Messung und Bewertung der lokalen Oberflächentemperatur, die durch Bestrahlung mit nanoskaligen oder mikroskaligen Elektronenstrahlen induzierten

Einführung

Elektronenstrahlen wurden als Sonden und saubere Energiequellen in einer Vielzahl praktischer Anwendungen eingesetzt, wie z. B. bei der Abbildung der Oberflächenmorphologie, der Analyse kristalliner Strukturen, der Herstellung von Lithographiemustern, der Abscheidung von dünnen Filmen usw. Bei diesen praktischen Anwendungen bewirkt die lokale Oberflächenerwärmung unter Bestrahlung von E-Beams ist ein interessantes Thema. Bei einigen Anwendungen, zum Beispiel in der Elektronenstrahllithographie, kann diese durch Elektronenstrahlen induzierte Oberflächenwärme eine Verzerrung der entworfenen Muster im Nanomaßstab im Elektronenstrahlschreibprozess verursachen, was zu einem Ausfall der endgültigen Geräte führt [1,2, 3]. In einigen anderen Anwendungen wird der lokale Oberflächenerwärmungseffekt für die Dünnfilmabscheidung [4], das Tempern [5,6,7] oder sogar das Formen von Nanomaterialien [8, 9] genutzt. Bis heute stellt die genaue Messung und Auswertung der lokalen Oberflächentemperaturen unter E-Beam-Bestrahlung jedoch eine technische Herausforderung dar [10,11,12].

Wenn den „freien Elektronen“ in Metallen hohe kinetische Energie zugeführt wird, z. Der Elektronenstrahl wird häufig beim Schweißen [13,14,15,16], beim Schmelzen [17], beim Kantenschneiden [18], bei der Oberflächenbehandlung [19, 20] und beim physikalischen Aufdampfen [21] eingesetzt. Heutzutage wurden viele Fortschritte bei additiven Fertigungsverfahren für Metalle unter Verwendung von Elektronenstrahlschmelzen erzielt [22,23,24,25,26]. Es hat zunehmende Aufmerksamkeit auf sich gezogen, Elektronenstrahlen zum selektiven Schmelzen des Metallpulvers zu verwenden. Die in dieser Arbeit diskutierten Elektronenstrahlen beziehen sich auf diejenigen, die von Elektronenkanonen aus Wolframdrähten emittiert werden, LaB₆ Kristallspitzen oder W-Kristallspitzen [27, 28]. Nach der Beschleunigung unter einem hohen elektrischen Feld wird ein Elektronenstrahl zu einer reinen Energiequelle mit durchschnittlich 5–30 keV pro Elektron in Rasterelektronenmikroskopen (REM) oder 100–300 keV pro Elektron in normalen Transmissionselektronenmikroskopen (TEMs). ).

Die mit dem Wiedereintrittsprozess eines freien Elektronenstrahls im Vakuum verbundenen Phänomene, wenn er in einem REM oder einem TEM zum Eintritt in eine saubere feste Oberfläche geführt wird, sind gut untersucht. Wenn ein hochenergetischer (5–300 keV) Elektronenstrahl eine feste Oberfläche erreicht, erzeugt er normalerweise viele Sekundärelektronen, Rückstreuelektronen, Auger-Elektronen usw. Er kann auch eine Anregung von Atomen unter Bestrahlung induzieren und „Klopfen“ verursachen -on-Effekt“, der einige Oberflächenatome entfernt und die lokale kristalline Struktur aufbrechen kann, wodurch Störungen und Defekte verursacht werden [29, 30]. Außerdem verursachen diese Elektron-Feststoff-Wechselwirkungen eine Erhöhung der lokalen Temperatur des Objekts unter der Bestrahlung mit Elektronenstrahlen.

Im Allgemeinen resultiert die Zunahme der lokalen Temperatur aus der Umwandlung der kinetischen Energie des Elektronenstrahls auf das bestrahlte Objekt. Frühere Studien haben gezeigt, dass die lokalen Temperaturen unter einem hochintensiven E-Beam (HIEB) sehr hoch sein können. Ein HIEB in einem TEM könnte Nanolöcher bohren, Nanobrücken in Nanodrähte (NWs) schneiden und zwei NWs schweißen, um eine Verbindung zu bilden [8]. Bei sorgfältigen Betriebsverfahren könnte man einen Elektronenstrahl verwenden, um eine Brücke aus einer einatomigen Kohlenstoffkette aus einem kontinuierlichen Kohlenstoffdünnfilm herzustellen [9]. Unter Verwendung von Elektronenstrahlen als in-situ-Energiequellen könnte man supraleitendes MgB₂ . erhalten Phase aus einem mehrschichtigen [Mg-B]_n „Übergitter“-Film [5,6,7].

Es bleibt jedoch ein umstrittenes Thema:Wie hoch ist die genaue lokale Temperatur, die durch einen Elektronenstrahl induziert wird? Technisch ist es schwierig, die lokale Temperatur, die durch einen fokussierten Elektronenstrahl in einem TEM oder einem SEM induziert wird, direkt zu messen. Es wurden mehrere Versuche unternommen, dieses Problem zu lösen [31, 32]. Beispielsweise wurde das Temperaturprofil an der Oberfläche eines Resistfilms unter einer Elektronenstrahlbestrahlung mit Submikron-Dünnschicht-Thermoelementen (TFTCs) gemessen. Lokale Temperaturprofile mit einer räumlichen Auflösung von Nanometern wurden mit einem Rastertransmissionselektronenmikroskop (STEM) und einer Elektronenenergieverlustspektroskopie (EELS) erhalten [33]. Die direkte Messung der lokalen Temperatur in einer nanoskaligen Umgebung wurde in TEM mit einer kombinierten Elektronenenergiegewinn- und -verlustspektroskopie durchgeführt [34]. Unter Verwendung der Parallelstrahl-Elektronenbeugungsmethode wurde die lokale Temperatur in einem TEM indirekt aus der Änderung des Streuwinkels, die durch die Wärmeausdehnung induzierte, gemessen [35]. Unter Ausnutzung eines TEM- und Fest-Flüssig-Phasenübergangs von metallischen Inseln wurden nanoskalige Wärmebilder erhalten, deren Auflösung die Grenzen einer auf Infrarot-Bildgebungstechnik basierenden Thermomikroskopie überschreitet [36]. Mit dieser Methode wurde der Mechanismus der Joule-Fernerwärmung eines Siliziumnitrid-Substrats durch eine einzelne mehrwandige Kohlenstoffnanoröhre entdeckt [37]. Darüber hinaus könnten die Mikrothermometer, basierend auf dem Metall-Isolator-Übergang, eine quantitative Bewertung der Elektronenstrahlerwärmung im Detail liefern [38].

Diese Versuche waren jedoch nur auf einen niedrigen Temperaturbereich anwendbar. In dieser Arbeit analysierten wir durch Analyse der Strukturänderung des Materials vor und nach der Bestrahlung und durch direkte Messung der lokalen Temperatur mit von uns entwickelten Geräten und Messtechniken [39, 40] die mit nanoskaligen Elektronenstrahlen induzierten Erwärmungseffekte für einen Temperaturbereich von sechs Größenordnungen mit In-situ-Experimenten in TEM und REM. Für Temperaturen über 10 ³ K schätzten wir die lokalen Temperaturen unter einem Elektronenstrahl mit Morphologieänderungen in Halbleiter- und metallischen Nanodrähten sowie Nanostreifen von metallischen Dünnfilmen. Für Temperaturen unter 10 ³ K bis zu einer Reibung von 1 K haben wir die lokalen Temperaturen unter einem Elektronenstrahl mit Mikro-/Nano-TFTC-Geräten gemessen, die auf freistehendem Si₃ . hergestellt wurden N₄ Filme. Das gesamte Spektrum der lokalen Maximaltemperatur im Vergleich zur einfallenden Intensität des Elektronenstrahls kann eine wertvolle Referenz für neuartige Anwendungen mit Elektronenstrahlprozessen sein.

Experimentelle Details

Die in dieser Arbeit verwendeten Si-Nanodrähte (NWs) wurden mit einem CVD-Prozess (Chemical Vapor Deposition) hergestellt, wie zuvor beschrieben [8]. Cu-NWs, Au-NWs und Ag-NWs wurden mit einem elektrochemischen Abscheidungsprozess auf einem porösen anodisierten Aluminiumoxid-Substrat hergestellt, wie zuvor beschrieben [41].

Pt-Cr-Dünnschicht-Thermoelemente wurden mit Standard-Reinraumverfahren und Dünnschicht-Abscheidungstechniken hergestellt, wie zuvor berichtet [40]. In dieser Arbeit wurde ein Cr-Dünnfilm mit einem Magnetron-Sputtersystem (PVD75, Kurt J. Lesker, USA) in Ar-Gas abgeschieden. Die Cr-Muster erschienen nach dem Abhebeprozess und die Muster von Pt, die auf Cr-Markierungen ausgerichtet waren, wurden mit dem gleichen Parameter hergestellt. Als Haftschicht für die Pt-Schicht wurde vorab ein 3 nm dickes Cr abgeschieden. Für die Pt-Cr-TFTC-Arrays wurden Pt- und Cr-Dünnschichten mit einer Dicke von 90 nm bzw. 50 nm mit einem Stufenprofiler gemessen. Auf jedem 4-in-Wafer haben wir identische 16 Dies entworfen, die in einem 4 × 4-Array angeordnet sind. Jeder Chip hatte eine Größe von 16 mm × 16 mm und bestand aus einem TFTC-Array-Gerät. Jedes TFTC-Array bestand aus 24 TFTCs mit einer Übergangsgröße von 2,0 μm  ×  2,5 μm bis 8,0 μm × 8,5 μm. Die Widerstände von TFTCs im Bereich von 0,7 bis 75,6 kΩ wurden mit einem Digitalmultimeter (2400, Keithley) für TFTCs mit unterschiedlichen Größen ermittelt. Die Thermoleistung der TFTCs wurde auf einer selbstgebauten Plattform auf 15,0 ± 0,3 μV/K kalibriert.

Für das auf einem freistehenden Si₃ . hergestellte Dünnschichtmikrogerät N₄ Fenster, das sich auf einem Si(100)-Substrat befand, wurden 400 nm dicke Siliziumnitridschichten auf beiden Seiten des Si(100)-Wafers durch chemische Niederdruck-Gasphasenabscheidungstechnik (LPCVD) abgeschieden und zeigten ausgezeichnete mechanische Eigenschaften. Nachdem die TFTC-Vorrichtungen auf der Vorderseite hergestellt, quadratische Ätzfenster strukturiert und auf die Rückseite des Wafers geätzt wurden, wurde ein Nassätzprozess durchgeführt, um den Si-Wafer von der Rückseite zu durchätzen, wobei ein freistehendes Si 3 zurückblieb N₄ Dünnschichtfenster mit vorstrukturierten TFTC-Arrays für thermische Messungen in einem REM.

Die Fräsexperimente mit fokussiertem Ionenstrahl (FIB) wurden auf dem FIB/SEM-Dual-Beam-820-System durchgeführt, das die TFTC-Übergangsgröße von 5,0 × 5,0 μm ² . reduzierte bis 1,0 × 1,0 μm ² . Ein Ga ⁺ Bei der Reduktion wurde ein Ionenstrahl verwendet, dessen Strahlstrom 12 pA bei einer Beschleunigungsspannung von 30 KV betrug.

Bei unseren In-situ-Tempering-Experimenten von Mg/B-Dünnfilmen nutzten wir kommerzielle Magnesiumslugs (99,99 %) und Bor (99,5 %) als Verdampfungsquellen für die Abscheidung von Mg-B-Mehrschichtfilmen. Das Basisvakuum in der Abscheidungskammer betrug etwa 5,0  × 10 ^{–  6} . Pa. Als erste Schicht diente eine 15 nm dicke Magnesiumschicht, die durch Elektronenstrahlverdampfung bei Raumtemperatur auf 6H-SiC (0001)-Substraten in einem Balzers UTT 400 Ultrahochvakuum (UHV)-Beschichter abgeschieden wurde. Danach wurde eine 10 nm große B-Schicht auf der ersten Schicht abgeschieden. Mg- und B-Schichten, abwechselnd auf Substraten abgeschieden, waren die Vorläuferfilme mit einer mehrschichtigen Struktur von [B(10 nm)/Mg(15 nm)]_{N = 4} auf SiC-Substrat. Die Gesamtdicke der Mg-B-Mehrfachschicht betrug 100 nm, überwacht von einem Quarzoszillator in situ. Das Dickenverhältnis von Mg:B = 3:2 (15 nm:10 nm = 3:2) kann die Zusammensetzung von Mg:B = 1:2 erfüllen. Die oberste 10 nm dicke Borschicht diente als Filmkappe, um den Mg-Verlust beim Tempern bis zu einem gewissen Grad zu reduzieren. Die Vorläuferfilme wurden in einem EBW-6-Elektronenstrahlschweißgerät mit einem Vakuumdruck von 5,0 × 10 ^– 3 . nachgetempert Pa. Die Beschleunigungsspannung eines Glühelektronenstrahls betrug 40 KV bei einem Strahlstrom von 3 mA. Der Durchmesser eines Elektronenstrahls betrug 1,40 cm und die Glühdauer betrug 0,1–1,0 s.

Die HIEB-Experimente in TEM wurden an einem 200-kV-Jeol 2010F-Feldemissions-TEM durchgeführt. Der Elektronenstrahlstrom wurde mit einem Faraday-Becher zu ~ 5 nA gemessen. Bei einem Elektronenstrahldurchmesser von 0,5–1,0 nm eine Nennstromdichte von (0,6–2,5) × 10 ⁶ A/cm ² wurde auf der Probe nachgegeben. TEM-Proben wurden auf spitzenförmigen Kohlenstoffgittern aus Suspensionen der NWs in Ethanol hergestellt. Die zum Mustern und Schweißen von NWs verwendeten Verfahren folgten der Beschreibung in Lit. [9]. SEM-Experimente wurden in einem EBW-3H Vakuum-Elektronenstrahlschweißgerät und einem Feldemissions-REM (FEI QUANTA 600F) durchgeführt. Aufwendige Verkabelung und Verbindung zwischen dem Gerät in der REM-Vakuumkammer und Messgeräten außerhalb der Vakuumkammer wurden speziell entwickelt und realisiert. Schwache Spannungssignalausgaben des TFTC unter Bestrahlung des Elektronenstrahls von SEM bei unterschiedlicher Punktgröße (von 1 bis 7, au) und Beschleunigungsspannung (von 2 bis 30 keV) wurden mit einem selbstgebauten Multiplexer und einem Keithley 2182A Nanovoltmeter gemessen [ 39].

Ergebnisse

Wir haben zuerst die Obergrenze der lokalen Temperatur investiert, T _max , die ein nanoskaliger Elektronenstrahl in einem TEM auf eine Objektoberfläche induzieren könnte. Dutzende experimenteller Beweise zeigten, dass Atome in Oberflächenschichten fester NWs unter Bestrahlung mit einem HIEB sofort verdampft werden konnten [8, 42], was darauf hindeutet, dass das entsprechende T _max Werte waren höher als die Verdampfungstemperaturen der untersuchten Materialien. Abbildung 1 zeigt ein typisches Ergebnis eines TEM (Jeol 2010F) bei einer Betriebsspannung von 200 kV und einem Elektronenstrahlstrom von 5 nA. Der Elektronenstrahl wurde auf einen Durchmesser von nur 0,5 bis 1,0 nm fokussiert, und seine Intensität war hoch genug, um in weniger als einer Sekunde Löcher mit einem Durchmesser von 1 nm in einen Si-NW von 60 nm zu bohren. Abbildung 1a ist der ursprüngliche Si-NW, bei dem sich ein 25 nm großer Au-NW als Referenz im Kippbetrieb parallel befindet. Abbildung 1b zeigt die acht Nanolöcher auf dem Si-NW, die mit dem nanoskaligen Elektronenstrahl in 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7 bzw. 8 s hergestellt wurden. Die Löcher haben alle einen ähnlichen Durchmesser:~ 1,0 nm. Abbildung 1c, d zeigt eine Seitenansicht der Löcher für denselben Si-NW, nachdem die Probe in situ um 10,0° bzw. 20,0° geneigt wurde. Man sieht, dass nach 1 s langer Bestrahlung mit dem Elektronenstrahl von 0,5–1,0 nm Durchmesser ein Loch durch den gesamten Si-NW gebohrt wurde. Mit zunehmender Bestrahlungsdauer von 1 auf 8 s vergrößerten sich sowohl der Durchmesser der vorderen als auch der unteren Öffnung, während der mittlere Bereich der Durchgangslöcher einen ähnlichen Durchmesser von 1 nm behält und sich daher in der Draufsicht in Fig. 1b nicht ändert .

TEM-Morphologiebilder, die acht 1-nm-Löcher zeigen, die in einem einkristallinen Si-NW mit einem Durchmesser von 60 nm gebohrt wurden. Dies erfolgt jeweils in 1–8 s mit einem HIEB mit einem Durchmesser von 0,5–1,0 nm und einem Strom von 5 nA in einem 200 kV-TEM. a Das ursprüngliche Si-NW zusammen mit einem 25-nm-Durchmesser Au-NW (erscheint im Bild schwarz). b Ein Bild, nachdem acht Nanolöcher von einem HIEB erstellt wurden. c , d Bilder derselben Probe nach in-situ-Neigung um 10,0° bzw. 20,0°

Die in Fig. 1 dargestellte Tatsache war, dass Si-Atome im lokalen Brennpunktbereich unter dem HIEB mit einem Durchmesser von 1 nm vollständig verdampft wurden. In ähnlicher Weise war ein HIEB mit einem Durchmesser von 1 nm in der Lage, Löcher in einen Au-NW zu bohren [8]. Eine logische Schlussfolgerung ist, dass die lokale Temperatur höher sein sollte als die Siedepunkte der Materialien, hier Si oder Au. Wie in Tabelle 1 gezeigt, betragen die Siedepunkte 3173 K für Si und 3081 K für Au. In beiden Fällen waren die lokalen Temperaturen unter einem HIEB höher als 3000 K. Frühere Studien haben gezeigt, dass der Schmelzpunkt eines Nanomaterials etwas niedriger ist als der des Volumens [43,44,45], jedoch bei einer Größe von 20– 100 nm, diese Verringerung des Schmelzpunkts ist nicht bemerkenswert.

Hier war die lokale Temperatur so hoch, dass keine Methode anwendbar ist, um die reale Temperatur direkt zu messen. Bei thermischen Kontaktsensoren war die lokale Temperatur höher als der Schmelz- oder sogar der Siedepunkt der Sensoren. Bei berührungslosen Lumineszenzverfahren war nicht nur die Größe des lokalen Bereichs für eine Glasfaser zu klein, sondern der gesamte Prozess verlief für zuverlässige optische Messungen zu schnell.

Die geschätzte hohe lokale Temperatur von über 3000 K kann zu Streit führen. Man könnte argumentieren, dass die Entfernung lokaler Si-Atome in den acht Nanolöchern, die in Abb. 1 gezeigt sind, anstelle einer durch thermische Erwärmung verursachten Verdampfung durch den „Knock-on-Effekt“ verursacht wurde. Wenn das Bohren von Nanolöchern mit einem HIEM wirklich ein Knock-on-Effekt war, dann kann man die Entfernung von Oberflächenatomen über einen langen Zeitraum hinweg kontinuierlich beobachten, indem man den Fluss von HIEM durch Vergrößern des Strahldurchmessers verringert. Was jedoch beobachtet wurde, war die bestehende Schwelle für die Strahlintensität, unterhalb derer Bohrprozesse in Si-NWs, Au-NWs usw. nicht durchgeführt werden konnten [8]. Wenn man bedenkt, dass die kinetische Energie jedes Elektrons in einem 200 kV-TEM etwa 10 ⁻¹⁴ . beträgt J, die um drei Größenordnungen größer ist als die Bindungsenergie pro Si-Atom, haben Verdampfungs- und Knock-on-Effekt synergetische Effekte in einem „Bohren“-Prozess. Durch die Definition der lokalen Nominaltemperatur als Parameter, der proportional zur durchschnittlichen kinetischen Energie lokaler Teilchen (hier Si-Atome) ist, die lokalen Nominaltemperaturen in den Achtlochregionen waren wirklich höher als der Siedepunkt von Si.

Zuvor wurde berichtet, dass bei einer Strahlstromdichte im Bereich von 10 ^3–5 A/cm ² , könnte ein Elektronenstrahl in einem TEM angewendet werden, um lokales Schmelzen in freistehenden NWs, z. B. Au-NWs, Cu-NWs usw., in Minuten einzuleiten [8]. Die beobachteten Schmelzeffekte zeigten eindeutig, dass die lokalen Temperaturen auf diesen Metalloberflächen im Bereich von 1000–2000 K lagen, wie in Tabelle 1 aufgeführt.

In dieser Arbeit haben wir beobachtet, dass Elektronenstrahlen in einem REM bei einer ausreichend hohen Strahlintensität und einer Bestrahlungszeit von einigen Minuten auch einen lokalen Schmelzeffekt für die Abscheidung von Pt- und Cr-Dünnfilmen auf Si bewirken können, wie typischerweise in Abb. 2 . dargestellt Aus dem REM-Bild (Abb. 2a) und dem Rasterkraftmikroskop (AFM)-Bild (Abb. 2b) derselben Probe nach Bestrahlung eines hochintensiven Elektronenstrahls in einem REM sieht man Löcher und Vorsprünge an den Übergangsbereichen von zwei Pt-Cr-TFTCs (mit roten Pfeilen hervorgehoben). Die Schmelztemperaturen von Cr und Pt betrugen 2130 K bzw. 2045 K. Unsere experimentellen Ergebnisse implizierten, dass die lokalen Oberflächentemperaturen unter der Bestrahlung mit Elektronenstrahlen höher waren als die Schmelztemperaturen dieser Metalle (~ 2000 K) [46]. Die Vorsprünge, die an den Übergangskanten einige Mikrometer von den Schmelzlöchern entfernt auftraten, wurden wahrscheinlich durch Diffusion und Ansammlung der Pt- und Cr-Atome gebildet. Es gelang uns jedoch nicht, die lokalen Temperaturwerte in Echtzeit mit denselben Pt-Cr-TFTC-Sensoren unter Bestrahlung zu erhalten. Anstatt einen lokalen Temperaturanstieg von 2000 K anzuzeigen, haben wir einen Anstieg von weniger als 100 K gemessen. Wie später erläutert, wurde dieser enorme Unterschied durch die Wärmeableitung des dicken Si-Substrats und die große Größe des TFTC-Sensors verursacht.

Lokale Schmelzeffekte, die in einem REM beobachtet wurden. a SEM-Bild einer Pt-Cr-TFTC-Array-Probe, die zwei Löcher (mit roten Pfeilen hervorgehoben) zeigt, wurden durch Elektronenstrahlbestrahlung an den Übergangsbereichen von zwei Pt-Cr-TFTC-Sensoren erstellt. b AFM-Bild derselben beiden Kreuzungen, das detaillierte 3D-Informationen der beiden Löcher zeigt. c Vier Pd-Cr-TFTC-Sensoren auf einem 400 nm dicken, freistehenden Si₃ N₄ Dünnfilmfenster. Zwei TFTCs (mit weißen Pfeilen hervorgehoben) links im Fenster wurden mit einem fokussierten 785 nm-Laser gebrannt. d Die entsprechende Ausgangsspitze des Pd-Cr TFTC beim Brennen mit dem Laser

Aus Gründen der Gerätezuverlässigkeit für Hochtemperaturmessungen haben wir unsere genannten Experimente mit Hochenergielasern bereitgestellt, deren Wärmefokussierung auf die Sperrschicht ausreicht, um die Wärmeableitung auszugleichen. Abbildung 2c zeigt unsere Pd-Cr-TFTC-Bauelemente, die auf einem 400 nm dicken freistehenden Si₃ . hergestellt wurden N₄ Dünnfilmfenster. Das Pd-Cr TFTC, das mit dem gleichen Prozessparameter von Pt-Cr TFTC hergestellt wurde, wurde von unseren Teamkollegen zur Messung des medizinischen Lasers anstelle von Pt-Cr TFTC verwendet [47]. Bei Bestrahlung im Brennpunkt eines Lasers mit 79 mW (Leistung) und 785 nm (Wellenlänge) für 2 s wurden zwei Pd-Cr-Übergänge verbrannt (mit weißen Pfeilen hervorgehoben). In der Zwischenzeit zeigte das Gerät eine Ausgangsspitze nahe 50 mV. Unter Verwendung unserer Kalibrierungsergebnisse, die bei einer Raumtemperatur von etwa 20 μV/K erhalten wurden, entspricht dies einer nominalen Spitzentemperatur von ~ 2400 K, wie in Abb. 2d gezeigt. Aber 2400 K ist höher als der Schmelzpunkt des Pd-Films, 1825 K. Wir haben diesen Fehler einem sich ändernden Seebeck-Koeffizienten von Pd und Cr bei hohen Temperaturen zugeschrieben. Dennoch zeigten unsere Ergebnisse, dass unsere TFTC-Sensoren auf Si₃ . hergestellt wurden N₄ Dünnschichtfenster waren zur Messung lokaler Temperaturen bis zu einem Wert nahe den Schmelzpunkten der Metallstreifen anwendbar, d. h. 1800 K.

Die Obergrenze der lokalen Temperatur T _max in einem SEM wurde auch mit unseren Experimenten zum Annealing von [Mg-B]_N . aufgedeckt mehrschichtige dünne Filme. Die Ergebnisse zeigten, dass hochintensive Elektronenstrahlen einen Phasenübergang in amorphem [Mg-B]_N . induzieren können mehrschichtige dünne Filme innerhalb von 1 s. Als Ergebnis wurde eine amorphe Multischicht teilweise in ein MgB₂ . umgewandelt supraleitende Phase [5,6,7]. Abbildung 3 und Tabelle 2 zeigen einige typische Ergebnisse. Die Vorläuferfilme, bezeichnet mit [B(10 nm)/Mg(15 nm)]_{N = 4} , wurden mit einer Gesamtdicke von 100 nm hergestellt. Die Beschleunigungsspannung des Glühelektronenstrahls betrug 40 kV mit Strahlströmen von 9,9 mA, 10,7 mA bzw. 12,8 mA. Die REM-Bilder der Proben zeigten, dass unterschiedliche Temperströme zu unterschiedlicher Rauheit auf der Filmoberfläche führen können, wie in Abb. 3 gezeigt. Bei einer Probenfläche von 10 × 10 μm ² , wurde die quadratische Mittelwert-Rauigkeit (RMS) für diese Proben mit 3,11 nm, 3,56 nm bzw. 7,53 nm gemessen. Die supraleitenden Übergangstemperaturen T _c von diesen Proben wurden 35,1 K, 35,8 K bzw. 36,3 K gefunden (Tabelle 2). Dies implizierte, dass die Glühtemperatur entscheidend für die Verdampfung von Mg, die Diffusion in B-Schichten und die Reaktionsgeschwindigkeit mit B war. Ein größerer Strom könnte eine höhere Glühtemperatur bewirken, die zu einer ausreichenderen Reaktion führen könnte. Nach dem Phasendiagramm von MgB₂ , die minimal erforderliche Temperatur für einen Phasenübergang zum Bilden von supraleitendem MgB₂ betrug 900–1000 K. Daher hatten die Elektronenstrahlen lokale Temperaturen um 900–1000 K oder sogar höher induzierte. Dieses Ergebnis stimmte mit den in Abb. 2 gezeigten Ergebnissen überein.

REM-Aufnahmen von [B(10 nm)/Mg(15 nm)]_{N = 4} Multilayer auf SiC-Substrat getempert mit HIEB in einem SEM mit den Temperströmen von a 0 mA, b 9,9 mA, c 10,7 mA und d 12,8 mA bzw.

Wenn die Intensität eines einfallenden Elektronenstrahls weiter verringert wird oder die Bestrahlungsdauer verringert wird, verursacht ein Elektronenstrahl einen messbaren lokalen Erwärmungseffekt an der Oberfläche unter der Bestrahlung. Abbildung 4 zeigt eine Reihe typischer Messergebnisse. Abbildung 4a ist ein optisches Bild für eine der vier Arten von TFTC-Array-Proben, die in dieser Arbeit entwickelt wurden. Hergestellt auf 400 μm dickem SiO₂ /Si(100)-Substrat besteht dieser Baustein aus 24 identischen Pt-Cr-TFTCs. Die 24 Kreuzungen, jede mit einer Fläche von 5,0 × 5,0 μm ² , erstrecken sich in 4 Reihen und bilden ein „Kreuz“-Muster in der Mitte des Bildes. Abbildung 4b ist ein SEM-Bild, das die Mitte des Geräts zeigt, wobei die helleren Strahlen die Pt-Streifen und die dunkleren die Cr-Streifen sind.

Bilder von TFTC-Proben in Si und die Testergebnisse. a Optisches Bild eines TFTC-Arrays auf Si mit einer Übergangsgröße von 5.0 × 5.0 μm ² . b REM-Aufnahme des Gerätezentrums mit 24 Sensor-Junctions. c Messergebnisse der lokalen Temperaturerhöhung mit den TFTCs unter E-Beam-Bestrahlung mit unterschiedlichen Beschleunigungsspannungen und Strahlströmen

Abbildung 4c zeigt einige Messdaten. Sie wurden von verschiedenen TFTC-Sensoren unter E-Beam-Bestrahlung bei unterschiedlichen Beschleunigungsspannungen von 10, 15, 20 bzw. 25 kV mit zunehmenden Strahlströmen aufgenommen. Der Strahlfleckdurchmesser wurde auf 1 μm und die Messzeit auf 30 s festgelegt. Kalibrierungsexperimente ergaben, dass die durchschnittliche Empfindlichkeit von Pt-Cr-TFTCs 15,00 ± 0,29 μV/K bei einer relativen Standardabweichung von 1,9 % betrug. Es zeigt sich, dass das lokale Temperaturinkrement mit dem einfallenden Elektronenstrahlstrom linear ansteigt. Dies deutet auf einen linearen Oberflächenheizeffekt hin, dh die auf die lokale Objektoberfläche (hier der TFTC-Übergang) umgesetzte Heizleistung war proportional zum Elektronenfluss im einfallenden Elektronenstrahl. Innerhalb des Messfehlers war auch die Heizleistung proportional zur Beschleunigungsspannung. Wie wir im Folgenden diskutieren werden, waren die gemessenen Daten jedoch viel niedriger als das genaue lokale Temperaturinkrement in der Mitte des Elektronenstrahls.

Diskussionen

Zentralisierte Verteilung lokaler Temperaturen unter einem nanoskaligen Elektronenstrahl

Wir stellten fest, dass, wenn ein NW mit einem nanoskaligen Elektronenstrahl bestrahlt wurde, die zentrale Region eine viel höhere Temperatur aufwies als die restliche Region. Abbildung 5a zeigt einen einkristallinen Si-NW mit vier Nanolöchern, die mit einem HIEB in TEM gebohrt wurden. Die beiden linken Löcher, die mit blauen Pfeilen hervorgehoben sind, haben einen Durchmesser von 1,2–1,5 nm und sind flache Löcher, die nicht durch den NW dringen. Die beiden rechten Löcher, die mit roten Pfeilen hervorgehoben sind, sind Durchgangslöcher mit einem Durchmesser von 2,5 nm bzw. 4,0 nm. Es wird deutlich gezeigt, dass eine Nanoringregion um das Loch eine amorphe Struktur aufweist, während der verbleibende Teil des NW seine ursprüngliche kristalline Struktur beibehält. Der zentrale Bereich zwischen zwei benachbarten Löchern, der nur 2–4 nm vom Lochrand entfernt ist, weist beispielsweise klare kristalline Perioden in zwei Richtungen auf.

Verteilung der lokalen Temperatur unter Bestrahlung eines nanoskaligen Elektronenstrahls. a Ein einkristalliner Si-NW mit vier Nanolöchern, die mit einem HIEB in TEM gebohrt wurden. Zwei flache Löcher sind mit blauen Pfeilen und zwei Durchgangslöcher mit roten Pfeilen markiert. b Geschätzte T (r ) Funktion für die lokale Temperatur über der Entfernung zum Mittelpunkt

Dieses Phänomen impliziert, dass das Zentrum des bestrahlten Objekts unter einem Nano-E-Strahl die höchste Temperatur hat und von diesem Zentrum entfernt die lokale Temperatur stark abfällt. Abbildung 5b illustriert schematisch die Annahme:Das T (r ) Funktion ähnelt einer Delta-Funktion, wobei T ist die lokale Temperatur und r ist der Abstand vom Mittelpunkt des Elektronenstrahls. Wir können auch annehmen, dass sich in der Mitte des T . ein Plateau befindet, wenn der Elektronenstrahl seinen Durchmesser vergrößert (r )-Kurve, bei der die lokale Temperatur gesättigt ist, und wenn der Strahldurchmesser weiter zunimmt, vergrößert das Plateau seinen Sättigungsbereich.

Zusätzlich zu den Beobachtungen in TEM, wie sie typischerweise in Abb. 4a gezeigt werden, wurde die obige Annahme der lokalen Temperaturverteilung qualitativ mit unseren TFTC-Arrays unter einem schwachen Elektronenstrahl im REM getestet. Fig. 6a ist ein Vorderseiten-REM-Bild für ein Pt-Cr-TFTC-Array, das auf einem Si-Wafer hergestellt wurde. In Abb. 6b präsentieren wir Ergebnisse einer einmaligen Messung. Die Daten wurden unter der Bedingung erhalten, dass der Elektronenstrahl auf eine Strahlgröße von 1 μm fokussiert war, während der Brennpunkt des Elektronenstrahls in situ auf den Pt- oder Cr-Strahlen jedes Pt-Cr-TFTC-Sensors bewegt wurde. Der Abstand vom Brennpunkt zum TFTC-Übergangsbereich wurde sorgfältig gemessen. Bei diesem Versuchsaufbau nahmen wir an, dass die lokale Temperatur des Brennpunkts nahezu gleich war, während sich die gemessenen Daten mit der Entfernung deutlich unterschieden. Die Ergebnisse zeigten, dass nach einem Abstand von 1,5 mm vom Übergangsbereich der durch den fokalen Elektronenstrahl verursachte thermische Effekt nahezu vernachlässigbar war.

Ein TFTC-Array und seine Messergebnisse. a REM-Aufnahme einer Pt-Cr-TFTC-Array-Probe auf der Vorderseite eines Si₃ N₄ /Si(100)/Si₃ N₄ Waffel. Das TFTC-Array in der Mitte des Geräts bestand aus 24 TFTCs mit einer Übergangsgröße von 2,0 × 2,5 bis 8,0 × 8,5 μm ² . b Gemessene Ausgaben von einem TFTC-Sensor, wenn ein fokussierter Elektronenstrahl mit einem Durchmesser von 1 Mikrometer auf einen Punkt der beiden metallischen Dünnfilmstreifen des TFTC, nämlich Pt und Cr, in einem bestimmten Abstand zum Pt-Cr-Übergangsbereich strahlte

Einfluss der Sensorgröße und auf die Messergebnisse

Wir haben festgestellt, dass die Junction-Größe unserer TFTCs einen entscheidenden Einfluss auf die Messergebnisse hat. Auf einem Si mit 24 Pt-Cr-TFTCs hatten die ursprünglichen Übergänge eine Größe von 5.0 × 5.0 μm ² . Wir haben die Technik des fokussierten Ionenstrahls (FIB) verwendet, um einige der Übergänge in eine kleinere Übergangsgröße von 1,0 × 1,0 μm ² . zu bringen , wie in Abb. 7a, b gezeigt. Bei gleicher Bestrahlung mit Elektronenstrahlen wurden die vom TFTC mit einer kleinen Übergangsgröße von 1,0 × 1,0 μm ² . aufgenommenen Ausgaben waren viel höher als diejenigen mit einer Junction-Größe von 5,0 × 5,0 μm ² , wie in Abb. 7c gezeigt. Beispielsweise wird der TFTC mit einer Sperrschichtgröße von 5,0 × 5,0 μm ² . mit einem Elektronenstrahl mit einer Beschleunigungsspannung von 15 kV und einem Strahlstrom von 113,3 nA bestrahlt hat eine lokale Temperaturerhöhung von 35,0 K gemessen. Unter den gleichen Bedingungen wurde eine Erhöhung von 161,4 K vom TFTC mit einer Sperrschichtgröße von 1,0 × 1,0 μm ² . gemessen , fünfmal verbessert. Auch hier wurde bestätigt, dass die Spitzenoberflächentemperatur unter einem Nanomikrometer-Elektronenstrahl in einem sehr kleinen Bereich lokalisiert war.

SEM images of a TFTC array and its measurement results. a SEM image of a Pt-Cr TFTC array on thick Si wafer with identical original junction size of 5.0 × 5.0 μm ² . One junction (highlighted with a dashed yellow frame) was cut with FIB to a junction area of 1.0 × 1.0 μm ² . b SEM image of the FIB fabricated junction area in (a ). c Measured outputs from an original TFTC and the small junction TFTC under the same e-beam irradiation

Influence of Freestanding Si₃ N₄ Window on the Measurement Results

The substrate for our TFTC sensor plays an important role on the maximum local surface temperature of a subject under irradiation of nano-microscaled e-beams. When the substrate is thick, heat dissipated through the substrate may be much more than the local heat accumulates on the subject surface. As a result, the measured local temperature could be much lower than the possible T _max induced by the incident e-beam.

Generally, an incident nano-micro-scaled e-beam generates an amount of local heat, Q , at the surface of the subject under irradiation, which can be described by Q  = P ·Δt ·γ , where P ·is the incident kinetic power, Δt is the time duration, and γ is the converting ratio. Ignoring the relativity effect, roughly P ·Δt ·γ = Ich ·V ·Δt ·γ , wo ich is the beam current, and V is the accelerating voltage. Some heat is expected to dissipate though the substrate, TFTC leads, and radiation. The remaining part causes increment of the local surface temperature that is measurable by the TFTC sensors. That is, Q  = Q _Substrat + Q _lead + Q _radiation + Q _sensor , and Q _sensor = C ·ΔT + λ . Here, Q _Substrat , Q _lead , and Q _radiation represent thermally dissipated heat through the substrate, sensor leads, and radiation effect, respectively. Q _sensor corresponds to the remained heat measured by the sensor, C is the thermal capacity of the sensor junction, ΔT is the increment of local temperature as compared to the cold ends of TFTCs, and λ is the latent heat of phase transition. Our previous studies have shown that, under the irradiation of the same e-beams, the measured output from TFTC sensors made on freestanding Si₃ N₄ window was 10–30 times larger than that taken from the same sensors on thick Si wafers [40]. This factor of enhancement indicated that Q _Substrat was much larger than Q _sensor .

We noted that the converting ratio γ , or referred as thermal efficiency value in some publications, depended very much on the average kinetic energy. The converting ratio γ of a welding electron beam with an accelerating voltage of 70 kV had been revealed in the range of 0.33–0.48, and it was found that this ration had little correlation with the weld geometry [48]. Experiments had manifested that under low energy high current pulsed electron beam (LEHCPEB) irradiation, a homogeneous layer had been formed on the surfaces of steels, which could improve the anti-corrosion properties of steels dramatically [49]. However, in our TEM experiments, the γ values were extremely lower than one unit by several orders of magnitude. The underlying physics need further investigation.

We summarize the results and discussions of this work in Fig. 8. Our experimental results taken from irradiation of high-intensity e-beams in either a TEM or a SEM were consistent with each other. A local surface T _max higher than 1800–2000 K was achievable in both TEM and SEM, as revealed by local meting phenomena observed in Au NWs, Cu NWs, Pt, and Cr thin film stripes. In TEM, since the nanomaterials investigated in this work were naturally freestanding, T _max higher than 3000 K was evaluated from the observed nano-drilling experiments on Si NWs and Au NWs. Local vaporization effects were induced in seconds by 1 nm diameter e-beams.

An illustration for the overall picture of the nominal local temperatures under irradiation of nano-/micro-scale e-beams. The gray oval indicates the comparison between small and large TFTCs on thick Si wafers. The yellow oval indicates the comparison between TFTCs on thick Si wafers and on freestanding Si₃ N₄ thin film windows. For T  > 1500 K, the data points are estimated values from morphology or phase change

We showed that TFTC on a freestanding Si₃ N₄ thin film window resulted in an enhanced sensitivity by a factor of 10–30 times, and we showed that a 1-μm-wide TFTC sensor had a sensitivity higher than that of a 5-μm-wide TFTC by a factor of five times. This is because thick substrate and wide leads both dissipated a large amount of local heat. For precise measurement of local surface temperature at the nano- and micro-scales, ideally one should fabricate TFTC sensors as small as possible, and make them on thermal isolation layers, such as freestanding Si₃ N₄ thin film windows or Parylene layers.

Conclusion

In summary, we investigated several approaches for the measurement and estimation of local surface temperature under irradiation of nano-micro-scale e-beams. E-beams of 10 ^5-6 A/cm ² could induce local vaporization of Si and Au in seconds, showing a temperature higher than 3000 K. E-beams with intensity of 10 ^3-4 A/cm ² could introduce local melting in Cr, Pt, and Pd thin film stripes; Au and Cu nanowires; and phase transition in Mg-B thin films, with a local temperature of 1000–2000 K. We demonstrated that TFTC arrays made on freestanding Si₃ N₄ windows worked well in detecting peaked temperature up to 1500 K or higher. By combining analysis techniques of surface morphology, electrical measurement, and TFTC sensors, we could estimate the local temperature in a wide range. We also discussed the distribution of surface temperatures under e-beams, thermal dissipation of thick substrate, and a small converting ratio from the high kinetic energy of e-beam to the surface heat.

The results are helpful for applications of e-beams, and may offer valuable clues for developing novel sensing techniques and evaluation methods for high temperatures in the range of 1500–3000 K.

Abkürzungen

AFM:

Rasterkraftmikroskop

EELS:

Electron energy loss spectroscopy

FIB:

Fokussierter Ionenstrahl

HIEB:

High-intensity e-beam

LPCVD:

Low-pressure chemical vapor deposition

NW:

Nanodraht

SEM:

Rasterelektronenmikroskop

STEM:

Scanning transmission electron microscope

TEM:

Transmissionselektronenmikroskop

TFTC:

Thin film thermocouple

UHV:

Ultra-high vacuum