Сканирующая гелиевая микроскопия

Схема, показывающая, как работает сканирующий гелиевый микроскоп. Луч формируется за счет расширения и коллимации газа через скиммер и точечное отверстие. Затем луч падает на образец, где газ рассеивается и собирается через апертуру детектора. Рассеянный газ затем обнаруживается с помощью масс-спектрометра. Путем последующего растрирования образца можно сформировать изображение образца.

Сканирующий гелиевый микроскоп (SHeM) — это новая форма микроскопии, в которой используются низкоэнергетические (5–100 мэВ) нейтральные атомы гелия для изображения поверхности образца без какого-либо повреждения образца, вызванного процессом визуализации. Поскольку гелий инертен и нейтрален, его можно использовать для исследования деликатных и изолирующих поверхностей. Изображения формируются путем растрирования образца под пучком атомов и мониторинга потока атомов, которые рассеиваются в детекторе в каждой точке.

Этот метод отличается от сканирующего гелиевого ионного микроскопа , в котором используются заряженные ионы гелия, которые могут повредить поверхность.

Мотивация

Микроскопы можно разделить на два основных класса: те, которые освещают образец лучом, и те, которые используют физический сканирующий зонд. Сканирующая зондовая микроскопия растрирует небольшой зонд по поверхности образца и контролирует взаимодействие зонда с образцом. Разрешение сканирующей зондовой микроскопии определяется размером области взаимодействия между зондом и образцом, которая может быть достаточно маленькой, чтобы обеспечить атомное разрешение. Использование физического наконечника (например, АСМ или СТМ ) имеет некоторые недостатки, включая достаточно небольшую область изображения и трудности наблюдения структур с большим изменением высоты на небольшом латеральном расстоянии.

Микроскопы, в которых используется луч, имеют фундаментальное ограничение на минимальный размер разрешаемого элемента, который определяется дифракционным пределом Аббе . ${\displaystyle d_{\text{A}}}$

${\displaystyle d_{\text{A}}={\frac {\lambda }{2n\sin {\theta }}},}$

где – длина зондирующей волны, – показатель преломления среды, в которой распространяется волна и волна сходится к пятну с полууголом . Хотя можно преодолеть дифракционный предел разрешения, используя метод ближнего поля , обычно это довольно сложно. Поскольку знаменатель приведенного выше уравнения для дифракционного предела Аббе в лучшем случае будет равен двум, длина волны зонда является основным фактором при определении минимального разрешаемого признака, который обычно составляет около 1 мкм для оптической микроскопии. ${\displaystyle \lambda }$ ${\displaystyle n}$ ${\displaystyle \theta }$

Чтобы преодолеть дифракционный предел, необходим зонд с меньшей длиной волны, чего можно достичь либо с помощью света с более высокой энергией, либо с помощью волны материи .

Рентгеновские лучи имеют гораздо меньшую длину волны, чем видимый свет, и поэтому могут достигать более высокого разрешения по сравнению с оптическими методами. Проекционная рентгеновская визуализация обычно используется в медицинских целях, но визуализация с высоким разрешением достигается с помощью сканирующей трансмиссионной рентгеновской микроскопии (STXM). Фокусируя рентгеновские лучи в небольшую точку и растрируя их по образцу, можно получить очень высокое разрешение с помощью света. Малая длина волны рентгеновских лучей достигается за счет высокой энергии фотонов, а это означает, что рентгеновские лучи могут вызвать радиационное повреждение. Кроме того, рентгеновские лучи слабо взаимодействуют, поэтому они в первую очередь будут взаимодействовать с основной массой образца, что затрудняет исследование поверхности.

Волны материи имеют гораздо более короткую длину волны, чем видимый свет, и поэтому могут использоваться для изучения объектов размером менее 1 мкм. Появление электронной микроскопии открыло множество новых материалов, которые можно было изучать благодаря огромному улучшению разрешения по сравнению с оптической микроскопией.

Длина волны де Бройля , , волны материи, выраженная через ее кинетическую энергию, и массу частицы , определяется выражением ${\displaystyle \lambda }$ ${\displaystyle E}$ ${\displaystyle m}$

${\displaystyle \lambda ={\frac {h}{\sqrt {2mE}}}.}$

Следовательно, чтобы электронный луч разрешил атомную структуру, длина волны материи должна быть не менее = 1 Å, и, следовательно, энергия пучка должна быть > 100 эВ. ${\displaystyle \lambda }$ ${\displaystyle E}$

Поскольку электроны заряжены, ими можно манипулировать с помощью электромагнитной оптики, чтобы сформировать пятна чрезвычайно маленького размера на поверхности. Из-за небольшой длины волны электронного луча предел дифракции Аббе можно опустить ниже атомного разрешения, а электромагнитные линзы можно использовать для формирования очень интенсивных пятен на поверхности материала. Оптика сканирующего электронного микроскопа обычно требует, чтобы энергия луча превышала 1 кэВ для создания электронного луча наилучшего качества.

Высокая энергия электронов приводит к тому, что электронный луч взаимодействует не только с поверхностью материала, но и образует каплевидный объем взаимодействия под поверхностью. Хотя размер пятна на поверхности может быть чрезвычайно небольшим, электроны будут перемещаться в объем и продолжать взаимодействовать с образцом. Просвечивающая электронная микроскопия позволяет избежать объемного взаимодействия, используя только тонкие образцы, однако обычно электронный луч, взаимодействующий с объемом, ограничивает разрешение сканирующего электронного микроскопа.

Электронный луч также может повредить материал, разрушив исследуемую структуру из-за высокой энергии луча. Повреждение пучком электронов может происходить в результате множества различных процессов, зависящих от образца. ^[1] Примеры лучевого повреждения включают разрыв связей в полимере, который меняет структуру, и ударное повреждение металлов, которое создает вакансию в решетке, что меняет химический состав поверхности. Кроме того, электронный луч заряжен, а это означает, что поверхность образца должна быть проводящей, чтобы избежать артефактов накопления заряда на изображениях. Одним из способов решения проблемы при визуализации изолирующих поверхностей является использование сканирующего электронного микроскопа окружающей среды (ESEM).

Поэтому в целом электроны часто не особенно подходят для изучения деликатных поверхностей из-за высокой энергии луча и отсутствия исключительной поверхностной чувствительности. Вместо этого необходим альтернативный луч для исследования поверхностей при низкой энергии без нарушения структуры.

Учитывая приведенное выше уравнение для длины волны де Бройля, та же длина волны луча может быть достигнута при более низких энергиях, используя пучок частиц с большей массой. Таким образом, если целью было изучение поверхности материала с разрешением ниже того, которое может быть достигнуто с помощью оптической микроскопии, вместо этого может быть целесообразно использовать атомы в качестве зонда. Хотя нейтроны можно использовать в качестве зонда, они слабо взаимодействуют с веществом и могут изучать только объемную структуру материала. ^[2] Нейтронная визуализация также требует высокого потока нейтронов, который обычно может быть обеспечен только ядерным реактором или ускорителем частиц.

Пучок атомов гелия длиной волны = 1 Å имеет энергию 20 мэВ, что примерно соответствует тепловой энергии. Использование частиц с большей массой, чем масса электрона, означает, что можно получить луч с длиной волны, подходящей для исследования масштабов длины вплоть до атомного уровня, с гораздо меньшей энергией. ${\displaystyle \lambda }$ ${\displaystyle E\approx }$

Пучки атомов гелия с тепловой энергией исключительно чувствительны к поверхности, что дает рассеянию гелия преимущество перед другими методами, такими как рассеяние электронов и рентгеновских лучей, для исследований поверхности. При используемых энергиях пучка атомы гелия будут иметь классические точки поворота на расстоянии 2–3 Å от ядер поверхностных атомов. ^[3] Точка поворота находится значительно выше ядер поверхности атомов, а это означает, что луч будет взаимодействовать только с самыми внешними электронами.

История

Первое обсуждение получения изображения поверхности с помощью атомов было проведено Кингом и Бигасом ^{[4] [ оригинальное исследование? ]} который показал, что изображение поверхности можно получить, нагревая образец и наблюдая за атомами, которые испаряются с поверхности ^{[ когда? ]} . Кинг и Бигас предполагают, что можно сформировать изображение, рассеивая атомы с поверхности, хотя прошло некоторое время, прежде чем это было продемонстрировано. ^{[ когда? ]}

Идея получения изображения с помощью атомов вместо света впоследствии широко обсуждалась в литературе. ^{[5] [6] [7] [8] [9] [ оригинальное исследование? ] [ когда? ]} Первоначальный подход к созданию гелиевого микроскопа предполагал, что для создания пучка атомов высокой интенсивности необходим фокусирующий элемент. Ранний подход заключался в разработке атомного зеркала ^{[8] [ необходим непервичный источник ]} , который привлекателен, поскольку фокусировка не зависит от распределения скоростей входящих атомов. Однако материальные проблемы, связанные с созданием подходящей поверхности, которая была бы макроскопически изогнутой и без дефектов в масштабе атомной длины, до сих пор оказались слишком сложными. ^{[10] [11] [ нужен неосновной источник ]} Кинг и Бигас, ^[4] показали, что изображение поверхности можно получить, нагревая образец и отслеживая атомы, которые испаряются с поверхности. Кинг и Бигас предполагают, что можно сформировать изображение, рассеивая атомы с поверхности, хотя прошло некоторое время, прежде чем это было продемонстрировано. ^{[ нужен неосновной источник ]}

Метастабильные атомы — это атомы, которые вышли из основного состояния, но остаются в возбужденном состоянии в течение значительного периода времени. Было показано, что микроскопия с использованием метастабильных атомов возможна, когда метастабильные атомы высвобождают накопленную внутреннюю энергию на поверхность, высвобождая электроны, которые предоставляют информацию об электронной структуре. ^{[12] [13] [ необходим неосновной источник ]} Кинетическая энергия метастабильных атомов означает, что исследуется только поверхностная электронная структура, но большой обмен энергией при девозбуждении метастабильного атома все равно будет возмущать хрупкие поверхности образца.

Первые двумерные изображения нейтрального гелия были получены с использованием обычной зонной пластинки Френеля ^[9] Кохом и др. ^{[14] [ нужен неосновной источник ] [ когда? ]} в настройке передачи. Гелий не проходит через твердый материал, поэтому большое изменение измеряемого сигнала получается, когда образец помещается между источником и детектором. За счет максимального контраста и использования режима пропускания было гораздо проще проверить работоспособность методики. Однако установка, использованная Koch et al. Зонная пластинка не давала достаточно высокого сигнала, чтобы в тот момент можно было наблюдать отраженный сигнал от поверхности. Тем не менее, фокусировка, полученная с помощью зонной пластины, предлагает потенциал для улучшения разрешения из-за небольшого размера пятна луча в будущем. Исследования микроскопов с нейтральным гелием, в которых используются зонные пластинки Френеля, являются активным направлением деятельности группы Холста в Бергенском университете.

Поскольку использование зонной пластинки оказалось затруднительным из-за низкой эффективности фокусировки, были исследованы альтернативные методы формирования гелиевого пучка для получения изображений атомов.

Недавние усилия ^{[ когда? ]} избегают фокусирующих элементов и вместо этого коллимируют луч напрямую через точечное отверстие. Отсутствие атомной оптики означает, что ширина луча будет значительно больше, чем в электронном микроскопе . Первую опубликованную демонстрацию двумерного изображения, образованного гелием, отражающимся от поверхности, провели Уитэм и Санчес, которые использовали точечное отверстие для формирования луча гелия. ^{[15] [ необходим неосновной источник ]} Небольшое точечное отверстие помещается очень близко к образцу, и гелий, рассеянный под большим телесным углом, подается в детектор. Изображения собираются путем перемещения образца под лучом и наблюдения за изменением потока рассеянного гелия.

Параллельно с работой Уитэма и Санчеса в Кембридже в сотрудничестве с группой Дастура из Университета Ньюкасла разрабатывалась машина для проверки концепции под названием сканирующий гелиевый микроскоп (SHeM). ^{[16] [ необходим непервичный источник ]} Подход, который был принят, заключался в том, чтобы упростить предыдущие попытки, в которых использовалось атомное зеркало, с помощью точечного отверстия, но при этом по-прежнему использовать обычный гелиевый источник для получения высококачественного луча. Другие отличия от конструкции Уитема и Санчеса включают использование большего расстояния между образцом и точечным отверстием, чтобы можно было использовать большее количество образцов, и использование меньшего телесного угла сбора, чтобы можно было наблюдать более тонкий контраст. Эти изменения также уменьшили общий поток в детекторе, а это означает, что требуются детекторы с более высокой эффективностью (что само по себе является активной областью исследований. ^{[17] [18] [ необходим непервичный источник ]}

Процесс формирования изображения

Изображение атома гелия в глазу мухи

Дерево контрастного механизма SHeM

Атомный пучок формируется посредством сверхзвукового расширения , которое является стандартным методом, используемым при рассеянии атомов гелия . Центральная линия газа выбирается скиммером для формирования пучка атомов с узким распределением скоростей. Затем газ дополнительно коллимируется с помощью точечного отверстия, чтобы сформировать узкий луч, размер которого обычно составляет 1–10 мкм. Использование фокусирующего элемента (например, зонной пластины) позволяет достичь размеров пятна луча менее 1 мкм, но в настоящее время интенсивность сигнала все еще остается низкой.

Затем газ рассеивается с поверхности и собирается в детектор. Чтобы измерить поток нейтральных атомов гелия, их необходимо сначала ионизировать. Инертность гелия, которая делает его мягким зондом, означает, что его трудно ионизировать, и поэтому для создания ионов обычно используется достаточно агрессивная бомбардировка электронами. Затем используется масс-спектрометр, чтобы выбрать для обнаружения только ионы гелия.

Как только поток от определенной части поверхности собирается, образец перемещается под луч для создания изображения. Получив значение рассеянного потока по сетке позиций, значения затем можно преобразовать в изображение.

Наблюдаемый контраст на изображениях гелия обычно определяется изменением топографии образца. Обычно, поскольку длина волны атомного луча мала, поверхности кажутся чрезвычайно грубыми для входящего атомного луча. Следовательно, атомы диффузно рассеиваются и примерно подчиняются закону Кнудсена [цитата?] (атомный эквивалент закона косинуса Ламберта в оптике). Однако в последнее время стали наблюдаться отклонения от диффузного рассеяния из-за таких эффектов, как дифракция ^[18] и эффекты химического контраста. ^[19] Однако точные механизмы формирования контраста в гелиевом микроскопе являются активной областью исследований. В большинстве случаев наблюдается сложная комбинация нескольких механизмов контрастирования, что затрудняет распутывание различных вкладов.

Комбинация изображений с разных точек зрения позволяет стереофотограмметрии создавать частичные трехмерные изображения, что особенно ценно для биологических образцов, подвергающихся разложению в электронных микроскопах. ^[20]

Оптимальные конфигурации

Оптимальными конфигурациями сканирующих гелиевых микроскопов являются геометрические конфигурации, которые максимизируют интенсивность визуализирующего луча в пределах заданного латерального разрешения и при определенных технологических ограничениях . ^{[21] [22]}

При разработке сканирующего гелиевого микроскопа ученые стремятся максимизировать интенсивность визуализирующего луча при минимальной его ширине. Причина этого в том, что ширина луча определяет разрешающую способность микроскопа, а его интенсивность пропорциональна отношению сигнал/шум. Из-за своей нейтральности и высокой энергии ионизации нейтральные атомы гелия трудно обнаружить. ^[22] Это делает лучи высокой интенсивности важнейшим требованием для жизнеспособного сканирующего гелиевого микроскопа.

Чтобы генерировать луч высокой интенсивности, сканирующие гелиевые микроскопы предназначены для создания сверхзвукового расширения газа в вакуум, который ускоряет нейтральные атомы гелия до высоких скоростей. ^[23] Сканирующие гелиевые микроскопы существуют в двух различных конфигурациях: конфигурации с точечным отверстием ^[24] и конфигурации с зонной пластиной. ^[25] В конфигурации точечного отверстия небольшое отверстие (точечное отверстие) выбирает участок сверхзвукового расширения далеко от его источника, который ранее был коллимирован скиммером (по сути, еще одним небольшим точечным отверстием). Этот раздел затем становится лучом визуализации. В конфигурации зонной пластины зонная пластина Френеля фокусирует атомы, поступающие из скиммера, в небольшое фокальное пятно.

Каждая из этих конфигураций имеет разные оптимальные конструкции, поскольку они определяются разными уравнениями оптики.

Конфигурация точечного отверстия

Геометрия сканирующего гелиевого микроскопа в его конфигурации с точечным отверстием, показывающая переменные, используемые в этой статье. Изображение взято из ^[22] (загружено автором).

Для конфигурации с точечным отверстием ширина луча (которую мы стремимся минимизировать) во многом определяется геометрической оптикой . Размер луча в плоскости образца определяется линиями, соединяющими края скиммера с краями точечных отверстий. Когда число Френеля очень мало ( ), на ширину луча также влияет дифракция Фраунгофера (см. уравнение ниже). ${\displaystyle F\ll 1}$

${\displaystyle \Phi =2{\sqrt {2\ln 2/3}}{\sqrt {\delta ^{2}+3\sigma _{A}^{2}(1-\theta (F))}}.}$

В этом уравнении — полная ширина луча на половине высоты , — геометрическая проекция луча и — член дифракции Эйри . — ступенчатая функция Хевисайда , используемая здесь для указания того, что наличие дифракционного члена зависит от значения числа Френеля. Обратите внимание, что существуют варианты этого уравнения в зависимости от того, что определяется как «ширина луча» (подробности см. в ^[21] и ^[22] ). Из-за небольшой длины волны гелиевого луча дифракционный член Фраунгофера обычно можно опустить. ${\displaystyle \Phi }$ ${\displaystyle \delta }$ ${\displaystyle \sigma _{A}}$ ${\displaystyle \theta }$

Интенсивность луча (которую мы стремимся максимизировать) определяется следующим уравнением (согласно модели Сикоры и Андерсена): ^[26]

${\displaystyle I=I_{0}{\frac {r_{ph}^{2}}{(R_{F}+a)^{2}}}\left(1-\exp \left[-S^{2}\left({\frac {r_{S}(R_{F}+a)}{R_{F}(R_{F}-x_{S}+a)}}\right)^{2}\right]\right).}$

Где - общая интенсивность, исходящая от сверхзвукового расширительного сопла (принимаемая как константа в задаче оптимизации), - радиус точечного отверстия, S - передаточное отношение луча, - радиус скиммера, - радиус Поверхность выхода сверхзвукового расширения (точка расширения, из которой можно считать, что атомы движутся по прямой линии), — это расстояние между соплом и скиммером и расстояние между скиммером и точечным отверстием. Существует несколько других версий этого уравнения, которые зависят от модели интенсивности, но все они демонстрируют квадратичную зависимость от радиуса отверстия (чем больше отверстие, тем больше интенсивность) и обратную квадратичную зависимость от расстояния между скиммером и отверстием. (чем больше атомы распространяются, тем меньше интенсивность). ${\displaystyle I_{0}}$ ${\displaystyle r_{ph}}$ ${\displaystyle r_{S}}$ ${\displaystyle R_{F}}$ ${\displaystyle x_{S}}$ ${\displaystyle a}$

Объединив два приведенных выше уравнения, можно получить, что для заданной ширины пучка для режима геометрической оптики максимумам интенсивности соответствуют следующие значения: ${\displaystyle \Phi }$

${\displaystyle r_{S}^{max}={\frac {\Phi a}{2W_{D}K}},\qquad r_{ph}^{max}={\frac {\Phi a}{2K(a+W_{D})}}.}$

Здесь обозначает рабочее расстояние микроскопа и является константой, вытекающей из определения ширины луча. Обратите внимание, что оба уравнения даны относительно расстояния между скиммером и точечным отверстием, a . Затем глобальный максимум интенсивности можно получить численно, заменив эти значения в приведенном выше уравнении интенсивности. В целом предпочтительны меньшие радиусы скиммера в сочетании с меньшими расстояниями между скиммером и отверстием-обскурой, что на практике приводит к созданию микроскопов-обскуры все меньшего размера. ${\displaystyle W_{D}}$ ${\displaystyle K=2{\sqrt {2\ln 2/3}}}$

Конфигурация зональной пластины

Геометрия сканирующего гелиевого микроскопа в конфигурации зональной пластины с указанием переменных, используемых в этой статье. Изображение взято из ^[27] (загружено автором).

Микроскоп с зонной пластиной использует зонную пластину (которая действует примерно как классическая линза ) вместо точечного отверстия для фокусировки пучка атомов в небольшое фокальное пятно. Это означает, что уравнение ширины луча существенно меняется (см. ниже).

${\displaystyle \Phi =K{\sqrt {\sigma _{cm}^{2}+\sigma _{A}^{2}+\left({\frac {Mr_{S}}{\sqrt {3}}}\right)^{2}}}\sim K{\sqrt {\left({\frac {r_{ZP}}{S{\sqrt {2}}}}\right)^{2}+0.42\Delta r+\left({\frac {Mr_{S}}{\sqrt {3}}}\right)^{2}}}.}$

Здесь – увеличение зонной пластины , – ширина наименьшей зоны. Обратите внимание на наличие хроматических аберраций ( ). Знак аппроксимации указывает на режим, при котором расстояние между зонной пластиной и скиммером значительно превышает его фокусное расстояние. ${\displaystyle M}$ ${\displaystyle \Delta r}$ ${\displaystyle \sigma _{cm}}$

Первый член в этом уравнении аналогичен геометрическому вкладу в случае точечного отверстия: большая зонная пластина (при условии, что все параметры постоянны) соответствует большему размеру фокального пятна. Третий член отличается от оптики конфигурации обскуры тем, что включает квадратичную зависимость от размера скиммера (который отображается через зонную пластинку) и линейную зависимость от увеличения зонной пластины, которая в то же время будет зависеть от ее радиуса. ${\displaystyle \delta }$

Уравнение для максимизации интенсивности такое же, как и в случае точечного отверстия с заменой . Подстановкой уравнения увеличения: ${\displaystyle r_{ph}\leftrightarrow r_{ZP}}$

${\displaystyle M={\frac {f}{a-f}}={\frac {2r_{ZP}\Delta r}{\lambda (a-2r_{ZP}\Delta r/\lambda )}},}$

где – средняя длина волны де Бройля луча . Принимая константу , которую следует сделать равной наименьшему достижимому значению, максимумы уравнения интенсивности относительно радиуса зонной пластины и расстояния между скиммером и зональной пластиной могут быть получены аналитически. Производная интенсивности по радиусу зонной пластинки может быть приведена к следующему кубическому уравнению (после того, как оно было установлено равным нулю): ${\displaystyle \lambda }$ ${\displaystyle \Delta r}$ ${\displaystyle a}$

${\displaystyle a^{3}+2a^{2}\left(R_{F}-{\sqrt {3\Gamma }}r_{ZP}\right)+aR_{F}(R_{F}-4r_{ZP}{\sqrt {3\Gamma }})=r_{ZP}{\sqrt {3\Gamma }})R_{F}^{2}\left[{\frac {2S^{2}\Phi '^{2}+r_{ZP}^{2}(\Gamma -1)}{S^{2}\Phi '^{2}-0.5r_{ZP}^{2}}}\right].}$

Здесь используются некоторые группировки: - константа, которая дает относительный размер наименьшей апертуры зонной пластинки по сравнению со средней длиной волны луча, и - модифицированная ширина луча, которая используется при выводе, чтобы избежать явного использования константы. воздушный термин: . ${\displaystyle \Gamma }$ ${\displaystyle \Phi '}$ ${\displaystyle \Phi '^{2}=\sigma _{cm}^{2}+\left({\frac {Mr_{S}}{\sqrt {3}}}\right)^{2}}$

Это кубическое уравнение получено при ряде геометрических предположений и имеет аналитическое решение в замкнутой форме, с которым можно ознакомиться в оригинальной статье ^[27] или получить с помощью любого современного алгебраического программного обеспечения. Практическим следствием этого уравнения является то, что микроскопы с зонными пластинками оптимально спроектированы, когда расстояния между компонентами малы, а радиус зонной пластинки также мал. Это согласуется с результатами, полученными для конфигурации с точечным отверстием, и имеет своим практическим следствием создание сканирующих гелиевых микроскопов меньшего размера.

Смотрите также

• Рассеяние атомов гелия
• Атомная оптика
• Атомное зеркало
• Волна материи

Рекомендации

1. Уильямс, Дэвид Б. (1996). Просвечивающая электронная микроскопия: учебник по материаловедению / Дэвид Б. Уильямс и К. Барри Картер . Нью Йорк, Нью Йорк ; Лондон: Пленум. ISBN 978-0-306-45324-3.
2. Карджилов, Николай; Манке, Инго; Хильгер, Андре; Штробль, Маркус; Банхарт, Джон (2011). «Нейтронная визуализация в материаловедении». Материалы сегодня . 14 (6): 248–256. дои : 10.1016/S1369-7021(11)70139-0 . ISSN  1369-7021.
3. Фариас, Дэниел; Ридер, Карл-Хайнц (1 декабря 1998 г.). «Дифракция атомного пучка на твердых поверхностях». Отчеты о прогрессе в физике . 61 (12): 1575. Бибкод : 1998RPPh...61.1575F. дои : 10.1088/0034-4885/61/12/001. ISSN  0034-4885. S2CID  250862443.
4. Кинг, Джон Г.; Бигас, Уильям Р. (19 апреля 1969 г.). «Молекулярный сканер». Природа . 222 (5190): 261–263. Бибкод : 1969Natur.222..261K. дои : 10.1038/222261a0. S2CID  4152539.
5. Поэльсема, Бене (1989). Рассеяние атомов тепловой энергии на неупорядоченных поверхностях . Берлин: Springer-Verlag. ISBN 978-0-387-50358-5.
6. Хулпке, Эрика (1992). Рассеяние атомов гелия на поверхностях . Берлин: Springer-Verlag. ISBN 978-3-540-54605-4.
7. Берхаут, Дж.; Люитен, О.; Сетия, И.; Хиджманс, Т.; Мизусаки, Т.; Уолрейвен, Дж. (1989). «Квантовое отражение: фокусировка атомов водорода вогнутым зеркалом» (PDF) . Письма о физических отзывах . 63 (16): 1689–1692. Бибкод : 1989PhRvL..63.1689B. doi : 10.1103/PhysRevLett.63.1689. ПМИД  10040645.
8. Холст, Б.; Эллисон, В. (1997). «Зеркало, фокусирующее атомы». Природа . 390 (6657): 244. Бибкод : 1997Natur.390..244H. дои : 10.1038/36769 . S2CID  4428642.
9. Доук, Р.; Грисенти, Р.; Ребейн, С.; Шмаль, Г.; Тэннис, Дж.; Уилл, К. (1999). «На пути к созданию атомного микроскопа де Бройля: фокусировка атомов гелия с использованием зонных пластинок Френеля». Письма о физических отзывах . 83 (21): 4229. Бибкод : 1999PhRvL..83.4229D. doi : 10.1103/PhysRevLett.83.4229.
10. Барредо, Д.; Каллеха, Ф.; Уикс, AE; Ньето, П.; Хинарехос, Джей Джей; Лоран, Г.; Васкес де Парга, Алабама; Макларен, Д.А.; Фариас, Д.; Эллисон, В.; Миранда, Р. (1 января 2007 г.). «Si (111) – H (1 × 1): зеркало для атомов, характеризующееся дифракцией АСМ, СТМ, He и H2». Поверхностная наука . 601 (1): 24–29. Бибкод : 2007SurSc.601...24B. дои : 10.1016/j.susc.2006.08.048. ISSN  0039-6028.
11. Фладишер, К.; Рейнгрубер, Х.; Райзингер, Т.; Майрхофер, В.; Эрнст, МЫ; Росс, А.Е.; Макларен, Д.А.; Эллисон, В.; Д Литвин; Галас, Дж.; Ситарек, С.; Ньето, П.; Барредо, Д.; Фариас, Д.; Миранда, Р.; Сурма, Б.; Мирос, А.; Пятковский, Б.; Э Сёндергорд; Холст, Б. (2010). «Эллипсоидальное зеркало для фокусировки нейтральных атомных и молекулярных пучков» (PDF) . Новый журнал физики . 12 (3): 033018. Бибкод : 2010NJPh...12c3018F. дои : 10.1088/1367-2630/12/3/033018 . ISSN  1367-2630. S2CID  58941708.
12. Харада, Ю.; Ямамото, С.; Аоки, М.; Масуда, С.; Ичинокава, Т.; Като, М.; Сакаи, Ю. (1994). «Поверхностная спектроскопия с высоким пространственным разрешением с использованием метастабильных атомов». Природа . 372 (6507): 657–659. Бибкод : 1994Natur.372..657H. дои : 10.1038/372657a0. ISSN  1476-4687. S2CID  4301218.
13. Ямамото, Сусуму; Масуда, Сигэру; Ясуфуку, Хидеюки; Уэно, Нобуо; Харада, Ёсия; Ичинокава, Такео; Като, Макото; Сакаи, Юдзи (15 сентября 1997 г.). «Исследование твердых поверхностей с помощью метастабильной электронной эмиссионной микроскопии: изображения с энергетической фильтрацией и локальные электронные спектры в самом внешнем поверхностном слое оксида кремния на Si (100)». Журнал прикладной физики . 82 (6): 2954–2960. Бибкод : 1997JAP....82.2954Y. дои : 10.1063/1.366130. ISSN  0021-8979.
14. Кох, М.; Ребейн, С.; Шмаль, Г.; Райзингер, Т.; Бракко, Г.; Эрнст, МЫ; Холст, Б. (1 января 2008 г.). «Изображение нейтральных атомов - новый микроскоп материальных волн». Журнал микроскопии . 229 (1): 1–5. дои : 10.1111/j.1365-2818.2007.01874.x . ISSN  1365-2818. PMID  18173637. S2CID  1792264.
15. Уитэм, Филип; Санчес, Эрик (01 октября 2011 г.). «Простой подход к микроскопии нейтральных атомов». Обзор научных инструментов . 82 (10): 103705–103705–9. Бибкод : 2011RScI...82j3705W. дои : 10.1063/1.3650719. eISSN  1089-7623. ISSN  0034-6748. ПМИД  22047301.
16. Барр, М.; Фэхи, А.; Жардин, А.; Эллис, Дж.; Уорд, Д.; Макларен, Д.А.; Эллисон, В.; Дастур, ПК (1 декабря 2014 г.). «Конструкция сканирующего гелиевого микроскопа-обскуры» (PDF) . Ядерные приборы и методы в физических исследованиях. Раздел B: Взаимодействие пучков с материалами и атомами . 20-й Международный семинар по неупругим столкновениям ионов с поверхностью (IISC-20). 340 : 76–80. Бибкод : 2014НИМПБ.340...76Б. дои :10.1016/j.nimb.2014.06.028. ISSN  0168-583X.
17. Олдервик, Арканзас; Джардин, AP; Хеджленд, Х.; Макларен, Д.А.; Эллисон, В.; Эллис, Дж. (декабрь 2008 г.). «Моделирование и анализ соленоидальных источников ионов» (PDF) . Обзор научных инструментов . 79 (12): 123301–123301–9. Бибкод : 2008RScI...79l3301A. дои : 10.1063/1.3030858. ISSN  1089-7623. ПМИД  19123556.
18. Бергин, Мэтью (27 апреля 2019 г.). Приборы и контрастные механизмы в сканирующей гелиевой микроскопии (Диссертация). Кембриджский университет. дои : 10.17863/CAM.37853 . Проверено 19 марта 2019 г.
19. Барр, М.; Фэхи, А.; Мартенс, Дж.; Джардин, AP; Уорд, диджей; Эллис, Дж.; Эллисон, В.; Дастур, ПК (апрель 2016 г.). «Открытие нового контраста в сканирующем гелиевом микроскопе». Природные коммуникации . 7 (1): 10189. Бибкод : 2016NatCo...710189B. doi : 10.1038/ncomms10189. ISSN  2041-1723. ПМЦ 4725762 . ПМИД  26727303. 
20. Майлз, Томас А.; Эдер, Сабрина Д.; Барр, Мэтью Г.; Фэхи, Адам; Мартенс, Джоэл; Дастур, Пол К. (14 февраля 2019 г.). «Таксономия через призму микроскопии нейтрального гелия». Научные отчеты . ООО «Спрингер Сайенс энд Бизнес Медиа». 9 (1): 2148. doi : 10.1038/s41598-018-36373-5. ISSN  2045-2322. ПМК 6375913 . ПМИД  30765723. 
21. Бергин, М.; Уорд, диджей; Эллис, Дж.; Джардин, AP (декабрь 2019 г.). «Метод ограниченной оптимизации конструкции сканирующего гелиевого микроскопа». Ультрамикроскопия . 207 : 112833. doi : 10.1016/j.ultramic.2019.112833. ISSN  1879-2723. PMID  31494478. S2CID  202003302.
22. Палау, Адриа Сальвадор; Бракко, Джананджело; Холст, Бодил (20 декабря 2016 г.). «Теоретическая модель гелиевого микроскопа-обскуры». Физический обзор А. 94 (6): 063624. Бибкод : 2016PhRvA..94f3624P. doi : 10.1103/PhysRevA.94.063624. hdl : 11567/865704 .
23. Бракко, Джананджело; Холст, Бодил, ред. (2013). Методы науки о поверхности. Серия Спрингера по наукам о поверхности. Том. 51. дои : 10.1007/978-3-642-34243-1. ISBN 978-3-642-34242-4. ISSN  0931-5195. S2CID  137147527.
24. Барр, М.; Фэхи, А.; Жардин, А.; Эллис, Дж.; Уорд, Д.; Макларен, Д.А.; Эллисон, В.; Дастур, ПК (1 декабря 2014 г.). «Конструкция сканирующего гелиевого микроскопа-обскуры». Ядерные приборы и методы в физических исследованиях. Раздел B: Взаимодействие пучков с материалами и атомами . 20-й Международный семинар по неупругим столкновениям ионов с поверхностью (IISC-20). 340 : 76–80. Бибкод : 2014НИМПБ.340...76Б. дои :10.1016/j.nimb.2014.06.028. ISSN  0168-583X.
25. Эдер, С.Д.; Райзингер, Т; Греве, ММ; Бракко, Дж; Холст, Б (6 июля 2012 г.). «Фокусировка пучка нейтрального гелия ниже одного микрона». Новый журнал физики . 14 (7): 073014. Бибкод : 2012NJPh...14g3014E. дои : 10.1088/1367-2630/14/7/073014 . ISSN  1367-2630. S2CID  120314620.
26. Сикора, Гэри С. (1973). Анализ асимптотического поведения свободных струй: прогноз распределения интенсивности и скорости молекулярного пучка. Университет Принстон.
27. Сальвадор Палау, Адриа; Бракко, Джананджело; Холст, Бодил (12 января 2017 г.). «Теоретическая модель гелиевого зонного микроскопа». Физический обзор А. 95 (1): 013611. Бибкод : 2017PhRvA..95a3611S. doi : 10.1103/PhysRevA.95.013611. hdl : 11567/865709 .