DE10164428A1

DE10164428A1 - Verfahren und Vorrichtung zur Röntgenspektroskopie

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Publication number: DE10164428A1
Application number: DE10164428A
Authority: DE
Original assignee: FEILITZSCH FRANZ VON
Current assignee: FEILITZSCH FRANZ VON
Priority date: 2001-12-29
Filing date: 2001-12-29
Publication date: 2003-07-17
Also published as: DE10296353D2; WO2003062862A3; AU2002363845A1; WO2003062862A2

Abstract

Die Erfindung bezieht sich auf ein Verfahren zur Röntgenspektroskopie nach dem Oberbegriff des Anspruchs 1 und auf eine Vorrichtung zur Durchführung des Verfahrens nach dem Oberbegriff des Anpsruchs 8. DOLLAR A Sie bedient sich zum Zweck der Röntgenspektroskopie eines Tieftemperaturdetektors, wie es in den kennzeichenden Teilen der Patentansprüche angegeben ist.

Description

Kapitel 1

Warum Tieftemperaturdetektoren?

Röntgenspektroskopie ist seit langer Zeit ein sinnvoller Zusatz für Elektronenmikroskope, da man hier die ohnehin entstehende charakteristische Röntgenstrahlung für ortsaufgelöste Aussagen über Elementverteilungen in mikroskopischen Proben nutzen kann. Für dieses Einsatzgebiet haben sich seitdem zwei unterschiedliche Systeme bewährt.
Zum einen sind dies energiedispersive Röntgendetektoren (EDX) mithilfe von Halbleiterdetektoren, die sich durch eine einfache Handhabung, sowie durch schnelle Generation von Spektren über einen großen Energiebereich auszeichnen. Sie sind allerdings mit einer Energieauflösung von etwa 100 eV bei einer Röntgenenergie von 1500 eV für viele Anwendungen ungeeignet. Ihre Auflösung ist physikalisch durch die Statistik der in das Leitungsband angeregten Elektronen begrenzt. Es gilt hier

mit der Energielücke im Halbleiter E₀, die in der Größenordnung eV liegt. Zum anderen benutzt man wellenlängendispersive Systeme (WDX), die mittels. Braggreflektion die Zählrate der Röntgenstrahlung bei bestimmten Wellenlängen ermitteln. Sie zeichnen sich durch ihre sehr gute Energieauflösung im Bereich von wenigen eV aus, sind aber relativ aufwendig in der Bedienung. Dies liegt zum einen daran, daß die Zeit zur Generation eines ganzen Spektrums relativ lang ist. Diese Zeit ist deshalb lang, da immer nur eine Energie zu einem Zeitpunkt detektiert werden kann. Außerdem absorbieren die Braggkristalle über 90% der Röntgenstrahlung, was die Zählrate sehr erniedrigt. Der andere Grund für die lange Zeit zur Generation eines Spektrums ist, daß man für unterschiedliche Energiebereiche unterschiedliche Analysatorkristalle benötigt, die eingebaut und justiert werden müssen. Ein weiterer Nachteil des WDX ist die hohe Belastung der Probe durch Elektronenbestrahlung, da man eine lange Meßzeit und eine hohe Strahlintensität benötigt.
Als Kombination der Vorteile beider Systeme hat die Firma CSP in den letzten Jahren ein energiedispersives System mit Namen Polaris entwickelt, das mithilfe eines Mikrokalorimeters Energieauflösungen im Bereich von WDX-Systemen ermöglicht hat. Für den Anwender ist die Energieauflösung ein entscheidendes Kriterium. Die gezielte Analyse immer kleinerer Strukturen bedingt ein kleines Anregungsvolumen durch die Elektronen. Dies läßt sich nur mit dem Einsatz einer niedrigen Beschleunigungsspannung des Elektronenstrahls erreichen, wodurch von schwereren Materialien nur noch Röntgenlinien höherer Ordnung angeregt werden. Diese liegen energetisch oft in der Nähe der Röntgenlinien niedrigerer Ordnung von leichten Elementen und können deshalb oft nur mit einer guten Energieauflösung im Bereich unter 2 keV unterschieden und getrennt werden. Aus diesen Gründen ist die Energieauflösung im niederenergetischen Bereich wichtig für die Analyse z. B. der zukünftigen Halbleiterbausteine. In Abb. 1.1 ist das Polarissystrem am Rastertunnelmikroskop dargestellt.

Kapitel 2

Messen mit Mikrokalorimetern

2.1 Funktionsweise des Detektors

Das Detektionsprinzip in einem Tieftemperaturkalorimeter besteht in der Messungeiner Energie über die Erwärmung eines Absorbers. Diese Erwärmung wird mit einem Thermometer gemessen.
In Abb. 2.1 ist ein Schnitt durch den Detektor gezeigt. Der Detektor besteht aus einer Blende, einem Absorber, einem supraleitenden Phasenübergangsthermonieter und einer Kopplung an ein Kältebad, hier die SiN-Membran. Die Blende besteht aus einem Platinblech, mit einem Loch in der Größe des Absorbers in der Mitte. Sie ist nötig, um zu verhindern, daß Röntgenquanten direkt im Thermometer oder in der Membran absorbiert werden. Der Absorber besteht beispielsweise aus einer 250 µm.250 µm großen und 500 nm dicken Goldschicht. Bei Auftreffen eines Röntgenquants erwärmt er sich zusammen mit dem Thermometer nach einer sehr kurzen Thermalisierungszeit [Größenordnung von µs] um

Bei tiefen Temperaturen ist die Wärmekapazität bei Metallen vom elektronischen Anteil dominiert, und damit gilt näherungsweise C = γ.T. Das Thermometer ist ein z. B. 400 µm.400 µm großes Gold-Iridium Thermometer mit einem supraleitenden Phasenübergang bei etwa 90 mK. Es weist etwa die gleiche Wärmekapazität auf, wie der Absorber. Abb. 2.2 zeigt eine typische Übergangskurve eines Phasenübergangsthermometers. Man erkennt, daß dieses Thermometer auf kleine Temperaturänderungen mit großen Widerstandsänderungen reagiert, wenn es bei Temperaturen im Phasenübergang betrieben wird. Diese Widerstandsänderungen stellen das meßbare Signal dar. Die Kopplung an das Kältebad wird beispielsweise mittels einer dünnen SiN-Membran verwirklicht. Sie wird benötigt, um den Detektor nach der Erwärmung durch ein Röntgenquant wieder abzukühlen. Andere Möglichkeiten bestehen in der Verwendung von dünnen Metalldrähten zwischen dem Absorber oder dem Thermometer und der Kühleinrichtung. Die Abkühlung hat die Form die Form

wenn man annimmt, daß sich Thermometer und Absorber zusammen und instantan bei Auftreffen eines Röntgenquants erwärmen. ΔT₀ ist die Signalgröße und τ₀ die thermische Abfallszeit des Pulses. Sie liegt im Bereich von etwa 0,5-1 ms. Die Annahme, daß sich Thermometer und Absorber zusammen und instantan bei Auftreffen eines Röntgenquants erwärmen, ist allerdings vereinfacht. In Wahrheit ist die endliche thermische Kopplung zwischen Thermometer und Absorber in den Pulsen erkennbar. Sie führt zu einer zweiten Zeitkonstante im Pulsabfall. Diese hängt stark vom Absorptionsort des Röntgenquants im Absorber ab. Außerdem benötigen die Phononen, die bei der Absorption eines Röntgenquants frei werden, eine gewisse Zeit für die Thermalisierung, also die Zeit, bis das System ins thermodynamische Gleichgewicht relaxiert. So ergibt sich nach für die Pulsform:

A_n, und τ_in, sind die nichtthermische Amplitude und Abfallszeit, A_t und τ_t die thermische. τ_n ist die gemeinsame Anstiegszeit.
Allerdings ist A_n relativ klein und τ_n sehr kurz (~10 µs), so daß die Abweichung von Gl. 2.1 gegenüber Gl. 2.2 sehr klein sind, aber trotzdem in der Auswertung der Pulse berücksichtigt werden müssen.
Abb. 2.3 zeigt einen typischen Puls mit verzögerter nichtthermischer Komponente.

2.2 Funktionsweise eines Squids

Das Auslesen des Detektorwiderstandes erfolgt über einen Squid [Superconducting Quantum Interferance Device], der als niederimpedanter Stromverstärker eingesetzt wird. Dieses Bauteil erzeugt eine Spannung, die sehr empfindlich vom magnetischen Fluß durch den Squid abhängig ist. Zusätzlich ist diese Spannung periodisch im magnetischen Fluß. Die Länge dieser Periode ist ein Flußquant. Man nutzt dieses Bauteil als linearen Stromverstärker, indem man den zu messenden Strom über eine Einkoppelspule einspeist, und so ein Magnetfeld am Squid erzeugt. Zusätzlich wird mit einer zweiten Spule, der Rückkoppelspule, so dagegenregelt, daß der Fluß im Squid konstant bleibt. Das Signal, das man an die Rückkoppelspule anlegen muß, ist dann das Ausgangssignal, eine Spannung, die proportional zum Strom durch die Einkoppelspule ist. Der Arbeitspunkt, also der Fluß, bei dem der Squid betrieben wird, wird so gewählt, daß der Squid eine optimale Empfindlichkeit aufweist. Dies ist in einem Bereich, in dem der Squid bei kleinen Änderungen des Flusses viel Spannungshub erzeugt. Allerdings existieren wegen der periodischen Kennlinie des Squids viele gleichberechtigte Arbeitspunkte. Deshalb ist die Ausgangsspannung nur bis auf ein Vielfaches des Abstandes dieser Arbeitspunkte, der einem Flußquant entspricht, ein Maß für den Strom. Der einmal eingestellte Arbeitspunkt kann auch nicht immer beibehalten werden. Kann der Vorverstärker das Stromsignal durch die Einkoppelspule nicht mehr schnell genug rückkoppeln, stabilisiert der Vorverstärker den Squid meist auf einem neuen Arbeitspunkt, der dann ein Vielfaches eines Flußquants von dem ursprünglichen entfernt liegt. Diese sogenannten Squidsprünge erwiesen sich im Rahmen dieser Arbeit an mehreren Stellen als problematisch.

2.3 Auslesen des Detektorwiderstands

Der Squid wird in einen sich gabelnden Stromkreis eingebaut, in dem auf der einen Seite ein Shuntwiderstand und auf der anderen Seite der Detektor liegt. Abb. 2.4 zeigt den Aufbau des Detektorauslesekreises mit Shuntwiderstand, Detektor und SQUID. Durch diese Anordnung wird ein konstanter Biasstrom geschickt, der sich nach dem Widerstandsverhältnis aus Detektorwiderstand (R_Det) und Shuntwiderstand (R_Shunt) aufteilt:
Durch den Detektorstrom wird der Detektor erwärmt. Dies hat Einfluß auf die Übergangskurve des Detektors, da die Heizleistung vom Detektorwiderstand abhängt:
Diese Abhängigkeit vom Detektorwiderstand führt zu einer scheinbaren Verbreiterung der Übergangskurve, wie in Abb. 2.5 gezeigt wird, da bei hohem Widerstand mit niedrigerer Leistung geheizt wird als bei niedrigem Widerstand. Deshalb fängt bei höherem Biasstrom der Übergang anscheinend bei niedrigeren Badtemperaturen an, da die Detektortemperatur höher als die Badtemperatur ist.
Dieses Verhalten, das elektrothermische Rückkopplung genannt wird, führt nach [Sei90], [?] auch zu verkürzten Abfallszeiten der Pulse.
Die Messung der Änderungen des Detektorstromes infolge der Widerstandsänderung im Detektor können mit einem Squid erfolgen. Prinzipiell ist es unerheblich, ob man den Squid auf der Detektorseite oder auf der Seite des Shuntwiderstands einbaut, da die Änderung im Strom betragsmäßig auf beiden Seiten die gleiche ist. Wenn man aber berücksichtigt, daß auf dem Biasstrom Rauschen und diverse elektrische Störungen liegen, ist es günstig, den Squid auf die Seite mit dem größeren Widerstand zu legen, da dort ein geringerer Anteil dieser Störungen durchgeleitet wird. Gemessen wurde der Einfluß von Störungen auf der Detektorleitung, indem die FWHM der Si-Kα-Linien in Abhängigkeit der Störungen durch die Biasstromquelle gemessen wurde. Der Squid war hierbei auf der Seite des Shunts eingebaut. Die Stromquelle besteht aus einer Spannungsquelle in Verbindung mit einem Widerstand. Dieser Widerstand wurde variiert. Die Messung bei einem Widerstand von 10 kΩ ergab eine Verschlechterung der Halbwertsbreite um 3 eV gegenüber einer Messung mit einem Widerstand von 100 kΩ. So zeigt sich, daß Störungen auf der Detektorleitung die Auflösung beeinflussen. Es ist also besser, den Squid auf der Detektorseite einzubauen, da der Detektorwiderstand im Phasenübergang im allgemeinen größer ist als der Shuntwiderstand. Die Durchführung der eben beschriebenen Messung zeigt dann auch keinen Unterschied in den Energieauflösungen mehr. Auch die Größe des Shuntwiderstands ist entscheidend für die Energieauflösung, da er die Größe der Signale des Detektors bestimmt. Die mathematische Fragestellung für die Berechnung des optimalen Shuntwiderstands, besteht darin bei konstantem mittleren Strom durch den Detektor den Shuntwiderstand zu bestimmen, bei dem eine maximale Signalgröße erreicht wird. Die Annahme eines konstanten mittleren Stromes durch den Detektor ist sinnvoll, da der mittlere Strom durch den Detektor die Stärke der elektrothermischen Rückkopplung und damit die scheinbare Breite des Temperaturbereichs des Phasenübergangs bestimmt. Dieser legt damit auch die Widerstandsänderung bei einer festgehaltenen Temperaturänderung, und damit die Signalgröße mit gegebenem Strom durch den Detektor fest. So berechnet Gl. 2.7 die Signalgröße in Abhängigkeit vom Shuntwiderstand unter der Annahme eines konstanten mittleren Stromes durch den Detektor.
Abb. 2.6 zeigt eine optimale Signalgröße für einen gegen null gehenden Shuntwiderstand. Dies entspricht dann einer Konstantspannungsquelle im supraleitenden Detektorkreis. Im vorliegenden Aufbau wurden zwei Shuntwerte verwendet, 8 mΩ und 50 mΩ, bei einem Detektorwiderstand von etwa 100 mΩ an einem typischen Arbeitspunkt des Detektors im Übergang. Den erwarteten Unterschied in den Signalgrößen konnten wir nicht direkt beobachten, da beim Umbau der Shuntwiderstände der Detektor zerstört wurde. Es ergaben sich allerdings, bei ähnlicher Übergangskurve beider Detektoren, deutlich höhere Pulse für einen Wert von 8 mΩ des Shuntwiderstandes.

Kapitel 3

Funktionsweise des Kühlsystems für den Detektor

Zum Betrieb eines Mikrokalorimeters ist ein Kühlsystem erforderlich, das die erforderlichen Temperaturen von etwa 80 mK erreicht und auch eine gewisse Zeit stabil halten kann. Im vorliegenden Aufbau wird ein mechanischer Pulsrohrkühler zum Kühlen auf etwa Heliumtemperatur verwendet. Adiabatische Entmagnetisierung einer Salzpille ermöglicht Endtemperaturen von bis zu 50 mK, bei 80 mK ist die Temperatur über bis zu 8 Stunden stabilisierbar. Abb. 3.1 zeigt den generellen Aufbau des Systems. Im oberen Bereich befindet sich der Pulsrohrkühler. Darunter ist ein supraleitender Magnet angebracht, in dessen Kern sich eine Salzpille für adiabatische Entmagnetisierung befindet. Aus der Salzpille heraus wird ein Kupferstab noch vorne in den Rüssel geführt, in dem der Detektor sitzt. Diesen Rüssel benötigt man, um den Detektor möglichst nahe am Elektronenstrahl in der Hauptkammer des REM zu positionieren.

3.1 Der Pulsrohrkühler

Polaris basiert auf einem zweistufigen Pulsrohrkühler der Fa. GilTec, der auf der ersten Stufe eine Temperatur von etwa 60 K erreicht, und auf der zweiten etwa 2,5 K. Das grundsätzliche Funktionsprinzip eines Pulsrohrkühlers besteht darin, daß Helium durch aufeinanderfolgende Druckänderungen im Pulsrohr in Verbindung mit Verschiebungen im Pulsrohr Arbeitszyklen ähnlich denen bei Stirling-Kühlern durchläuft, die Druckänderungen werden hier mit einem Drehventil gesteuert (Näheres in [Yua 99]). Zum Betrieb benötigt man einen Kompressor, der über Wellschläuche an das Drehventil angeschlossen ist, welches abwechselnd Hoch- und Niederdruckseite des Kompressors an das Pulsrohr anschließt. Dieser Kühler hat gegenüber anderen mechanischen Kühlsystemen den Vorteil, daß er relativ vibrationsarm funktioniert. Dies hat seine Ursache darin, daß er keine beweglichen mechanischen Teile im Kühlelement aufweist, sondern nur das Gas im Kühlrohr bewegt. Das einzige mechanische Teil ist das Drehventil, das vom eigentlichen Kühler aber getrennt angebracht ist. Es ist nur über einen flexiblen Schlauch mit dem Kühler verbunden. So ist die einzige Infrastruktur, die man zum Betrieb dieses Kühlsystems benötigt Strom und Kühlwasser für den Kompressor. Im Rahmen dieser Arbeit erwies sich der Kühler als sehr zuverlässig. Die Vorteile dieses Kühlsystems gegenüber Kühlern, die mit flüssigem Helium kühlen, sind vor allem die Unabhängigkeit von flüssigem Helium, dessen Beschaffung und Lagerung insbesondere im Bereich von Reinräumen aufwendig sind. Um den Pulsrohrkühler zu beteiben, benötigt man hingegen nur Strom und Kühlwasser für den Kompressor. Ausserdem ist ein Pulsrohrkühler sehr leicht und schnell aufzuwärmen, um ihn zu warten und wesentlich sicherer gegenüber unkontrolliertem Druckanstieg, da im Kühlsystem keine größeren Mengen flüssiger Kühlgase wie flüssiger Stickstoff oder flüssiges Helium gespeichert sind.

3.2 Adiabatische Entmagnetisierung

Der Vorgang der adiabatischen Entmagnetisierung läuft, wie in Abb. 3.2 gezeigt ab. Man schließt einen thermischen Kontakt zwischen Salzpille und 4 K-Stufe des Pulsrohrkühlers. Danach legt man an die Salzpille ein Magnetfeld von etwa 6 T an, wobei sich die Pille erwärmt (Phase 1 in Abb. 3.2). Diese Wärme wird über den thermischen Kontakt an den Kühler abgeführt (Phase 2 in Abb. 32). Nachdem die Pille wieder die Temperatur des Kühlers angenommen hat, öffnet man den thermischen Kontakt, und entmagnetisiert die Pille adiabatisch, bis man die Endtemperatur erreicht (Phase 3 in Abb. 32). Dabei beläßt man etwas Magnetfeld im Magneten, um durch weitere Verringerung des Feldes die Temperatur über die Meßzeit von bis zu 8 h zu stabilisieren(Phase 4 in Abb. 3.2).
Wie in [Som77] beschrieben, benötigt man zum Abkühlen durch adiabatische Entmagnetisierung ein para- oder ferromagnetisches Salz. Durch Anlegen des Magnetfeldes sind die magnetischen Momente im Salz parallel zum Magnetfeld ausgerichtet. Durch die Ausrichtung der magnetischen Momente ist die Entropie des Gesamtsystems bei gleicher Temperatur kleiner als ohne Magnetfeld. Entkoppelt man nun das Salz vom Wärmebad, so erfolgen langsame Änderungen der Zustandsgrößen, wie z. B. dem Magnetfeld adiabatisch, also bei konstanter Entropie. Allerdings nimmt beim Entmagnetisieren des Salzes die Entropie der magnetischen Momente zu, was dazu führt, daß sie im restlichen System abnehmen muß. Diese Abnahme der Entropie für das restliche System führt zur Erniedrigung der Temperatur des Gesamtsystems. Mit diesem Verfahren konnten Meßzeiten des Systems von bis zu 8 h realisiert werden. Mit anderen Konstruktionen für die Salzpille lassen sich in der Zukunft auch noch weit längere Meßzeiten erreichen.

3.3 Temperaturstabilisierung

Für die Auswertung der Detektorsignale ist es wichtig, die Temperatur konstant zu halten (siehe 5.3). Dies wird in diesem Aufbau erreicht, indem ein Restmagnetfeld in der Salzpille belassen wird, das zur Kompensation der Wärmelast langsam entfernt wird. Von der Genauigkeit der Temperaturmessung ausgehend, sollte eine Temperaturstabilisierung im Bereich von etwa 10 µK möglich sein. Aber durch die Beschaffenheit der Stromversorgung des Magneten ist man gegenwärtig dadurch limitiert, daß der Strom des Magneten nur in Schritten von 1 mA regelbar ist. Diese Stromänderung entspricht etwa 100 µK Temperaturänderung in der Salzpille. So wurde die Temperaturstabilisierung auf die Weise realisiert, daß bei Überschreiten eines Temperaturschwellwerts der Magnetstrom um 1 mA vermindert wird. Eine derart grobe Temperaturstabilisierung bietet allerdings noch viel Potential zur Verbesserung. So könnte mit einer anderen Magnetstromversorgung die Temperaturstabilität prinzipiell um einen Faktor 10 verbessert werden, und somit vielleicht die in Kap. 5.3 behandelte Korrektur überflüssig machen.

3.4 Automatisierung der Kühlerfunktionen

Für den industriellen Benutzer des Systems ist es wichtig, daß das Kühlsystem mit wenigen einfachen Funktionen zu bedienen ist. Dafür müssen viele Vorgänge automatisiert werden. Dies betrifft sowohl die Inbetriebnahme des Kühlers, wie auch das Kaltfahren der Pille. Für diese Aufgaben wurde von der Fa. CSP ein Steuerprogramm entwickelt, das in der Lage ist, zu voreingestellten Zeiten mit dem Aufmagnetisieren der Pille zu beginnen und danach zu warten bis die Pille wieder auf Badtemperatur abgekühlt ist. Daraufhin wird die thermische Verbindung zwischen Pille und Kühler geöffnet, und die Pille entmagnetisiert. Am Ende wird die Temperatur auf eine voreingestellte Temperatur stabilisiert, bis die Pille völlig entmagnetisiert ist. Auch die Funktionen zum Aufwärmen des Kühlers sind automatisiert. Insgesamt kann der Benutzer das System mit drei Knöpfen steuern, die auch in die allgemeine Oberfläche zur Aufnahme von Spektren integriert werden.

Kapitel 4

Betrieb des Kühlers an einem Rasterelektronenmikroskop (REM)

Ein mechanischer Kühler, wie in 3.1 beschrieben, besitzt gegenüber Systemen, die mit flüssigem Helium gekühlt werden, den Vorteil, daß man absolut unabhängig von flüssigem Helium, wie auch flüssigem Stickstoff ist. Zudem sind Kryostate mit flüssigen Kühlgasen, besonders im gefüllten Zustand, sehr schwer, was schon rein aus statischen Gründen eine Verbindung ans Elektronenmikroskop problematisch macht. Der Einsatz eines mechanischen Kühlers bringt allerdings auch Nachteile. Vor allem sind hier die mechanischen Schwingungen des Pulsrohrkühlers zu nennen, deren Auswirkungen man sowohl im Polaris selbst, wie auch am REM unterdrücken muß. Diese Schwingungen koppeln auf zwei Wegen in das REM ein. Der eine Weg ist durch Körperschall wegen dem direkten Kontakt über den Schlitten, mit dem der Kühler an dem REM befestigt ist. Der zweite Weg ist über die Schallübertragung durch die Luft.

4.1 Körperschall

Da Polaris direkt am Elektronenmikroskop über einen Schlitten montiert ist, wirken sich die Vibrationen des Kühlers mittels Körperschall auch auf das REM aus. Diese Störungen führen zu Bewegungen vor allem zwischen der elektronenoptischen Säule des REM und dem Probentisch. Dies sieht man je nach Richtung und Frequenz der Ablenkung als unterschiedliche Bildstörungen. Das REM rastert mit dem Elektronenstrahl die Probe Zeile für Zeile ab, was bedeutet, daß es zwei ausgezeichnete Richtungen gibt, eine Richtung innerhalb einer Zeile (x-Richtung) und eine in Richtung des Zeilenrasters (y-Richtung). Schwingungen in x-Richtung zeigen sich für Frequenzen in der Grössenordnung der Zeilenfrequenz als Wellenlinien auf dem Sekundärelektronenbild. Dazu kommt es, da es zwischen zwei Zeilen des Elektronenrastermusters zu einem Versatz kommt. Bei Störungen in y-Richtung kommt es zu einer unsystematischen Ausschmierung der Punkte in y-Richtung. Die Rasterrichtungen lassen sich am REM frei einstellen, und so werden zur besseren Illustration bei folgenden Bildern die Störungen in x-Richtung dargestellt. Am Anfang war der Kühler ohne Dämpfung mit dem REM verschraubt. So waren bereits bei Vergrößerungen um 50000 × die Beeinträchigungen zu sehen, wobei das REM, an dem Polaris montiert war, normalerweise Vergrößerungen bis 200000 × scharf darstellen kann. Mit Schwingungssensoren kann man messen, daß ein Großteil des Körperschalls auf diesem Weg ins REM einkoppelt. über den Faltenbalg, der das Vakuum des REMs gegen den Kühler dichtet, koppelt ein weit kleinerer Anteil in das REM ein. Daraufhin wurde zwischen Kühler und Schlitten unterschiedliche Materialien zur Dämpfung verwendet. Die besten Eigenschaften hierfür zeigte eine Material namens Sorbotane, daß sowohl gute Dämpfungseigenschaften aufweist, sich über längere Zeiten nicht verformt, und den Halt des Kühlers auf dem Schlitten nicht einschränkt.

Abb. 4.1 zeigt Störungen durch den Kühler

Wie man in Abb. 4.1 sieht, ist immer noch ein Einfluß vorhanden. Die Störungen weisen eine Amplitude von 10 nm auf, während sie im ausgeschalteten Zustand 5 nm betragen. Diese Werte entstanden an geraden Linien, bei denen die maximale Abweichung gemessen wurde. Dies ist für eingeschränkten Betrieb des REMs ausreichend, da man bis zu 100000 fache Vergrößerung Bilder erhält, bei denen die Störungen noch nicht übermäßig sichtbar werden. Langfristig ist dies aber nicht tolerierbar. Eine Verbesserung der Situation könnte eine aktive Schwingungsdämpfung bringen, die den Körperschall mißt und mit einem gegenphasigen Signal überlagert. Auch Veränderungen am Kühler, wie Strömungsoptimierung in den Ventilen, könnte helfen, die Schwingungen gar nicht erst entstehen zu lassen.

Kapitel 5

Erstellung eines Spektrums

Wesentlicher Bestandteil für die Erstellung eines guten Spektrums ist die richtige Verarbeitung der aufgenommenen Rohpulse. Sie setzt sich aus richtigem Filtern und Selektion der Rohpulse zusammen, sowie aus Methoden zur Korrektur der nichtlinearen Charakteristik der Detektoren. Die Nichtlinearität der Übergangskurve bereiten in zwei Bereichen Probleme. Der eine ist die Zuweisung von Pulshöhen zu Pulsenergien. Man benötigt deshalb zur Eichung im Spektrum mehrere Stützstellen. Zweitens führt die Nichtlinearität dazu, daß die Pulshöhen zusätzlich zur Energie auch von der Starttemperatur des Detektors abhängen. Im praktischen Einsatz ist es wichtig für die Pulsanalyse, daß die Verarbeitung während der Aufnahmeerfolgt, um sofort ein Spektrum zur Verfügung zu haben. Dies wurde mit eigenen Routinen im Programm Matlab" verwirklicht.

5.1 Pulsaufnahme

Die Aufnahme der Detektorsignale nach 2.3 erfolgt über einen Squid der Firma IPHT, der mit einem zugehörigen Vorverstärker eine Ausgangsspannung liefert. Diese Spannung wird von einem Analog-Digital-Wandler (ADC) für Pulsaufzeichnung aufgezeichnet, die in einer DSP-Karte integriert ist.
Zum Betreiben des Squids wurden während dieser Diplomarbeit zwei unterschiedliche Vorverstärker benutzt. Der anfangs benutzte Vorverstärker der Firma IPHT hatte große Probleme, den Anstiegszeiten der Detektorsignale zu folgen. So kam es bei einem Großteil der Pulse zu Flußquantenverlusten im Squid. Das bedeutet, daß die Amplitude der Pulse nicht mehr eindeutig zu bestimmen ist, da zwischen der Baselinemessung vor dem Anstieg und dem Maximum ein ganzes Vielfaches eines Flußquants fehlt. Der Fehler durch diese Squidsprünge wurde am Anfang dadurch behoben, daß man die Baseline hinter dem Pulsabfall bestimmte, was aber zu beträchtlichen Einbußen in der Energieauflösung führte. Ein anderer Weg war, den Detektorbiasstrom niedrig zu wählen, so daß die meisten Pulse keinen Squidsprung aufwiesen, da die Signale auf diese Weise klein und langsam wurden. Dabei war Energieauflösung aber wiederum recht schlecht. Später wurde das Problem der Squidsprünge in den Pulsen in der Auswertung gelöst (siehe 5.2). Außerdem führten die vielen Squidsprünge zu einem weiteren Problem, das Signal driftete nämlich nach einiger Zeit gegen die Versorgungsspannung oder gegen die maximale Spannung, die der angeschlossene Wandler verarbeiten kann. In diesem Zustand konnten keine Pulse mehr aufgenommen werden. So mußte der Vorverstärker derart modifiziert werden, daß sie automatisch bei Überschreiten einer bestimmten Ausgangsspannung das Signal auf null zurücksetzte, was am Anfang mit einem Reedrelais erreicht wurde, das den Integrator der Elektronik bei Überschreiten der Schaltspannung des Relais kurzschloß und so einen Reset ausführte. Später wurde das Signal mit einem Operationsverstärker einstellbar vorverstärkt, um die Schaltspannung einstellen zu können. Eine Verbesserung der eben beschriebenen Situation wurde mit Einführung eines Vorverstärkers der PTB (Physikalisch Technische Gesellschaft Berlin) erreicht, allerdings können Squidsprünge auch mit diesem Vorverstärker nicht ganz vermieden werden, da aufgrund von Änderungen des Auslesekreises (siehe 2.3) die Signale vergrößert werden konnten, was aufgrund einer besseren Auflösung zu begrüßen ist, aber von dem Vorverstärker eine stärkere Rückkopplung verlangt. Da der Vorverstärker damit an den Grenzen seiner Leistungsfähigkeit ist, führt dies zu vermehrten Squidsprüngen. Der benutzte Wandler hat eine Datentiefe von 16 bit bei einem Bereich von -10 V bis +10 V und eine Abtastrate von 125 kHz, bei der 1024 Datenpunkte aufgenommen werden, was eine Aufnahmezeit von 8 ms pro Puls ergibt.

5.2 Pulsanalyse

Abb. 5.1 zeigt einen unbehandelten Puls mit Squidssprung und nicht thermischer Komponente.
Der erste Schritt bei der Pulsanalyse ist die Korrektur eines möglichen Squidsprungs bei der Pulsaufnahme. Diese erfolgt, indem vor und nach dem Puls die Baseline gemessen, und die Differenz durch die vermessene Größe eines Squidflußquants geteilt wird. Dieser Wert wird dann vom Anstieg des Pulses an abgezogen (wird im Programm rescor.m durchgeführt). Der Vorteil dieser Maßnahme zum einfachen Verwerfen der mit Squidsprüngen behafteten Pulse besteht darin, daß zum einen die Zählrate erhöht werden kann, und zum anderen Verzerrung von Peakverhältnissen im Spektrum vermieden werden, da vor allem große Pulse einen Squidsprung auslösen können.
Danach erfolgt das Unterdrücken der nichtthermischen Komponente der Pulse (siehe 2.1), da diese eine starke Ortsabhängigkeit aufweist.
Abb. 5.2 zeigt die Pulse mit Korrektur des Squidsprunges und mit der nicht thermischen Komponente sowie den Orginalpuls
Diese ist bei der verwendeten Abtastrate von 125 kHz nur in einem Datenpunkt, nämlich dem Maximum des Pulses, sichtbar. Deshalb wird das Maximum des Pulses durch den darauffolgenden Punkt ersetzt, was zu einer Verbesserung der Auflösung um etwa 3 eV führt (wird im Programm cuttop.m durchgeführt).
Abb. 5.3 zeigt die relative Auflösung in Abhängigkeit der Anzahl der Kanäle für den running Average Filter.
Nun folgt das Filtern der Pulse. Die besten Ergebnisse hierbei lieferte ein Mittelwertsfilter, bei dem jeder Punkt im gefilterten Puls einen Mittelwert über eine gewisse Anzahl von vorhergegangenen und nachfolgenden Datenpunkten darstellt. Als Wert wurde eine Mittelungslänge von 18 Kanälen gewählt, was nach Abbildung ??, einem Plot der Mittelungslänge gegen die relative Auflösung ΔE/E, in etwa ein Optimum darstellt. Der Mittelwertsfilter hat auch den Vorteil, daß er sehr schnell berechnet ist, da nur Mittelwerte gebildet werden (wird im Programm averrdt.m durchgeführt), was eine schnelle Echtzeitauswertung ermöglicht. Andere getestete Filter und Pulsfits brachten, bei oftmals weit längerer Rechenzeit, in keinem Fall eine gegenüber dem Mittelwertsfilter verbesserte Auflösung.
Nach dem Filtern werden die erforderlichen Pulsparameter für Pulsselektion und -auswertung gesammelt (im Programm cmp.m. Es werden zu diversen Zwecken auch noch andere als die beschriebenen Parameter berechnet):

1. Höhe der Baseline, wird zwischen den Datenpunkten 240 und 244 gemittelt, wobei der Pulsanstieg des Rohpulses bei Kanal 256 liegt. Man ist mit dieser Wahl beim gemittelten Puls also möglichst nah am Maximum, ohne den Anstiegsbereich des gemittelten Pulses zu erfassen. Die Länge und Position der Baselinemittelung wurde dadurch bestimmt, daß man sie anhand eines Spektrums für unterschiedliche Werte die Auflösung optimieren ließ
2. Position und Wert des Maximums
3. lineare Steigung der Baseline von Anfang des Pulses an bis zu Datenpunkt 244
4. Pulsamplitude als Differenz des Maximums (Punkt 2) und der, mithilfe der Baselinesteigung (Punkt 3) auf das Maximum extrapolierten Baselinehöhe (Punkt 1). Die Einbeziehung der Baselinesteigung brachte Verbesserungen der Auflösung, da sehr langsame Störungen sich im Meßbereich eines Pulses als Baselinesteigung bemerkbar machen. Dies führte, je nach Wert der Steigung, zu einem kleinen Fehler in der Pulsamplitude da Baseline und Maximum an unterschiedlichen Zeitpunkten gemessen werden.
5. Abfallszeit der Pulse, indem man durch das Maximum und einen zweiten Wert im Abfall eine exponentiell abfallende Kurve legt:

Die Position des Maximums und die Abfallszeit werden zur Selektion der Pulse verwendet. Aus der Position des Maximums gegenüber dem Triggerzeitpunkt läßt sich bestimmen, ob es sich bei dem Puls um einen Treffer im Absorber oder in der Membran handelt. So erzeugen Treffer in der Membran Pulse, die einen sehr langsamen Anstieg haben, da das Wärmesignal erst nach und nach im Thermometer ankommt. Indem man Pulse, bei denen das Maximum mehr als 10 Datenpunkte hinter dem Anstieg liegt aussondert, kann man einen Großteil dieser Ereignisse unterdrücken. Mit der Verwendung einer Blende über dem Detektor konnten diese Pulse generell vermieden werden, da Röntgentreffer auf der Membran und im Thermometer damit ausgeschlossen sind. Die Abfallszeit hat sich als zuverlässiges Indiz zum Erkennen von diversen Signalstörungen, die als Pulse aufgenommen werden, erwiesen. Stellt man das Auswahlkriterium auf einen Bereich zwischen 50 und 900 Datenpunkten ein, sortiert man praktisch keine echten Pulse aus, und eliminiert etwa 95% der Fehlpulse. Somit wird unnötiger Untergrund im Spektrum vermieden, was den Nachweis möglichst geringer Elementkonzentrationen im Spektrum ermöglicht.

5.3 Korrektur der Temperaturabhängigkeit

Die Pulsgröße hängt nicht nur von der Energie des absorbierten Röntgenquants ab, sondern auch von diversen Parametern, wie etwa dem Biasstrom, die momentane Detektortemperatur, Wärmestrahlung auf dem Detektor, oder Magnetfeldern. Vor allem die Detektortemperatur, die bei uns in Form des Baselinewertes gemessen wird, hat einen entscheidenden Einfluß auf die Pulsgöße. Dieser Einfluß wird vor allem von der Nichtlinearität der Übergangskurve bestimmt. Abb. 5.4 zeigt die Übergangskurve in verschiedenen Temperaturbereichen.
In der Übergangskurve stabilisiert man die Temperatur an einem vorgegebenem Punkt, um den es aber gewisse Schwankungen gibt. Dieser Temperaturbereich, den der Detektor vor Eintreffen eines Röntgenquants aufweist, wird durch die gelbe Linie in Abb. 5.4 angenähert. Bei Absorption eines Röntgenquants erhöht sich die Detektortemperatur auf eine Temperatur im Bereich der blauen Linie. Gleiches gilt für das Maximum von Pulsen einer anderen Energie (rote Linie). Da die Steigungen der Linien in Abb. 5.4 unterschiedlich sind, führen gleiche Erwärmungen bei unterschiedlichen Starttemperaturen, also Baselinewerten, zu unterschiedlichen Widerstandsänderungen, also Signalgrößen. Deshalb hängt bei gegebener Energie die Pulsgröße von dem Unterschied der Steigungen der Übergangskurve im Bereich der Baseline wie im Bereich des Maximums ab. Auf diese Weise kommt es in dem Diagramm, in dem von allen Pulsen der Baselinewert gegen die Amplitude aufgetragen ist (Abb. 5.6), zu schrägen Linien gleicher Energie, die die einzelnen Röntgenergien darstellen. Diese Baselineabhängigkeit ist für unterschiedliche Pulsenergien unterschiedlich, da die Maxima auf der Übergangskurve in Bereichen mit unterschiedlichen Steigungen liegen. Deshalb ist es auch unmöglich, durch geschickte Anpassung der Detektorparameter Biasstrom und Temperatur zu erreichen, daß die Steigungen der Übergangskurve für den Baselinebereich und für alle Maxima gleich sind. Da der Energiebereich, den die Linie einer Energie im Baseline-Amplituden-Diagramm überdeckt, in den meisten Fällen weit größer ist als die eigentliche Breite dieser Linie, ist klar, daß die Baselineabhängigkeit der Pulse die Auflösung massiv verschlechtert. Deshalb ist man gezwungen, entweder die Detektortemperatur konstant zu halten, was im vorliegenden Aufbau allerdings nicht in ausreichendem Maß möglich ist (siehe 3.3), oder diese Abhängigkeit zu korrigieren. Zur Korrektur werden in dem Baseline-Pulshöhen-Diagramm Ausgleichsgeraden zu bestimmten Linien gleicher Energie ermittelt. Diese Ausgleichsgeraden werden dann von den Pulshöhen abgezogen, um die Linien gleicher Energie im Baseline-Pulshöhen-Diagramm geradezustellen (Die Berechnung findet im Programm basecor.m statt). Abb. 5.5 zeigt Spektren aus den ermittelten Pulsgrößen.
Der erste Schritt hierzu ist die Identifikation von Peaks im unkorrigierten Spektrum, um die Bereiche, durch die man Ausgleichsgeraden legen kann, zu identifizieren. Hierfür benötigt man Peaks, die sich ausreichend stark vom Untergrund (schwarze Linie in Abb. 5.5) abheben, um eine gute Bestimmung der Ausgleichsgeraden zu ermöglichen. Den Untergrund erhält man, indem man über die Kanäle des Rohspektrums mittelt. Dann werden alle Kanäle, bei denen der Wert des Spektrums einen vorgegebenen Faktor über dem Untergrund liegt, herausgesucht (schwarz/rot markiert in Abb. 5.5). Danach werden alle nicht zu weit auseinander liegenden, markierten Kanäle (hier 8) jeweils zu einem Peak zusammengefaßt, und die Positionen der Peaks gespeichert.
Der nächste Schritt ist die Entfernung von Squidsprüngen aus dem Baseline-Amplituden-Diagramm. Diese tauchen hier auf, da Pulse an unterschiedlichen Squidarbeitspunkten vorliegen. Deshalb zeigen in dem linken Diagramm in Abb. 5.6 die Häufungsbereiche entlang der y-Achse eine periodische Wiederholung eines Baselinebereichs. Korrigiert wird dies, indem von jedem Baselinewert ein Vielfaches von einem Flußquant zusammen mit einem Offset abgezogen wird. Der Offset wird so bestimmt, daß er die Bereiche etwa in der Mitte zwischen den Schwerpunkten trennt. Hierfür ist wichtig, daß die Temperatur ausreichend gut stabilisiert ist, damit die Bereiche unterschiedlicher Squidarbeitspunkte sich nicht überlappen. Bei Überlappung ist keine eindeutige Zuordnung mehr möglich, und die Überlagerung der Bereiche wird unmöglich. In der linken Grafik in Abb. 5.6 werden die einzelnen Bereiche gezeigt, die durch rote Linien getrennt werden. Dies sind jeweils die Grenzen einzelner Bereiche, die in der rechten Grafik von Abb. 5.6 übereinandergelegt sind.
Nun erfolgt die Bestimmung der Steigungen der Linien gleicher Energie im Baseline-Amplituden-Diagramm, die als Peaks identifiziert wurden. Dazu muß man einen Bereich um diese Linien definieren, dessen Pulse zur Bestimmung der Steigung herangezogen werden. Zum einen muß dieser Bereich recht eng gefaßt sein, aber trotzdem die Linie ganz umfassen. Ansonsten versucht man eventuell, die Steigungen mehrerer Peaks gleicher Röntgenenergie mit einer Ausgleichsgeraden zu bestimmen. Wenn man mehrere Peaks in diesem Bereich hat, ist die Steigung der Ausgleichsgeraden hauptsächlich von der Verteilung der Pulse in den einzelnen Peaks abhängig und die Ausgleichsgerade wird in den meisten Fällen eine andere Steigung haben als die Linien. Deshalb sind Spektren mit sehr eng benachbarten Linien für diese Art der Auswertung immer sehr problematisch. Zum anderen muß der um die Linie herum abgesteckte Bereich näherungsweise parallel zur Linie verlaufen. Dies ist wichtig, da die Punkte der Pulse in Abb. 5.6, die zum homogen verteilten Untergrund gehören, eine Steigung der Ausgleichsgeraden parallel zu den Bereichsgrenzen besitzen. Betrachtet man im abgesteckten Bereich Punkte einer Linie und aus dem Untergrund, wird die Steigung der Ausgleichsgeraden einen Wert zwischen dem der Linie und dem der Bereichsgrenze annehmen. Um eine zur Linie parallele Bereichsgrenze zu erhalten, geht man iterativ vor. Man benutzt zuerst vertikale Geraden als Bereichsgrenzen, bestimmt die Steigung der Ausgleichsgeraden in diesem Bereich und nimmt die erhaltene Steigung als neue Bereichsgrenze. Mehrfaches Wiederholen liefert auch bei starker Baseline-Amplituden-Abhängigkeit die richtige Steigung. Die Berechnung der Steigung erfolgt nach folgender Formel:
Hierbei sind Bl die Baselinewerte der einzelnen Pulse, bzw. die gemittelten Werte, und Amp die entsprechenden Pulsamplituden. m und t sind die Parameter einer Geradengleichung Amp = Bl.m + t. Die so erhaltenen Geraden sind z. B. in Abb. 5.7 als rote Linien eingezeichnet.
Die bei bestimmten Pulshöhen berechneten Steigungen werden nun durch Splineinterpolation über den gesamten Energiebereich ausgedehnt, so daß zu jedem Punkt der waagrechten Mittellinie in Abb. 5.7, eine Steigung vorliegt. Danach erfolgt die eigentliche Korrektur. Das Problem hierbei ist, daß bei Punkten abseits der Mittellinie die richtige Steigung erst gefunden werden muß, da hier der Steigungswert an der zugehörigen Stelle der Mittellinie falsch ist. Die Ermittlung der richtigen Steigung erfolgt ebenfalls iterativ. Zuerst wird der Steigungswert bei der momentanen Pulsgröße verwendet, damit nach

eine korrigierte Amplitude ausgerechnet, und diese dann für eine neue Steigungsbestimmung verwendet. So kann nach einigen Schritten die Korrektur nach letzter Formel erfolgen. Die Korrektur erfolgt so, daß die Geradenpunkte auf der in Abb. 5.7 schwarz gekennzeichneten Mittellinie nicht verändert werden, also die Linien um den Schnittpunkt mit der Mittellinie gedreht werden. Damit wird man unabhängig von unterschiedlichen Schwerpunkten in den Verteilungen der einzelnen Linien, also wenn in einer Linie der Mittelwert der Baseline bei höheren Werten liegt, als bei anderen. Das Konstanthalten des Schwerpunkts der einzelnen Linien würde nämlich zu einem zusätzlichem Fehler bei der Zuweisung von Pulshöhen zu Energien führen. Die so erhaltene Korrektur ist z. B. in Abb. 5.8 dargestellt.
Der letzte Schritt der Korrektur besteht in der Umrechnung der Pulshöhen in Energien. Da der Detektor eine deutliche nichtlineare Charakteristik hat, benötigt man an mehreren Stellen einen Zusammenhang zwischen Energie und Pulshöhen, um dazwischen interpolieren zu können. Man muß also die Energie für verschiedene Stützstellen im Spektrum kennen, also in der Lage sein, mehrere Linien a priori identifizieren zu können. Diese Splineinterpolation wird in Abb. 5.9 gezeigt. Nach dieser Umrechnung der Pulshöhen in Pulsenergien kann man aus den Pulsenergien ein Histogramm erstellen. Abb. 5.10 zeigt das fertige Musterspektrum. Nach diesem Verfahren ist also keine Bestimmung von unbekannten Proben möglich, da man die Beziehung zwischen Pulshöhen und Energien nicht kennt. Die eine Lösungsmöglichkeit hierfür ist die Messung eines Eichspektrums vor der eigentlich zu betrachtenden Probe, in Verbindung mit der Annahme, daß das Verhältnis zwischen Pulshöhen und Energien konstant bleibt. Dies ist allerdings nicht sicher. Falls der Detektor Fluß eingefroren hat, kann dieser spontan entweichen, und die Pulshöhen sich damit drastisch verändern. Bei langen Messungen beobachtet man auch Abhängigkeiten der Pulshöhe vom Magnetfeld, das zur Temperaturstabilisierung benutzt wird, oder Abhängigkeiten von den Temperaturen des Kühlers, die den Detektor über Infrarotstrahlung beeinflussen. Abb. 5.11 zeigt z. B. die Vergößerung von Titanpulsen mit der Zeit, da durch die Temperaturregelung das anliegende Magnetfeld kleiner wird. Abhilfe kann nur eine Eichmethode schaffen, die die Parameter während der Aufnahme des Spektrums immer wieder neu bestimmt. Ausserdem will man bereits am Anfang des Spektrums die genauen Steigungen der Linien kennen, um sofort ein Spektrum guter Energieauflösung vorliegen zu haben. Dies kann bei der hier beschriebenen Methode erst während der Messung des Spektrums geschehen. Auch ist diese Korrektur problematisch, da sie an den Pulsen des aufgenommenen Spektrums erfolgt, und nicht an Referenzpulsen.

Kapitel 6

Eichung durch Heizpulse

Die beste Peakauflösung ist wertlos, wenn man nicht die zugehörigen Energien zumindest im Bereich der Halbwertsbreite kennt. Die Beziehung zwischen Pulsgröße und Energie ist aufgrund, der Nichtlinearität in der Übergangskurve. des Thermometers nicht einfach zu ermitteln, da sie stark vom Arbeitspunkt des Thermometers abhängt. Außerdem hat die in 5.3 beschriebene Korrektur Probleme, wenn Peaks nahe beieinander liegen, oder wenn kleine Peaks weit entfernt von großen, korrigierten Peaks liegen. Deshalb ist es günstig, die Korrektur der Baselineabhängigkeit mit einem Spektrum mit möglichst gleichverteilten Linien durchzuführen, und dann die ermittelten Steigungen zur Korrektur des zu messenden Spektrums zu verwenden. Diese Probleme lassen sich mit der Aufnahme eines Spektrums von Heizpulsen definierter Energie lösen. Man kann hieraus die Beziehung Pulshöhe-Energie, wie auch die Baselineabhängigkeit der Amplituden ablesen, um die Probleme der Nichtlinearität des Detektors zu lösen.

6.1 Funktionsprinzip und Grenzen

Ein Strom in einem Widerstand erzeugt nach

P = R.I² (6.1)

eine Heizleistung, die zu einer Erwärmung im Widerstand führt. Nach diesem Prinzip läßt sich auch ein Phasenübergangsthermometer heizen. Erfolgt die Deponierung der Heizenergie schnell genug, dann ist der erzeugte Puls nahezu derselbe, wie nach der Absorption eines Röntgenquants gleicher Energie. Der für die Heizung nötige Strom kann über die gleiche Leitung wie der Detektorbiasstrom zum Detektor geschickt werden. Wenn der Heizstrom größer als der kritische Strom des Thermometers ist, kann man davon ausgehen, daß der die Heizleistung bestimmende Widerstand der des normalleitenden Thermometers ist. Es wird in der folgenden Rechnung angenommen, daß der Übergang in den normalleitenden Zustand instantan erfolgt, sobald der kritische Strom überschritten ist. Dies kann vorausgesetzt werden, da die Zerstörung der Supraleitung durch Überschreitung des kritischen Stromes rein auf Prozessen zwischen Elektronen beruht, die um Größenordnungen schneller erfolgen, als thermische, die die Pulsanstiegszeit bestimmen. Dann ist die Heizleistung unabhängig von dem Widerstand, auf den der Detektor im Übergang stabilisiert wird. Dies führt dazu, daß die Heizpulse [Die künstlich mit Strompulsen erzeugten Detektorsignale werden im folgenden Heizpulse genannt] eine vom Arbeitspunkt, also dem Biasstrom und der Detektortemperatur, unabhängige Energie widerspiegeln sollten. Sie sollten deshalb die gleiche Baselineabhängigkeit aufweisen wie echte Pulse, und auch die gleiche Energie wie die Pulse, auf die sie geeicht sind. Leider ist dies nur näherungsweise richtig, da man zum Auslesen der Pulse einen Biasstrom durch den Detektor schicken muß, der ebenfalls heizt. Nach 6.1 addieren sich die Heizleistungen der beiden Ströme nicht, sondern es gilt für den Heizstrom durch den Detektor:
Der erste Term beschreibt die Heizleistung während der kritische Strom überschritten ist, während der zweite Term die normale Heizleistung im Übergang beschreibt, die während des Heizpulses ja wegfällt. R_NL ist der normalleitende Widerstand des Detektors, R_SL der Widerstand, auf den der Detektor im Übergang stabilisiert wird. Die hier eingesetzten Ströme stellen Ströme dar, die nur durch den Detektor fließen, und nicht die Gesamtströme, die man von aussen regeln kann. Es gilt als Beziehung zwischen Detektor- und Gesamtstrom:

wobei R_shunt den Shuntwiderstand, beschrieben in 2.3, darstellt. Mit 6.3 folgt aus 6.2:
Festzuhalten ist, daß die Heizleistung sowohl vom Biasstrom, als auch vom Widerstand am Arbeitspunkt abhängt. Um diese Abhängigkeiten zu minimieren, muß man den Heizstrom so groß wählen, daß der Biasstrom ihm gegenüber vernachlässigbar wird. Als weiterer bemerkenswerter Punkt gilt die Abhängigkeit vom Shuntwiderstand. Wenn er, wie in diesem Aufbau, einen kleinen Wert (8 mΩ) hat, stellt er näherungsweise eine Spannungsquelle dar, also ist die Heizleistung im Detektor eher indirekt proportional zum Detektorwiderstand.

6.2 Erzeugung der Heizpulse

Mit kurzen, relativ starken Strompulsen kann man im Detektor Heizpulse erzeugen, die den durch Röntgenquanten verursachten Pulsen sehr ähnlich sind. Bei dem Versuch, schnelle und relativ stromstarke Pulse zum Detektor zu leiten, stößt man bei vielen Standardgeräten zur Biasstromgenerierung an Grenzen, da hier oft langsame und stark filternde elektronische Bauteile verwendet werden, um ein geringes Stromrauschen zu erreichen. Außerdem ist der maximal erreichbare Strom meist niedrig, da man so den Innenwiderstand hoch halten kann, was auch das Stromrauschen vermindert. Diese Maßnahmen sind auch nötig, da man, um eine gute Energieauflösung des Detektors zu erreichen, einen rauscharmen Biasstrom benötigt. Um die Auflösung durch Ankoppeln eines Pulsgenerators nicht zu verschlechtern ist es erforderlich, das Heizsignal im Ruhezustand, also wenn gerade kein Strompuls gesendet wird, auszuschalten. Diese Problem muß man lösen, wenn man zur Eichung Heizpulse im Detektor erzeugen will.

6.2.1 Erzeugung mit dem Digital-Analog-Wandler der DSP-Karte

Eine einfache Variante, Strompulse zu generieren, bietet der Digital Analog Wandler, der auch auf der DSP-Karte ist und zum Auslesen der Pulse benutzt wird. Dieser Wandler besitzt eine Abtastrate von 200 kHz, d. h. mau kann 10 µs-schnelle Signale generieren. Das Signal dieses Wandlers wird zu der Spannung addiert, die über einen Widerstand den Biasstrom generiert. Dieser Widerstand muß ausreichend klein gewählt werden, um mit der verfügbaren Spannung des Wandlers ausreichend Strom generieren zu können. Hierzu wurde der standarmäßig verwendete 100 kΩ Widerstand durch 10 kΩ ersetzt. Die Abkopplung des Generators vom Detektorkreis, wenn gerade kein Strompuls gesendet wird, ist am einfachsten mit einer Diode zu erreichen, die durch ihre Charakteristik kleine Signale unterdrückt. Damit konnte sowohl 50 Hz-Brumm von dem DAC, wie auch hochfrequente Störungen des DACs um etwa einen Faktor 20 vermindert werden. Somit war bei Anschluß des DAC an die Detektorbiasleitung keine Verschlechterung der Energieauflösung des Detektors mehr zu erkennen [Dies gilt für den Einbau des Squids detektorseitig.]. In Abb. 5.1 ist der schematische Aufbau der Heizpulserzeugung gezeigt. Abb. 6.2 zeigt einen mit dieser Methode erzeugten Heizpuls. Zu erkennen ist ein Squidsprung im Heizpuls (blauer Puls). Dieser ist die Reaktion des Squidvorverstärkers auf den Strompuls, da er diesen Puls nicht rückkoppeln kann, und sich deshalb auf einen neuen Arbeitspunkt einregelt. Ansonsten ist der Heizpuls von einem normalen Puls (roter Puls) nicht zu unterscheiden.
Die mit den Strompulsen des DAC generierten Heizpulse wurden für eine bestimmte Temperatur und einem bestimmten Biasstrom an echten Pulsen geeicht.
Dafür wurde die Probe verwendet, die auch zur Illustration in Abb. 5.3 verwendet wurde. Von dieser Probe wurden Heizpulse für Silizium K_α bei 1739 eV, Titan K_α bei 4507 eV, Cl K_α bei 2621 eV, Na bei 1041 eV und O bei 525 eV kalibriert, die in Abb. 6.3 dargestellt sind. Durch diese 5 Stützstellen kann dann das gesamte Spektrum bis zur Titan-K_α-Linie über Interpolation geeicht werden.
Abb. 6.4 zeigt die Situation bei den Eichbedingungen (80 mK und 65 µA Biasstrom). Man erkennt exakte Übereinstimmung der Heizpulse mit den echten Pulsen, sowohl was die Pulsgröße angeht, wie auch bei der Baselineabhängigkeit der Pulsgrößen. Eine Berechnung der im Detektor deponierten Heizenergien der Pulse in Abb. 6.4 nach Gleichung 6.4 ergibt eine gute Übereinstimmung, wenn man betrachtet, daß viele der eingesetzten Parameter, wie der Shuntwiderstand (verwendeter Wert 8 mΩ), der Detektorwiderstand am Arbeitspunkt (verwendeter Wert 110 mΩ), oder der normalleitende Detektorwiderstand (verwendeter Wert 190 mΩ), nur ungenau bekannt sind. Die Fehler dieser Werte wurden mit 0,5 mΩ für den Shuntwiderstand, 20 mΩ für den Detektorwiderstand am Arbeitspunkt und 10 mΩ für den normalleitenden Widerstand abgeschätzt. Auch die in die Rechnung gesteckte Annahme, daß der Detektor während des gesamten Strompulses normalleitend ist, scheint bei dieser Umsetzung der Heizpulse eher eine Schätzung zu sein, da bei dem betrachteten Arbeitspunkt der kritische Strom des Phasenübergangsthermometers etwa 150 µA beträgt, der Sauerstoffstrompuls aber nur 200 µA Amplitude aufweist. Deshalb liegen große Bereiche des Pulses im Anstieg und Abfall unter dem kritischen Strom, und der für die Rechnung verwendete Heizwiderstand müßte Werte zwischen dem Widerstand am Arbeitspunkt und dem normalleitenden Widerstand annehmen. Dies könnt die systematische Verschiebung der Werte in Abb. 6.5 nach rechts erklären. Die qualitativ gute Übereinstimmung der berechneten Energien mit den echten Energien rechtfertigt trotzdem die Annahme, daß der Detektor bei Überschreitung des kritischen Stromes instantan normalleitend wird, und damit der normalleitende Widerstand die Heizleistung während des Strompulses bestimmt.
Allerdings gilt das Ergebnis von Abb. 6.4 nur für diesen bestimmten Arbeitspunkt. Die Rechnung nach 6.4 ergibt für die hier verwendeten Strompulse (Abb. 6.3), daß eine Variation des supraleitenden Widerstands um 10 mΩ bereits Änderungen in den Heizleistungen um 20 eV nach sich zieht. Auch die realen Messungen von veränderten Arbeitspunkten zeigen eine Drift der Heizpulse gegen die realen Pulse bei Veränderung des Arbeitspunktes.
Leider ist es nicht möglich, alle äusseren Parameter so konstant zu halten, daß die Situation in Abb. 6.4 reproduzierbar wäre. So kann z. B. eine kleine Änderung der Infrarotbelastung des Detektors durch veränderte Kühlertemperaturen den Detektor um die oben erwähnten 10 mΩ erwärmen und damit die Eichung erheblich verfälschen. Lösungsmöglichkeiten hierfür wären z. B. eine genaue Messung des Detektorwiderstands bei jedem Spektrum, um damit die Änderung der Heizpulse herauszurechnen, oder einfach eine Änderung der verwendeten Pulse. Schnellere und stromstärkere Pulse sollten das Problem vermindern, mit einer Vergößerung um einen Faktor 10 müßte der Einfluß auf wenige eV in der Eichung zu beschränken sein.

Kapitel 7

Betrieb des EDX am REM

7.1 Automatisierung der Aufnahme eines Spektrums

Für die Verwendung des Polaris-Systems als Routinemeßgerät in der Halbleiterindustrie ist es wichtig, die Erzeugung eines Spektrums möglichst einfach zu gestalten, damit keine besondere Schulung an den Geräten nötig ist. Daher wird die für das Mikrokalorimeter spezifische Software in die bereits existierende EDX-Oberfläche der Fa. EDAX integriert. Dies erspart dem bereits in die Software eingewiesenem Benutzer das Erlernen der Softwarefunktionen. Für die Softwareentwicklung bedeutete dies ebenfalls eine Erleichterung, da die meisten von der Software zu regelnden Funktionen für Standard-EDX-Systeme und das Mikrokalorimeter gleich sind. Das Starten der EDAX-Software startet den Digital-Analog-Wandler auf der DSP-Karte, der Strompulse zu schicken beginnt. Der Analog-Digital-Wandler derselben DSP-Karte beginnt mit der Pulsaufnahme und -speicherung. Ebenfalls gestartet wird Matlab, in dem alle in den letzten Kapiteln erklärten Funktionen programmiert sind. Von Matlab werden alle frisch vom ADC abgespeicherten Pulse geladen, und analysiert. Von den Heizpulsen werden die Amplituden und die Baselineabhängigkeiten ermittelt. Diese Parameter werden dann zur Korrektur und Energieeichung der echten Pulse verwendet, und eine Liste mit den Energien der eingegangenen Pulse abgespeichert. Die EDAX-Software lädt diese Liste und stellt sie als Spektrum dar. Innerhalb der EDAX-Software bestehen nun viele Möglichkeiten der Auswertung des Spektrums, wie automatische Benennung der Peaks oder Quantifizierung der Elemente. Auch besteht die Möglichkeit, sogenannte Mappings zu erstellen, also die Verteilung der Elemente zweidimensional darzustellen. Allerdings funktioniert die Quantifizierung wie auch das Erstellen von Mappings zum derzeitigen Zeitpunkt noch nicht, da dies eine Verbindung der EDAX-Software mit der Steuerung des REMs verlangt. Obwohl die EDAX-Software noch nicht voll einsatzfähig ist, ist es möglich, auf Knopfdruck ohne Vorkenntnisse und ohne Hintergrundwissen über die Physik des Detektorsystems ein Spektrum aufzunehmen.

7.2 Einsatz bei niedrigen Beschleunigungsspannungen

Das eigentliche Bild in einem REM wird mit Sekundärelektronen erzeugt, die aus der Probe austreten. Diese sind niederenergetisch, und können das Material nur verlassen, wenn sie wenige nm unter der Oberfläche erzeugt werden. Deshalb enthält das Sekundärelektronenbild nur Informationen aus der obersten Schicht der Probe. Im Gegensatz dazu werden bei Aufnahme eines EDX-Spektrums Röntgenquanten aus dem ganzen Bereich, in den die Elektronen des Primärstrahls eintreten, detektiert. Dies wird dadurch verursacht, daß die Eindringtiefe der Elektronen im allgemeinen geringer ist als die Absorptionslänge der Röntgenquanten. Das bei Aufnahme eines EDX-Spektrums von den Elektronen angeregte Volumen ist von der Beschleunigungsspannung und der Ordnungszahl des untersuchten Materials abhängig. Die Abhängigkeit der Eindringtiefe der Elektronen von der Beschleunigungsspannung wird in Abb. 7.1 gezeigt. Man erzeugt also bei 5 kV in Kupfer, einem Element mit einer bereits relativ hohen Ordnungszahl, einen Anregungsbereich mit etwa 250 nm Durchmesser, während interessante Bereiche in heutigen Strukturen oft weniger als 100 nm groß sind.
Es wird daraus ersichtlich, daß man die Beschleunigungsspannung möglichst gering halten muß, um ein kleines Anregungsvolumen zu erhalten. So muß man bei Messungen von dünnen Schichten oder kleinen Partikeln darauf achten, daß die Beschleunigungsspannung so gering ist, daß nicht unnötig viel Volumen angeregt wird. Trotzdem muß die Beschleunigungsspannung so hoch sein, daß gleichzeitig auch noch charakteristische Röntgenlinien im Material angeregt werden. Dafür ist mindestens die Energie nötig, die es erlaubt Elektronen aus inneren Schalen ins Vakuumniveau anzuheben. Für volle Intensität einer Linie ist in etwa die 2,5-fache Anregungsenergie als Beschleunigungsspannung erforderlich. So ist die Wahl der Beschleunigungsspannung im REM eine Frage der Abwägung, wie klein das Anregungsvolumen sein muß, und welche Röntgenlinien noch nachweisbar sein sollen. Es gibt von allen Elementen Röntgenlinien unter 3 keV, so daß man bei Beschleunigungsspannungen von 5 kV alle Elemente nachweisen kann, sofern man über die Energieauflösung verfügt, um die nahe benachbarten Linien im niederenergetischen Bereich zu trennen. Der niederenergetische Bereich ist auch der Bereich, für den dieses Detektorsystem am besten geeignet ist. Dies liegt daran, daß die Absorbergröße und damit die Wärmekapazität so angepaßt ist, daß das Thermometer eine optimale Empfindlichkeit aufweist. Außerdem sind die Parameter und die Art der Pulsauswertung auf kleine Energien optimiert. Bei größeren Energie nimmt deshalb die Energieauflösung schnell ab, wie in Abb. 7.2 dargestellt wird.

7.3 Problem der Zählrate

Die Zeit, die man zur Erstellung eines Spektrums benötigt, ist abhängig von zwei Parametern. Dies ist zum einen die Energieauflösung, da sie bestimmt, wie schnell Peaks sich aus dem Untergrund durch Bremsstrahlung abheben. Zum anderen ist es die Zählrate, also die Anzahl der Röntgenquanten, die im Detektor pro Zeit nachgewiesen werden. Diese ist bei den hier verwendeten Tieftemperaturdetektoren weit geringer als bei Halbleiterdetektoren (> 1000 cps). Sie liegt je nach Arbeitsbedingungen zwischen 1-20 Rötgenquanten in der Sekunde. Dies ist hauptsächlich darin begründet, daß die Abmessungen des Absorbers auf dem Detektor sehr gering sind (250 µm.250 µm). Außerdem absorbieren die Fenster, die den Detektor vor Infrarotstrahlung schützen, einen gewissen Anteil der Röntgenstrahlung. Dies geschieht vor allem im Bereich unter etwa 800 eV.
Generell ist die Zählrate stark abhängig von der Beschleunigungsspannung. Illustriert wird dies durch Abb. 7.3
Für die Anwendung ist dies insofern problematisch, als bei Messungen mit niedrigen Beschleunigungsspannungen, dem Hauptanwendungsgebiet von Polaris, nur sehr geringe Zählraten erzielt werden. Deshalb muß hier eine relativ lange Zeit gemessen werden. Zwar können die chemischen Hauptkomponenten einer Probe innerhalb weniger Minuten Meßzeit ermittelt werden, wenn man allerdings nach kleineren Peaks sucht, muß man z. B. bei 5 kV etwa 20 min messen. Dann kann man diese Peaks zwar gut identifizieren, man hat allerdings immer noch wenige Röntgenquanten im Peak. Um davon einen Eindruck zu vermitteln, zeigt Abb. 7.4 ein Titannitrid-Spektrum nach einer Meßzeit von 10 min. Sollte man in der Zukunft versuchen, die zugehörigen Elemente quantitativ zu erfassen, genügt es auch nicht mehr, wenige Ereignisse im Peak zu haben, da dann der statistische Fehler sehr groß wird. Ein weiteres Problem ist, daß die in Abb. 7.3 gezeigten Zählraten mithilfe der größten verfügbaren Blende des REMs ermittelt wurden, um einen möglichst großen Elektronenstrom auf der Probe zu erzeugen. Allerdings ist die Abbildungsqualität mit dem Sekundärelektronendetektor bei dieser Blende schlecht, da der Elektronenstrahl sehr schlecht fokussiert wird. So kann man kleine Strukturen nicht mit dem EDX messen, da sie im Sekundärelektronenbild nicht erkennbar sind. Außerdem führt der große Elektronenstrom auch zu Aufladungsproblemen der Probe. Dies bedeutet, daß Elektronen von der Probenoberfläche nicht schnell genug abfließen können, und sich deshalb auf der Oberfläche elektrische Potentiale bilden. Diese Potentiale lenken den Elektronenstrahl ab, und das vom REM erzeugte Bild wandert. Folglich verschiebt sich nach einiger Zeit der Bereich, in dem die EDX-Messung stattfindet, und das Spektrum ist nicht mehr aussagekräftig. Für die Zukunft müssen diese Probleme gelöst werden, so daß man bei annehmbarer Zählrate mit kleiner Blende und Beschleunigungsspannung schnell Spektren erstellen kann. Die Lösung liegt zum einen in einem vergrößerten Raumwinkel, den der Absorber des Detektors relativ zur Probe einnimmt. Dies läßt sich z. B. über eine vergrößerte Absorberfläche erreichen. Zum anderen gibt es die Möglichkeit, den Detektor dichter an die Probe zu bringen. Auch die Fenster, die den Detektor, die Pille und die 4 K-Stufe des Kühlers vor Infrarotstrahlung schützen, können noch optimiert werden. So könnte bei Verzicht auf einige der Fenster die Absorption verringert und damit die Zählrate erhöht werden, sofern trotzdem ein ausreichender Schutz vor Infrarotstrahlung gewährleistet ist. Dies gilt im besonderen Maße für Röntgenenergien unter 800 eV. Als letzte Verbesserungsmöglichkeit wäre noch die Verwendung einer Röntgenlinse zu nennen. Diese weist zwar eine Absorption von 90,6% der Röntgenquanten bei 930 eV auf, kann aber durch massive Vergrößerung des betrachteten Raumwinkels trotzdem zur Erhöhung der Zählrate beitragen.

Kapitel 8

Einsatzgebiete des Detektorsystems

8.1 Auflösung eng benachbarter Linien

Wichtigster und erster zu optimierender Parameter für das Polaris System war die Energieauflösung. Gefordert im Rahmen der 1.Phase des MESA Projektes waren 20 eV FWHM bei einer Pulsenergie von 1500 eV, also der Aluminium K_α-Linie. In der Abschlußphase sollte dieser Wert auf 15 eV verbessert sein. Damit soll Polaris Energieauflösungen im Bereich von WDX-Systemen ermöglichen. Abb. 8.1 zeigt zwei Spektren eines WDX-Systems (aufgenommen bei AMD, Dresden).
Deshalb wurden in der ersten Testphase des Polaris am REM vor allem Proben mit Aluminium oder auch Silizium bei 1739 eV betrachtet. Die besten Auflösungen für diese beiden Elemente lagen bei 13.1 eV für Aluminium-K_α und 13.3 eV für Silizium-K_α, was in Abb. 8.2 gezeigt wird. Dies bedeutet, daß die Spezifikationen des MESA-Projekts schon frühzeitig erreicht werden konnten.
Der Hauptzweck für die Forderung nach dieser Auflösung ist die Trennung der Röntgenlinien von einigen für die Halbleiterindustrie wichtigen Elementsystemen. Diese wurden zunächst mit einem Elementstandard vermessen. Eines dieser Systeme ist Wolfram-Silizium. Die Wolfram M-Linien liegen 35 eV, bzw. 95 eV oberhalb der Si K_α-Linie. In Halbleiterproben finden sich die beiden Elemente nebeneinander als Kombination, da Kontaktlöcher aus Wolfram zur Verbindung der eigentlichen Bauelemente, wie Transistoren oder Dioden, mit den in höheren Ebenen liegenden Metallbahnen verwendet werden. Eingebettet sind diese Wolframkontakte in SiO₂. Ein Spektrum dieser Probe findet sich in Abb. 8.3. Es wird ersichtlich, daß Polaris alle drei erwarteten Linien auflösen kann, während der Halbleiterdetektor nur einen etwas verbreiterten Peak zeigt, der keine eindeutige Identifizierung ermöglicht. Ein weiteres System, das z. B. bei neuen Technologien mit Kupfermetallisierungen eine große Rolle spielt, ist Tantal-Silizium. Dort wird Tantalnitrid als Diffusionsbarriere zwischen Kupfer und Silizium verwendet. Löcher in dieser Barriere könnte man mit Polaris aufspüren. Ta-M_α-Linie liegt bei einer Energie von 1709 eV, die Ta-M_β bei 1765 eV. Sie umrahmen also die Si-K_α-Linie bei einer Energie von 1739 eV. Ein Spektrum dieses Systems findet sich in Abb. 8.4. Auch hier zeigt sich wieder, daß Polaris alle entstehenden Linien auflösen kann, während der Halbleiterdetektor nur einen verbreiterten Peak zeigt.
Von besonderer Bedeutung ist auch das System Titan-Titannitrid. Titam bildet den eigentlichen elektrischen Kontakt bei W-Kontaktlöchern. Titannitrid dient als Diffusionsbarriere für das Wolfram. Beides taucht also bei Wolfram-Kontaktlöchern auf. Wichtig ist hierbei die Fragestellung, ob beide Schichten in ausreichender Dicke vorhanden sind, da sie im Sekundärelektronenbild des REM nicht unterscheidbar sind. Hier liegen in Abb. 8.5 die L_α-Linie von Titan bei 452 eV und die K-Linie von Stickstoff bei 492 eV, sie sind also um 60 eV getrennt.
Bornitrid dient als Beispiel für die Detektion sehr leichter Elemente, die Borlinie liegt bei 183 eV. Das Problem hierbei ist, daß die Wahrscheinlichkeit der Emission von Röntgenquanten mit der Ordnungszahl abnimmt. Zusätzlich wird die Wahrscheinlichkeit der Absorption bei diesen Energien schon innerhalb der Probe weit höher, da die Absorptionslänge abnimmt. Außerdem wird auch in den Fenstern, die zum Schutz des Detektors vor Infrarotstrahlung nötig sind, in diesem Energiebereich weit mehr Strahlung absorbiert. Auch könnte es ein Problem darstellen, derart kleine Signale im Rauschen noch zu triggern. Daß es trotz dieser Probleme möglich ist, Bor zu detektieren, zeigt Abb. 8.6 Die Zählrate hierbei ist allerdings sehr niedrig, und damit befinden sich die Meßzeiten im Bereich von etwa 20-30 min. Die Linien des Systems Brom-Aluminium stellten eine besondere Herausforderung dar, da die Br-Lα und die Al-Kα nur 6 eV voneinander entfernt sind. Der Nachweis der zwei benachbarten Linien kann aufgrund des geringen Abstands nicht mehr direkt erfolgen, da er weit geringer als die FWHM des Detektors ist. Man erkennt die Existenz dieser Elemente nur an der Verbreiterung des gemeinsamen Peaks von Br und Al.
Betrachtet man Abb. 8.7, so erkennt man, daß beim AlBr-Spektrum die FWHM der Br-Lα- und Al-Kα-Linie etwas gegenüber den Einzelspektren von Aluminium und Brom verbreitert ist. Ein Gaussfit dieser Linie ergibt eine Verbreiterung um etwa 6 eV gegenüber den Einzelspektren. So kann auch bei Linienabständen weit unter der FWHM noch die Existenz von Elementen nachgewiesen werden.
Als besonderes Anwendungsbeispiel diente eine Stahlprobe, die an der Oberfläche Chrom aufweisen sollte. Die Fragestellung hierzu war, ob eine in einem Standard-EDX gemessene Linie bei etwa 550 eV eine Sauerstofflinie war, die Probe also oxidiert war, oder dies die Lα von Chrom darstellte. Das Standard-EDX war nicht in der Lage, diesen Unterschied aufzulösen. Die mit dem Standard-EDX aufgrund der K-Linien gemessene Zusammensetzung der Probe war Eisen, Chrom, Nickel und der unbekannte niederenergetische Peak.
Abb. 8.8 zeigt einen Vergleich der Messung mit einem Standard-EDX (rotes Spektrum) mit Polaris (blaues Spektrum). Man erkennt beim Standard-EDX lediglich einen Peak. Erst Polaris kann diesen Peak eindeutig Sauerstoff zuordnen, da nur Sauerstoff bei der gemessenen Energie in diesem Bereich als einzelne Linie in Frage kommt. Außerdem war Polaris in der Lage, einen Mangananteil in der Stahlprobe nachzuweisen. Dieser war mit dem Standard-EDX nicht meßbar, da die K-Linien von Mangan innerhalb der FWHM von K-Linien von Eisen und von Chrom liegen. Das Standard-EDX kann diese Linien deshalb nicht trennen. Erst eine genaue Betrachtung der L-Linien dieser Elemente in Polaris konnte den Mangananteil im Stahl nachweisen. So konnte Polaris auch bei EDX-Messungen, die eigentlich auch mit großen Beschleunigungsspannungen durchgeführt werden können, eine Verbesserung gegenüber Standardsystemen ermöglichen.

8.2 Vermessung von Schichtsystemen

Dünne Schichtsysteme sind typisch für neue Technologien im Halbleiterbereich, da die Schichtdicken sich zusammen mit den Strukturgrößen verkleinern. Deshalb kann es vorkommen, daß viele Elemente in direkter räumlicher Nachbarschaft liegen. Selbst bei kleinen Beschleunigungsspannungen kann es nicht verhindert werden, daß Elemente unterschiedlicher Schichten angeregt werden. Als Beispiel dient ein Kontaktloch, bei dem innerhalb eines Bereichs von 100 nm die Elemente Kupfer, Tantal, Wolfram, Titan, Stickstoff, Sauerstoff und Silizium vorkommen. Will man Abweichungen in der Zusammensetzung in diesem Kontaktlochbereich aufspüren, muß man in der Lage sein, alle Röntgenlinien dieser Elemente zu trennen. Abb. 8.9 zeigt ein REM-Bild einer solchen Kupfermetallisierung, zusammen mit dem gelb gekennzeichneten Meßbereich. Entscheidend bei diesem Spektrum ist, daß trotz der nur 60 nm dicken Tantalschicht noch ein Tantalpeak neben dem Silizium sichtbar ist, und somit alle Elemente erkennbar sind. Die im Spektrum vorhandenen Platin- und Paladiumpeaks stammen aus einer aufgeputterten Schicht. Diese Schicht soll die Probenoberfläche leitfähig machen, um Aufladungen der Probe durch den Elektronenstrahl des REM zu vermeiden, und gehört damit nicht zur eigentlichen Probe. Ein weiteres Beispiel stellt eine Schicht mit Strontium-Bismut-Tantalat (SBT) dar, die eine Dicke von 180 nm aufweist. Diese Materialkombination soll als Ferroelektrikum für die Herstellung ferroelektrischer Speicherelemente dienen. Unter dem SBT liegt eine Platinschicht von 100 nm Dicke. Bei einer EDX-Messung senkrecht zur Schicht erkennt man bei einer Beschleunigungsspannung von 5 kV daß, bei Abb. 9.10 links, die Elektronen noch nicht in die Schicht mit Platin eindringen. Bei 10 kV (Abb. 9.10 hingegegen erkennt man sowohl die Peaks von Strontium, Bismut, und Tantal, als auch die von Platin. Insgesamt erkennt man, daß Polaris im Gegensatz zum Standard-EDX in der Lage ist, alle Röntgenlinien aufzulösen, während der Halbleiterdetektor nur zwei bzw. drei verbreiterte Peaks zeigt.

8.3 Vermessung kleiner Partikel mit niedriger Anregungsenergie

Eine wichtige Anwendung von EDX in der Fehleranalyse ist die Identifizierung von Partikeln und Resten in Halbleiterbausteinen. Diese Partikel können Kurzschlüsse verursachen, oder bei der Prozessierung Bereiche maskieren, und so zum Ausfall eines Bausteins führen. Eine genaue Identifizierung der Elementzusammensetzung dieser Partikel kann helfen, die Quelle für diese Partikel zu ermitteln. Abb. 8.11 zeigt einen Partikel in einem Aluminiumpad, auf das die elektrischen Kontakte der Chips gebondet werden. Zur Analyse wurde ein EDX-Spektrum des Partikels und an einer Referenzstelle mit 6 kV Beschleunigungsspannung erstellt. Die Referenzstelle ist hier eine beliebige Stelle im Pad.
Bei der Messung des Partikels zeigt sich deutlich ein Kupferpeak, welcher an der Referenzstelle wesentlich kleiner ist. Es handelt sich also um ein Kupferpartikel. Dieses entsteht, wenn Kupfer, das bei der Herstellung der Pads zusammen mit Aluminium und Silizium aufgesputtert wird, an Aluminiumkorngrenzen auskristallisiert. Bei nachfolgenden nasschemischen Prozessen, ergibt das Kupferpartikel in Verbindung mit Wasser dann ein galvanisches Element, und das Aluminium in der Nähe des Kupferpartikels geht in Lösung. Es entsteht ein Loch im Pad, und das Kupferpartikel bleibt zurück.
Ein weiteres Beispiel für einen Partikel liegt in einer Schicht zwischen Titannitrid und Wolfram. Wie bereits erwähnt, dient Titannitrid als Diffusionsbarriere für Wolfram. Man sieht in Abb. 8.13, daß unter einem schlecht aufgewachsenen Wolframbereich ein etwa 100 nm großer Partikel liegt. Zur Analyse wurde wieder ein EDX-Spektrum mit 5 kV Beschleunigungsspannung vom Partikel und bei einer Referenzstelle erstellt. Als Referenz wurde eine Stelle verwendet, die auch an der Grenze zwischen der Wolfram- und der Titannitridschicht liegt.
Es zeigt sich in Abb. 8.14, daß bei dem Partikel eine erhöhter Anteil an Titan und Stickstoff zu finden ist. Es handelt sich also um einen Titannitrid-Partikel, der beim Aufbringen der Titannitridschicht entstand.

8.4 Nachweis kleiner Elementkonzentrationen

Durch die gegenüber Halbleiterdetektoren weit verbesserte Energieauflösung erhält man auch ein deutlich besseres Peak-Untergrund-Verhältnis. Dies ist darin begründet, daß der durch Bremsstrahlung erzeugte Untergrund in einem festen Verhältnis zur charakterischen Röntgenstrahlung steht. Deshalb wird der Peak der charakteristischen Röntgenstrahlung im Verhältnis zur Bremsstrahlung umso höher, je niedriger die FWHM ist. Allerdings muß eine ausreichend lange Zeit gemessen werden, damit der gesuchte Peak größer ist als die statistischen Schwankungen im Untergrund. Dies ist bei dem Nachweis kleiner Elementkonzentrationen in Proben der limitierende Faktor.
Beispielhaft wurde der Nachweis kleiner Konzentrationen im Referenzspektrum von Abb. 8.12 mit etwa 45 min Meßzeit ausgeführt. In den Aluminiumpads sind 1% Silizium und 0,5% Kupfer enthalten.
Abb. 8.15 zeigt im linken Spektrum einen deutlichen Siliziumpeak, währen das Kupfer dort nicht gut zu erkennen ist. Im rechten Spektrum von Abb. 8.15 hingegen wurde über die Kanäle des Spektrums gemittelt. Es wurde eine Mittelungslänge von 5 Kanälen verwendet, wobei jeder Kanal eine Breite von 4 eV besitzt. So kann man mit diesem einfachen Mittel sogar die Kupfer-L_α-Linie erkennen. Der Einsatz einer gaussförmig gewichteten Mittelung wäre hierfür noch sinnvoller. Literaturverzeichnis [Dru01] D. Drung, Improved Direct-Coupled dc SQUID Read-Out Electronics with Automated Bias Voltage Tuning, IEEE Trans. Appl. Supercond., (2001)
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[Yua99] J. Yuan, J. M. Pfotenhauer, Thermodynamic analysis of active valve pulse tube refrigerators, Cryogenics 39 (1999)

Claims

1. Verfahren zur Röntgenspektroskopie, bei dem man eine Materialprobe mit einem Elektronenstrahl beschießt und dabei entstehende Röntgenquanten auf ihren Energieinhalt hin untersucht und hieraus ein Spektrum als Qantenzahl in Funktion vom Quantenenergieinhalt ermittelt dadurch gekennzeichnet, daß man den Quantenenergieinhalt als Wärmeimpuls mit Hilfe eines Thertmometers in Form eines Detektor-Widerstands misst, dessen elektrischer Widerstand gemessen wird und sich bei jedem Auftreffen eines Quants impulsförmig über der Zeit ändert, und daß man den Thermometer in einem Arbeitsbereich des Überganges von der Supraleitfähigkeit zur ohmschen Leitfähigkeit betreibt.

2. Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass man den Thermometer nach jedem Auffangen eines Röntgenquants wieder im wesentlichen auf den ursprünglichen Arbeitspunkt abkühlt.

3. Verfahren nach Anspruch 1 oder 2, dadurch gekennzeichet, daß man den optimalen Arbeitspunkt des Thermometers durch die Wahl eines Schuntwiderstande nach Gleichung 2.7 bestimmt.

4. Verfahren nach Anspruch 1 oder 2 oder 3, dadurch gekennzeichet, daß man den Widerstand in Form einer Strommessung mit einem SQUID mißt.

5. Verfahren nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichet, daß man den SQUID in Reihe mit dem Detektor, parallel zum Schuntwiderstand anordnet.

6. Verfahren nach Anspruch 4 oder 5, dadurch gekennzeichet, daß man Arbeitpunktsprünge des SQUIDS ausfiltert.

7. Verfahren nach Anspruch 4 bis 6, dadurch gekennzeichet, daß man bei der Aufnahme der Temperaturimpulse die Stromwerte einer Basislinie vor und nach dem Impuls ermittelt und für die Auswertung als Referenzwert und Parameter für die Eichung verwendet.

8. Verfahren nach Anspruch 1 bis 7, dadurch gekennzeichet, daß man die Energie je Quant aus der Impulshöhe auf grund einer vorab durch eine Eichung ermittelten Energie/Impulshöhen/Basislinien-Beziehung ermittelt.

9. Verfahren nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet, daß man die Eichung mit Heizpulsen definierter Energie durchführt.

10. Verfahren nach Anspruch 9, dadurch gekennzeichet, daß man die nicht thermische Komponente des Signals an Hand der Pulsform unterdrückt.

11. Verfahren nach Anspruch 8 bis 10, dadurch gekennzeichet, daß man die Filterung durch eine Mittelung über mehrere Kanäle des Pulses, d. h. über einen gewissen Zeitraum des Pulsverlaufes durchfährt.

12. Verfahren nach Anspruch 8 bis 11, dadurch gekennzeichet, daß man mehrere Pulsparameter zur Selektion bestimmt und mindestens einer davon zur Selektion verwendet wird, dies sind zum Beispiel: Höhe der Basislinie, Position und Wert des Maximums, Steigung der Basislinie, Pulsamplitude, Pulsabfallszeiten.

13. Verfahren nach Anspruch 8 bis 12, dadurch gekennzeichet, daß man eine Eichung durch Heizpulse vornimmt.

14. Verfahren nach Anspruch 8 bis 13, dadurch gekennzeichet, daß man die Heizpulse an Hand eines geeigneten Eichspektrums aus einer Röntgenquelle eicht.

15. Verfahren nach Anspruch 8 bis 14, dadurch gekennzeichet, daß man mit der Eichung die Nichtlinearität der Übergangskurve des Thermometers kompensiert.

16. Vorrichtung zur Durchführung des Verfahrens nach einem der Ansprüche 1-15, mit einem Probenträger, einer einen Elektronenstrahl auf den Ort der Probe im Probenträger richtenden Elektronenquelle, und einem Detektor, der aufgrund des Auftreffens von Elektronen auf die Probe von dieser emittierten Röntegenquanten auffängt und in messbare Impulse umsetzt, dadurch gekennzeichnet, daß der Detektor einen supraleitenden Widerstandsthermometer in einem Kältemilieu umfasst, das den Widerstandsthermometer im Themperaturbereich des Phasenüberganges der Supraleitfähigkeit hält, und außerdem eine Auswertevorrichtung für an einem elektrischen Strom durch den Widerstandsthermometer durch an diesem auftretende Wärmepulse auftretende Strompulse umfaßt.

17. Vorrichtung nach Anspruch 16 dadurch gekennzeichnet, daß der Detektor im Bereich des Widerstandsthermometers eine Schichtung aus einem Substrat, dem Material des Thermometers und einem die Röntgenquanten absorbierenden Absorber, sowie eine Blende, die die nicht auf den Absorber gerichteten Röntgenstrahlen aufängt, umfasst.

18. Vorrichtung nach Anspruch 16 bis 17 zur Durchführung des Verfahrens nach einem der Ansprüche 4 bis 15, dadurch gekennzeichnet, daß die Auswertevorrichtung eine Parallelschaltung aus einem Shuntwiderstand und einem Detektorwiderstand umfaßt und daß in einem der Zweige der Parallelschaltung in Reihe zum jeweiligen Widerstand noch ein SQUID (Superconducting Quantum Interference Device) einbezogen ist.

19. Vorrichtung nach Anspruch 16, dadurch gekennzeichnet, daß der Detektor für die Messung der Röntgenquanten aus einer supraleitenden Tunneldioide besteht, in der die Röntgenquante absorbiert werden und daraufhin ihre Leitfähigkeit pulsvörmig geändert wird.

20. Vorrichtung nach Anspruch 19, dadurch gekennzeichnet, daß der Detektor aus einer Schichtung von Substrat, supraleitender Tunneldiode, und Absorber besteht und die Röntgenquanten im Absorber absorbiert werden, und deren absorbierte Energie auf die Tunneldiode übertragen wird.

21. Vorrichtung nach Anspruch 20, dadurch gekennzeichnet, daß der Absorber punktförmig mit der Tunneldiode in Kontakt ist und dadurch die Energie der im Absorber absorbierten Röntgenquanten an einem definierten. Punkt der supraleitenden Tunneldiode zugeführt wird.