Quantifizierung des Oberflächen-Temperaturanstiegs von Nano- bis Mikroskala Elektronenstrahl-Bestrahlung

Abstract

Elektronenstrahlen (e-Strahl) wurden als Detektionssonden und saubere Energiequellen in vielen Anwendungen eingesetzt. In dieser Arbeit untersuchten wir mehrere Ansätze zur Messung und Schätzung des Bereichs und der Verteilung lokaler Temperaturen auf einer Probenoberfläche unter Bestrahlung von Nano-Mikroskala e-Strahlen. Wir zeigten, dass ein hochintensiver e-Strahl mit Stromdichte von 10^5-6 A/cm² zu Verdampfung von festem Si und Au in Sekunden führen kann, mit lokaler Oberflächentemperatur über 3000 K. Bei geringerer Strahlintensität von 10^3-4 A/cm² konnten e-Strahl lokale Oberflächentemperaturen im Bereich 1000–2000 K kurzzeitig erzeugen, was lokales Schmelzen in metallischen Nanodrähten und Cr, Pt, Pd Dünnschichten sowie Phasenübergang in metallischen Mg-B Filmen verursacht. Wir demonstrierten, dass Dünnschicht-Thermoelemente auf freistehendem Si₃N₄-Fenster in der Lage waren, lokale Spitzen-Oberflächentemperaturen bis 2000 K und stabile, niedrigere Temperaturen mit hoher Präzision zu detektieren. Wir diskutierten die Verteilung der Oberflächentemperaturen unter e-Strahlen, thermische Dissipation dicker Substrate und ein kleines Umwandlungsverhältnis von der hohen kinetischen Energie des e-Strahls zur Oberflächenwärme. Die Ergebnisse können Hinweise für neuartige Anwendungen von e-Strahlen bieten.

Einleitung

E-Strahl wurden als Sonden und saubere Energiequellen in vielfältigen praktischen Anwendungen eingesetzt, wie Abbildung von Oberflächenmorphologie, Analyse kristalliner Strukturen, Erzeugung von Lithografie-Mustern, Abscheidung von Dünnschichten etc. In diesen praktischen Anwendungen ist der lokale Oberflächen-Heizeffekt unter Bestrahlung von e-Strahlen ein interessantes Thema. Für manche Anwendungen, z. B. e-Strahl-Lithografie, kann diese e-Strahl-induzierte Oberflächenwärme Verzerrung der entworfenen Muster im Nanomaßstab im e-Strahl-Schreibprozess verursachen, was zum Versagen der finalen Bauelemente führt [1–3]. In anderen Anwendungen wird der lokale Oberflächen-Heizeffekt für Dünnschichtabscheidung [4], Glühen [5–7] oder sogar Formgebung von Nanomaterialien [8, 9] genutzt. Doch bis heute bleiben präzise Messung und Bewertung der lokalen Oberflächentemperaturen unter e-Strahl-Bestrahlung eine technische Herausforderung [10–12].

Wenn „freie Elektronen“ in Metallen hohe kinetische Energie erhalten, z. B. durch Erhitzen oder hohes elektrisches Feld, können sie aus dem Metallvolumen in den freien Raum austreten. Elektronenstrahl wurde breit eingesetzt in Schweißen [13–16], Schmelzen [17], Kanten-Schneiden [18], Oberflächenbehandlung [19, 20] und physikalischer Gasphasenabscheidung [21]. Heutzutage wurde viel jüngerer Fortschritt in Metall-Additiv-Fertigungsprozessen mit e-Strahl-Schmelzen erzielt [22–26]. Es zieht zunehmende Aufmerksamkeit auf sich, e-Strahl für selektives Schmelzen von Metallpulver zu nutzen. Die in dieser Arbeit diskutierten e-Strahl beziehen sich auf solche, die aus Elektronenkanonen aus Wolframdrähten, LaB₆ Kristallspitzen oder W Kristallspitzen emittieren [27, 28]. Nach Beschleunigung unter hohem elektrischen Feld wird ein e-Strahl zu einer reinen Energiequelle mit durchschnittlich 5–30 keV pro Elektron in Rasterelektronenmikroskopen (REM), oder 100–300 keV pro Elektron in normalen Transmissionelektronenmikroskopen (TEM).

Die Phänomene, assoziiert mit dem Reentry-Prozess eines freien e-Strahls im Vakuum, wenn er auf eine saubere feste Oberfläche in REM oder TEM gelenkt wird, sind gut untersucht. Wenn ein hochenergetischer (5–300 keV) e-Strahl eine feste Oberfläche erreicht, erzeugt er üblicherweise viele Sekundärelektronen, Rückstreuelektronen, Auger-Elektronen etc. Er kann auch Anregung von Atomen unter Bestrahlung induzieren und „Knock-on-Effekt“ verursachen, der einige Oberflächenatome entfernt, und kann lokale Kristallstruktur brechen, was Störungen und Defekte induziert [29, 30]. Daneben verursachen diese Elektron-Festkörper-Wechselwirkungen Inkrement der lokalen Temperatur des Subjekts unter e-Strahl-Bestrahlung.

Im Allgemeinen resultiert das Inkrement der lokalen Temperatur aus der Umwandlung kinetischer Energie des e-Strahls in das Subjekt unter Bestrahlung. Frühere Studien haben gezeigt, dass lokale Temperaturen unter hochintensivem e-Strahl (HIEB) sehr hoch sein können. Ein HIEB in TEM konnte Nano-Löcher bohren, Nano-Brücken in Nanodrähten (NWs) schneiden und zwei NWs zu einer Junction verschweißen [8]. Mit sorgfältigen Operationsprozeduren konnte man e-Strahl nutzen, um eine Brücke aus Einzelatom-Kette aus Kohlenstoff aus einem kontinuierlichen Kohlenstoff-Dünnfilm zu machen [9]. Mit e-Strahl als in-situ Energiequelle konnte man supraleitende MgB₂ Phase aus einem mehrschichtigen [Mg-B]_n „Superlattice“ Film erhalten [5–7].

Doch es bleibt umstritten: Was ist die exakte lokale Temperatur, induziert durch einen e-Strahl? Technisch ist es schwer, die lokale Temperatur, induziert durch einen fokussierten e-Strahl in TEM oder REM, direkt zu messen. Mehrere Versuche wurden unternommen, dieses Problem zu lösen [31, 32]. Zum Beispiel wurde das Temperaturprofil an der Oberfläche eines Resist-Films unter e-Strahl-Bestrahlung mit submikronen Dünnschicht-Thermoelementen (TFTCs) gemessen. Lokale Temperaturprofile mit nanometer räumlicher Auflösung wurden mit Rastertransmissionselektronenmikroskop (STEM) und Elektronenenergieverlustspektroskopie (EELS) erhalten [33]. Direkte Messung lokaler Temperatur in Nanoskalen-Umgebung wurde in TEM mit kombinierter Elektronenenergie-Gewinn- und Verlustspektroskopie durchgeführt [34]. Mit der Parallelstrahl-Elektronenbeugungsmethode wurde lokale Temperatur in TEM indirekt aus der Änderung des Streuwinkels durch thermische Ausdehnung gemessen [35]. Mit Vorteil von TEM und Fest-Flüssig-Phasenübergang metallischer Inseln wurden nanoskalige Thermobilder erhalten, deren Auflösung die Grenzen einer Thermomikroskopie basierend auf Infrarot-Imaging übertrifft [36]. Mit dieser Methode wurde der Mechanismus der ferngesteuerten Joule-Heizung eines Siliziumnitrid-Substrats durch ein einzelnes mehrwandiges Kohlenstoff-Nanoröhrchen entdeckt [37]. Zudem konnten Mikro-Thermometer, basierend auf Metall-Isolator-Übergang, quantitative Bewertung von Elektronenstrahl-Heizung im Detail liefern [38].

Doch diese Versuche waren nur auf niedrige Temperaturbereiche anwendbar. In dieser Arbeit analysierten wir durch Analyse der Strukturänderung des Materials vor und nach Bestrahlung und durch direkte Messung der lokalen Temperatur mit von uns entwickelten Geräten und Messtechniken [39, 40] die Heizeffekte, induziert mit Nanoskala e-Strahlen für einen Temperaturbereich von sechs Größenordnungen mit In-situ-Experimenten in TEM und REM. Für Temperaturen höher als 10³ K schätzten wir lokale Temperaturen unter e-Strahl mit Morphologieänderungen in Halbleiter- und metallischen Nanodrähten sowie Nano-Streifen metallischer Dünnschichten. Für Temperaturen niedriger als 10³ K bis zu einem Bruchteil von 1 K maßen wir lokale Temperaturen unter e-Strahl mit Mikro-/Nano-TFTC-Geräten, gefertigt auf freistehenden Si₃N₄ Filmen. Das gesamte Spektrum für lokale Maximaltemperatur versus einfallende Intensität des e-Strahls kann eine wertvolle Referenz für neuartige Anwendungen mit e-Strahl-Prozessen bieten.

Experimentelle Details

Si-Nanodrähte (NWs) in dieser Arbeit wurden mit chemischer Gasphasenabscheidung (CVD) hergestellt wie früher beschrieben [8]. Cu NWs, Au NWs und Ag NWs wurden mit elektrochemischer Abscheidung auf porösem anodisiertem Aluminiumoxid-Substrat hergestellt wie früher beschrieben [41].

Pt-Cr Dünnschicht-Thermoelemente wurden mit Standard-Reinraumverfahren und Dünnschichtabscheidungstechniken hergestellt wie zuvor berichtet [40]. In dieser Arbeit wurde Cr-Dünnschicht mit einem Magnetron-Sputtersystem (PVD75, Kurt J. Lesker, USA) in Ar-Gas abgeschieden. Die Muster von Cr erschienen nach Lift-Off-Prozess und die Muster von Pt, aligniert zu Cr-Markern, wurden mit gleichen Parametern hergestellt. Eine 3-nm-dicke Cr-Schicht wurde im Voraus als Haftschicht für Pt-Schicht abgeschieden. Für die Pt-Cr TFTC-Arrays hatten Pt und Cr Dünnschichten Dicken von 90 nm und 50 nm, gemessen mit Stufenprofilometer. Auf jedem 4-Zoll-Wafer entwarfen wir identische 16 Dies, angeordnet in 4 × 4 Array. Jedes Die hatte Größe 16 mm × 16 mm und bestand aus einem TFTC-Array-Gerät. Jedes TFTC-Array bestand aus 24 TFTCs, mit Junction-Größe von 2,0 µm × 2,5 µm bis 8,0 µm × 8,5 µm. Die Widerstände der TFTCs, von 0,7 bis 75,6 kΩ, wurden mit Digitalmultimeter (2400, Keithley) für TFTCs mit verschiedenen Größen ermittelt. Die Thermospannung der TFTCs wurde auf 15,0 ± 0,3 µV/K auf einer hausgemachten Plattform kalibriert.

Für das Dünnschicht-Mikrogerät, gefertigt auf freistehendem Si₃N₄-Fenster auf Si (100) Substrat, wurden 400-nm-dicke Siliziumnitrid-Schichten auf beiden Seiten des Si (100) Wafers durch Niederdruck-CVD (LPCVD) abgeschieden und zeigten exzellente mechanische Eigenschaften. Nach Fertigung der TFTC-Geräte auf der Vorderfläche wurden quadratische Ätzfenster auf der Rückseite des Wafers patterniert und geätzt, ein Nassätzprozess wurde durchgeführt, um den Si-Wafer von der Rückseite durchzuätzen, wodurch ein freistehendes Si₃N₄ Dünnschicht-Fenster mit vorpatternierten TFTC-Arrays für thermische Messungen in REM verblieb.

Fokussierter Ionenstrahl (FIB) Fräsexperimente wurden am FIB/REM Dual-Beam 820 System durchgeführt, welches die TFTC-Junction-Größe von 5,0 × 5,0 µm² auf 1,0 × 1,0 µm² reduzierte. Ein Ga⁺ Ionenstrahl, dessen Strahlstrom 12 pA mit Beschleunigungsspannung 30 kV betrug, wurde im Reduktionsprozess verwendet.

In unseren In-situ-Glühexperimenten von Mg/B-Dünnschichten nutzten wir kommerzielle Magnesium-Barren (99,99 %) und Bor (99,5 %) als Verdampfungsquellen für Abscheidung von Mg-B Mehrschichtfilmen. Der Basisvakuum in der Abscheidungskammer betrug ~5,0 × 10⁻⁶ Pa. Eine 15-nm-dicke Magnesiumschicht diente als erste Schicht, abgeschieden durch Elektronenstrahlverdampfung bei Raumtemperatur auf 6H–SiC (0001) Substraten in einem Balzers UTT 400 Ultrahochvakuum (UHV) Koater. Danach wurde eine 10 nm B-Schicht auf die erste Schicht abgeschieden. Mg und B Schichten, abwechselnd auf Substraten abgeschieden, waren die Vorläuferfilme mit Mehrschichtstruktur [B(10 nm)/Mg(15 nm)]_{N = 4} auf SiC Substrat. Die Gesamtdicke der Mg-B Mehrschicht betrug 100 nm, überwacht durch Quarzoszillator in-situ. Das Dickenverhältnis Mg:B = 3:2 (15 nm:10 nm = 3:2) kann die Zusammensetzung Mg:B = 1:2 erfüllen. Die obere 10-nm-dicke Borschicht diente als Filmkappe, um Mg-Verlust während des Glühens bis zu einem gewissen Grad zu reduzieren. Die Vorläuferfilme wurden nachgeglüht in einem EBW-6 Elektronenstrahlschweißer mit Vakuumdruck 5,0 × 10⁻³ Pa. Die Beschleunigungsspannung des Glüh-Elektronenstrahls war 40 kV mit Strahlstrom 3 mA. Der Durchmesser eines Elektronenstrahls war 1,40 cm und die Glühdauer 0,1–1,0 s.

Die HIEB-Experimente in TEM wurden an einem 200-kV Jeol 2010F Feldemissions-TEM durchgeführt. Der e-Strahl-Strom wurde auf ~5 nA mit einem Faraday-Becher gemessen. Bei e-Strahl-Durchmesser von 0,5–1,0 nm wurde eine nominelle Stromdichte von (0,6–2,5) × 10⁶ A/cm² auf dem Proben erzeugt. TEM-Proben wurden auf lacey Kohlenstoff-Gittern aus Suspensionen der NWs in Ethanol präpariert. Die Prozeduren für Patterning und Schweißen von NWs folgten der Beschreibung in Ref. [9]. REM-Experimente wurden in einem EBW-3H Vakuum-Elektronenstrahlschweißer und einem Feldemissions-REM (FEI QUANTA 600F) durchgeführt. Komplizierte Verkabelung und Verbindung zwischen dem Gerät in der REM-Vakuumkammer und Messinstrumenten außerhalb der Vakuumkammer wurden speziell designed und realisiert. Schwache Spannungssignal-Ausgänge der TFTC unter Bestrahlung des e-Strahls im REM bei verschiedenen Spotgrößen (1 bis 7, a.u.) und Beschleunigungsspannungen (2 bis 30 keV) wurden mit hausgemachtem Multiplexer und Keithley 2182A Nanovoltmeter gemessen [39].

Ergebnisse

Wir untersuchten zuerst die obere Grenze der lokalen Temperatur, T_max, die ein Nanoskala e-Strahl in TEM auf einer Probenoberfläche induzieren konnte. Dutzende experimenteller Belege zeigten, dass Atome in Oberflächenschichten fester NWs unter Bestrahlung eines HIEB instantan verdampft werden konnten [8, 42], was anzeigte, dass die entsprechenden T_max Werte höher als die Verdampfungstemperaturen der Subjektmaterialien waren. Abb. 1 zeigt ein typisches Ergebnis in TEM (Jeol 2010F) bei Betriebsspannung 200 kV und e-Strahl-Strom 5 nA. Der e-Strahl wurde in einen Durchmesser von 0,5–1,0 nm fokussiert, und seine Intensität war hoch genug, um 1-nm-Durchmesser-Löcher in einem 60-nm-Durchmesser Si NW in weniger als einer Sekunde zu bohren. Abb. 1a ist der originale Si NW, wo ein 25 nm Au NW parallel als Referenz in Kippoperation lokalisiert ist. Abb. 1b zeigt die acht Nano-Löcher auf dem Si NW, gemacht mit dem Nanoskala e-Strahl in 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7 und 8 s. Die Löcher haben alle ähnlichen Durchmesser: ~1,0 nm. Abb. 1c, d zeigen Seitenansicht der Löcher für denselben Si NW nach In-situ-Kippen für 10,0° und 20,0°. Man sieht, dass nach 1 s Bestrahlung mit dem 0,5–1,0 nm Durchmesser e-Strahl ein Loch durch den ganzen Si NW gebohrt wurde. Mit zunehmender Bestrahlungsdauer von 1 auf 8 s vergrößerten sich sowohl Vorder- als auch Bodenöffnung, während der zentrale Bereich der Durchgangslöcher einen ähnlichen 1 nm Durchmesser behielt, sodass er in der Draufsicht in Abb. 1b als unverändert erscheint.

Quantifizierung des Oberflächen-Temperaturanstiegs von Nano- bis Mikroskala Elektronenstrahl-Bestrahlung — TEM-Morphologiebilder zeigend acht 1-nm Löcher gebohrt in 60-nm-Durchmesser einkristallinem Si NW. Dies geschah in 1–8 s jeweils mit 0,5–1,0-nm-Durchmesser HIEB von 5 nA Strom in 200 kV TEM. a Originaler Si NW mit 25-nm-Durchmesser Au NW (erscheint schwarz im Bild). b Bild nach Erstellung acht Nano-Löcher durch HIEB. **c, d** Bilder desselben Samples nach In-situ-Kippen für 10,0° und 20,0°.

Die Tatsache in Abb. 1 war, dass Si-Atome im Fokuspunkt lokalen Bereich unter dem 1-nm-Durchmesser HIEB total verdampft wurden. Ähnlich war ein solcher 1-nm-Durchmesser HIEB fähig, Löcher in Au NW zu bohren [8]. Ein logischer Schluss ist, dass die lokale Temperatur höher als die Siedepunkte der Materialien sein sollte, 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 HIEB höher als 3000 K. Frühere Studien haben gezeigt, dass der Schmelzpunkt eines Nanomaterials leicht niedriger ist als der des Bulks [43–45], doch bei Größe 20–100 nm wird diese Reduktion des Schmelzpunkts nicht bemerkenswert erwartet.

Hier, da die lokale Temperatur so hoch war, dass keine Methode anwendbar ist, um die reale Temperatur direkt zu messen. Für Kontakt-Thermosensoren war die lokale Temperatur höher als der Schmelz- oder sogar Siedepunkt der Sensoren. Für nicht-kontakt Lumineszenz-Methoden war nicht nur die Größe des lokalen Bereichs zu klein für eine Optikfaser, sondern der ganze Prozess lief zu schnell für zuverlässige optische Messungen.

Die geschätzte hohe lokale Temperatur über 3000 K mag Argumentation verursachen. Man könnte argumentieren, dass statt Verdampfung durch thermisches Erhitzen die Entfernung lokaler Si-Atome in den acht Nano-Löchern in Abb. 1 durch „Knock-on-Effekt“ verursacht wurde. Wenn Bohren von Nano-Löchern mit HIEB wahrhaftig ein Knock-on-Effekt war, dann könnte Reduktion des Flusses von HIEB durch Vergrößerung des Strahldurchmessers kontinuierlich Entfernung von Oberflächenatomen in langer Zeitskala zeigen. Aber beobachtet wurde die existierende Schwelle für Strahlintensität, unterhalb derer Bohren in Si NWs, Au NWs etc. nicht durchgeführt werden konnte [8]. Betrachtet man, dass die kinetische Energie jedes Elektrons in 200 kV TEM ~10⁻¹⁴ J beträgt, was um drei Größenordnungen größer als die Bindungsenergie pro Si-Atom ist, haben Verdampfung und Knock-on-Effekt synergetische Effekte in einem „Bohr“-Prozess. Daher, indem man die nominelle lokale Temperatur als Parameter definiert, der proportional zur durchschnittlichen kinetischen Energie lokaler Partikel (hier Si-Atome) ist, waren die nominellen lokalen Temperaturen an den acht Lochregionen wahrhaftig höher als der Siedepunkt von Si.

Früher wurde berichtet, dass bei Strahlstromdichte im Bereich 10^3–5 A/cm² ein e-Strahl in TEM angewendet werden konnte, um lokales Schmelzen in freistehenden NWs einzuführen, z. B. Au NWs, Cu NWs etc., in Minuten [8]. Die beobachteten Schmelzeffekte deuteten eindeutig an, dass die lokalen Temperaturen auf diesen Metalloberflächen im Bereich 1000–2000 K lagen, wie in Tabelle 1 aufgelistet.

In dieser Arbeit beobachteten wir, dass bei ausreichend hoher Strahlintensität und Bestrahlungsdauer von Minuten e-Strahl in REM auch lokales Schmelzen für Pt und Cr Dünnschichten auf Si induzieren konnte, typisch präsentiert in Abb. 2. Aus dem REM-Bild (Abb. 2a) und Atomkraftmikroskop (AFM) Bild (Abb. 2b) desselben Samples nach Bestrahlung eines hochintensiven e-Strahls in REM sieht man Löcher und Vorsprünge an den Junction-Bereichen zweier Pt-Cr TFTCs (hervorgehoben mit roten Pfeilen). Die Schmelztemperaturen von Cr und Pt betrugen 2130 K und 2045 K. Unsere experimentellen Ergebnisse implizierten, dass die lokalen Temperaturen der Oberfläche unter Bestrahlung des e-Strahls höher als die Schmelztemperaturen dieser Metalle (~2000 K) waren [46]. Die Vorsprünge, die an den Junction-Kanten einige Mikrometer von den Schmelzlöchern entfernt auftraten, wurden wahrscheinlich durch Diffusion und Akkumulation der Pt- und Cr-Atome gebildet. Allerdings gelang es uns nicht, Echtzeit-lokale Temperaturwerte mit denselben Pt-Cr TFTC-Sensoren unter Bestrahlung zu erhalten. Statt eines lokalen Temperaturinkrements von 2000 K maßen wir ein Inkrement von weniger als 100 K. Wie später diskutiert, wurde dieser riesige Unterschied durch thermische Dissipation des dicken Si-Substrats und die große Größe des TFTC-Sensors verursacht.

Mit Blick auf Gerätezuverlässigkeit für Hochtemperaturmessung lieferten wir unsere Referenz-Experimente mit Hochenergie-Lasern, deren Wärmefokussierung auf die Junction ausreicht, um thermische Dissipation auszugleichen. Abb. 2c zeigt unsere Pd-Cr TFTC-Geräte auf 400-nm-dickem freistehendem Si₃N₄ Dünnschicht-Fenster. Der Pd-Cr TFTC, hergestellt mit gleichen Prozessparametern wie Pt-Cr TFTC, wurde von unseren Teamkollegen für Medizinlaser-Messung verwendet, statt Pt-Cr TFTC, und signifikante Ergebnisse wurden hier referenziert, um die Hochtemperaturzuverlässigkeit dieses Gerätetyps zu bestätigen [47]. Mit Bestrahlung im Fokuspunkt eines 79 mW (Leistung), 785 nm (Wellenlänge) Lasers für 2 s wurden zwei Pd-Cr Junctions verbrannt (hervorgehoben mit weißen Pfeilen). Gleichzeitig zeigte das Gerät einen Ausgabepeak nahe 50 mV. Durch Nutzung unserer Kalibrierergebnisse bei Raumtemperatur von ~20 µV/K repräsentiert dies eine nominelle Spitzen-Temperatur von ~2400 K, wie in Abb. 2d gezeigt. Aber 2400 K ist höher als der Schmelzpunkt des Pd-Films, 1825 K. Wir schrieben diesen Fehler einem sich ändernden Seebeck-Koeffizienten von Pd und Cr bei hohen Temperaturen zu. Dennoch zeigten unsere Ergebnisse, dass unsere TFTC-Sensoren auf Si₃N₄ Dünnschicht-Fenster anwendbar waren für Messung lokaler Temperaturen bis zu einem Wert nahe den Schmelzpunkten der metallischen Streifen, also 1800 K.

Die obere Grenze lokaler Temperatur T_max in REM wurde auch mit unseren Experimenten zum Glühen von [Mg-B]_N Mehrschicht-Dünnschichten enthüllt. Die Ergebnisse zeigten, dass hochintensive e-Strahl Phasenübergang in amorphen [Mg-B]_N Mehrschicht-Dünnschichten innerhalb 1 s induzieren konnte. Als Ergebnis wurde ein amorpher Mehrschicht teilweise in supraleitende MgB₂ Phase umgewandelt [5–7]. Abb. 3 und Tabelle 2 präsentieren typische Ergebnisse. Die Vorläuferfilme, bezeichnet als [B(10 nm)/Mg(15 nm)]_{N = 4}, wurden mit Gesamtdicke 100 nm präpariert. Die Beschleunigungsspannung des Glüh-Elektronenstrahls war 40 kV, mit Strahlströmen von 9,9 mA, 10,7 mA und 12,8 mA. Die REM-Bilder der Samples zeigten, dass unterschiedliche Glühströme unterschiedliche Rauheit auf der Filmoberfläche ergeben konnten, wie in Abb. 3 gezeigt. Bei Probenfläche 10 × 10 µm² wurde die quadratische mittlere (RMS) Rauheit zu 3,11 nm, 3,56 nm und 7,53 nm gemessen. Die supraleitenden Übergangstemperaturen T_c dieser Samples betrugen 35,1 K, 35,8 K und 36,3 K (Tabelle 2). Es implizierte, dass Glühtemperatur entscheidend für Verdampfung von Mg, Diffusion in B-Schichten und Reaktionsrate mit B war. Ein größerer Strom konnte höhere Glühtemperatur bewirken, was zu ausreichenderer Reaktion führen konnte. Gemäß Phasendiagramm von MgB₂ betrug die minimal erforderliche Temperatur für Phasenübergang zur Bildung supraleitender MgB₂ 900–1000 K. Daher hatten die e-Strahl lokale Temperaturen um 900–1000 K oder höher induziert. Dieses Ergebnis war konsistent mit den in Abb. 2 gezeigten Ergebnissen.

Wenn die Intensität eines einfallenden e-Strahls weiter reduziert wird, oder die Bestrahlungsdauer reduziert wird, verursacht ein e-Strahl messbaren lokalen Heizeffekt an der Oberfläche unter Bestrahlung. Abb. 4 präsentiert typische Messergebnisse. Abb. 4a ist ein optisches Bild für eine der vier Arten TFTC-Array-Samples, entwickelt in dieser Arbeit. Hergestellt auf 400-µm-dicke SiO₂/Si(100) Substrat, besteht dieses Gerät aus 24 identischen Pt-Cr TFTCs. Die 24 Junctions, jeweils mit Fläche 5,0 × 5,0 µm², reichen in 4 Reihen, bildend ein „Kreuz“-Muster in der Bildmitte. Abb. 4b ist ein REM-Bild der Gerätemitte, wo die helleren Streifen Pt-Streifen und die dunkleren Cr-Streifen sind.

Abb. 4c zeigt einige gemessene Daten. Sie wurden von verschiedenen TFTC-Sensoren unter e-Strahl-Bestrahlung bei verschiedenen Beschleunigungsspannungen 10, 15, 20 und 25 kV, jeweils mit steigenden Strahlströmen aufgenommen. Der Strahlspot-Durchmesser war auf 1 µm fixiert und die Messzeit auf 30 s. Kalibrierexperimente ergaben, dass die durchschnittliche Empfindlichkeit der Pt-Cr TFTCs 15,00 ± 0,29 µV/K betrug, mit relativer Standardabweichung 1,9 %. Es zeigt, dass das lokale Temperaturinkrement linear mit dem einfallenden e-Strahl-Strom zunimmt. Dies deutet auf linearen Oberflächen-Heizeffekt hin, dass die in das lokale Subjekt-Oberfläche umgewandelte Heizleistung proportional zum Elektronenfluss im einfallenden e-Strahl war. Innerhalb des Messfehlers war die Heizleistung auch proportional zur Beschleunigungsspannung. Wie wir im Folgenden diskutieren, waren die gemessenen Daten jedoch viel niedriger als der exakte lokale Temperaturinkrement im Zentrum des e-Strahls.

Diskussionen

Zentralisierte Verteilung lokaler Temperaturen unter Nanoskala e-Strahl

Wir bemerkten, dass bei Bestrahlung eines NWs mit Nanoskala e-Strahl der zentrale Bereich eine viel höhere Temperatur hatte als der Restbereich. Abb. 5a zeigt einen einkristallinen Si NW mit vier Nano-Löchern, gebohrt in TEM mit HIEB. Die zwei linken Löcher, hervorgehoben mit blauen Pfeilen, haben Durchmesser 1,2–1,5 nm und sind flache Löcher, die nicht durch den NW penetrieren. Die zwei rechten Löcher, hervorgehoben mit roten Pfeilen, sind Durchgangslöcher mit Durchmesser 2,5 nm und 4,0 nm. Es ist klar gezeigt, dass ein Nano-Ring-Bereich um das Loch amorphe Struktur zeigt, während der verbleibende Teil des NW seine originale Kristallstruktur behält. Zum Beispiel zeigt der zentrale Bereich zwischen zwei benachbarten Löchern, der nur 2–4 nm vom Lochrand entfernt ist, klare kristalline Perioden entlang zwei Richtungen.

Dieses Phänomen impliziert, dass unter Nano-e-Strahl das Zentrum des Subjekts unter Bestrahlung die höchste Temperatur hat, und weg von diesem Zentrum die lokale Temperatur stark abnimmt. Abb. 5b illustriert schematisch die Annahme: Die T(r) Funktion ähnelt einer Delta-Funktion, wo T die lokale Temperatur und r die Distanz vom Zentralpunkt des e-Strahls ist. Wir können auch annehmen, dass wenn der e-Strahl seinen Durchmesser erhöht, es ein Plateau in der Mitte der T(r) Kurve gibt, wo die lokale Temperatur sättigt, und wenn der Strahldurchmesser weiter zunimmt, das Plateau seinen Sättigungsbereich vergrößert.

Zusätzlich zu den Beobachtungen in TEM wie typisch in Abb. 4a gezeigt, wurde die obige Annahme der lokalen Temperaturverteilung qualitativ mit unseren TFTC-Arrays unter schwachem e-Strahl in REM getestet. Abb. 6a ist ein Frontseiten-REM-Bild für Pt-Cr TFTC-Arrays auf Si-Wafer. In Abb. 6b präsentieren wir Ergebnisse einer einzigartigen Messung. Die Daten wurden unter der Bedingung erhalten, dass der e-Strahl fokussiert wurde auf Strahlgröße 1 µm, während der Fokuspunkt des e-Strahls in-situ auf den Pt- oder Cr-Streifen jedes Pt-Cr TFTC-Sensors bewegt wurde. Die Distanz vom Fokuspunkt zur TFTC-Junction-Region wurde sorgfältig gemessen. Unter diesem experimentellen Setup nahmen wir an, dass die lokale Temperatur des Fokuspunkts fast gleich war, während die gemessenen Daten bemerkenswert differierten, als die Distanz sich änderte. Die Ergebnisse zeigten, dass nach einer Distanz von 1,5 mm von der Junction-Region der thermische Effekt durch den fokussierten e-Strahl fast vernachlässigbar war.

Einfluss der Sensorgröße auf Messergebnisse

Wir fanden, dass die Junction-Größe unserer TFTCs entscheidenden Einfluss auf Messergebnisse hatte. Auf Si mit 24 Pt-Cr TFTCs hatten die originalen Junctions Größe 5,0 × 5,0 µm². Wir nutzten FIB-Technik, um einige Junctions in kleinere Junction-Größe 1,0 × 1,0 µm² zu machen, wie in Abb. 7a, b gezeigt. Unter gleicher Bestrahlung von e-Strahl waren die Ausgaben von TFTC mit kleiner Junction-Größe 1,0 × 1,0 µm² viel höher als jene mit 5,0 × 5,0 µm², wie in Abb. 7c gezeigt. Zum Beispiel, bestrahlt mit e-Strahl von Beschleunigungsspannung 15 kV und Strahlstrom 113,3 nA, maß der TFTC mit Junction-Größe 5,0 × 5,0 µm² ein lokales Temperaturinkrement von 35,0 K. Unter gleicher Bedingung maß der TFTC mit Junction-Größe 1,0 × 1,0 µm² ein Inkrement von 161,4 K, fünfmal verstärkt. Wiederum bestätigte es, dass die Spitzen-Oberflächentemperatur unter Nanoskala e-Strahl in sehr kleinem Bereich lokalisiert war.

Einfluss freistehenden Si₃N₄ Fensters auf Messergebnisse

Das Substrat für unseren TFTC-Sensor spielt wichtige Rolle auf die maximale lokale Oberflächentemperatur eines Subjekts unter Bestrahlung Nanoskala e-Strahl. Wenn das Substrat dick ist, kann durch das Substrat dissipierte Wärme viel mehr sein als die lokal auf der Subjektoberfläche akkumulierte Wärme. Als Ergebnis könnte die gemessene lokale Temperatur viel niedriger sein als die mögliche T_max, induziert durch den einfallenden e-Strahl.

Im Allgemeinen erzeugt ein einfallender Nanoskala e-Strahl eine Menge lokaler Wärme, Q, an der Oberfläche des Subjekts unter Bestrahlung, beschrieben durch Q = P·Δt·γ, wo P die einfallende kinetische Leistung, Δt die Zeitdauer und γ das Umwandlungsverhältnis ist. Ignoriert man Relativitätseffekt, grob P·Δt·γ = I·V·Δt·γ, wo I der Strahlstrom und V die Beschleunigungsspannung ist. Ein Teil der Wärme wird erwartet, durch Substrat, TFTC-Leitungen und Strahlung zu dissipieren. Der verbleibende Teil verursacht Inkrement der lokalen Oberflächentemperatur, messbar durch TFTC-Sensoren. Das heißt, Q = Q_substrate + Q_lead + Q_radiation + Q_sensor, und Q_sensor = C·ΔT + λ. Hier repräsentieren Q_substrate, Q_lead und Q_radiation thermisch dissipierte Wärme durch Substrat, Sensor-Leitungen und Strahlungseffekt. Q_sensor entspricht der verbleibenden Wärme, gemessen vom Sensor, C ist die thermische Kapazität der Sensor-Junction, ΔT das Inkrement lokaler Temperatur verglichen zu kalten Enden der TFTCs, und λ die latente Wärme des Phasenübergangs. Unsere vorangegangenen Studien haben gezeigt, dass unter Bestrahlung derselben e-Strahl die gemessenen Ausgaben von TFTC-Sensoren auf freistehendem Si₃N₄ Fenster 10–30 mal größer waren als jene von denselben Sensoren auf dicken Si-Wafern [40]. Dieser Verstärkungsfaktor zeigte an, dass Q_substrate viel größer war als Q_sensor.

Wir bemerkten, dass das Umwandlungsverhältnis γ, oder als thermischer Wirkungsgrad in manchen Publikationen bezeichnet, stark von der durchschnittlichen kinetischen Energie abhing. Das Umwandlungsverhältnis γ eines Schweiß-Elektronenstrahls mit Beschleunigungsspannung 70 kV war im Bereich 0,33–0,48 offenbart worden, und es wurde gefunden, dass dieses Verhältnis wenig Korrelation mit Schweißgeometrie hatte [48]. Experimente hatten manifestiert, dass unter Niedrigenergie-Hochstrom-Puls-Elektronenstrahl (LEHCPEB) Bestrahlung eine homogene Schicht auf Oberflächen von Stählen gebildet wurde, was Korrosionsschutz dramatisch verbessern konnte [49]. In unseren TEM-Experimenten waren die γ Werte jedoch extrem niedriger als eine Einheit um mehrere Größenordnungen. Die zugrundeliegende Physik bedarf weiterer Untersuchung.

Wir fassen Ergebnisse und Diskussionen dieser Arbeit in Abb. 8 zusammen. Unsere experimentellen Ergebnisse aus Bestrahlung hochintensiver e-Strahl in entweder TEM oder REM waren konsistent miteinander. Eine lokale Oberflächen-T_max höher als 1800–2000 K war in sowohl TEM als auch REM erreichbar, wie durch lokale Schmelzphänomene in Au NWs, Cu NWs, Pt und Cr Dünnschichtstreifen enthüllt. In TEM, da die Nanomaterialien in dieser Arbeit natürlich freistehend waren, wurde T_max höher als 3000 K aus beobachteten Nano-Bohrexperimenten an Si NWs und Au NWs evaluiert. Lokale Verdampfungseffekte wurden in Sekunden durch 1 nm Durchmesser e-Strahl induziert.

Wir zeigten, dass TFTC auf freistehendem Si₃N₄ Dünnschicht-Fenster eine um Faktor 10–30 erhöhte Sensitivität ergab, und dass ein 1-µm-breiter TFTC-Sensor eine höhere Sensitivität als 5-µm-breiter TFTC um Faktor fünf hatte. Dies ist weil dickes Substrat und breite Leitungen beide große Mengen lokaler Wärme dissipierten. Für präzise Messung lokaler Oberflächentemperatur im Nano- und Mikromaßstab sollte man idealerweise TFTC-Sensoren so klein wie möglich fertigen und auf thermischen Isolationsschichten wie freistehendem Si₃N₄ Dünnschicht-Fenstern oder Parylene-Schichten machen.

Schlussfolgerung

Zusammenfassend untersuchten wir mehrere Ansätze für Messung und Schätzung lokaler Oberflächentemperatur unter Bestrahlung Nano-Mikroskala e-Strahl. E-Strahl von 10^5-6 A/cm² konnte lokale Verdampfung von Si und Au in Sekunden induzieren, zeigend Temperatur höher als 3000 K. E-Strahl mit Intensität 10^3-4 A/cm² konnte lokales Schmelzen in Cr, Pt, Pd Dünnschichtstreifen, Au und Cu Nanodrähten und Phasenübergang in Mg-B Dünnschichten einführen, mit lokaler Temperatur 1000–2000 K. Wir demonstrierten, dass TFTC-Arrays auf freistehendem Si₃N₄ Fenstern gut funktionierten bei Detektion von Spitzen-Temperaturen bis 1500 K oder höher. Durch Kombinieren von Analysetechniken Oberflächenmorphologie, elektrischer Messung und TFTC-Sensoren konnten wir lokale Temperatur in weitem Bereich schätzen. Wir diskutierten auch Verteilung der Oberflächentemperaturen unter e-Strahl, thermische Dissipation dicken Substrats und kleines Umwandlungsverhältnis von hoher kinetischer Energie des e-Strahls zur Oberflächenwärme.

Die Ergebnisse sind hilfreich für Anwendungen von e-Strahl und können wertvolle Hinweise für Entwicklung neuartiger Sensing-Techniken und Evaluationsmethoden für Hochtemperaturen im Bereich 1500–3000 K bieten.