JP6224717B2 - 荷電粒子ビーム装置 - Google Patents

Description

本発明は、荷電粒子ビーム装置に用いる収差補正法に関する。

荷電粒子ビームを用いた走査型電子顕微鏡（ＳＥＭ）、透過型電子顕微鏡（ＴＥＭ）、走査透過型電子顕微鏡（ＳＴＥＭ）等の電子顕微鏡や電子線描画装置（ＥＢ）、集束イオンビーム装置（ＦＩＢ）においては、色収差や球面収差等によるビームボケが、その分解能や加工精度の限界となっている。従来の収差補正技術は複雑な多極子系が用いられ、一部に市販もされているが、やはり高価で特に色収差と球面収差の同時補正には、非常に高度の設計と困難な調整が必要とされている。

特開２００９−５４５８１号公報には、平行電流線を用いて軸上の磁場を完全にキャンセルする、低コストで制御性の優れた多極子場の形成法が開示されている。

特開２００９−５４５８１号公報

回転対称な電子レンズは設計・製法や調整法が簡便で、電子顕微鏡等の電子光学装置に古くから用いられている。一方で回転対称の電子レンズは凸レンズ作用しかなく、収差が有限であることが証明されている。そのため、従来の収差補正法はビーム軸上に直線状に複数の回転対称ではない多極子系を配置して、複雑な収束・発散場を形成し補正していた。すなわち、荷電粒子ビーム光学では多極子系を用いてビーム偏向に加えて、ラインフォーカスや非点補正作用、すなわち局所的には発散場が可能であり電気的に制御できる。従来技術はこの特徴から、軌道のＺ軸方向にＸＹ平面で交互にラインフォーカスさせ、一方向で集束作用させると共に他方向で発散作用をさせ、複雑な工程で収差補正を実現していた。

一般に、これらの多極子系は軸を基準に回転方向に等分割された磁極あるいは電極を用いて構成される。その数は４〜１２極と多く、精度も必要で電源も含めて高価であり、特に色・球面収差補正は厳密な軌道調整が必要で困難であった。

特許文献１によっても、多極子場の構成と軌道調整の複雑さは基本的に解消されていない。すなわち従来技術と同じく、あくまでビーム軸は直線として補正コイルを直列に配置して、限定された領域と方位に補正場を多数段に配置する。そのため、これらの構成に加えて、収差打ち消しの帳尻合わせに複雑なビーム軌道となっていた。

一方で、立体観察や結晶方位観察等の応用に、低収差でビーム傾斜可能な多機能の電子顕微鏡が必要とされている。

このような課題と市場ニーズに同時に応えるために、傾斜ビームにおいて色・球面収差を抑制できる収差補正方法を考案した。

多極子や平行電流線等により局所凹レンズ場を形成し、通常の回転対称レンズや偏向器、非点補正器によりビーム軸を局所凹レンズ場に合わせ込み、他の回転対称な凸レンズ場の発生する収差と逆作用させて収差を補正する。これにより、光学でのダブレットやトリプレット構成と同じ原理で簡易な構成で収差補正ができる。

すなわち、本発明の荷電粒子ビーム装置は、荷電粒子源と、荷電粒子源から発生された荷電粒子ビームが通される回転対称のレンズ系と、光軸の回りにＮ回対称電磁界（Ｎは２以上の自然数）を発生する電磁界発生ユニットと、電磁界発生ユニットの入射側に配置され荷電粒子ビームを偏向する入射偏向器とを有し、入射偏向器により、レンズ系を通った荷電粒子ビームを偏向してＮ回対称電磁界の離軸領域に形成された局所的な発散場に入射させ、レンズ系に起因する荷電粒子ビームの収差を補正するものである。光軸はレンズ系の回転対称軸に一致し、荷電粒子源は光軸上に配置される。

Ｎ回対称電磁界の離軸領域の局所的な発散場は、荷電粒子ビームが通過する空間の外側に光軸の回りに角度分割数Ｎで配置されたＮ本の平行電流線、磁界型多極子あるいは静電型多極子によって形成することができる。

平行電流線によって離軸領域に局所的な発散場を形成する場合には、レンズ系の回転対称軸に垂直な平面でみて回転対称軸の位置を中心とし、中心から平行電流線までの距離をＲとするとき、荷電粒子ビームを、中心を除き中心から半径（Ｒ／３）の範囲に入射させるのがよい。

また、平行電流線によって離軸領域に局所的な発散場を形成する場合には、トロイダル巻コイルの内側部分を平行電流線として機能させ、トロイダル巻コイルの内側部分を磁場シールドの内側に配置し、トロイダル巻コイルの残りの部分を前記磁場シールドの外側に配置するのが好適である。

電磁界発生ユニットは２回対称電磁界と４回対称電磁界を互いの局所的な発散場が重なるように発生し、荷電粒子ビームを重なった局所的な発散場に入射させるようにしてもよい。

その一態様として、光軸の回りに角度分割数２で配置された２回対称電磁界発生用の２本の平行電流線と光軸の回りに角度分割数４で配置された４回対称電磁界発生用の４本の平行電流線を荷電粒子ビームが通過する空間の外側に備え、２回対称電磁界発生用の平行電流線に流す電流の大きさを制御することで荷電粒子ビームの色収差を補正し、４回対称電磁界発生用の平行電流線に流す電流の大きさを制御することで荷電粒子ビームの開口収差を補正するようにしてもよい。

光軸の回りに互いに４５度ずらして配置した２組の角度分割数２の平行電流線を備える非点補正器を電磁界発生ユニットへの入射側及び出射側に設置してもよい。

レンズ系は電磁界発生ユニットへの入射側に配置された第１のレンズと電磁界発生ユニットへの出射側に配置された第２のレンズを含むこととしてもよい。
第１のレンズ及び第２のレンズは静電レンズとしてもよい。

また、電磁界発生ユニットの入射側と出射側にそれぞれ非点補正器を配置し、２つの非点補正器を連動して制御するようにしてもよい。
電磁界発生ユニットの出射側に出射偏向器を備えてもよい。

入射偏向器及び出射偏向器と静電レンズにより電磁界発生ユニットの略中点において荷電粒子ビームを光軸に平行としつつ、入射角度及び出射角度がほぼ対称となるように制御してもよい。

また、本発明による荷電粒子ビーム装置は、荷電粒子源と、荷電粒子源から発生された荷電粒子ビームが通される回転対称のレンズ系と、光軸の回りに局所的回転磁場を発生する補正コイルユニットと、補正コイルユニットの入射側に配置され荷電粒子ビームを偏向する入射偏向器とを有し、入射偏向器により、レンズ系を通った荷電粒子ビームを偏向して補正コイルユニットにより形成された局所的回転磁場に入射させ、レンズ系に起因する荷電粒子ビームの収差を補正するものである。

補正コイルユニットは、光軸から放射状に配置された２組のトロイダル巻コイルを備え、トロイダル巻コイルは上辺と下辺が光軸に平行で光軸から遠い下辺の長さが光軸に近い上辺の長さより長い台形状であり、上辺と下辺によって構成される平行電流線によって２組のトロイダル巻コイルによって挟まれた空間に局所的回転磁場を発生するようにしてもよい。

台形状のトロイダル巻コイルの上辺と下辺を結ぶ辺に近接して、当該辺を流れる電流によって発生する磁場を相殺するための逆電流コイルを配置してもよい。

本発明により、従来の複雑性を回避しつつ、多機能な荷電粒子光学系が実現できる。具体的に以下の効果が期待できる。

一つには、低コストで構成要素も少ない収差補正器が実現可能となる。局所発散場の形成には、多極子や平行電流系を用いる。特に平行電流系は磁気飽和やヒステリシスがなくリニアで巻数と配置で加減算が可能な場が構築できる。また解析が容易で光学レンズ式に組み合わせ設計や調整が可能となる。更に、コイルは真空外に出せてメンテナンスがしやすく、電流接続により電源も節約できて低コスト化が可能である。

また、付加的な効果であるビーム離軸調整により、結果的に無収差のビーム傾斜系が実現される。本発明を走査型顕微鏡（ＳＥＭ）や透過型顕微鏡（ＴＥＭ）に応用すると、それぞれ表面及び内部のステレオ観察や、結晶方位等の高速・高分解能の観察が可能となる。
上記した以外の、課題、構成及び効果は、以下の実施形態の説明により明らかにされる。

多極子による磁場の説明図。 平行電流線による磁場と作用の説明図。 一対の平行電流線によって発生される磁場強度を示す濃淡図。 領域を格子状に分割した各格子点における磁場の強度と向きを示す図。 中心からの距離と磁場強度の関係を示す図。 局所的な発散場として利用可能な領域を示した図。 トリプレットレンズによる収差補正の説明図。 本発明の収差補正概念を示す模式図。 平行電流線による磁場強度分布の計算例を示す図。 ダブレット構成による収差補正概念図。 ダブレット構成による収差補正概念図。 電気的トリプレット構成によって収差を補正する荷電粒子ビーム装置の実施例を示す模式図。 減速型静電レンズを備えて収差補正を行う荷電粒子ビーム装置の実施例を示す模式図。 トロイダルコイルの偏向作用の説明図。 トロイダルコイルの発散作用の説明図。 トロイダルコイルの収束作用の説明図。 他の凹レンズ場形成法を利用した荷電粒子ビーム装置を示す模式図。 トロイダル一様発散場の調整パラメータ説明図。 １つのトロイダルコイルを示す概略側面図。 静電レンズを用いたビーム傾斜光学系への適用例を示す摸式図。 磁場レンズを用いたビーム傾斜光学系への適用例を示す摸式図。 透過型電子顕微鏡への適用及び傾斜軌道図。

荷電粒子ビーム装置と光学装置の大きな差はその開き角（開口数）であり、荷電粒子ビームの場合は収差が大きい故に１０ｍｒａｄのオーダーであり、光学レンズと比べて非常に小さい。この特性から回転対称レンズに非点作用を加えて、局所的な発散場の方向にラインフォーカスさせビームを局在化させることが可能である。すなわち本発明では多極子で軸外に局所的に発散場を形成しつつ、回転対称レンズに偏向器及び非点補正器を組み合わせてビーム軌道を軸外の局所発散場に合わせ込み、ビーム傾斜と同時に収差補正を実現する。

具体的に磁界型８極子を用いれば、４極子の非点補正場でもある収束・発散磁場Ｂ₁と３次磁場Ｂ₃が発生できる。また静電型８極子でも同様の作用を発生できる。更にこれらの多極子の代わりに、平行電流線を用いることで、低コストでヒステリシスがない制御性の高い補正器が実現できる。

ここで、荷電粒子光学系の光軸をＺ軸とするＸＹＺ座標系（右手系）のＸＹ面内に原点を中心にして半径Ｒの円を設定し、その円周をｎ等分するｎ個の位置にＺ方向に延びるｎ本の平行電流線を配置する。ｎ本の平行電流線には同じ大きさの電流を同じ向きに流す。この光軸の回りに角度分割数ｎで配置されたｎ本の平行電流線からなる補正コイルを、以下では半径Ｒの「Ｎ＝ｎ系補正コイル」という。

図１は多極子による２回対称磁場の説明図、図２は半径ＲのＮ＝２系補正コイルが発生する２回対称磁場と作用の説明図である。図２に示す補正コイルは、荷電粒子ビームが通過する空間の外側でＸＹ座標上の位置（−Ｒ，０）及び（Ｒ，０）に配置され、紙面に垂直に裏面から表面に向かうＺ軸に平行に延びる２本の平行電流線２ａ，２ｂによって構成される。図の例では、２本の平行電流線２ａ，２ｂに同じ大きさの電流を紙面表から裏に向かって流す。

図１に示すように多極子１では正負交互に反転した対称場で軸上場を打ち消すが、図２に示すように一対の平行電流線２ａ，２ｂでは磁場の回転を用いて自動的に軸上磁場がキャンセルされる。その結果、図２の例では、軸からＸ軸方向に凸レンズ場、Ｙ軸方向に凹レンズ場が局所的に発生している。但し、荷電粒子は正電荷を有し、Ｚ軸方向に飛行するものとする。

更に、図２に示したように、一対の平行電流線２ａ，２ｂからなる半径ＲのＮ＝２系第１補正コイルに加えて、もう一対の平行電流線２ｃ，２ｄからなる半径ＲのＮ＝２系第２補正コイルを第１補正コイルに対して原点の回りに４５度回転した位置に設ければ、所望の方位に非点補正作用を発生することができ、低コストで任意方向の非点補正が可能となることが分かる。すなわち、一般的に図１に示した多極子では斜め方向の非点作用を破線で示す４５度回転した４極子で発生しているが、補正コイル方式では、互いに４５度回転した位置に配置したＮ＝２系第１補正コイル２ａ，２ｂに流す電流とＮ＝２系第２補正コイル２ｃ，２ｄに流す電流を独立に制御することで同等の機能が実現できる。

ここで、凹レンズ場として利用可能な空間範囲は、発散作用量の離軸依存性と直交する集束作用量により決定される。すなわち理想的凹レンズであれば離軸依存性は直線的であり、いわゆる非球面に相当する補正場の場合は３次式となる。また、集束作用は、凹レンズ作用方向にビームを離軸させれば離軸量に応じて相対的に小さくできる。したがって具体的な実施例において所望の離軸量は計算できるが後述のように、おおよそ、ビームの透過範囲は中心軸上の点（０，０）を中心とする半径（Ｒ／３）以内の範囲（すなわち、点（０，０）を中心とする差し渡しが一対の平行電流線間の距離の１／３以内の範囲）であって、中心軸上の点（０，０）を除く範囲とすればよい。点（０，０）を中心とする半径（Ｒ／３）以内の範囲では、中心（０，０）からの距離が離れるに従って磁場強度が直線的に変化するとみなせるため、この領域内であれば各点における磁場強度に基づいてビームの偏向量を計算することにより、局所的な凹レンズ場として利用可能となる。より好ましくは、中心軸上の点（０，０）を中心とする半径（Ｒ／３）以内の範囲のうち、一対の平行電流線を結ぶ軸（図２のＸ軸）に対して垂直な方向の軸（図２のＹ軸）上又はその近傍にビームを通すのがよい。この軸上又はその近傍においては、ビーム自体を回転させる方向の磁場が発生しない、又は極めて小さいためである。なお、ビーム自体の回転作用も考慮するならばこの軸上以外の領域も点（０，０）を中心とする半径（Ｒ／３）以内の範囲であれば利用可能である。また、ここでは図２に示す向きに電流を流した場合の例で説明したが、図２とは逆向きにそれぞれの平行電流線に電流を流した場合には、ビームに働く力は図２に示した矢印とは逆向きになるため、一対の平行電流線を結ぶ軸（図２のＸ軸）上及びその近傍が凹レンズとして利用可能な領域となる。ここで「近傍」とはビームの大きさや偏向量の誤差を許容する量であり、ビーム自体を回転させる方向の磁場が実質ゼロとみなせる範囲を意味する。

また、前述のとおり、点（０，０）を中心とする半径（Ｒ／３）以内の範囲であれば、中心（０，０）からの離軸量にしたがって磁場は直線的に強くなるため、必要な収差補正量に応じて離軸量を決めればよい。例えばビームを大きく変形させたい場合は点（０，０）から大きく離軸させ、少量の変形で良い場合には点（０，０）に近い領域を使えば良い。

以下に、局所的な発散場として利用可能な領域を、点（０，０）を中心とする半径（Ｒ／３）以内の範囲とした理由を示す。図３は、互いに１０ｍｍだけ離して配置した一対の平行電流線２ａ，２ｂによって発生される磁場を解析し、磁場強度を濃淡で表した図である。この場合、Ｒ＝５ｍｍである。図４は、領域を格子状に分割した各格子点における磁場の強度と向きを矢印で表示した図である。矢印の長さが磁場の強度を表し、矢印の向きが磁場の方向を表している。図３及び図４は、図３に示すように一対の平行電流線２ａ，２ｂを結ぶ直線の中点である点（０，０）を中心とした縦横６ｍｍの領域の磁場分布を示している。Ｚ軸方向に伸びるコイルの長さは４０ｍｍとした。一対の平行電流線を結ぶ直線の中点、すなわち点（０，０）付近では磁場が弱く、平行電流線２ａ，２ｂに近い領域では磁場強度が強いことが見て取れる。

図５は、点（０，０）からの距離と磁場強度の関係を示した図である。図には点（０，０）を通るＸ軸上での磁場強度とＹ軸上での磁場強度を、Ｘ方向、Ｙ方向として示した。図５から分かるように、磁場強度は中心点（０，０）から（Ｒ／３）程度の距離までは直線的に変化するが、それ以降では直線性を失う。磁場強度が直線的に変化する範囲がビームの偏向作用をコントロールできる範囲であり、磁場の直線性が保たれるのは点（０，０）を中心とする半径（Ｒ／３）の範囲であるので、収差補正に使用できる領域は点（０，０）を中心とする半径（Ｒ／３）の範囲とする。

図６は、局所的な発散場として利用可能な領域を示した図である。上記のように、収差補正のための局所的な発散場として利用可能な領域は、図６にハッチングで示した領域、すなわち点（０，０）を除き、点（０，０）を中心とする半径（Ｒ／３）の範囲である。その中でも特に有効なのは、図に黒い太線で示したＹ軸上及びその近傍の領域である。Ｙ軸を離れた領域も発散場として作用するのでビーム形状を変更させることができるが、同時に回転作用も入るので、制御を考えるとＹ軸上及びその近傍の領域が最適である。黒い太線で示したＹ軸上及びその近傍の領域のどこにビームを通すかは、必要な収差補正量に応じて選択すればよい。中心（０，０）から離れて外側に行くほど磁場が強くなるので、ビーム形状を大きく変化させることが可能になる。

なお、平行電流線２ａ，２ｂに流す電流の向きを逆にすると、図２で説明した力の向きが逆になるので、Ｘ軸方向が局所的な発散場として利用できる。つまり、局所的な発散場として利用できる領域（方向）は、平行電流線に流す電流の向きによって変わる。ただし、いずれの場合であってもハッチングで示した領域を越えると、磁場の直線性が保たれなくなるので収差補正のための利用が難しくなる。

光学レンズでは、凹凸組合せレンズであるダブレットやトリプレットを用いたりレンズ面の非球面化により、レンズ媒質固有の色分散や諸収差を補正している。図７は、光学的収差補正で用いられる凹レンズを２枚の凸レンズで挟んだトリプレットレンズを示す模式図である。ここでは、中央の凹レンズの色分散が凸レンズと逆になることを利用して色収差を補正し、幾何収差の補正については非球面レンズが用いられる。

図７のトリプレットに対して、図８は本発明の収差補正概念を示す模式図である。図８の右図はＹＺ平面における図であり、左図はＸＺ平面における図である。図８の右図に示すようにＹ軸方向では多極子を中央に凹レンズとして配し、入射側及び出射側に回転対称レンズを配置する。ここでＹ軸方向の凹レンズ作用すなわち発散作用は離軸量（ｙ座標値）に比例して強くなる。その一方で、図８の左図に示すＸ軸方向には、軸上（ｘ＝０）に相当する弱い集束場が発生し、凸レンズ作用を示す。発散場が強く集束場が弱い範囲が広い場合は、ビーム軌道を図８の左図に点線で示す直線とし、その範囲が狭い場合は例えば非点補正でビーム軌道をラインクロスして凸レンズ収差を抑制すればよい。

ここで発散場の回転方向の範囲が狭く歪が大きい場合は、入出射側に非点補正器を配置して、回転方向にビームをラインフォーカスさせ復元することで、径方向にのみ凹レンズ作用を受けるようにできる。回転方向の収差は、前後の回転対称レンズと非点補正による軌道交差の対称性でキャンセルできる。すなわち回転対称性は回転方向の収差抑制に有効であり、補正要素を減らせる。以下に補正原理を、解析が容易な平行電流線からなる補正コイル場により説明する。

回転対称系の磁場Ｂrは、軸上磁場Ｂzの微分により、下記の通りテイラー展開される。以下では磁場を例に示すが、電場も同様に展開できる。
Ｂr＝(1/2)Ｂz’ｒ−(1/16)Ｂz’’ｒ³＋(1/384)Ｂz’’’ｒ⁴＋…

例えば磁場Ｂrが非線形となる第３項以後、特に離軸量ｒ³に比例した第３項は３次球面収差として問題となる。以下に、平行電流線を用いた補正コイルの組み合わせで、色分散補正に必要な１次場と開口収差補正に必要な３次の場が形成できることを示す。

まず、半径ＲのＮ＝２系補正コイルの軸近傍の平行電流Ｉ₁方向の磁界Ｂ_2wとその間隙方向の磁界Ｂ_2sの計算式は、ビーム通過位置の原点からの距離、すなわち軌道径をｒとするとそれぞれ、次のようになる。
Ｂ_2w(ｒ)＝μ₀（Ｉ₁／π）ｒ／（Ｒ²−ｒ²）
Ｂ_2s(ｒ)＝μ₀（Ｉ₁／π）ｒ／（Ｒ²＋ｒ²）

ここで、ｒ≪Ｒの場合の１次磁場Ｂ₁は
Ｂ₁＝μ₀（Ｉ₁／π）ｒ／Ｒ²
となり、その偏向感度α₁は加速電圧Ｖ、質量ｍ、電荷量ｅにより、
α₁＝Ｂ₁／（２ｍＶ／ｅ）^0.5＝μ₀（Ｉ₁／π）ｒ／Ｒ²／（２ｍＶ／ｅ）^0.5
となる。ここで偏向量ｙ_sは、コイル長２ｌ、偏向長Ｌにより次式で計算できる。
ｙ_s＝２ｌＬα₁
また、Ｎ＝２系補正コイルでは、上記のＢ₁に加えて以下のＢ₃も存在する。
Ｂ₃＝μ₀（Ｉ₁／π）ｒ³／Ｒ⁴
したがって、Ｎ＝２系補正コイルにおいて、１次磁場と３次磁場の比は以下となる。
Ｂ₃／Ｂ₁＝ｒ²／Ｒ²

半径Ｒはコイルの平行電流の原点からの距離であり、コイルの配置によってきまるパラメータであり、収差補正器を光学系に配置した時点で固定されるものである。したがって、Ｎ＝２系補正コイルで、ｒ≪Ｒの近似が成り立つ範囲においては、ビーム通過位置の原点からの距離ｒを調整するだけで、１次磁場と３次磁場の比を簡単に制御することが可能である。例えば、ビームが上記のように点（０，０）を中心とする半径（Ｒ／３）の範囲を通過する（すなわちｒ＜（Ｒ／３））ようにすれば、３次磁場は１次磁場に比べて十分小さいとみなすことができるので、１次磁場を考慮するだけでビームの収差を簡単に制御することができる。

次に、半径ＲのＮ＝４系補正コイルを用いる場合を考える。Ｎ＝２系に新たに追加した２つのコイルに平行電流Ｉ₃を流し、その他の２つのコイルにＩ₁＋Ｉ₃の平行電流を流す場合、Ｉ₃を調整することで１次磁場Ｂ₁を消すことができる。このとき発生する最低次の項である３次磁場Ｂ₃はｒ≪Ｒの場合、
Ｂ₃＝μ₀（２Ｉ₃／π）ｒ³／Ｒ⁴
となり、その偏向感度α₃は、次のようになる。
α₃＝Ｂ₃／（２ｍＶ／ｅ）^0.5＝μ₀（２Ｉ₃／π）ｒ³／Ｒ⁴／（２ｍＶ／ｅ）^0.5

これらの場は、電流の向きで収束・発散場を制御できるので、平行電流線数Ｎ＝４の系でＩ₁とＩ₃を調整し、Ｉ₁とＩ₃が作るそれぞれの磁場を加算すれば相応した１次磁場Ｂ₁及び３次磁場Ｂ₃を独立に制御できることは明らかである。

磁場の厳密な計算例を改めて図９に示す。図９は、半径ＲのＮ＝２系補正コイル及びＮ＝４系補正コイルに対し、対向する平行電流線を結ぶ方向（コイル線方向）と、隣接する平行電流線間の角度を２分する方向（コイル間方向）の磁場強度の計算結果である。図９では半径Ｒ＝１０ｍｍとし、磁場強度の軸からの距離ｒ依存を示し、コイル線方向とコイル間方向の磁場強度は近軸領域での一致度を見るため反転して表示している。

実際にｒが小さい近軸領域（ｒ＝０〜２ｍｍ）では、Ｎ＝２系は直線近似でき、Ｎ＝４系は３次式で近似できる。またコイル線方向にはコイル単独場に斬近的に収束している。以上のように、一般に電磁多極子においては電磁場解析が必要であるのに対して、Ｎ＝ｎ系補正コイルでは図２で述べた凹凸レンズ作用の解析的評価が可能である。

更に詳細には図９から、Ｎ＝２系補正コイルのコイル線方向の磁場Ｂ_2wとコイル間方向の磁場Ｂ_2sで高次項が異なっている。これは平行電流の回転打ち消し場と通常の対称分割された多極子場とが異なる点であるが、平行電流線との方向により高次場の斬増・斬減特性を有している。一般に収差補正の対象となる回転対称系では、軸外ほど高次場が斬増傾向にある。特にＢ_2wは電流Ｉ₁単線場に斬近的に高次場が増加する特性がある。Ｎ＝２系補正コイルで軌道調整により高次場の強度を選択すれば、極めて低コストで収差を抑制することも可能である。

図１０及び図１１に、以上の平行電流線を用いた補正コイルと回転対称レンズとからなるダブレット系による収差補正の原理と計算例を示す。図１０及び図１１では、焦点距離ｆ、結像距離ｂの凸レンズの前段の距離Ｌに、長さ２ｌのＮ＝２系補正コイル（電流Ｉ₁）及びＮ＝４系補正コイル（電流Ｉ₃）を配置して、それぞれ模式的に直線（三角形）と曲線で示した１次及び３次の凹レンズ磁場Ｂ₁，Ｂ₃を発生させた。ビーム軌道は、離軸量ｒで軸に平行に入射させた。

まず色収差は、図１０により以下の通り補正する。Ｎ＝２系補正コイルの発散作用α₁による偏向距離ｘ_Lは
ｘ_L＝２ｌＬα₁
より、その色収差ｄｘ_Lは発散レンズの向きに注意して、
ｄｘ_L＝−２ｌＬα₁（ｄＶ／２Ｖ）
となる。回転対称レンズの色収差係数Ｃ_cから色収差量ｄｘ_cは
ｄｘ_c＝Ｃ_c（ｄＶ／Ｖ）（ｒ＋ｘ_L）／ｂ
となる。結像距離ｂでの色収差の補正条件ｄｘ_L＋ｄｘ_c＝０から
ｌＬα₁＋Ｃ_c（ｒ＋２ｌＬα₁）／ｂ＝０
より、コイル電流Ｉ₁はｋ＝μ₀／π（２ｍ／ｅ）^0.5として、
Ｉ₁＝−Ｃ_cＲ²Ｖ^0.5／（２Ｃ_c＋ｂ）ｌＬｋ
となる。ここで
Ｃ_c／（２Ｃ_c＋ｂ）＝１／｛２＋（ｂ／Ｃ_c）｝
であり、ｂ／Ｃ_cは比例関係でほぼ定数となる。従って電流Ｉ₁も、後段レンズが決まれば軌道条件に依存せず定数値となることが分かる。これはレンズ色消しが、任意の物点及び像点とその集束軌道に依存しないことに対応する。

同様に図１１において、Ｎ＝４系補正コイルの発散作用α₃による開口収差ｄｘ_L3は、
ｄｘ_L3＝２ｌＬα₃
であり、α₃を微小量として、回転対称レンズの開口収差係数Ｃ_sからその開口収差量ｄｘ_sは、次のようになる。
ｄｘ_s＝Ｃ_s｛（ｒ＋ｘ_L）／ｂ｝³
開口収差の補正条件ｄｘ_L3＋ｄｘ_s＝０から
２ｌＬα₃＋Ｃ_s｛（ｒ＋ｘ_L）／ｂ｝³＝０
を解けば、補正電流Ｉ₃は
Ｉ₃＝Ｃ_s（Ｖ^0.5Ｒ²＋２ｌＬｋＩ₁）³／４ｌＬｋＶｂ³Ｒ²
で計算できる。

以上により、所望の色収差補正の電流Ｉ₁及び開口収差補正の電流Ｉ₃が確定することが証明できた。

これらの場は独立要素としてベクトル加算が可能であり、Ｎ＝４系補正コイルの励起電流の合成によりＮ＝２系補正コイルも構成できる。また更なる高次場の発生は、例えばＮ＝６系補正コイルで５次の収束・発散場が形成できる。ここで３次以上の高次項は、高次開口収差の補正や図９で述べたＮ＝２系補正コイルに付随する高次成分の調整にも使える。以上は簡便な見積であるが、厳密な解析計算ができる点は設計や調整上の大きなメリットとなる。

具体的に図１１では、ビームの離軸方向は電流Ｉ₁の方向に一致させ、それと直交方向に電流Ｉ₃用にコイル（平行電流線）を配置する。すなわち、離軸方向のコイルにＩ₁＋Ｉ₃、その垂直方向のコイル２本にＩ₃を流せばよい。これによりコイルは４系統、電源も２系統で済む。

ここで、図８に示すトリプレット系の場合には、回転対称レンズが補正コイルに対して対称に配置されているため、補正コイルの作用量を２倍、すなわち電流Ｉ₁，Ｉ₃を上記計算値の２倍にすればよい。

以上の議論は、Ｎ回対称電磁界を発生する磁界型多極子あるいは静電型多極子の場合には一般的に解析的に解けず電磁界数値計算が必要であるが、同様に適用ができる。すなわち、ビームを図１０、図１１にならって計算した電磁界分布から発散作用の方向に離軸した領域に入射させればよい。

図１２は、電気的トリプレット構成によって収差を補正する荷電粒子ビーム装置の実施例を示す断面模式図である。図１２に示した実施例では、回転対称レンズとして、低コストで省スペース化が図れ、磁界レンズと異なり軌道回転作用がないため制御性も高い静電レンズを用いた例を示した。更に図１２では、電子源径の縮小のための光学系とビーム開き角を決定する絞り１３に加えて、試料１５の観察のための検出系１４を具備している。特に絞り１３は、可動化するか多数開口を配置して偏向器で選択することで軌道調整が容易となる。また以下では電子ビームで説明するが、イオンビームでも同様である。

電子源３からの電子ビーム７は、静電レンズ４により、発散場Ｂ₁，Ｂ₃を形成するＮ＝２系とＮ＝４系からなる補正コイル２を中心に、対称軌道がとられる。入射偏向器８はビーム７を離軸させ、出射偏向器１１により試料１５への出射角が調整される。入射非点補正器９は、補正コイル２の中心にビーム７を図１２中央の矢印で示す発散方向にラインフォーカスさせる。ここで補正コイル２の中心面に対称な配置は不要な収差をキャンセルするのに有効である。

本構成において収差補正の手順は、例えば以下のように実施する。
（１）電子源３からの電子ビーム７を入射静電レンズ４、出射静電レンズ６を同時に同量励起して試料１５に結像する。その結像条件は、補正コイル２に走査信号を加えて２次元画像やライン走査波形で確認する。
（２）入射非点補正器９と出射非点補正器１０を同時に同量励起して、再び試料１５の信号の最良結像点を探す。すなわち対称性から最良結像点は光学系中央でラインフォーカスする。
（３）補正コイル２を励起して、試料１５の走査画像に所望の非点作用が発生することを確認する。例えば出射静電レンズ６で焦点位置をずらしてその感度から、いわゆる非点較差で確認できる。
（４）更に入射偏向器８と出射偏向器１１により、所望のビーム軌道に偏向する。ここで入射偏向器８と出射偏向器１１の作用がバランスして、試料１５の像が動かないことを確認する。
（５）補正コイル２、入射偏向器８と出射偏向器１１、入射非点補正器９と出射非点補正器１０を微調整して、収差すなわち試料１５の結像ボケを最小化する。例えば、色収差は加速電圧を変化させ、開口収差は絞りを開いて結像を確認すればよい。

最後の微調整の段階で厳密には、入射静電レンズ４及び入射非点補正器９による色収差が後段の軌道設定に影響し、完全な対称系では収差が顕在化する可能性がある。その場合も、入射非点補正器９で補正コイル２のラインフォーカス位置を前後に調整すれば、図８に示す補正コイル本来の非点作用のバランスでキャンセルできる。

図１２に示した実施例で、補正コイル２は真空容器１２外に設置でき、真空に悪影響を及ぼさない。また、コイル群は、真空容器１２の外部で機械的に回転・上下移動が可能な構造としてもよい。構造的にコイル巻線法はトロイダル巻となり、ビーム側に近い電流線が偏向作用を発生する。このとき外側の巻線影響は、磁場シールド１６を外側の巻線の内側かつ内側巻線の外側に配置すれば、対称性を維持しつつノイズも含めて抑制できる。すなわち、図１２に略示するように、平行電流線として機能するトロイダル巻コイルの内側部分磁場シールド１６の内側に配置し、トロイダル巻コイルの残りの部分を磁場シールド１６の外側に配置する。また補正コイル２の発散作用の感度を高めるため、減速電極５を配置する。これにより色分散を少ないコイル電流で励起できる。

図１２の構成は、入射静電レンズ４、出射静電レンズ６を接地し、減速電極５をレンズ電極とみなせば、単極静電レンズ（アインツェルレンズ）となっている。実際の減速型アインツェルレンズに本発明を適用した荷電粒子ビーム装置の実施例を図１３に示す。構成的には図１３の荷電粒子ビーム装置は図１２の荷電粒子ビーム装置と類似であるが、構成がより単純で更にコストが削減できる。すなわち、図１３に示した装置では電子源３より発したビーム７を入射偏向器８により離軸させ、入射非点補正器９で補正コイル２内のビーム７の発散集束作用を調整する、補正コイル２の発散場により色分散が抑制され、残存する非点収差は出射非点補正器１０で修正され試料１５に照射される。ここで入射偏向器８により軌道を実線と点線で示す通り、上下（２方向）反転すると試料１５に対して立体視が可能となる。

図１３の減速型アインツェルレンズは、減速により自動的に中央でビーム７の軌道が外側に膨らみレンズ中央で軸に平行軌道となる。これは一般に減速型静電レンズの収差が大きい原因であるが、本構成に用いれば補正コイル２の感度が高まることになる。このレンズ中央で静電集束作用と磁場発散作用がバランスするとビームは直進する。ここでエネルギーが増加すると、荷電粒子の速度に比例する磁場作用で偏向感度が高くなる。これは通常の回転対称レンズの色分散とは逆であり、結果的に色収差が補正できる。いわゆるウィーンフィルターを用いた色収差補正と類似の効果である。

図１４〜１６に、トロイダル巻コイルの諸特性を模式的に示した。電流Ｉの方向により図１４のビーム偏向器や、図１５に示すビーム発散作用、図１６に示すビーム収束作用を得ることができる。すなわち、図１４に示すように、対向するコイル４１，４２のビームに近接する側に流れる電流の向きを互いに逆向きにすると、ビーム偏向作用が得られる。また、図１５あるいは図１６に示すように、対向するコイル４１，４２のビームに近接する側に流れる電流の向きを同じにすると、発散作用あるいは集束作用が得られる。発散作用が得られるか集束作用が得られるかは、ビーム進行方向に対する電流の向きとビームを構成する荷電粒子の電荷極性に依存する。偏向作用は補正軌道の形成に加えて、微小２次元像を得るための走査偏向器としても使える。これらは静電レンズに重畳できて、図１２、図１３のビーム軌道制御が可能となる。他の電磁多極子により同様の作用も可能であるが、磁極型はヒステリシス、静電型は真空内の高精度配置で高価になる。

図１７は、他の局所的凹レンズ場形成法を利用した荷電粒子ビーム装置を示す模式図である。図１７の装置では電子源３から放射したビーム７の軌道を、やはり入射偏向器８と出射偏向器１１及び入射静電レンズ４、出射静電レンズ６で形成する。ここで照射レンズ１７は、有限の電子源径を最終結像点で影響しないように事前に縮小する。補正コイル５０は、２つのトロイダルコイル５１，５２を交差角度θで電子光学系の光軸に対して放射状に配置した構成を有する。図１７に示すように、２組の補正コイル５０を原点対称に配置して、入射偏向器８により軌道を実線と点線で示す通り、上下（２方向）反転すると、試料の立体視が可能となる。

図１８は、図１７に示した補正コイル５０とビーム７の関係を軸方向から見た概略図であり、トロイダル一様発散場の調整パラメータ説明図である。図１９は、図１８に示した補正コイル５０を構成する１つのトロイダルコイル５１を示す概略側面図である。

図１７に示した荷電粒子ビーム装置の光学系において、図１８に示す通りビーム７を補正コイル５０の外側、すなわち２つのトロイダルコイル５１，５２の間を通すことで、凹レンズ作用を発生する。図１９に示すように、上辺と下辺が光学系中心軸に平行な台形状の外形を有し、中心軸に近い側の上辺の長さがＬ₁、中心軸から遠い側の下辺の長さがＬ₂であるコイル５１に電流を流すと、コイル５１を貫く回転状の磁場Ｂrが発生する。このとき、Ｌ₁＜Ｌ₂とすればレンズ作用が外側軌道程強くなるようにすることができる。上記台形状のトロイダルコイル５１，５２の光軸に平行に延びる上辺及び下辺が平行電流線を構成し、電流を流す方向によって発散作用あるいは集束作用が発生する。図１９で反時計方向に電流を流せば紙面上の電子ビームに対して発散レンズとなる。ここでθが狭いと強い場が形成できるが、磁場の均一性が下がるためやはり相反関係にある。これらの補正コイル５０の磁場分布の対称性に配慮して、ビーム７の透過範囲はその中間角度とすることで均一な発散作用を受ける。

図１８に示す通り、トロイダル補正コイル５０にはその中央付近ではほぼ円弧状の回転磁場Ｂrが形成される。そのため、より広い均一発散場が形成され、電子ビーム７は円形断面で示す領域を一様の作用を受けつつ透過できる。ここで図１８のコイル交差角度θや、図１９に示すコイル有効長Ｌ₁，Ｌ₂に加えて、外側に補助コイル１８を配置して、離軸量ｒに対して線形１次場とビーム断面Δｒ内に３次場を形成する。これらの場を高精度に形成するためには磁界数値計算が必要であるが、簡略化すれば中心軸から見こんだコイル線長に依存する。従ってＬ₁，Ｌ₂の位置する座標Ｒ₁，Ｒ₂の１次＋３次関数として長さを決めればよい。コイルが長大化する場合は補助コイル１８を配置する。また補正コイル５１，５２の上辺と下辺を結ぶ辺を流れる電流によって発生する磁場がビーム７に直接に影響するが、補正コイル５１，５２の上下電流線に沿って補助的に逆電流コイル１９を設けることでキャンセルが可能である。逆電流コイル１９への給電は、補正コイル５１，５２と全く同じ電流を流すため、補正コイル５１，５２に近接して配線し、回路的に逆向きに直列に接続すればよい。

図２０は、全静電レンズ系を採用した荷電粒子ビーム装置のビーム傾斜光学系への適用例を示す模式図である。電子源３より発したビーム７は、電極部の一部を回転方向に多極子分割して電圧印加を可能として偏向機能を付与した照射偏向レンズ２０と入射静電レンズ４により離軸され、Ｎ＝２系とＮ＝４系からなる補正コイル２の発散場へ入射する。更に出射側に多極子分割した対物偏向レンズ２１を配置して、走査像を得ることができる。本構成に示す全静電多極子でＮ＝２系の補正コイルの代わりに静電型４極子で発散場を作れば、磁場で比電荷に応じて分離する同位体原子のある集束イオンビーム装置で支配的な色分散の抑制ができる。

同様に図２１は、磁界レンズで構成した光学系を有する荷電粒子ビーム装置のビーム傾斜光学系への適用例を示す模式図である。電子源３より発したビーム７は、傾斜偏向器２２を具備した照射磁界レンズ２３と入射磁界レンズ２４により、Ｎ＝２系とＮ＝４系からなる補正コイル２への補正軌道を形成し、対物磁界レンズ２５で振り戻す。ここで補正コイル２による凹レンズ作用で、ビーム７の内側と外側軌道で虚像位置がａ_i，ａ_oと移動して、対物磁界レンズ２５の凸レンズ作用による収差を打ち消すことができる。また走査像は補正コイル２に走査信号を重畳して得られる。

図２０及び図２１に示した荷電粒子ビーム装置の調整・制御は、図１２の荷電粒子ビーム装置で説明した手順による。例えば図２１の入射磁界レンズ２４と対物磁界レンズ２５が入射静電レンズ４、出射静電レンズ６に対応する。すなわち一旦軸上に結像して、補正コイル２で離軸させつつ発散作用を加える。これらを一定の関係式で連動制御することも可能である。

ここで、図２０と図２１に示した荷電粒子ビーム装置の構成の必然的な結果として、ビームが傾斜できる。例えば入射偏向器２２の出力極性を切り替えれば、軌道が回転対称軸に対して反転し、視差による試料のステレオ画像の取得が可能となる。

図２２は、本発明を透過型電子顕微鏡（ＴＥＭ）又は走査型透過電子顕微鏡（ＳＴＥＭ）に適用した例を示す図である。ビーム７の軸軌道を実線で、軸外軌道すなわち結像関係図を点線で表す。まずＳＴＥＭへの適用であるが、電子源３より発したビーム７は、入射偏向器２２と照射磁界レンズ２３により上段の補正コイル２ａに入射され、ＳＴＥＭモードでの収差補正を行い、照射・対物レンズ２６により試料１５の走査像を得る。ここでビーム傾斜角度を操作するための偏向を補正コイル２ａに加えれば、微小な結晶方位等のコントラスト観察が可能となる。

次にＴＥＭモードでは、図２２で照射対物レンズ２６の集束作用と制限絞り１３により下段補正コイル２ｂへの入射軌道が調整される。その結果、下段の補正コイル２ｂの凹レンズ作用により照射対物レンズ２６や第一投射レンズ２７及び第二投射レンズ２８の凸レンズ作用と逆作用して、投影面（ＣＣＤ）３０上に無収差で試料像が投影される。この場合には、暗視野観察となるが、明視野観察には、ＳＴＥＭ用のコイル補正器２ａでビーム７を傾斜させればよい。具体的な軌道の例を図２２に実線で示す。ここで入射偏向器２２によりビーム７が平行に離軸され、前段の補正コイル２ａで照射系の収差が補正されて照射対物レンズ２６で試料１５に斜め照射される。試料１５を透過したビーム７は再び照射対物レンズ２６の強磁界で平行軌道となり後段の補正コイル２ｂで収差が補正され、振り戻し偏向器２９で投影面（ＣＣＤ）３０に垂直にビーム７の軸が戻される。ＴＥＭは試料が微小であり、機械的な回転ステージを有しており、ビーム傾斜は観察機能として有意である。

図２２に示した装置の調整・制御は、最終的に照射対物レンズ２６の作用により後段の補正コイル２ｂから離軸する。そのため照射偏向器によりこのレンズ作用を考慮して離軸量を決め、補正コイル電流を設定する。これらを一定の関係式で連動制御することも可能である。

ＴＥＭで色・開口（球面）収差が補正できることは、エネルギーロスの大きい厚い試料での高分解能観察を可能とし、コントラスト伝達関数（ＣＴＦ）を大幅に改善する。高加速化では、補正コイル２の場合は特に微弱場で高次の補正感度が問題となる。例えば３次補正感度はそのコイル径の４乗に比例するため小径化か、減速電極、あるいは極低温冷却により抵抗値を下げるか、超電導コイルを設ければよい。

なお、本発明は上記した実施例に限定されるものではなく、様々な変形例が含まれる。例えば、上記した実施例は本発明を分かりやすく説明するために詳細に説明したものであり、必ずしも説明した全ての構成を備えるものに限定されるものではない。また、ある実施例の構成の一部を他の実施例の構成に置き換えることが可能であり、また、ある実施例の構成に他の実施例の構成を加えることも可能である。また、各実施例の構成の一部について、他の構成の追加・削除・置換をすることが可能である。

１：多極子、２：補正コイル、３：電子源、４：入射静電レンズ、５：減速電極、６：出射静電レンズ、７：ビーム、８：入射偏向器、９：入射非点補正器、１０：出射非点補正器、１１：出射偏向器、１２：真空容器、１３：制限絞り、１４：検出器、１５：試料（結像面）、１６：磁場シールド、１７：照射レンズ、１８：補助コイル、１９：逆電流コイル、２０：照射偏向レンズ、２１：対物偏向レンズ、２２：傾斜偏向器、２３：照射磁界レンズ、２４：入射磁界レンズ、２５：対物磁界レンズ、２６：照射対物レンズ、２７：第一投射レンズ、２８：第二投射レンズ、２９：対物制限絞り、３０：制限絞り投影面（ＣＣＤ）、３１：振り戻し偏向器

Claims (12)

1. 荷電粒子源と、
   前記荷電粒子源から発生された荷電粒子ビームが通される回転対称のレンズ系と、
   光軸の回りに２回対称電磁界を発生する電磁界発生ユニットと、
   前記電磁界発生ユニットの入射側に配置され前記荷電粒子ビームを偏向する入射偏向器とを有し、
   前記入射偏向器により、前記レンズ系を通った前記荷電粒子ビームを偏向して前記２回対称電磁界の離軸領域に形成された局所的な発散場に入射させ、前記レンズ系に起因する前記荷電粒子ビームの収差を補正し、
   前記電磁界発生ユニットは、前記荷電粒子ビームが通過する空間の外側に光軸の回りに角度分割数２で配置され、同じ方向に電流が流れる２本の平行電流線を備え、
   前記レンズ系の回転対称軸に垂直な平面内において前記平行電流線を結ぶ軸に対して垂直な方向の軸上又はその近傍に前記荷電粒子ビームを偏向する
   ことを特徴とする荷電粒子ビーム装置。
2. 請求項１に記載の荷電粒子ビーム装置において、前記レンズ系の回転対称軸に垂直な平面でみて前記回転対称軸の位置を中心とし、前記中心から前記平行電流線までの距離をＲとするとき、前記荷電粒子ビームを、前記中心を除き前記中心から半径（Ｒ／３）の範囲に入射させることを特徴とする荷電粒子ビーム装置。
3. 請求項１に記載の荷電粒子ビーム装置において、前記電磁界発生ユニットは磁界型多極子あるいは静電型多極子であることを特徴とする荷電粒子ビーム装置。
4. 請求項１に記載の荷電粒子ビーム装置において、前記電磁界発生ユニットは２回対称電磁界と４回対称電磁界を互いの前記局所的な発散場が重なるように発生し、前記荷電粒子ビームを前記重なった局所的な発散場に入射させることを特徴とする荷電粒子ビーム装置。
5. 請求項４に記載の荷電粒子ビーム装置において、光軸の回りに角度分割数２で配置された前記２回対称電磁界発生用の２本の平行電流線と光軸の回りに角度分割数４で配置された前記４回対称電磁界発生用の４本の平行電流線を前記荷電粒子ビームが通過する空間の外側に備え、前記２回対称電磁界発生用の平行電流線に流す電流の大きさを制御することで前記荷電粒子ビームの色収差を補正し、前記４回対称電磁界発生用の平行電流線に流す電流の大きさを制御することで前記荷電粒子ビームの開口収差を補正することを特徴とする荷電粒子ビーム装置。
6. 請求項１に記載の荷電粒子ビーム装置において、光軸の回りに互いに４５度ずらして配置した２組の角度分割数２の平行電流線を備える非点補正器が前記電磁界発生ユニットへの入射側及び出射側に設置されていることを特徴とする荷電粒子ビーム装置。
7. 請求項１に記載の荷電粒子ビーム装置において、前記レンズ系は前記電磁界発生ユニットへの入射側に配置された第１のレンズと前記電磁界発生ユニットへの出射側に配置された第２のレンズとを含むことを特徴とする荷電粒子ビーム装置。
8. 請求項７に記載の荷電粒子ビーム装置において、前記第１のレンズ及び前記第２のレンズは静電レンズであることを特徴とする荷電粒子ビーム装置。
9. 請求項８に記載の荷電粒子ビーム装置において、前記電磁界発生ユニットの入射側に配置された第１の非点補正器と、前記電磁界発生ユニットの出射側に配置された第２の非点補正器とを備え、前記第１の非点補正器と前記第２の非点補正器を連動して制御することを特徴とする荷電粒子ビーム装置。
10. 請求項８に記載の荷電粒子ビーム装置において、前記電磁界発生ユニットの出射側に配置された出射偏向器を備えることを特徴とする荷電粒子ビーム装置。
11. 請求項１０に記載の荷電粒子ビーム装置において、前記入射偏向器及び前記出射偏向器と前記静電レンズにより前記電磁界発生ユニットの略中点において前記荷電粒子ビームを光軸に平行としつつ、入射角度及び出射角度がほぼ対称となるように制御することを特徴とする荷電粒子ビーム装置。
12. 荷電粒子源と、
    前記荷電粒子源から発生された荷電粒子ビームが通される回転対称のレンズ系と、
    光軸の回りにＮ回対称電磁界（Ｎは２以上の自然数）を発生する電磁界発生ユニットと、
    前記電磁界発生ユニットの入射側に配置され前記荷電粒子ビームを偏向する入射偏向器とを有し、
    前記入射偏向器により、前記レンズ系を通った前記荷電粒子ビームを偏向して前記Ｎ回対称電磁界の離軸領域に形成された局所的な発散場に入射させ、前記レンズ系に起因する前記荷電粒子ビームの収差を補正し、
    前記電磁界発生ユニットは、前記荷電粒子ビームが通過する空間の外側に光軸の回りに角度分割数Ｎで配置されたＮ本の平行電流線を備え、
    トロイダル巻コイルの内側部分を前記平行電流線として機能させ、前記トロイダル巻コイルの内側部分を磁場シールドの内側に配置し、前記トロイダル巻コイルの残りの部分を前記磁場シールドの外側に配置した
    ことを特徴とする荷電粒子ビーム装置。

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