topographie- und stöchiometrieanalyse · zu gegenstandsgröße g bezeichnet, wenn sich die...

TU Ilmenau Ausgabe: Oktober 2017Fakultät für Elektrotechnik und Informationstechnik Prof. Sp./Dr. KuInstitut für Werkstofftechnik

Topographie- und Stöchiometrieanalyse(Topo/Stö)

1 Versuchsziel

Ziel des Versuches ist es, hochauflösende Methoden der Abbildung von Oberflächen und die Stö-chiometrieanalyse kennen zu lernen. Die Grenzen der Lichtmikroskopie in der Vergrößerung undder Tiefenschärfe können durch rasterelektronenmikroskopische Abbildungen (REM) überwundenwerden. Im REMwerden die verschiedenen Kontrastentstehungsmöglichkeiten gezeigt. Der Einflussder Sekundär- (SE) und Rückstreuelektronen (BSE) auf die Bildqualität wird verdeutlicht. DieStöchiometriebestimmung bei Festkörpern/Legierungen erfolgt mit der energiedispersiven Elek-tronenstrahlmikroanalyse (EDX).

2 Versuchsgrundlagen

2.1 Lichtmikroskopie

Bei geradliniger Ausbreitung des Lichtes wird als Abbildungsmaßstab das Verhältnis Bildgröße Bzu Gegenstandsgröße G bezeichnet, wenn sich die Bildweite b bzw. Gegenstandsweite g nachGleichung 1 verhalten:

B

g=b

g(1)

Wird das Licht durch glasförmige Systeme (Linsen) geführt, können die Lichtstrahlen je nach Form,konvex (Sammellinsen) oder konkav (Zerstreuungslinsen), fokussiert oder gestreut werden. Gehtman von den geometrischen Verhältnissen, Bild 1, aus, dann lässt sich die Abbildungsgleichung 2aufstellen:

1

g+

1

b=

1

f(2)

Bild 1: Bildentstehung an einer dünnen Sammellinse

TU Ilmenau, Institut für Werkstofftechnik, FG Werkstoffe der Elektrotechnik 1

Versuch Topographie- und Stöchiometrieanalyse (Topo/Stö)

Die Vergrößerung durch die Linse ist gegeben nach Gleichung 3:

V =B

G=b

g(3)

Bei zusammengesetzten Linsensystemen ermittelt sich die Brennweite aus den Einzelbrennwertenund der Lage der Brennpunkte.

2.2 Auflösungsvermögen von Mikroskopen

Ziel mikroskopischer Untersuchungsmethoden ist es, kleinste Teile noch sichtbar zu machen. Diemaximale Auflösung hängt aber neben den verwendeten Objektiven auch vom zu untersuchendenObjekt ab. Damit ein Objekt im Mikroskop einwandfrei abgebildet wird, müssen nach ABBEmöglichst viele Beugungsmaxima in das Mikroskop eintreten, die am Objekt durch Beugung deseinfallenden Lichtes erzeugt werden. Im Bild 2 soll dieser Sachverhalt verdeutlicht werden.Ein feines Gitter als Objekt mit der Weite W soll abgebildet werden. Solche Strukturen tretenz.B. in Masken der Halbleiterstrukturen oder in Halbleiterstrukturen selbst auf. In das Mikroskoptreten die gebeugten Strahlen von A und B ein, die die Beugungsmaxima 0-ter (M0) und 1-terOrdnung (M1 undM−1) in der hinteren Brennebene des Objektivs erzeugen. Die überM1,Mo undM−1 verlängerten Strahlen sind auf die Bildpunkte A’ und B’ des reelen Zwischenbildes gerichtet.Die Bilder A’ und B’ kommen durch Interferenz der von M1,Mo und M−1 ausgehenden Strahlenzustande.Die Bilder der Gitterspalten sind als Interferenzstreifen aufzufassen, die umso schärfer werden, jegrößer die Zahl der mitwirkenden Beugungsmaxima M ist.Je kleiner der Gitterabstand W ist, desto größer ist der Winkel φ, den die gebeugten Strahlen1. Ordnung mit der Achse einschließen. Um in das Mikroskopobjektiv noch eintreten zu können,darf der Winkel φ nicht größer als der Öffnungswinkel des Objektivs sein, dies führt zu Gleichung 4:

W =λ

sinφ(4)

Bild 2: Auflösungsvermögen des Mikroskops bei paralleler Beleuchtung eines Strichgitters



Der kleinste Abstand W lässt sich durch Verkleinerung der Wellenlänge und Einbringen einesMediums mit einer Brechzahl n > 1 zwischen Objekt und Objektivfrontlinse verringern.Die numerische Apertur A wird definiert nach Gleichung 5.

A = n sinφ (5)

Das Auflösungsvermögen U des Mikroskopes ist nach nach Gleichung 6 gleich:

U =1

W=A

λ(6)

Praktisch arbeitet man nie mit senkrechter Beleuchtung, so dass noch eine Apertur der Beleuchtungzu beachten ist, die bei guten Mikroskopen bei ABel = 0, 61 liegt.Die Gesamtvergrößerung ergibt sich daraus zu:

U =AObj +ABel

λ(7)

Gleichung 7 wird oftmals auch umgestellt, und man findet als sogenannte ABBE’sche Gleichung 8für die kleinste Auflösung Wmin:

Wmin =0, 61 · λn · sinφ

=0, 61 · λA

(8)

Um zwei Punkte im Mikroskop noch auflösen zu können, genügt es nicht nur, eine große numerischeApertur zu verwenden, das Bild muss auch unter einem hinreichend großemWinkel betrachtet wer-den können. Das Auge kann Winkel von 0,6 mrad gerade noch auflösen, d.h. bei 25 cm Sehabstandkönnen gerade da = 0,15 . . . 0,2 mm noch getrennt werden. Diese Grenze gilt auch für Mikrosko-pe, d.h. die Vergrößerung V mal der minimale Punktabstand g muss mindestens 0,15 . . . 0,2 mm

betragen, Gleichung 9.V ·Wmin = da = (0, 15 . . . 0, 2) mm (9)

Mit gelbem Licht (λ = 550 nm) ergibt sich somit für die Vergrößerung V ≈ 500 ·A.Der Bereich V = 500 ·A . . . 1000 ·A wird als förderliche Vergrößerung bezeichnet. Die Wahl derVergrößerung hängt auch vom zu erzielenden Kontrast ab. Kontraststeigerungen lassen sich inmanchen Fällen mit Dunkelfeldbeleuchtungen erzielen.Höhenunterschiede die auf der zu untersuchenden Probe im gesamten Objektivfeld scharf zu sehensind, bezeichnet man als sogenannte Tiefenschärfe S. Der Vergleich zwischen Licht- und Elektro-nenmikroskop ist in Bild 3 gezeigt.

2.3 Rasterelektronenmikroskopie (REM)

Beschleunigte Elektronen weisen Wellencharakter auf. Die relativistische Wellenlänge wird durchdie sogenannte de BROGLIEsche Beziehung, Gleichung 10 beschrieben,

λ =h

mo · v

√1−

(v

c

)2

(10)

mit h = 6,625 · 10−34 Ws2- PLANCKsches Wirkungsquantum, c = 3 · 108 ms−1- Lichtgeschwindig-keit undmo = 9,11·10−31 kg- Ruhemasse des Elektrones. Die Geschwindigkeit v der beschleunigtenElektronen hängt von der Beschleunigungsspannung UA ab, und wird relativistisch beschriebennach Gleichung 11.



Bild 3: Tiefenauflösungsvermögen S von Licht- und Elektronenmikroskopen

eo · UA =mo · c2√1−

(vc

)2 −mo · c2 (11)

mit eo = 1,602 · 10−19 As- Elektronenladung.Der Elektronenstrahl wird rasternd über die Probe geführt. Bild 4 zeigt den prinzipellen Strah-lengang im Licht- und Rasterelektronenmikroskop.Die mögliche Fokussierung des Elektronenstrahls auf kleinste Durchmesser (Nanometerbereich) er-möglicht eine Punktauflösung in diesem Bereich. Über spezielle Wolframhaarnadelkathoden odersogenannte Lanthanhexaborid (LaB6)-Kathoden lassen sich diese punktförmigen Elektronenstrah-len erzeugen. Die Elektronenstromdichte ist in den LaB6-Kathoden höher. Noch höhere Werteerreicht man mit Feldemissionskathoden. Ausschlaggebend für hochauflösende Elektronenmikro-skopbilder ist der erzielbare Strahlstrom (so hoch wie möglich) bei kleinstmöglichen Strahldurch-messer. Bild 5 zeigt die prinzipiellen Abhängigkeiten für die drei Kathodenarten.Bedingt durch die kleine Apertur und die Abbildungsmöglichkeit ohne optische Linsensyteme imRasterelektronenmikroskop ist die Tiefenschärfe außerordentlich hoch. Bild 3 zeigt den Zusam-menhang zwischen Vergrößerung, Tiefenschärfe und Auflösung für REM und Lichtmikroskope.Der Kontrast entsteht dadurch, dass der primäre Elektronenstrahl mit der Probe wechselwirktund zwei Elektronenarten, die niederenergetischen Sekundärelektronen und die hochenergetischenRückstreuelektronen, erzeugt werden. Bild 7 zeigt die Energieverteilung und die prinzipielle örtlicheEntstehung der unterschiedlichen Elektronenarten und ihre lateralen Ausbreitungsgebiete in derProbe.Kontraste in REM-Proben entstehen durch die unterschiedliche Probenoberfläche und die dortörtlich verschiedene Sekundärelektronenausbeute je nach Probenoberfläche. Eine zusätzliche Kon-traststeigerung in REM-Aufnahmen kann durch Verkippung der Proben erreicht werden. Bild6 zeigt, dass bei Verkippungen örtlich unterschiedliche Sekundärelektronenausbeuten entstehen



Bild 4: Vergleich von Licht- und Elektronenmikroskop - Strahlengang

können und da der die Elektronen absaugende Detektor einen räumlichen Öffnungswinkel hat,bewirken unterschiedliche Zahl von Elektronen auch unterschiedliche Kontraste, da die Zahl derElektronen im Detektor in ein Videosignal umgewandelt wird. Gleichzeitig lassen sich über zweiAufnahmen in euzentrischer Höhe bei zwei verschiedenen Kippwinkeln bei ungleichmäßig stuktu-rierten Oberflächen Höhenverteilungen und auch Höhenvermessungen gewinnen/durchführen.Die Rastersondenmikroskopie hat jedoch die Rasterelektronenmikroskopie im Bereich der 3-D-

10

10-7

10-8

10-9

10-10

10-11

10-12

1 102

[nm]Strahldurchmesser

Str

ah

lstr

om

[A]

Feldemission

Wolfra

mhaarn

adel

LaB

6

Bild 5: Vergleich der Strahldurchmesserund Strahlströme von verschiedenenKathodensystemen

Sig

nal

Sig

nal

Schattenraum

Schattenraum

Kollektor/Detektor

Bild 6: Kontraststeigerung bei unterschiedli-chen Probenoberflächen und bei SE-und BSE-Detektor



Bild 7: Energieverteilung und Ort der Elektronenentstehung in der Probe

Vermessung für Höhendifferenzen kleiner 500 nm verdrängt.Bei diesem Prinzip der Bildentstehung wird ersichtlich, dass im Elektronenmikroskop keine Farbendargestellt werden können.Die für die Bildentstehung, sowie die Ausbildung des Bildkontrastes maßgebliche Größe ist derSekundärelektronendetektor. Dieser soll die emittierten Sekundärelektronen aufnehmen und in einVideosignal umwandeln. Heute kommen in Elektronenmikroskopen hauptsächlich EVERHART/THORNLEY-Detektoren zum Einsatz, Bild 8. Durch das am Kollektor zusätzlich anzulegendeelektrische Feld können Elektronen detektiert werden, die unter geradlinigen Ausbreitungsverhält-nissen der Elektronen den Detektor niemals erreichen würden. Energiereichere und die Auflösungverschlechternde Rückstreuelektronen gelangen jedoch in den im Sekundärelektronenmode geschal-teten Detektor. Deshalb ist ein Optimum zwischen Anregungsspannung, Strahlstrom, Verkippungund Probenbeschaffenheit und gewünschter Vergrößerung immer zu treffen.Neuere Entwicklungen in den Rasterelektronenmikroskopen am Strahlaustrittssystem und an derVakuumgestaltung lassen es zu, dass mit Einsatz von geringen Wasserdampfdrücken eine Aufla-dung der Oberfläche durch die Elektronen vermieden wird - ESEM-Modus.

2.4 Elektronenstrahlinduzierte Verfahren - Elektronenstrahlmikroanalyse (ESMA)

Ein hochenergetischer Elektronenstrahl lässt sich durch magnetische oder elektrostatische Felderrelativ leicht auf einen Durchmesser bis zu 10 nm Durchmesser fokussieren. Trifft solch ein Strahlauf eine Probenoberfläche, dann kommt es zu einer Wechselwirkung zwischen den eingeschossenenElektronen und der Probe. Diese stark vom Probenmaterial abhängige Wechselwirkung bildetdie Quelle für folgende tiefenabhängige und lateral verteilte Signale, Bild 9. Diese verschiedenenWirkungen sind Grundlage für den Aufbau moderner Analytikgeräte.Desweiteren treten noch folgende Erscheinungen auf, die für Messungen nutzbar sind, in diesem



Licht-leiter

Hochspannung

Ausgangs-signal

Sekundärelektronenvervielfacher

R3 Rn

R0

R2R1 C

Szintillator Fotokathode

~ ~

~ ~

~ ~

1e- 10 e

6 -

+10

kV

+-

500

V

Vor-ver-stärker

Primär-strahl

BS-elektronen

SE-elektronen

Kollektor

Probe

Bild 8: EVERHART/THORNLEY-Detektor mit Sekundärelektronenvervielfacher

Bild 9: Wechselwirkung eines Elektronenstrahles mit einer Probe

Praktikumsversuch aber nicht untersucht werden:

• Beugung und Streuung der Elektronen → EBSD-Analyse,• Zahl der in der Probe absorbierten Elektronen,• Energie der durch die Probe hindurchgegangenen Elektronen → Elektronenenergieverlust-

spektroskopie (EELS).

Durch Wechselwirkung hochfokussierter beschleunigter Elektronen mit einer zu untersuchendenProbe wird im Wechselwirkungsvolumen charakteristische Röntgen- und Bremsstrahlung erzeugt,die einen „Fingerabdruck“ jedes chemischen Elements darstellt. Das Rasterelektronenmikroskopwird mit Zusatzkomponenten zum analytischen Rasterelektronenmikroskop.Wird die in den Bildern 9, 10 und 11 dargestellte austretende Röntgenstrahlung wellenlängen-oder energiedispersiv analysiert, dann liegt die Konfiguration der Elektronenstrahlmikroanalyse



Bild 10: Prinzipieller Aufbau eines Elektronen-strahl-Mikroanalysators

Anzeige

Elektronen-strahl

Behälter fürflüssigen Stickstoff

Energie

Datenausgabe

Vielkanal−Analysator

zum Rechner

Verstärker

Detektor-fenster

Probe

Halbleiter-detektor u.Vorverstärker

Inte

nsitä

tentstandeneRöntgenstrahlung

Bild 11: Prinzipieller Aufbau des energiedisper-siven Spektrometers

(WDX (hier nicht behandelt) oder EDX bzw. EDS) vor.Wird die entstehende sekundäre Röntgenstrahlung auf ihre Energie analysiert, dann ist eine Un-terscheidbarkeit der einzelnen chemischen Elemente in einem weitem Maße denkbar. Bild 11 zeigtden prinzipiellen Aufbau eines realisierten Gerätes.

2.5 Entstehung der charakteristischen und kontinuierlichen Strahlung

Bei elektronenstrahlangeregten Methoden zur chemischen Analyse wird die spektrale Verteilungder Elektronenenergie der beim Übergang der Hüllenelektronen aus angeregten Zuständen in ener-getisch stabilere Konfigurationen emittierten Röntgenstrahlung (charakteristische Strahlung) un-tersucht. Die charakteristische Strahlung im Röntgenbereich tritt bei Elektronenübergängen imBereich der inneren Schalen der Atomhülle auf; sie steht somit in erster Näherung nicht mit denBindungsverhältnissen des betrachteten Atoms mit anderen Atomen, sondern nur mit der speziel-len Struktur seiner eigenen Elektronenhülle in Zusammenhang. Verschiedene Bindungsverhältnissedesselben Atoms äußern sich im Spektrum als Feinstruktureffekte, die nur mit hochauflösendenSpektrometern quantitativ erfaßt werden können, dies ist die Methode der XPS-Spektroskopie(Röntgenstrahl angeregte Photoelektronenspektroskopie).Der Energiebereich der entstehenden sekundären Röntgenstrahlung reicht von ca. 50 eV bis ca.70 keV. Mit Hilfe der Planckschen Beziehung, Gleichung 12

E = h · f = h · cλ<moe

2v2 (12)

können Energie E, Frequenz f und Wellenlänge λ, der elektromagnetischen Strahlung ineinanderumgerechnet werden (h ist das Plancksche Wirkungsquantum und c die Lichtgeschwindigkeit). Diedetektierbare Röntgenstrahlung umfasst einen Energiebereich von 1 · 102 . . . 1 · 104 eV.Zur Darstellung dieser grundsätzlichen Prozesse wird in Bild 12 eine modellmäßig angenommene



Bild 12: Entstehung der charakteristischen Röntgenstrahlung in den verschiedenen Schalen

Atomhülle mit den Elektronenschalen K, L, M und N herangezogen.Ist die kinetische Energie der anregenden Elektronen größer als die innere Energie h · fK einesElektrons e in der K-Schale 0, 5·m·v2 = h·fK+ > h·fK so kann bei Energieübertrag von 0, 5·m·v2

auf eK das Elektron die Atomhülle verlassen. Die von eK hinterlassene Leerstelle in der K-Schalewird nun von einem Elektron aus der L-, M- oder N-Schale besetzt. Der Elektronenübergang,der mit Kα,Kβ1,Kβ2 (K-Serie) bezeichnet wird, verursacht charakteristische Röntgenstrahlung(Fluoreszenzstrahlung) der Energien EKα, EKβ1, EKβ2, die den Differenzen der Elektronenschalendes springenden Elektrons zwischen Ausgangs- und Endschale entsprechen.Reicht die anregende kinetische Energie nicht zur Ionisation der K-Schale, jedoch für die der L-Schale aus 0, 5 ·moE · v2 = h · νL+ > h · νL, so sind u.a. die Übergänge Lα und Lβ möglich, um diedurch die Entfernung von eL entstandene Leerstelle in der L-Schale wieder zu besetzen. In diesenFällen wird Fluoreszenzstrahlung der Energie ELα, bzw. ELβ emittiert.Die anregende kinetische Stoßenergie der Elektronen kann aber nicht nur zur einfachen Ionisa-tion des Atoms, sondern auch - auf Kosten der Ausbeute an emittierter Fluoreszenzstrahlung -zur mehrfachen Ionisation des Atoms führen: Zum Beispiel kann die Kα-Fluoreszenzstrahlungdie Entfernung eines Elektrons aus der M-Schale (eM ) bewirken. Man bezeichnet diesen Vor-gang als den AUGER-Effekt, und dementsprechend in diesem Fall eM als AUGER-Elektron. DerAUGER-Effekt ist somit als Konkurrenz zur normalen Fluoreszenzemission aufzufassen. Man hatdeshalb den Begriff der Fluoreszenzausbeute als das Verhältnis der Anzahl der emittierten Fluo-reszenzstrahlungsquanten zur Anzahl der in derselben Zeit erzeugt Leerstellen eingeführt. DieFluoreszenzausbeute ist von der Elektronenkonfiguration des Probenatoms, den beteiligten Elek-tronenschalen und der betrachteten Wellenlänge abhängig. Sie beträgt für schwere Elemente 70%bis 90%, für leichte dagegen nur 2% bis 4%.Eine wesentliche Voraussetzung für die eindeutige Zuordnungsmöglichkeit von Röntgenspektrum



und chemischer Zusammensetzung der Probe ist, dass sich die chemischen Elemente in der Konfi-guration ihrer Elektronenhüllen in charakteristischer Weise voneinander unterscheiden. Die Anzahlder Elektronen in der Atomhülle entspricht der Ordnungszahl Z des Elements. Für die Besetzungder einzelnen Elektronenschalen gilt das PAULI-Prinzip. Der Zustand jedes Hüllenelektrons wirddurch die Angabe von vier Quantenzahlen (n, l, m, s) eindeutig charakterisiert.In der Röntgenspektrometrie ist die Bezeichnung der Linien nach Element- und Liniensymbolüblich (SIEGBAHN-Notation). Die weitere Untergliederung der Linien einer Serie erfolgt mittelsnatürlicher Zahlen: Zum Beispiel werden im Fall der K-Serie die zu den Übergängen 2p3/2 → 1s

und 2p1/2 → ls gehörenden Emissionslinien Kα1 bzw. Kα2 genannt.Die Kontinuumsstrahlung (Bremsstrahlung) entsteht, wenn der Elektronenstrahl auf die Anodeauftrifft, dann tritt er mit dem elektrischen Feld der Elektronen des Probenmaterials (wirkt alsAnode) in Wechselwirkung. Bei diesem Vorgang entsteht neben der vom Probenmaterial abhängi-gen charakteristischen Strahlung auch eine Kontinuumstrahlung, die Bremsstrahlung, die bei derAbbremsung der Elektronen im Feld des Atomkerns auftritt.Die spektrale Häufigkeitsverteilung der Röntgenquanten der Bremsstrahlung ergibt sich nach derKRAMERschen Formel zu:

I(λ)dλ = const. · i · Z ·(

λ

λmin− 1

)· 1

λ2dλ (13)

I(λ) ist die Intensitätsdichte und I(λ)dλ die spektrale Intensität. Die gesamte Intensität ist danndas Integral der spektralen Intensität über alle Wellenlängen des Spektrums.Die Intensität der charakteristischen Strahlung ist eine Funktion der Ordnungszahl (Z), der Ab-sorption (A) und der Fluoreszenz (F).Die Bestimmung des Gewichtsprozentanteiles wt eines Elementes in einer Probe kann somit nachfolgender Gleichung erfolgen:

wt [%] = Z ·A · F Imeas

ISTD(14)

ISTD ist die 100% Intensität des Elementes, Imeas die gemessene Intensität.Die 100% Intensität des Elementes wird derzeit nicht mehr aus einem Standard gemessen, sondernals theoretischer Wert berechnet:

ISTDCalculated = nΩ

4πεdω · p · f(x)

No

A·R∫ Ej

Eo

Qj(E)

dE/d(ps)dE (15)

mit:

n Anzahl der Elektronen(Strahlstrom)

Ω4π Raumwinkel des Detektors

εd Detektorausbeute ω Fluoreszenzausbeutep Anregungswahrscheinlichkeit f(x)

No

A ·R Absortionskorrektur∫ Ej

Eo

Qj(E)dE/d(ps)dE Anregungsquerschnitt

Damit eine „Analysenlinie “ angeregt werden kann, muss die anregende Strahlung kurzwelliger, d.h.energiereicher als die Absorptionskante der Analysenlinie sein. So ist es z.B. unmöglich, mit dermaximalen Beschleunigungsspannung des Elektronenmikroskopes von 30 kV die charakteristischenKα Strahlung von Wolfram mit 59,31 keV anzuregen.



Stützgitter für UTW undS-UTW Fenster

Detektorkristall(gekühlt)

Detektorfenster ausBeryllium 10µm oderUTW Folie 0,6 µm oderS-UTW Folie 0,3 µm

hochenergetischeRöntgenstrahlung

hochenergetischeRöntgenstrahlung

niederenergetischeRöntgenstrahlung

Vakuum zum Schutzvor Kontaminationen

Bild 13: Aufbau Si Detektor

Da zur Erzeugung einer Leerstelle auf einer inneren Elektronenschale soviel Energie aufgewendetwerden muss, dass das entsprechende Elektron in das Leitungsband gehoben oder in den freienZustand versetzt wird, das Füllen dieser Leerstelle jedoch durch ein bereits in den äußeren Elek-tronenschalen gebundenes Elektron erfolgt, ist die bei diesem Prozeß primär absorbierte Energiehöher als die sekundär emittierte. Dementsprechend ist die Absorptionskante einer Serie immerkurzwelliger als die energiereichste Emissionsline dieser Serie.Der Detektor, Bild 13 ist eine in Sperrrichtung vorgespannte Silizium-Diode (die Stickstoffkühlungist notwendig, damit die Signale, hervorgerufen durch thermisches Rauschen, minimiert werdenund sich die Diode nicht selbst durch thermisch induzierte Ströme bei Raumtemperatur zerstört),die als Ionisationskammer angesehen wird. Der auftreffende Röntgenquant erzeugt ein Elektronen-Loch Paar. Die Rekombination dieses Paares ist messbar und ist somit ein Maß für die Zahlder auftreffenden Röntgenquanten. In einem Vielkanalanalysator wird die Energieverteilung derRöntgenquanten analysiert. Überschneidungen von Energiebereichen treten nur dann auf, wenndie entstehende Röntgenstrahlung von verschiedenen Ausgangsschalen im Energieniveau ausgehen(teilweise Überlappung von K und L Übergängen).Analysegrenzen in der Bestimmbarkeit der Ordnungszahl entstehen durch die Verwendung einesFensters am Detektor (Vakuumschutz). Hier haben Entwicklungen in den letzten Jahren dazugeführt, dass durch Ablösung von Berylliumfenstern zu sogenannten S-UTW-Fenstern (dünnste



fensterlos

Kontaminationsschutzfenster(Econ-Detektor)

S-UTW (0,3 µm)

UTW (0,6 µm) Be-Fenster (10 µm)

O SiAl

Mg

O SiAl

Mg

O SiAl

Mg

O SiAl

Mg

O SiAl

Mg

Bild 14: Fenstervergleich von Si Detektoren

Polymerfolien auf einem Kupferdrahtstützgeflecht) die Nachweisbarkeit von Aluminium (Berylli-umfenster) jetzt bis auf Nachweisbarkeit von Bor erreicht wurde, Bild 14.Die sekundär gebildeten Röntgenquanten aus Atomen mit einer Ordnungszahl Z < 11 sind so„energiearm“, dass sie das Berylliumfenster nicht durchqueren können und damit leichte Elementenicht nachgewiesen werden können. Neue Geräte arbeiten mit Dünnschichtfenstern (Kunststoffe),die niederenergetische Röntgenquanten, gebildet aus Atomen mit Ordnungszahl 3 und größer,hindurchlassen.Bei den Si-Detektoren können sogenannte Escape-Peaks, Bild 15, und Summenpeaks, Bild 16, dieAnalysen verfälschen.Hauptanwendungsgebiet der Elektronenstrahlmikroanalyse ist die Identifizierung von Atomsortenin Legierungen, Verbünden und Schichtenfolgen oder auch Rückständen. Eine Verbindungsnach-weis kann nicht geführt werden!Wird der die Röntgenstrahlung auslösende Elektronenstrahl in verschiedenen Modifikationen (Li-nescan oder Mapping) über die Probe geführt und in der gleichen Weise analysiert, dann könnenmit dieser Methode Elementverteilungen von Atomen als Linescan oder Probenmapping visuali-siert werden. Das Lateral- und das Tiefenauflösungsvermögen liegt dabei in der Größenordnungder tropfenförmigen Anregung, also minimal bei lateral und vertikal 1µm. Die Informationen ge-

Bild 15: Entstehung des ESCAPE-Peaks Bild 16: Summenpeakentstehung



langen ebenso aus einer Tiefe bis zu 1µm, bei Schichtdicken kleiner 1µm wird dabei immer dasSubstrat bzw. darunter liegende Schichten mit analysiert!Die Nachweisbarkeit von kleinsten Konzentrationen (0,1 - ca. 1 wt%) ist bei der EDX-Variantebesser als bei der WDX-Variante.Bei der quantitativen Methode können Fehler bis 20% im absoluten Wert auftreten können, diestritt besonders bei leichten beteiligten Elementen auf. Relativmessungen - wie Probe A hat einengrößeren Anteil an Atomsorte X als Probe B sind dabei aber bis auf 0,1% genau!

3 Vorbereitungsaufgaben

1. Welche Kontrastarten resultieren aus den Wechselwirkungsprozessen zwischen Probe undPrimärelektronen im Rasterelektronenmikroskop! Erläutern Sie diese kurz!

2. Berechnen Sie die Wellenlänge eines Elektronenstrahles, wenn Elektronen mit 1 kV, 30 kV

und 200 kV beschleunigt werden. Wie groß ist jeweils das theoretische Auflösungsvermögenbei einer Apertur von A = 1 · 10−2?

3. Warum müssen nichtleitende Oberflächen mit einer dünnen leitfähigen Schicht für Unter-suchungen im REM (im Hochvakuummodus) versehen werden? Schätzen Sie die Vor- undNachteile von Kohlenstoff gegenüber Au-Pd oder Cr ab!

4. Warum kann man mit den Rückstreuelektronen einen sogenannten Materialkontrast errei-chen? Stellen Sie die möglichen Abhängigkeit der entstehenden Rückstreuelektronen dar.

5. Erklären Sie die unterschiedlichen Funktionsweisen a) eines Everhart/Thornley-Detektorsfür SE-Elektronen und b) eines Halbleiterdetektors für BS-Elektronen!

6. Beschreiben Sie den Vorgang der Röntgenstrahlentstehung durch Einschuß von beschleunig-ten Elektronen auf einen Festkörper.

7. Was versteht man unter Verschmierung bei der Erstellung von Tiefenkonzentrationsprofilenund welche Ursachen hat diese?

8. Welche weiteren Verfahren zur Stöchiometrieanalyse gibt es? Nennen und erläutern Sie kurzzwei davon!

4 Praktikumsaufgaben

1. Untersuchung von Proben im Rasterelektronenmikroskop im Sekundärelektronen-und Rück-streuelektronenbildmodus.

2. Untersuchung von Abhängigkeiten bezüglich hochauflösender Aufnahmen.3. Messung an verschiedenen Proben mit dem EDX-Gerät, Bestimmung der in der Probe ent-

haltenen Elemente.4. Abschätzung des maximalen Lateralauflösungsvermögens bei EDX.5. Rechnersimulation der Anregungsvolumina für verschiedene Material- und Strahlparameter.6. Vergleichende Betrachtung der jeweiligen Ergebnisse.

Eine detaillierte Aufgabenstellung liegt am Versuchsplatz imFeynmanbau (ZMN), G.-Kirchhoff-Str. 7, Raum 018 bzw. 021 aus!



Literaturliste[1] Colliex, C. ; Kohl, H.: Elektronenmikroskopie. Berlin : Wissenschaftliche Verlagsges., 2008. – 135 S. – ISBN

978–3804723993[2] Amelinckx, S. ; van Dyck, D. ; van Landuyt, J.: Electron Microscopy. Principles and Fundamentals.

Weinheim : Wiley-VCH, 1998. – 527 S. – ISBN 978–3527294794[3] Reimer, L.: Scanning Electron Microscopy. 2. Auflage. Berlin : Springer, 1998. – 527 S. – ISBN 978–3540639763[4] Hunger, H. J.: Werkstoffanalytische Verfahren: eine Auswahl. Oberursel : Wiley-Vch, 2003. – 556 S. – ISBN

978–3342004301[5] Schmidt, P. F. ; Balk, L. J. ; Blaschke, R.: Praxis der Rasterelektronenmikroskopie und Mikrobereichsana-

lyse. Renningen : Expert-Verlag, 2009. – 810 S. – ISBN 978–3816915973[6] Schäfer, W. ; Terlecki, G.: Halbleiterprüfung. Licht- und Rasterelektronenmikroskopie. Heidelberg : Hüthig,

1997. – 259 S. – ISBN 978–3778510070[7] Reimer, L. ; Pfefferkorn, G.: Raster - Elektronenmikroskopie. 2. Auflage. Berlin : Springer, 1977. – 282

S. – ISBN 978–3540081548[8] Bethge, H. ; Heydenreich, J.: Elektronenmikroskopie in der Festkörperphysik. Berlin : Springer, 1982. –

564 S. – ISBN 978–3540113614[9] Seidel, W.: Werkstoffkunde. 9. Auflage. München : Carl Hanser Fachbuchverlag, 2012. – ISBN 978–3446407893[10] Flegler, St. L. ; Heckman, J. W. ; Klomparens, K. L.: Elektronenmikroskopie. Grundlagen, Methoden,

Anwendungen. Spektrum Akademischer Verlag, 1995. – 297 S. – ISBN 978–3860253410[11] Eggert, F.: Standardfreie Elektronenstrahl-Mikroanalyse (mit dem EDX im Rasterelektronenmikroskop). Ber-

lin : Books on Demand GmbH, 2005. – 188 S. – ISBN 978–3833425998[12] Brandon, D. ; Kaplan, W. D.: Microstructural Characterisation of Materials. 2. Auflage. Wiley & Sons,

2008. – 550 S. – ISBN 978–0–470–02785–1[13] Reed, S. J. B.: Electron Microprobe Analysis and Scanning Electron Microscopy in Geology. 2. rev. Edition.

Cambridge University Press, 2005. – 206 S. – ISBN 978–0521848756[14] M. Ohring, D. G.: Materials Science of Thin Films. Deposition and Structure. 3 Auflage. Academic Pr Inc,

2013. – 864 S. – ISBN 978–0125249751


topographie- und stöchiometrieanalyse · zu gegenstandsgröße g bezeichnet, wenn sich die...

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