты для ионно-лучевой литографии с значительно большей скоростью, поскольку первичный ион может высвободить до 200 вторичных электронов [46], в то время как первичный электрон может высвободить менее 2 вторичных электронов [47], скорость экспонирования резиста возрастает в 100 раз. 40

Рис. 19. Процессы, возникающие при взаимодействии ионов с поверхностью Поскольку ионный пучок можно сфокусировать и сканировать им различные области, его можно применять для создания изображений с большим увеличением. Во время взаимодействия ионного пучка с атомами образца одновременно генерируется много “сигналов” (заряженных частиц), которые можно так же, как и в случае с электронным лучом, использовать для получения изображения поверхности. Нейтральные же атомы, которые остаются после травления, переосаждаются на поверхности вблизи зоны действия пучка. Для сканирования используются слабые токи и небольшой размер пучка, но процесс травления всё равно продолжается, хоть и с малой скоростью, и верхний слой может распыляться. Это используется для очищения поверхности образца от загрязнений. Выбивание атомов с поверхности может быть улучшено за счет подачи дополнительного прекурсора, с помощью системы закачки газа (GIS). Под действием ионного пучка молекулы газа разлагаются на летучие и нелетучие компоненты. Первые откачиваются вакуумной системой, а вторые осаждаются на поверхность, создавая проводящую структуру, что защищает поверхностный слой. Газы используются также для ускорения травления без ухудшения разрешения (т.е. образующиеся летучие продукты реакции будут испаряться, а не вновь осаждаться на поверхность материала подложки), 41

выравнивания скоростей травления материалов различного состава, уменьшения переосаждения выбитых атомов. Примерами таких газов являются Cl2, O2, XeF2 [48]. 2.4. Двулучевой электронно-ионный микроскопический комплекс Carl Zeiss Crossbeam 540 Так же, как и фотоны видимого излучения, электроны и ионы можно фокусировать, но не преломлять, поскольку проходя через объект они рассеиваются и поглощаются им. Поскольку и ионы, и электроны имеют электрический заряд, то в качестве линз вместо однородного материала используют электрические поля. На этом принципе основываются электронная (SEM) и ионно-лучевая микроскопия. В данной работе используется двухлучевая установка Carl Zeiss Crossbeam 540, объединяющая в себе электронную колонну Gemini II и ионную колонну Capella. К Gemini II подключается модуль электронной литографии Elphy Multibeam от компании Raith, состоящий из лазерной интерферометрической платформы и цифроаналогового преобразователя для управления отклонения электронного и ионного луча. Для управления сфокусированным ионным пучком (FIB) используется расширение SmartFIB. 2.4.1 Устройство электронной колонны В электронной литографии для экспонирования удобно использовать электронный микроскоп с дополнительным модулем, который позволяет управлять лучом [49, 50], поскольку отдельные системы электронной литографии являются очень дорогостоящими. Электронный пучок сканирует поверхность резиста, повторяя шаблон, заложенный в управляющий компьютер. Почти каждая современная модель электронного микроскопа имеет возможность использовать его в качестве установки для литографии. 42

Источником электронов в микроскопе является электронная колонна. Она состоит из катода, анода, апертур, астигматоров, системы магнитных линз, блокиратора луча (beam blanker) и отклоняющих катушек. Система из катода и анода называется электронной пушкой. Рис. 20. Устройство электронной колонны: 1- источник электронов; 2 - анод; 3 конденсорные линзы; 4 - апертура; 5 - отклоняющие катушки, оконечная линза; 6 образец Обычно, катодом является вольфрамовая нить накала V-образной формы (из-за химической стойкости при высоких температурах, что обеспечивает неизменную величину эмиссионного тока и работы выхода электронов). Напряжение, подаваемое на катод, обеспечивает протекание по нему постоянного тока. Электрод разогревается до рабочей температуры порядка T = 2700 K, в результате чего часть электронов приобретает энергию, превышающую энергию выхода и происходит термоэлектронная или полевая эмиссия. Ток электронного пучка зависит от температуры нити. Испускаемые электроны ускоряются сильным электрическим полем, создаваемым катодом и анодом (ускоряющее напряжение составляет от 1 до 50 кВ). 43

Конденсорные линзы служат для развёртывания параллельного пучка по заданной площади с небольшой расходимостью и определяют форму, размер и плотность тока луча. Выходя из электронной пушки, пучок попадает в поле конденсора, который его фиксирует параллельно главной оптической оси. В качестве простейшего конденсора используются электростатические линзы, которые состоят из нескольких тонких цилиндрических электродов, имеющих разные отрицательные потенциалы и расположены параллельно оптической оси. Электрон, проходящий вдоль оптической оси, одинаково отталкивается во всех направлениях и не испытывает отклонений, а отклонённый электрон отталкивается в сторону оптической оси отрицательным зарядом. В зависимости от прикладываемого потенциала, линзы могут быть как собирающими, так и рассеивающими. Апертурой называю отверстия в металлических пластинах размером порядка от нескольких до десятков микрон, которые пропускают электроны, отклонившиеся от оптической оси не более, чем на выбранный угол. Чем больше угол, тем больше интенсивность, но хуже качество изображения. В зависимости задач, апертуры бывают двух видов: фиксированные и подвижные. Апертура, расположенная под сканирующими катушками определяет диаметр размер пятна на образце, а также уменьшает аберрации. Магнитные линзы представляют собой симметричные цилиндрические электромагниты, наконечники являются полюсами и создают сильные магнитные поля, которые отклоняют пролетающие электроны и фокусируют в круглое пятно. В сравнении с электростатическими линзами, магнитные вызывают меньше аберраций. Используются для регулировки интенсивности освещения исследуемого объекта, обеспечивает более высокое разрешение изображения, позволяют изменять глубину резкости, контрастность, яркость [51]. Чтобы сфокусировать луч, в линзе генерируется магнитное поле, пропуская постоянный ток через катушку, которая содержит множество витков провода. 44

Изображения формируются путем перемещения электронного луча по образцу с помощью катушек отклонения, расположенных внутри магнитной линзы объектива. Идеальный электронный луч должен иметь круглое поперечное сечение при попадании на образец, но, из-за аберраций может принимать форму эллипса [51, 52]. Искажения, вызванные линзами, возникают в виде сферических аберраций (астигматизм). Хроматическая аберрация возникает, когда фокусируемый пучок имеет более одной длины волны. Это может быть вызвано самим источником пучка, но также может быть усилено так называемыми эффектами Берша и Леффлера, когда энергетическое распределение увеличивается в результате столкновений электронов [53]. Стигматоры (или корректоры астигматизма) располагают в линзе объектива; они использует магнитное поле для уменьшения аберраций электронного луча. Иногда необходимо отвести электронный луч в сторону от образца. Для этого используют блокиратор луча (beam blanker), который помещают в последнюю линзу, либо сразу после неё. Прерывание пучка — это резкое отведение пучка в сторону от образца, обычно при этом пучок направляется в стенку колонны, где расположен цилиндр Фарадея. В первую очередь, блокиратор луча необходим в электронно-лучевой литографии. Как упоминалось ранее, при попадании электронного луча на поверхность материала, электроны взаимодействуют с атомами, в результате чего образуется несколько видов сигналов: за счёт упругого рассеяния высокоэнергетичных электронов отражаются обратно рассеянные электроны, за счёт неупругого рассеяния испускаются вторичные электроны. В зависимости от ускоряющего напряжения и плотности материала, генерируются сигналы с разных глубин проникновения. Так как получаемый сигнал от электронов слаб, то применяют электронные усилители. В наиболее распространенном режиме визуализации образца собирают вторичные электроны с энергией, меньше 50 эВ, которые выбрасываются из зоны проводимости образца. Из-за своей низкой энергии эти электроны 45

возникают в пределах нескольких нанометров от поверхности образца [54]. Электроны регистрируются детектором Эверхарта-Торнли, состоящим из металлической сетки, сцинтиллятора и фотоумножителя. На сетку подаётся положительный потенциал ~270 В и за счёт этого она притягивает вторичные электроны. Энергия вторичных электронов слишком мала, чтобы возбудить свечение сцинтиллятора, поэтому их дополнительно ускоряют, подавая на алюминиевую плёнку, которая покрывает сцинтиллятор, напряжение в 10 кВ. Свечение, вызванное электронами, попадает на фотоумножитель, где преобразуется в электрический сигнал. Детектор вторичных электронов используется для получения топографического изображения. Эти изображения имеют высокое разрешение, которое не зависит от материала образца. Детектор обратно отражённых электронов служит для наблюдения композиционного контраста. Из-за того, что способность отражать от себя электроны меняется в зависимости от атомного номера, данный метод визуализации позволяет увидеть разницу в атомном номере между компонентами образца. Чем светлее объект, тем выше его атомный номер. Обратно отражённые электроны чаще распространяются в обратно вверх, поэтому детекторы располагают под объективом. Энергия этих электронов примерно равна энергии электронов первичного пучка. 2.4.2 Использование сканирующего электронного микроскопа в литографии В большинстве случаев для литографии будет использоваться стандартный столик микроскопа, который управляется с помощью стандартного программного обеспечения “smartSEM”. Микроскопы с цифровым интерфейсом также обычно позволяют внешнее управление параметрами колонны, такими как увеличение, ток луча и фокус. Очень важным моментом является тот факт, что добавление литографической 46

системы не ухудшает и не ограничивает функциональность и производительность микроскопа. 2.4.2 Устройство ионной колонны Устройство ионной колонны по принципиально схоже с электронной. Самая простая и наиболее широко используемая конструкция ионной колонны представляет собой набор из двух линз (конденсор и фокусирующая объективная линза) для фокусировки ионного пучка на образце, апертур (регулировка диаметра пучка), отклоняющих пластин (для растрового сканирования поверхности образца пучком), стигматоров для отсечения ионов, не направленных параллельно, блокиратора пучка, чаши Фарадея для измерения доступного ионного тока. Также, для фильтрации пучка от нежелательных ионов используется масс-сепаратор, который пропускает только ионы с определённым соотношением массы и заряда. В большинстве коммерческих систем источником ионов является жидкий металл (ионный источник ионной жидкости или LMIS). Такие источники являются точечными, т. е. основанными на автоэлектронной эмиссии для образования ионов. Яркость LMIS на несколько порядков выше, чем у любых других источников. Поэтому, в отличие от плазменных источников ионов, LMIS имеет небольшой виртуальный размером порядка 50 нм, подходящий для фокусировки ионов в пятно размером несколько нанометров. В качестве материала для жидкометаллического источника чаще всего используется галлий по нескольким причинам: ● Галлий - металл, имеющий низкую температуру плавления и широкий температурный диапазон существования в жидком состоянии (от 30 до 2230°C). Следовательно, это очень удобный материал для создания компактной ионной пушки. ● Галлий всегда будет присутствовать в образце после экспонирования (легирующая примесь). При последующем рентгеноструктурном анализе его K-линии хорошо отделены от линий других элементов (Ka = 47

9,251 кэВ, Kb = 10,267 кэВ) и почти не перекрываются с другими Lлиниями. То есть аналитическая интерференция галлия очень мала. ● Высокая яркость получаемого изображения достигается за счет поверхностного потенциала галлия, его текучести, остроты наконечника и конструкции пушки. При использовании других материалов, например, аргона, яркость будет намного ниже. Типичный жидкометаллический источник состоит из капиллярной трубки (резервуар металла) с проходящей через неё иглой, экстракционного (вытягивающего) электрода (на который подают отрицательное напряжение). Когда небольшой воздействию объем электропроводящей электрического деформироваться только из-за поля, жидкости подвергается форма жидкости поверхностного натяжения. начинает По мере увеличения напряжения, влияние электрического поля становится более заметным. Когда воздействие электрического поля оказывается аналогичным силе поверхностного натяжения, начинает формироваться коническая форма с выпуклыми сторонами и закругленным концом; наконечник вытягивается в форме конуса Тейлора с общим углом 98,6°. При эмиссионном токе свыше 2 мкА конус искажается, и на вершине образуется заострение диаметром примерно от 5 нм (следовательно, наилучшее возможное разрешение будет 5 нм [55]). При достижении определенного порогового напряжения слегка закругленный наконечник переворачивается и с помощью автоэлектронной эмиссией излучает положительно заряженные ионы, которые собираются в параллельные пучки конденсорной линзой [56]. 48

Рис. 21. а) Устройство жидкометаллического источника; б) Процесс образования ионов Поскольку галлий не вступает в реакцию с материалом, игла обычно изготавливается из вольфрама. LMIS на основе Ga+ обычно имеют самый длительный срок службы и являются наиболее стабильными. Объективная линза помогает уменьшить размер пучка и улучшить его фокусировку. За линзой располагаются электростатические катушки, которые формируют конечную траекторию пучка. Профиль пучка на образце определяет разрешение изображения и точность обработки. Диаметр ионного пучка на поверхности образца зависит от значения тока и энергии ионного пучка. Размер пятна пучка на поверхности ограничен в основном хроматической аберрацией, которая возникает из-за разброса энергий ионного источника. Это энергетическое уширение происходит из-за эффектов пространственного заряда между электродами. При более высоком токе основным ограничением является сферическая аберрация, которая вызывает большие хвосты в ионном пятне. Детекторы, используемые в электронной микроскопии можно также применять и для обнаружения вторичных электронов или рентгеновских лучей, создаваемых взаимодействием ионного пучка с образцом. Сегодня, в большинстве случаев, для формирования изображения в ионной колонне собираются вторичные электроны, образующиеся в ходе ионно-электронной 49

эмиссии. Ионы, выбитые из образца, также можно обнаружить с помощью различных детекторов, например, методом масс-спектрометрии вторичных ионов (SIMS), что используется для анализа элементного состава образца. Изображения, полученные с помощью сканирующей ионной микроскопии, демонстрируют лучший композиционный контраст, по сравнению с электронной, поскольку они более чувствительны к атомному номеру элементов. Выход вторичных электронов также сильно зависит от окисления и загрязнения поверхности и, таким образом, будет меняться по мере того, как поверхность распыляется и очищается. 2.4.3. Двухлучевая система Если сканирующий электронный микроскоп оснащается дополнительно ионной колонной, расположенной под углом к электронной, то такая система называется двухлучевой электронно-ионной системой FIB-SEM. В установке Carl ZEISS Crossbeam 540 используется электронная колонна Gemini II с возможностью менять ускоряющее напряжение (0,2 - 30 кВ) и ток (10 пА - 283 нА). Максимальное разрешение - 0,7 нм (при 30 кВ). В качестве источника электронов в Gemini II используется катод Шоттки, работающий в режиме полевой эмиссии и представляющий собой заточенный монокристаллический вольфрам с радиусом острия 100 нм. Принцип работы катода основан на эффекте Шоттки. Это явление, при котором потенциальный барьер вещества уменьшается при приложении к веществу сильного электрического поля. Получаемый луч обладает меньшим диаметром и большей яркостью (до трёх порядков) и когерентностью, чем у термоэлектронных источников. Катод Шоттки работает при более низких температурах (~1800 K). Поверхность вольфрамового наконечника покрывают тонким слоем оксида циркония для уменьшения потенциального барьера на ~2,7 эВ. 50

Рис.22. Устройство электронной колонны Gemini II Источником ионов в данной системе является колонна Capella, обладающая ресурсом в 3000 мкА*ч, ускоряющим напряжением от 500 В до 30 кВ и подаваемым током от 1 пА до 100 нА. Максимальное получаемое разрешение - 3 нм (при ускоряющем напряжении 30кВ). Рис. 23. Устройство FIB-SEM системы [57]: стойка с образцом наклонена на 54° относительно электронной колонны и перпендикулярна относительно ионной. Для перемещения электронов в виде пучка необходимо наличие вакуума, иначе средняя длина пробега электронов и ионов между столкновениями с молекулами газа будет значительно превышать расстояние, на которое нужно переместиться; пучки будут рассеиваться и ослабевать. 51

Также, вакуум необходим, так как вольфрамовая нить, при нагревании до температуры 2700 K, окисляется и выгорает в присутствии воздуха при атмосферном давлении. Разрешение и характеристики электронного и ионного луча сильно зависят от уровня вакуума в колонне. В системе поддерживается сверхвысокий вакуум (до 10-7 Па), для обеспечения которого используются несколько насосов. 2.5 Принцип работы магнетронной установки Существует достаточно много методов напыления материала на поверхность подложки: электрохимическое распыление, термическое, реактивное и тд. Одним из наиболее распространённых методов является магнетронное распыление. Технология заключается в ионном распылении мишени в плазме магнетронного разряда - газового разряда в скрещённых полях (области разряда, в котором магнитное поле перпендикулярно электрическому). На основание помещаются магниты, образующие сильное магнитное поле. Магниты закрывают металлической пластиной - мишенью, которая служит источником распыляемого материала. На магнетрон подаётся напряжение и из-за разницы потенциалов между магнетроном и корпусом камеры, атомы плазмообразующего газа (аргона) ионизируются под действием магнитного и электрического полей. Выбитые электроны притягиваются к корпусу, а ионы притягиваются к мишени и ударяются, выбивая частицу, которая вылетает под обратным углом в сторону подложки, расположенной напротив мишени, и осаждается в виде плёнки. Часть из этих частиц рассеиваются на молекулах остаточных газов. 52

Рис. 24. Схематичное изображение процесса напыление плёнки методом магнетронного распыления Поскольку траектория движения электрона замкнутая, то электрон будет двигаться, пока не произойдёт столкновение с атомами газа, в результате чего произойдёт их ионизация, а сам электрон не улетит на стенки. Замкнутый характер движения электрона позволяет значительно увеличить вероятность столкновения с атомами рабочего газа. Это даёт возможность использовать высокий вакуум и, следовательно, получать более чистые плёнки. За счёт локализации плазмы у поверхности катода, получается высокая плотность ионного тока и повышается скорость распыления мишени и, таким образом, увеличивается скорость роста плёнки на подложке (до нескольких десятков нм/с) [58]. Присутствие сильного магнитного поля не даёт электронам с высокой скоростью долететь до подложки, благодаря чему подложка не нагревается из-за столкновения с электронами. Нагрев происходит только за счёт энергии, выделяемой при торможении. 53

Рис. 25. Установка для напыления JFC-1600 В данной работе нанесение плёнки производилось с помощью установки JFC-1600. Главными достоинствами магнетронных распылительных систем являются относительно высокие скорости осаждения и возможность получения равномерных по толщине пленок на подложках большой площади (размер столика для образцов имеет диаметр 64 мм). 54

ГЛАВА 3. ИЗГОТОВЛЕНИЕ СТРУКТУРЫ И ОБРАБОТКА РЕЗУЛЬТАТОВ По сравнению с ионной, электронная литография имеет ряд недостатков, главный из которых - невысокая производительность электронной литографии, определяемая сравнительно невысокой плотностью тока и низкой чувствительностью резиста. В большинстве случаев необходимо использовать резисты с чувствительностью ниже 10-3Кл/см2. Например, при работе с дозой 10–3 Кл/см2 и током луча 10 нА, экспонирование 1 см2 займёт 106 секунд или ~ 12 дней (по формуле 27). Повышение плотности тока влечёт за собой увеличение размера области засветки и большего влияния эффекта близости. Уширение пучка ведёт к отрицательному наклону стенок резиста [59], что в большинстве случаем является дефектом. Несмотря на то, что влияние эффекта близости и обратно рассеянных электронов можно скорректировать (метод простейших компенсаций [60]), расчет нужно производить для каждой новой структуры, что требует специального программного обеспечения. Процесс проявки и удаления резиста также влияет на разрешение: если температура термообработки (задубливания) будет слишком высокой, то резист будет сшиваться, что приведёт к проблемам при травлении резиста. Для изготовления тест-структуры в данной работе была выбрана ионнолучевую литография, которая представляет собой безмасочную литографию с “прямой записью” (direct-write), то есть позволяет переносить дизайн структуры не непосредственно на поверхность подложки, без использования резиста. Это значительно ускоряет весь процесс производства и позволяет избежать эффектов, возникающих в резисте и влияющих на итоговое размеры структуры. 55

3.1. Структура и материал тест-объекта В качестве материала плёнки использовалось золото, поскольку этот элемент является химически стабильным, обладает высоким атомным номером (79) и коэффициентом теплопроводности (311 Вт/(м∙К) при 0ºC) и, соответветственно больше поглощает рентгеновское излучение, чем элементы с меньшим атомным номером. В качестве подложки, на которую наносилась плёнка золота, использовалась пластина кремния, толщиной ~380 мкм. Дизайн тестовой структуры разрабатывался с целью применения на таких источниках, как SynchrotronLike и синхротронах ESRF (European Synchrotron Radiation Facility) и DESY: Таблица 2. Параметры источника синхротронного излучения ESRF и лабораторного источника рентгеновского излучения SynchrotronLike Источник излучения Энергия E, кэВ Длина волны λ, Å SyncrotronLike 9,25 1,34 ESRF (рабочие параметры) 6-1000 2,07-0,01 DESY 6-1000 2,07-0,01 В рамках реализации данной работы был предложен дизайн тестовой структуры, состоящий из множества одиночных равносторонних треугольников с соприкасающимися углами (рис. 26). Сторона треугольника была выбрана с параметром a = 10,692 мкм, площадью S = 49,5 мкм2. Такие параметры позволяют наблюдать структуру в оптический микроскоп и легко визуализировать структуру при тестировании на установках, используемых для рентгеновской микроскопии с применением высокоразрешающих рентгеновских камер. Количество одиночных треугольников в структуре - 31, что покрывает область примерно в 60 х 60 мкм. Размеры всей структуры, при необходимости, можно увеличить путем увеличения количества одиночных треугольников. 56

Рис. 26. Схематическое изображение структуры. Зелёным обозначены области ионного травления пленки золота. Для того, чтобы структуры при тестировании на рентгеновском микроскопе получились хорошо различимыми, как правило, толщину материала подбирают таким образом, чтобы после прохождения плёнки, интенсивность пучка ослабла ~40-50%. Используя закон Ламберта-Бера (формула 19) можно рассчитать требуемую толщину пленки, которая составляет ~2 мкм. Однако, плёнки, толщиной больше 500 нм, имеют плохую адгезию с поверхностью [61]. По результатам исследования, было установлено что наиболее оптимальной толщиной пленки золота на кремниевой подложке составляет около 500 нм [62]. Интенсивность прошедшего рентгеновского излучения при этом будет составлять 83,6 - 87,2% от первоначального для энергий в диапазоне от 9,25 до 12 кэВ. 57

3.2. Моделирование процессов взаимодействия ионного пучка с поверхностью образца методом Монте-Карло Взаимодействие ионного пучка с поверхностью можно смоделировать, разделив взаимодействие иона с веществом на две составляющие [63]: электронное и ядерное торможения. Упругие столкновения ионов с атомами мишени описываются сечением рассеяния 𝑑𝜎 , а взаимодействие с электронами соответствующим сечением 𝑑𝜎 . В результате, суммарно оба этих процесса описываются уравнением Больцмана “обратного” типа [64]: −𝑐𝑜𝑠𝜃 ∂𝐹 𝜕𝐹 − 𝑁𝑆 (𝐸) =𝑁 ∂𝑥 𝜕𝐸 𝑑𝜎[𝐹(𝐸, 𝑒̅ , 𝑥) − 𝐹(𝐸 − 𝑇, 𝑒̅ , 𝑥)] (28) где 𝑑𝜎- сечение суммарного взаимодействия упругих столкновений и электронного торможения, F - вероятность замедления иона, 𝑆 = ∫ 𝑁𝑑𝜎 𝑇 тормозная способность электрона, Te - переданная электронам энергия, N плотность образца, 𝜃 - угол между поверхностью и нормалью, E - энергия пучка, x - глубина проникновения пучка. Единичный вектор 𝑒̅ отвечает за отклонение траектории иона от оптической оси, 𝑒̅ - за отклонение от траектории движения при столкновении. Моделирование методом МонтеКарло вычисляет случайную траекторию для каждого иона. Для моделирования процессов, в данной работе использовался пакет программного обеспечения под названием SRIM-TRIM (Stopping and Range of Ions in Matter), который был разработан Джеймсом Ф. Зиглером и Йохеном П. Бирсаком примерно в 1983 году [65]. SRIM основан на бинарном приближении столкновений (ион испытывает последовательность независимых столкновений) со случайным выбором прицельного параметра следующего сталкивающегося иона. Программа может смоделировать распределение ионов и кинетические явления, связанные с энергией иона: энергетические потери, включая повреждение мишени, образование фононов, ионизацию, отражение ионов, имплантацию и распыление. Однако не учитываются 58

кристаллическая структура и динамические изменения состава материала, что в некоторых случаях может оказаться критичным. Входные данные программы включают в себя энергию ионов (10 эВ - 2 ГэВ), толщину и плотность слоёв, выходные - график энергии, наложенный на поперечное сечение образца. Для получения лучшей статистики, необходимо смоделировать большое количество (от 10 000 до 20 000) столкновений, что может занять от нескольких десятков минут до часа. Для предварительного моделирования процесса травления выбирались ускоряющие напряжения 30 кВ, поскольку золото - элемент с большим атомным номером и при меньших значениях напряжения для удаления необходимой области потребуется значительно больше времени, следовательно, область травления пучком на поверхности будет шире. Рис. 27. Результат моделирования (в программе SRIM) взаимодействия Ga+ с плёнкой золота толщиной 500 нм: а) Глубина проникновения в плёнку золота; б) Латеральное уширение ионного пучка. На графике красным цветом показаны 15 000 траекторий ионов галлия, каждая из которых входит в образец перпендикулярно поверхности в одной точке, а затем накладывается другую. Зеленые траектории - выбитые и оставшиеся в образце (смещённые) атомы золота, которые нанесены поверх 59

красных траекторий для визуализации полного объёма изменений в веществе из-за взаимодействий с ионами. Без учета фактических диаметра пучка ионов галлия, смоделированный объем взаимодействия составил 51 нм в диаметре для ускоряющего напряжения 30 кВ. Программа позволяет также узнать такой важный параметр, как выход распыления (Sputter yield) - среднее количество атомов, удаленных с поверхности мишени одним падающим ионом. Данный параметр имеет выраженную зависимость от угла падения первичных ионов. Когда энергия распыляемых ионов превышает поверхностную энергию связи атомов материала, становится энергетически возможным вытеснить поверхностные и приповерхностные атомы. Эти смещённые атомы затем, в свою очередь, сталкиваются с другими, что приводит к выбросу атомов с поверхности образца. Выход распыления определяется по формуле [66]: ℎ⋅𝜌⋅𝑒 (29) 𝑛 ⋅ 𝐷 ⋅ 𝑐𝑜𝑠𝜃 ⋅ 𝑀 где Y - выход распыления (кол-во распылённых атомов на один падающий 𝑌(𝜃) = ион), 𝜃- угол падения, h - толщина образца, 𝜌 - плотность материала образца, e - элементарный электрический заряд, n - количество повторного облучения для полного удаления, D - ионная доза в Кл/см2, M - атомная масса образца. При моделировании выход распыления составил 12,35, что близко к эмпирически найденному значению 12,80 [67]. 3.3. Подготовка подложки и процесс травления 3.3.1. Очистка поверхности Для хорошей адгезии плёнки к поверхности подложки предварительно необходимо тщательно очистить поверхность подложки от загрязнений, добившись минимального количества посторонних примесей. Основные виды возможных загрязнений поверхности: физические включения (пыль, частицы 60

металлов), органические (масла, жиры). Для очистки поверхности используются разные методы: обезжиривание (спиртом, ацетоном), травление (плазмой или кислотой) в сочетании с ультразвуковой очисткой. В данной работе, очистка подложки происходила в несколько этапов: сначала поверхность очищалась в смеси с применением ультразвуковой очистки (ультразвук с частотой 25–120 кГц). Для этого подложки погружали в раствор изопропилового спирта и ацетона (50% и 50%). Ёмкость со смесью спиртов ставили в специальную ванночку, наполненную водой. Ультразвуковая очистка основана на действии потока схлопывающихся кавитационных пузырьков, контактирующих с поверхностью, для создания струи жидкости под высоким давлением на поверхности. Кавитационные пузырьки, схлопываясь, порождают ударные волны, которые отделяют частицы загрязнений от поверхности. Ультразвуковая волна создается магнитострикционными или электрострикционными преобразователями. Размер кавитационных пузырьков в жидкости зависит от давления, поверхностной энергии и температуры жидкости. Очистка подложек производилась в ультразвуковой ванне Elmasonic S10H при температуре 60°C и частоте 40 кГц; размер кавитационных пузырьков составлял ~100 мкм. Следующим этапом идёт плазменная очистка: для этого подложку помещали в плазменную печь. В процессе очистки, происходит удаление всех органических веществ с поверхности объекта с помощью ионизированного газа (плазмы). Для удаления загрязнений используется процесс распыления (sputtering): электроны и ионы ускоряются до больших энергий при приложении напряжения в 30 В между плазмой и поверхностью объекта. Заряженные частицы разрывают химические связи тяжёлых загрязняющих органических молекул. Получившиеся более лёгкие молекулы улетучиваются с поверхности и выкачиваются из камеры. Произведенные плазмой активные химические соединения окисляют органические молекулы формируя углекислый газ и водяной пар. Cкорость плазменной очистки обычно не превышает 0,4 мм в час [68]. 61

Наилучшая адгезия была обнаружена для плёнок с поверхностью, которые подвергались плазменной очистке кислородом/аргоном в качестве последнего шага приготовления к нанесению плёнки [69, 70]. 3.3.2. Напыление плёнки Следующим этапом после очистки поверхности идёт нанесение целевого материала на подложку методом магнетронного распыления. Нанесение производилось на расстоянии 30 мм от образца магнетронным распылением пластины золота на установке JFC-1600, с содержанием главного элемента в 99,99% [71]. Процесс происходит в вакуумной камере при давлении в 5 Па (необходимое для запуска процесса - меньше 20 Па) [71]. Для более равномерного напыления, держатель (на которой располагается пластина) вращался. На свойства осажденных плёнок влияют скорость осаждения, уровень вакуума в камере, температура подложки и т. д. Проведя расчёты по необходимому времени напыления из данной производителем установки таблицы, было вычислено, что скорость напыления составила 0,725 нм/с при токе в 40 мА. Следовательно, для нанесения плёнки, толщиной 500 нм, требуется напылять 690 сек. (~11 мин.). Рис. 28. Скорость напыления плёнки золота на установке магнетронного напыления JEOL JFC-1600 при разных токах [71]. 62

Поскольку JEOL JFC-1600 имеет ограничение по времени работы до 300 секунд из-за, то для напыления 500 нм золота, требуется 2 полных цикла и 1 цикл в 89 секунд. 3.4. Программное обеспечение для управления ионным пучком SmartFIB Обычно, литографические системы, функционирующие на базе микроскопов, имеют собственную систему автоматизированного проектирования. Для работы со сфокусированным ионным пучком, на установке CrossBeam 540 используется программа SmartFIB (Zeiss), которая является расширением программного обеспечения SmartSEM (для управления сканирующим электронным микроскопом) и была разработана для управления электронным или ионным лучом для задач литографии. Совмещённая FIBSEM установка позволяет сразу после травления получить изображение изготовленной структуры, не вынимая образец из вакуумной камеры. Изготовление тестовой структуры и исследование образцов методом электронной микроскопии были выполнены на двухлучевой станции Zeiss Crossbeam 540, входящей в состав уникальной научной установки «Научнообразовательный многофункциональный комплекс подготовки и проведения синхротронных исследований» (УНУ «SynchrotronLike»). Программа хранит файлы в формате “*.ely” и позволяет использовать уже готовые шаблоны. С помощью SmartFIB можно контролировать все необходимые параметры: дозу, расстояние между пикселями, время травления на одном пикселе и ток. Программа позволяет с помощью различных геометрических фигур создавать необходимые структуры. Для управления положением столика, снимается обзорное изображение поверхности, чтобы избежать повреждение образца. Получаемое изображение связывается с координатами рабочей области программы. 63

Во вкладке “Control Panel” можно задать то, каким образом луч будет перемещаться по поверхности во время процесса травления. В подменю “Mode Fast” выбирается направление: ● Unidirectional - все проходы луча осуществляются в одном направлении. ● Bidirectional - дополнительно осуществляется проход в обратном направлении. В подменю “Cycle mode” задаётся тип циклов и их количество: ● Loop - каждый проход (цикл) повторяется. Этот режим обычно используется, когда необходимо добиться равномерной глубины протравленной области. ● Back-and-forth - каждый следующий проход повторяет предыдущий, но в обратном направлении. ● Cross-section - каждая отдельная линия травится до тех пор, пока не достигнет общего количества циклов, затем луч переходит к следующей. Этот режим обычно используется для быстрого травления, когда влиянием повторно осаждённого материала на процесс можно пренебречь. Поскольку со временем луч может отклоняться от заданного положения, в SmartFIB есть возможность повысить точность, используя “метку” для коррекции положения пучка относительно стойки. Для этого перед началом травления захватывается и сохраняется определённая область, которую необходимо “опрашивать”. В программу задаются размер захватываемого изображения и метки внутри неё, интервал, по прошествии которого система будет сравнивать заданное и фактическое положение этой области. В случае необходимости, небольшие смещения (0-2 мкм) компенсируются автоматически. 64

3.5. Определение необходимой дозы и подходящего тока Прежде всего, необходимо настроить колонну и подготовить предметный столик с образцом к травлению. Сначала, наклоняют столик на 54°, тогда по отношению к ионной колонне, образец располагается перпендикулярно. Затем выставляют рабочее расстояние (то есть расстояние между образцом и колонной), фокусируют луч на поверхности, настраивают апертуру, корректируют астигматизм. При выполнении данной работы, использовалось рабочее расстояние WD = 5 мм. Затем фокусируют ионный пучок на образце. Используя функцию «пятно», можно посмотреть, насколько хорошо сфокусирован луч: если всё правильно откалибровано, на поверхности образуется круглая точка травления. При правильной настройке, переключение между токами не должно приводить к изменению фокуса или смещению пучка. Непосредственно перед изготовлением структуры, для определения требуемой дозы травления (то есть такой, чтобы протравить всю плёнку, не задевая подложку), проводится серия дозовых тестов. Для этого был создан массив из 12 прямоугольников 6 x 3 мкм с различной дозой (рис. 29). В качестве шаблона для определения необходимой дозы травления, использовались заранее известные параметры для травления кремния, где 100% (1,0) соответствовало глубине травления 1 мкм золота. Каждый прямоугольник соответствовал своей дозе от 10% до 120%, с шагом в 10%. Достаточной дозой для травления слоя золота в 500 нм оказалась 50% (0,5) доза. 65

Рис. 29. Тестовые структуры для определения необходимой дозы. Затем была проведена серия тестов с разными токами, для определения наиболее подходящего тока травления. Использовался массив, состоящий из трёх треугольников, применяемых в конечной структуре (рис. 30). Травление производилось при токах в 100 пА, 300 пА, 700 пА, 1,5 нА и 3 нА. 66

Рис. 30. Тест разных токах травления 500 нм пленки золота: а) 100 пА; 300 пА; в) 700 пА; г) 1,5 нА; 3 нА 67

При выборе подходящего тока учитывались два параметра: время травления и степень повреждения близлежащих областей. Время травления одного треугольника и всего массива: при токе 100 пА - 8:15 и 24:45 [мин:сек], при 300 пА - 2:45 и 8:15 [мин:сек], при 700 пА - 1:11 и 3:33 [мин:сек], при 1,5 нА - 33 сек., 1:39 [мин:сек], при 3 нА - 16,5 и 49,5 секунд. 3.6. Метрология изготовленной структуры При значениях, выше 700 пА, близлежащие области и стенки заметно разрушаются (сильная шероховатость, невертикальный профиль стенок), что в будущем скажется на получившемся изображении при тестировании на рентгеновском микроскопической установке. Поэтому, для изготовления структуры был выбран ток 700 пА, что позволяет сократить время изготовление структуры и сохранить приемлемую точность латеральных размеров треугольников. Травление производилось при ускоряющем напряжении - 30 кэВ. Время изготовления всей структуры заняло ~35 минут, скорость травления - 697 нм2/с. В работе травление происходило в режиме “bidirectional” и “back-and-forth”, что позволило получить более точную структуру. Количество циклов прохождения луча - 1000. 68

Рис. 31. а) Полученная тестовая структура; б) размеры не затронутых сухим травлением внутренних областей; в) размеры полостей в местах соприкосновения треугольников Поскольку время изготовления структуры относительно большое, то для корректировки сдвигов стойки система каждые 120 секунд “опрашивала” положение метки, относительно заданного. Размер опрашиваемой области 10,75 x 10,75 мкм, сама метка представляла собой два пересекающихся прямоугольника 3,6 x 0,7 мкм, расположенных перпендикулярно друг к другу. Так как пятно хорошо сфокусированного пучка имеет круглое сечение, то углы треугольников являются закруглёнными. Размер пятна составляет 0,37 69

мкм (значение получено благодаря фигуре “точка”, которая протравливает на поверхности область, размером с пучок ионов). Из-за этих двух факторов, места соприкосновения одиночных треугольник также протравливаются, вследствие чего образуются полости, размером 0,7+-0,1 мкм (рис. 31.в). Поэтому, внутренние области (рис. 31.б) имеют размеры на 1 мкм меньше, чем протравленные области. На лабораторных источниках полости между одиночными треугольниками не будут видны, поскольку наименьший доступный размер пикселя на установке SynchrotronLike составляет 2 мкм, но будет заметен при тестировании на синхротронных источниках. Одним из вариантов минимизации данного явления является корректировка дизайна тестовой структуры. Метрология тестовой структуры была выполнена в режиме сканирующей электронной микроскопии на FIB-SEM станции Crossbeam 540. Для этого образец был установлен перпендикулярно электронному пучку (столик на 0°). Изображение снималось в режиме High Resolution, для получения наилучшего разрешения, при ускоряющем напряжении в 10 кВ и токе 200 пА. 70

ЗАКЛЮЧЕНИЕ Для обеспечения метрологического контроля исследований требуются специальные тестовые структуры, позволяющие оценивать истинное увеличение и размеры в режиме визуализации объектов с использованием рентгеновского излучения. Такие структуры также активно используются научными группами, которые разрабатывают новые оптические элементы для рентгеновского излучения. В ходе выполнения данной работы был выполнен анализ научной литературы по методам электронно- и ионно-лучевой лиграфии. Для изготовления тестового объекта был выбран метод ионно-лучевой литографии как наиболее перспективный, поскольку он позволяет изготавливать и прототипировать сложные структуры с нанометровым разрешением за минимальное количество времени. Кроме того, данный метод является высокоточным и прецизионным прямым (безмасочным) методом структурирования материалов вне зависимости от их твердости. В данной работе была успешно решена задача разработки и изготовления универсальной тестовой структуры, позволяющей выполнять диагностику и проверку рентгенооптических систем. Для решения этой задачи были выполнены предварительные расчёты и разработан дизайн универсального тестового объекта, позволяющего исследовать разрешающую способность оптической системы с характерными размерами от 10 мкм и менее. Тестовый объект был выполнен посредством структурирования 500 нм плёнки золота с помощью сфокусированного ионного пучка. В финальной части работы было выполнено исследование (метрология) тестовой структуры с латеральными размерами 60х60 мкм методом сканирующей электронной микроскопии. Стоит отметить, что освоенный метод ионно-лучевой литографии является позволяет не только выполнять быструю прототипизацию тестовых объектов для задач метрологии, но также данный подход активно 71

используется для изготовления высокоразрешающих оптических элементов как для видимого диапазона, так и для рентгеновских лучей. При выполнении выпускной квалификационной работы были успешно решены все поставленные научные задачи. Также, удалось освоить метод ионной литографии, который является уникальным способом изготовления различных структур, например, тестовых объектов и элементов рентгеновской оптики. В заключение стоит отметить, что результаты данной работы будут использованы для дальнейшего исследования структуры с использованием лабораторных и синхротронных источников рентгеновского излучения. 72

СПИСОК ИСПОЛЬЗОВАННЫХ ИСТОЧНИКОВ 1. Andrews D.L. Electromagnetic Radiation // Encyclopedia of Spectroscopy and Spectrometry. Elsevier, 1999. P. 397–401. 2. Mathiesen R.H. et al. Time Resolved X-Ray Imaging of Dendritic Growth in Binary Alloys // Phys. Rev. Lett. American Physical Society (APS), 1999. Vol. 83, № 24. P. 5062–5065. 3. Ludwig W. et al. X-ray diffraction contrast tomography: a novel technique for three-dimensional grain mapping of polycrystals. I. Direct beam case // J Appl Cryst. International Union of Crystallography (IUCr), 2008. Vol. 41, № 2. P. 302–309. 4. Johnson G. et al. X-ray diffraction contrast tomography: a novel technique for three-dimensional grain mapping of polycrystals. II. The combined case // J Appl Cryst. International Union of Crystallography (IUCr), 2008. Vol. 41, № 2. P. 310–318. 5. Fischer P. et al. Soft X-ray microscopy of nanomagnetism // Materials Today. Elsevier BV, 2006. Vol. 9, № 1–2. P. 26–33. 6. Grunwaldt J.-D. et al. 2D-Mapping of the Catalyst Structure Inside a Catalytic Microreactor at Work: Partial Oxidation of Methane over Rh/Al2O3 // J. Phys. Chem. B. American Chemical Society (ACS), 2006. Vol. 110, № 17. P. 8674–8680. 7. Bohic S. et al. Synchrotron hard x-ray microprobe: Fluorescence imaging of single cells // Appl. Phys. Lett. AIP Publishing, 2001. Vol. 78, № 22. P. 3544– 3546. 8. Carmona A. et al. Nano-imaging of trace metals by synchrotron X-ray fluorescence into dopaminergic single cells and neurite-like processes // J. Anal. At. Spectrom. Royal Society of Chemistry (RSC), 2008. Vol. 23, № 8. P. 1083. 9. Kemner K.M. et al. Using zone plates for X-ray microimaging and microspectroscopy in environmental science // J Synchrotron Radiat. 73

International Union of Crystallography (IUCr), 1999. Vol. 6, № 3. P. 639– 641. 10.Ouseph P.J., Hoskins K.H. Moseley’s law // American Journal of Physics. American Association of Physics Teachers (AAPT), 1982. Vol. 50, № 3. P. 276–277. 11.An Introduction to Medical Physics // Biological and Medical Physics, Biomedical Engineering / ed. Maqbool M. Springer International Publishing, 2017. 12.Hubbell J.H. Review and history of photon cross section calculations // Phys. Med. Biol. IOP Publishing, 2006. Vol. 51, № 13. P. R245–R262. 13.Jacobsen, C. X-Ray Physics // X-ray Microscopy. Cambridge University Press, 2019. P. 23–70. 14.Сивухин Д. В. Общий курс физики. Том 5, часть 1. Атомная физика, 1986, с. 12-25. 15.Attix F.H. Introduction to Radiological Physics and Radiation Dosimetry. Wiley, 1986. 16.Als‐Nielsen J., McMorrow D. Elements of Modern X‐ray Physics. Wiley, 2011. 17.James R.W. Optical principles of the diffraction of X-rays. Ox Bow Press, 1982. 18.Cooper M.J. Dispersion corrections for X-ray atomic scattering factors // Acta Cryst Sect A. International Union of Crystallography (IUCr), 1977. Vol. 33, № 1. P. 229–230. 19.Hecht E., Zajac A. Optics. 2nd ed. London, England: Addison Wesley, 1987 20.Рентгенотехника. Кн. 1 / Под ред. В. В. Клюева. — М.:Машиностроение, 1992 21.Fuchs A.W., Etter G.M.Corney, L.E.Etter. The Science of Ionizing Radiation. Springfield, Ill: Charles C Thomas, 1965. 74

22.Y. Cherepennikov. Determination of Optimal Parameters of the X-Ray Source on the Basis of Compact Electron Accelerators // AMR // Trans Tech Publications, Ltd. 2015. Vol. 1084. P. 111–114. 23.Sanchez del Rio M., Dejus R.J. XOP. Recent Developments // ESRF. 2011. URL: https://esrf.eu/computing/scientific/people/srio/publications/ (дата обращения 15.12.2020) 24.Autier A. Dynamical theory of X-ray diffraction. 2008. Vol. N. Y. P. 678. 25.Metaljet X-ray sources for synchrotron-like performance in the home lab. URL: https://www.excillum.com/products/metaljet/ (дата обращения: 16.12.2020) 26.Н.А. Винокуров. Лазеры на свободных электронах. URL: accel.inp.nsk.su/refs/FEL_lections.pdf (дата обращения: 16.12.2020) 27.K. Willie, J M. The Physics of Particle Accelerators: An Introduction. Oxford University Press, 2000. 28.Robinson I.K., Tweet D.J. Surface X-ray diffraction // Rep. Prog. Phys. IOP Publishing, 1992. Vol. 55, № 5. P. 599–651. 29.Altarelli M. The European X-Ray Free-Electron Laser - Technical Design Report // DESY, Hamburg, Ger. 2007. 30.Anselme K. et al. The interaction of cells and bacteria with surfaces structured at the nanometre scale // Acta Biomaterialia. Elsevier BV, 2010. Vol. 6, № 10. P. 3824–3846. 31.Dong J. et al. Pushing the resolution of photolithography down to 15nm by surface plasmon interference // Sci Rep. Springer Science and Business Media LLC, 2014. Vol. 4, № 1. 32.Broers A.N. Resolution limits for electron-beam lithography // IBM J. Res. & Dev. IBM, 1988. Vol. 32, № 4. P. 502–513. 33.Zaouk R., Park B.Y., Madou M.J. Introduction to microfabrication techniques // Methods Mol. Biol. 2006. Vol. 321. P. 5–15. 75

34.Gangnaik A.S., Georgiev Y.M., Holmes J.D. New Generation Electron Beam Resists: A Review // Chem. Mater. American Chemical Society (ACS), 2017. Vol. 29, № 5. P. 1898–1917. 35.Lee Y.-H. Low voltage alternative for electron beam lithography // J. Vac. Sci. Technol. B. American Vacuum Society, 1992. Vol. 10, № 6. P. 3094. 36.Yang H, Fan L, Jin A, Luo Q, Gu C, Cui Z. In: Proc. 1st IEEE Intl. Conf. Nano/Micro Engg. & Molec. Sys. Jan 2006, Zhuhai, p. 391–4. 37.Brewer G. Electron-beam technology in microelectronic fabrication. 1st ed. London, England: Elsevier Science, 2014. 38.Chow D.G.L. An image processing approach to fast, efficient proximity correction for electron beam lithography // J. Vac. Sci. Technol. B. American Vacuum Society, 1983. Vol. 1, № 4. P. 1383. 39.Brodie I., Murray J.J. Microcharacterization // The Physics of Micro/NanoFabrication. Springer US, 1992. P. 549–582. 40.FEI Company. Focused ion beam technology, capabilities and applications. 2006. URL: https://www.yumpu.com/en/document/read/3665381/focusedion-beam-technology-capabilities-and-fei-company (дата обращения: 16.04.2021) 41.WATT F. et al. ION BEAM LITHOGRAPHY AND NANOFABRICATION: A REVIEW // Int. J. Nanosci. World Scientific Pub Co Pte Lt, 2005. Vol. 04, № 03. P. 269–286. 42.Giannuzzi L.A., Prenitzer B.I., Kempshall B.W. Ion - Solid Interactions // Introduction to Focused Ion Beams. Springer US, 2005. P. 13–52. 43.Eckstein W. Computer Simulation of Ion-Solid Interactions // Springer Series in Materials Science. Springer Berlin Heidelberg, 1991. 44.Orloff J., Utlaut M., Swanson L. High Resolution Focused Ion Beams: FIB and its Applications. Springer US, 2003. 45.Morehead F.F., Crowder B.L., Title R.S. Formation of Amorphous Silicon by Ion Bombardment as a Function of Ion, Temperature, and Dose // Journal of Applied Physics. AIP Publishing, 1972. Vol. 43, № 3. P. 1112–1118. 76

46.Dietz L.A., Sheffield J.C. Secondary electron emission induced by 5–30‐keV monatomic ions striking thin oxide films // Journal of Applied Physics. AIP Publishing, 1975. Vol. 46, № 10. P. 4361–4370. 47.Hoyle P. Focused electron beam induced chemistry and its application in microelectronics. University of Cambridge, 1994. 48.Datta A., Wu Y.-R., Wang Y.L. Gas-assisted focused-ion-beam lithography of a diamond (100) surface // Appl. Phys. Lett. AIP Publishing, 1999. Vol. 75, № 17. P. 2677–2679. 49.Nabity J. et al. E-beam nanolithography integrated with scanning electron microscope. 1st ed. / ed. Zhou W., ZhL W. New York: Springer, 2006. 50.Shawn C., Makiuchi Y., Chen C. High-energy Electron Beam Lithography for Nanoscale Fabrication // Lithography. InTech, 2010. 51.Postek M.T. et al. Scanning Electron Microscopy: A Student’s Handbook. Williston: Ladd Research Ind. , Inc, 1980. 52.Maxwell D. The Principles and Practice of Electron Microscopy. ByIan M. Watt.Pp. 303. (Cambridge University Press, 1985.) // Exp Physiol. Wiley, 1986. Vol. 71, № 3. P. 492–492. 53.Chen E. Introduction to Nanofabrication, Applied Physics 294r. Harvard University, 2004. 54.Goldstein J.I. et al. Scanning Electron Microscopy and X-Ray Microanalysis. Springer US, 1981. 55.Gierak J. et al. Sub-5nm FIB direct patterning of nanodevices // Microelectronic Engineering. Elsevier BV, 2007. Vol. 84, № 5–8. P. 779– 783. 56.Tseng A.A. Recent developments in micromilling using focused ion beam technology // J. Micromech. Microeng. IOP Publishing, 2004. Vol. 14, № 4. P. R15–R34. 57.“Что такое сканирующий электронный микроскоп?”: ООО”ТЕСКАН”. URL: https://tescan.ru/primenenie/akademiya-teskan/korotko-o-sem/ (дата обращения: 20.04.2021) 77

58.Gudmundsson J.T., Lundin D. Introduction to magnetron sputtering // High Power Impulse Magnetron Sputtering. Elsevier, 2020. P. 1–48. 59.Zaouk R., Park B.Y., Madou M.J. Introduction to Microfabrication Techniques // Microfluidic Techniques. Humana Press. P. 3–16. 60.Aristov V.V., Svintsov A.A., Zaitsev S.I. Guaranteed accuracy of the method of ‘simple’ compensation in electron lithography // Microelectronic Engineering. Elsevier BV, 1990. Vol. 11, № 1–4. P. 641–644. 61.Jacobsson R. Measurement of the adhesion of thin films // Thin Solid Films. Elsevier BV, 1976. Vol. 34, № 2. P. 191–199. 62.Yakubovsky D.I. et al. Optical constant of thin gold films: Structural morphology determined optical response. Author(s), 2017. 63.Schiettekatte F. Fast Monte Carlo for ion beam analysis simulations // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section B: Beam Interactions with Materials and Atoms. Elsevier BV, 2008. Vol. 266, № 8. P. 1880–1885. 64.Ziegler J.F., Biersack J.P. The Stopping and Range of Ions in Matter // Treatise on Heavy-Ion Science. Springer US, 1985. P. 93–129. 65.Biersack J.P., Haggmark L.G. A Monte Carlo computer program for the transport of energetic ions in amorphous targets // Nuclear Instruments and Methods. Elsevier BV, 1980. Vol. 174, № 1–2. P. 257–269. 66.Müller K.P. Ga+-ion beams on gold: Sputter yields and redeposition // Microelectronic Engineering. Elsevier BV, 1990. Vol. 11, № 1–4. P. 443– 447. 67.Matsunami N. et al. Energy dependence of the ion-induced sputtering yields of monatomic solids // Atomic Data and Nuclear Data Tables. Elsevier BV, 1984. Vol. 31, № 1. P. 1–80. 68.Belkind A., Gershman S. Plasma cleaning of surfaces // Vac. Technol. Coat. 2008. P. 1–11. 69.Martin P.J. Ion-enhanced adhesion of thin gold films // Gold Bull. Springer Science and Business Media LLC, 1986. Vol. 19, № 4. P. 102–116. 78

70.Deckert C.A., Peters D.A. Optimization of thin film wetting and adhesion behavior // Thin Solid Films. Elsevier BV, 1980. Vol. 68, № 2. P. 417–420. 71.JEOL (2012). JFC-1600 Auto Fine Coater. User Guide. Japan: Author 79

БЛАГОДАРНОСТИ В заключение хочу выразить глубокую благодарность своему научному руководителю, кандидату физико-математических наук, директору МНИЦ “Когерентная рентгеновская оптика для установок “Мегасайенс” Анатолию Александровичу Снигиреву за постановку интересной задачи, поддержку на всех этапах и чуткое научное руководство. А также хочу поблагодарить сотрудников МНИЦ “Когерентная рентгеновская оптика для установок “Мегасайенс”: научного сотрудника Ивана Игоревича Лятуна и лаборанта-исследователя, аспирантку 3 курса Медведскую Полину Николаевну за консультации, ценные советы и поддержку на всех этапах научной и учебной деятельности в течение всего периода работы и, конечно, за их терпение и неоценимую помощь во время обсуждения полученных результатов. 80

Рецензии:

Авторизуйтесь, чтобы добавить рецензию

- у работы пока нет рецензий -

Отзывы:

Авторизуйтесь, чтобы оставить отзыв