Сканирующая гелиевая микроскопия

Схема, показывающая, как работает сканирующий гелиевый микроскоп. Луч формируется путем расширения газа и коллимации 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. Затем, растрируя образец, можно сформировать изображение образца.

Сканирующий гелиевый микроскоп (SHeM) — это форма микроскопии, которая использует нейтральные атомы гелия с низкой энергией (5–100 мэВ) для получения изображения поверхности образца без повреждения образца в процессе получения изображения. Поскольку гелий инертен и нейтрален, его можно использовать для изучения деликатных и изолирующих поверхностей. Изображения формируются путем растрирования образца под атомным пучком и мониторинга потока атомов, которые рассеиваются в детекторе в каждой точке.

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

Мотивация

Микроскопы можно разделить на два общих класса: те, которые освещают образец лучом, и те, которые используют физический сканирующий зонд. Сканирующие зондовые микроскопы растрируют небольшой зонд по поверхности образца и отслеживают взаимодействие зонда с образцом. Разрешение сканирующих зондовых микроскопов задается размером области взаимодействия между зондом и образцом, которая может быть достаточно мала, чтобы обеспечить атомное разрешение. Использование физического наконечника (например, АСМ или СТМ ) имеет некоторые недостатки, включая достаточно малую область визуализации и сложность наблюдения структур с большим изменением высоты на небольшом боковом расстоянии.

Микроскопы, использующие луч, имеют фундаментальное ограничение на минимальный размер разрешаемой детали, которое задается дифракционным пределом Аббе , ${\displaystyle d_{\text{A}}}$

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

где — длина волны зондирующей волны, — показатель преломления среды, в которой распространяется волна, и волна сходится в пятно с углом полураспада . Хотя можно преодолеть дифракционный предел разрешения, используя технику ближнего поля , обычно это довольно сложно. Поскольку знаменатель приведенного выше уравнения для дифракционного предела Аббе в лучшем случае будет приблизительно равен двум, длина волны зонда является основным фактором при определении минимально разрешимой характеристики, которая обычно составляет около 1 мкм для оптической микроскопии. ${\displaystyle \lambda }$ ${\displaystyle n}$ ${\displaystyle \theta }$

Для преодоления дифракционного предела необходим зонд с меньшей длиной волны, что может быть достигнуто либо с помощью света с более высокой энергией, либо с помощью использования 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 традиционно используется в медицинских приложениях, но визуализация высокого разрешения достигается с помощью сканирующей просвечивающей рентгеновской микроскопии (STXM). Фокусируя рентгеновские лучи в маленькую точку и растрируя по образцу, можно получить очень высокое разрешение с помощью света. Малая длина волны рентгеновских лучей достигается за счет высокой энергии фотонов, что означает, что рентгеновские лучи могут вызывать радиационные повреждения. Кроме того, рентгеновские лучи слабо взаимодействуют, поэтому они будут в первую очередь взаимодействовать с основной массой образца, что затрудняет исследования поверхности.

Волны материи имеют гораздо более короткую длину волны, чем видимый свет, и поэтому могут использоваться для изучения особенностей 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 в терминах ее кинетической энергии, , и массы частицы, , определяется выражением ${\displaystyle \lambda }$ ${\displaystyle E}$ ${\displaystyle m}$

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

Следовательно, для того чтобы электронный луч мог разрешить атомную структуру, длина волны материи должна быть не менее 1 Å, и, следовательно, энергия луча должна быть > 100 эВ. ${\displaystyle \lambda }$ ${\displaystyle E}$

Поскольку электроны заряжены, ими можно манипулировать с помощью электромагнитной оптики, чтобы формировать пятна чрезвычайно малых размеров на поверхности. Из-за того, что длина волны электронного пучка мала, предел дифракции Аббе может быть сдвинут ниже атомного разрешения, и электромагнитные линзы могут использоваться для формирования очень интенсивных пятен на поверхности материала. Оптика в сканирующем электронном микроскопе обычно требует, чтобы энергия пучка превышала 1 кэВ для создания электронного пучка 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 малым, электроны будут перемещаться в объем и продолжать взаимодействовать с образцом. Просвечивающая электронная микроскопия избегает объемного взаимодействия, используя только тонкие образцы, однако обычно электронный луч, взаимодействующий с объемом, ограничивает разрешение сканирующего электронного микроскопа.

Электронный луч также может повредить материал, разрушая структуру, которую необходимо изучить, из-за высокой энергии луча. Повреждение электронным лучом может происходить посредством различных процессов, которые являются специфичными для образца. ^[1] Примерами повреждения пучком являются разрыв связей в полимере, который изменяет структуру, и повреждение от удара в металлах, которое создает вакансию в решетке, что изменяет химию поверхности. Кроме того, электронный луч заряжен, что означает, что поверхность образца должна быть проводящей, чтобы избежать артефактов накопления заряда на изображениях. Одним из методов смягчения проблемы при визуализации изолирующих поверхностей является использование экологического сканирующего электронного микроскопа (ESEM).

Поэтому, в общем, электроны часто не особенно подходят для изучения деликатных поверхностей из-за высокой энергии пучка и отсутствия исключительной поверхностной чувствительности. Вместо этого, для изучения поверхностей при низкой энергии требуется альтернативный пучок, не нарушающий структуру.

Учитывая уравнение для длины волны де Бройля выше, ту же длину волны пучка можно получить при более низких энергиях, используя пучок частиц с большей массой. Таким образом, если цель состоит в том, чтобы изучить поверхность материала с разрешением ниже того, которое может быть достигнуто с помощью оптической микроскопии, может быть целесообразно использовать атомы в качестве зонда. Хотя нейтроны могут использоваться 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 с длиной волны = 1 Å имеет энергию 20 мэВ, что примерно равно тепловой энергии. Использование частиц с большей массой, чем у электрона, означает, что можно получить пучок с длиной волны, подходящей для зондирования масштабов длины вплоть до атомного уровня с гораздо меньшей энергией. ${\displaystyle \lambda }$ ${\displaystyle E\approx }$

Тепловые пучки атомов гелия исключительно поверхностно чувствительны, что дает гелиевому рассеянию преимущество перед другими методами, такими как электронное и рентгеновское рассеяние для изучения поверхности. Для используемых энергий пучка атомы гелия будут иметь классические точки поворота на расстоянии 2–3 Å от ядер поверхностных атомов. ^[3] Точка поворота находится значительно выше ядер поверхностных атомов, что означает, что пучок будет взаимодействовать только с самыми внешними электронами.

История

Первое обсуждение получения изображения поверхности с использованием атомов было сделано Кингом и Бигасом, ^{[4] [ оригинальное исследование? ]} которые показали, что изображение поверхности можно получить, нагревая образец и наблюдая за атомами, которые испаряются с поверхности ^{[ когда? ]} . Кинг и Бигас предполагают, что возможно 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 требуется фокусирующий элемент. Ранний подход заключался в разработке атомного зеркала , ^{[8] [ необходим непервичный источник ]} что было привлекательно, поскольку фокусировка не зависела от распределения скоростей входящих атомов. Однако материальные проблемы создания подходящей поверхности, которая была бы макроскопически изогнутой и не имела дефектов в атомной шкале длины, оказались слишком сложными до сих пор. ^{[10] [11] [ необходим непервичный источник ]} Кинг и Бигас ^[4] показали, что изображение поверхности можно получить, нагревая образец и отслеживая атомы, испаряющиеся с поверхности. Кинг и Бигас предполагают, что можно было бы сформировать изображение, рассеивая атомы с поверхности, хотя прошло некоторое время, прежде чем это было продемонстрировано. ^{[ необходим непервичный источник ]}

Метастабильные атомы — это атомы, которые были возбуждены 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 непервичный источник ]} Кинетическая энергия метастабильных атомов означает, что исследуется только поверхностная электронная структура, но большой обмен энергией при девозбуждении метастабильного атома все равно будет возмущать тонкие поверхности образца.

Первые двумерные изображения нейтрального гелия были получены с использованием обычной зонной пластины Френеля ^[9] Кохом и др. ^{[14] [ необходим непервичный источник ] [ когда? ]} в установке пропускания. Гелий не будет проходить через твердый материал, поэтому большое изменение измеренного сигнала получается, когда образец помещается между источником и детектором. Максимизируя контраст и используя режим пропускания, было намного проще проверить осуществимость метода. Однако установка, использованная Кохом и др. с зонной пластиной, не давала достаточно высокого сигнала для наблюдения отраженного сигнала от поверхности в то время. Тем не менее, фокусировка, полученная с помощью зонной пластины, дает потенциал для улучшения разрешения из-за малого размера пятна луча в будущем. Исследования микроскопов нейтрального гелия, которые используют зонную пластину Френеля, являются активной областью в группе Хольста в Университете Бергена.

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

Недавние усилия ^{[ когда? ]} избегали фокусирующих элементов и вместо этого напрямую коллимировали луч с помощью точечного отверстия. Отсутствие атомной оптики означает, что ширина луча будет значительно больше, чем в электронном микроскопе . Первая опубликованная демонстрация двумерного изображения, сформированного гелием, отражающимся от поверхности, была сделана Уитхэмом и Санчесом, которые использовали точечное отверстие для формирования гелиевого пучка. ^{[15] [ необходим непервичный источник ]} Небольшое точечное отверстие помещается очень близко к образцу, и гелий, рассеянный в большой телесный угол, подается на детектор. Изображения собираются путем перемещения образца под лучом и отслеживания того, как изменяется поток рассеянного гелия.

Параллельно с работой Уитхэма и Санчеса в Кембридже совместно с группой Дастоора из Ньюкаслского университета разрабатывалась машина для проверки концепции, названная сканирующим гелиевым микроскопом (SHeM). ^{[16] [ необходим неосновной источник ]} Принятый подход заключался в упрощении предыдущих попыток, в которых использовалось атомное зеркало, с помощью точечного отверстия, но при этом все еще использовался обычный источник гелия для получения высококачественного пучка. Другие отличия от конструкции Уитхэма и Санчеса включают использование большего расстояния от образца до точечного отверстия, чтобы можно было использовать большее разнообразие образцов, и использование меньшего телесного угла сбора, чтобы можно было наблюдать более тонкий контраст. Эти изменения также уменьшили общий поток в детекторе, что означает, что требуются детекторы с более высокой эффективностью (что само по себе является активной областью исследований. ^{[17] [18] [ необходим неосновной источник ]}

Процесс формирования изображения

Изображение глаза мухи, полученное с помощью атома гелия

Дерево механизма контраста SHeM

Атомный пучок формируется посредством сверхзвукового расширения , что является стандартной техникой, используемой при рассеянии атомов гелия . Центральная линия газа выбирается скиммером для формирования атомного пучка с узким распределением скоростей. Затем газ дополнительно коллимируется точечным отверстием для формирования узкого пучка, который обычно составляет от 1 до 10 мкм. Использование фокусирующего элемента (такого как зонная пластина) позволяет достигать размеров пятна пучка менее 1 мкм, но в настоящее время все еще имеет низкую интенсивность сигнала.

Затем газ рассеивается с поверхности и собирается в детекторе. Чтобы измерить поток нейтральных атомов гелия, их сначала нужно ионизировать. Инертность гелия, делающая его мягким зондом, означает, что его трудно ионизировать, и поэтому для создания ионов обычно используется достаточно агрессивная электронная бомбардировка. Затем используется установка масс-спектрометра, чтобы выбрать только ионы гелия для обнаружения.

После сбора потока с определенной части поверхности образец перемещается под лучом для создания изображения. Получая значение рассеянного потока по сетке позиций, значения затем можно преобразовать в изображение.

Наблюдаемый контраст в гелиевых изображениях обычно доминировал за счет изменения топографии образца. Обычно, поскольку длина волны атомного пучка мала, поверхности кажутся чрезвычайно грубыми для входящего атомного пучка. Поэтому атомы диффузно рассеиваются и примерно следуют закону Кнудсена [цитата?] (атомный эквивалент закона косинуса Ламберта в оптике). Однако в последнее время работа начала видеть расхождение с диффузным рассеянием 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 имеется сложная комбинация нескольких механизмов контраста, что затрудняет разделение различных вкладов.

Комбинации изображений с разных точек зрения позволяют стереофотограмметрии создавать частичные трехмерные изображения, что особенно ценно для биологических образцов, подверженных деградации в электронных микроскопах. ^[20]

Оптимальные конфигурации

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

При проектировании сканирующего гелиевого микроскопа ученые стремятся максимизировать интенсивность луча изображения, минимизируя его ширину. Причина этого в том, что ширина луча дает разрешение микроскопа, а его интенсивность пропорциональна его отношению сигнал/шум. Из-за своей нейтральности и высокой энергии ионизации нейтральные атомы гелия трудно обнаружить. ^[22] Это делает высокоинтенсивные лучи критически важным требованием для жизнеспособного сканирующего гелиевого микроскопа.

Для того чтобы создать высокоинтенсивный луч, сканирующие гелиевые микроскопы предназначены для создания сверхзвукового расширения газа в вакууме, что ускоряет нейтральные атомы гелия до высоких скоростей. ^[23] Сканирующие гелиевые микроскопы существуют в двух различных конфигурациях: конфигурация с точечным отверстием ^[24] и конфигурация с зонной пластиной. ^[25] В конфигурации с точечным отверстием небольшое отверстие (точечное отверстие) выбирает часть сверхзвукового расширения, находящуюся далеко от его источника, которая ранее была коллимирована скиммером (по сути, еще одним небольшим точечным отверстием). Затем эта часть становится пучком изображения. В конфигурации с зонной пластиной зонная пластина Френеля фокусирует атомы, поступающие из скиммера, в небольшое фокусное пятно.

Каждая из этих конфигураций имеет различные оптимальные конструкции, поскольку они определяются различными оптическими уравнениями.

Конфигурация точечного отверстия

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

Для конфигурации пинхола ширина луча (которую мы стремимся минимизировать) в значительной степени задается геометрической оптикой . Размер луча в плоскости образца задается линиями, соединяющими края скиммера с краями пинхола. 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 пучка на половине его высоты, — геометрическая проекция пучка, — член дифракции Эйри . — ступенчатая функция Хевисайда, используемая здесь для указания того, что наличие члена дифракции зависит от значения числа Френеля. Обратите внимание, что существуют вариации этого уравнения в зависимости от того, что определяется как «ширина пучка» (подробнее см. ^[21] и ^[22] ). Из-за малой длины волны пучка гелия член дифракции 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, вытекающая из сверхзвукового расширительного сопла (принятая как константа в задаче оптимизации), - радиус отверстия, S - отношение скоростей пучка, - радиус скиммера, - радиус поверхности, выходящей из сверхзвукового расширения (точка в расширении, из которой атомы можно считать движущимися по прямой), - расстояние между соплом и скиммером, - расстояние между скиммером и отверстием. Существует несколько других версий этого уравнения, которые зависят от модели интенсивности, но все они показывают квадратичную зависимость от радиуса отверстия (чем больше отверстие, тем больше интенсивность) и обратную квадратичную зависимость от расстояния между скиммером и отверстием (чем больше разбросаны атомы, тем меньше интенсивность). ${\displaystyle I_{0}}$ ${\displaystyle r_{ph}}$ ${\displaystyle r_{S}}$ ${\displaystyle R_{F}}$ ${\displaystyle x_{S}}$ ${\displaystyle a}$

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

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

Здесь представляет собой рабочее расстояние микроскопа и является константой, которая вытекает из определения ширины пучка. Обратите внимание, что оба уравнения даны относительно расстояния между скиммером и пинхолом, a . Глобальный максимум интенсивности затем может быть получен численно путем замены этих значений в уравнении интенсивности выше. В целом, предпочтительны меньшие радиусы скиммера в сочетании с меньшими расстояниями между скиммером и пинхолом, что на практике приводит к разработке все более мелких пинхол-микроскопов. ${\displaystyle W_{D}}$ ${\displaystyle K=2{\sqrt {2\ln 2/3}}}$

Конфигурация зонной пластины

Геометрия сканирующего гелиевого микроскопа в конфигурации зонной пластинки, показывающая переменные, используемые 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 атомного пучка в небольшое фокусное пятно. Это означает, что уравнение ширины пучка 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 пластинки , а — ширина наименьшей зоны. Обратите внимание на наличие хроматических аберраций ( ). Знак аппроксимации указывает на режим, в котором расстояние между зонной пластинкой и скиммером намного больше его фокусного расстояния. ${\displaystyle M}$ ${\displaystyle \Delta r}$ ${\displaystyle \sigma _{cm}}$

Первый член в этом уравнении аналогичен геометрическому вкладу в случае пинхола: большая зонная пластина (при постоянных параметрах) соответствует большему размеру фокусного пятна. Третий член отличается от оптики конфигурации пинхола, поскольку включает квадратичную связь с размером скиммера (который отображается через зонную пластину) и линейную связь с увеличением зонной пластины, которое в то же время будет зависеть от ее радиуса. ${\displaystyle \delta }$

Уравнение для максимизации интенсивности такое же, как и в случае с отверстием 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 , которая должна быть сделана равной наименьшему достижимому значению, максимумы уравнения интенсивности относительно радиуса зонной пластины и расстояния скиммер-зонная пластина могут быть получены аналитически. Производную интенсивности относительно радиуса зонной пластины можно свести к следующему кубическому уравнению (после того, как она была установлена ​​равной 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 пучка, а — модифицированная ширина пучка, которая используется при выводе, чтобы избежать явной работы с постоянным членом Эйри: . ${\displaystyle \Gamma }$ ${\displaystyle \Phi '}$ ${\displaystyle \Phi '^{2}=\sigma _{cm}^{2}+\left({\frac {Mr_{S}}{\sqrt {3}}}\right)^{2}}$

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 программного обеспечения алгебры. Практическим следствием этого уравнения является то, что микроскопы с зонными пластинами оптимально спроектированы, когда расстояния между компонентами малы, а радиус зонной пластины также мал. Это соответствует результатам, полученным для конфигурации с точечным отверстием, и имеет своим практическим следствием конструкцию меньших сканирующих гелиевых микроскопов.

Смотрите также

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

Ссылки

1. Уильямс, Дэвид Б. (1996). Просвечивающая электронная микроскопия: учебник по материаловедению / Дэвид Б. Уильямс и К. Барри Картер . Нью-Йорк, Нью-Йорк; Лондон: Plenum. 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, Даниэль; Ридер, Карл-Хайнц (1998-12-01). "Дифракция атомного пучка на твердых поверхностях". Reports on Progress in Physics . 61 (12): 1575. Bibcode : 1998RPPh...61.1575F. doi : 10.1088/0034-4885/61/12/001. ISSN  0034-4885. S2CID  250862443.
4. King, John G.; Bigas, William R. (1969-04-19). "Molecular Scanner". Nature . 222 (5190): 261–263. Bibcode : 1969Natur.222..261K. doi : 10.1038/222261a0. S2CID  4152539.
5. Poelsema, Bene (1989). Рассеяние атомов тепловой энергии от неупорядоченных поверхностей . Берлин: Springer-Verlag. ISBN 978-0-387-50358-5.
6. Hulpke, Erika (1992). Рассеяние атомов гелия на поверхностях . Berlin: Springer-Verlag. ISBN 978-3-540-54605-4.
7. Berkhout, J.; Luiten, O.; Setija, I.; Hijmans, T.; Mizusaki, T.; Walraven, J. (1989). «Квантовое отражение: фокусировка атомов водорода вогнутым зеркалом» (PDF) . Physical Review Letters . 63 (16): 1689–1692. Bibcode :1989PhRvL..63.1689B. doi :10.1103/PhysRevLett.63.1689. PMID  10040645.
8. Holst, B.; Allison, W. (1997). "Атом-фокусирующее зеркало". Nature . 390 (6657): 244. Bibcode :1997Natur.390..244H. doi : 10.1038/36769 . S2CID  4428642.
9. Doak, R.; Grisenti, R.; Rehbein, S.; Schmahl, G.; Toennies, J.; W ll, C. (1999). "К реализации атомного микроскопа де Бройля: фокусировка атома гелия с использованием зонных пластин Френеля". Physical Review Letters . 83 (21): 4229. Bibcode : 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, характеризующихся 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). «Эллипсоидное зеркало для фокусировки нейтральных атомных и молекулярных пучков» (PDF) . Новый журнал физики . 12 (3): 033018. Бибкод : 2010NJPh...12c3018F. doi : 10.1088/1367-2630/12/3/033018 . ISSN  1367-2630. S2CID  58941708.
12. Харада, Y.; Ямамото, S.; Аоки, M.; Масуда, S.; Ичинокава, T.; Като, M.; Сакаи, Y. (1994). «Спектроскопия поверхности с высоким пространственным разрешением с использованием метастабильных атомов». Nature . 372 (6507): 657–659. Bibcode :1994Natur.372..657H. doi :10.1038/372657a0. ISSN  1476-4687. S2CID  4301218.
13. Ямамото, Сусуму; Масуда, Сигеру; Ясуфуку, Хидеюки; Уэно, Нобуо; Харада, Ёсия; Ичинокава, Такео; Като, Макото; Сакаи, Юдзи (1997-09-15). «Изучение твердых поверхностей с помощью метастабильной электронной эмиссионной микроскопии: изображения с энергетической фильтрацией и локальные электронные спектры на самом внешнем поверхностном слое оксида кремния на Si(100)». Журнал прикладной физики . 82 (6): 2954–2960. Bibcode : 1997JAP....82.2954Y. doi : 10.1063/1.366130. ISSN  0021-8979.
14. Кох, М.; Ребейн, С.; Шмаль, Г.; Рейзингер, Т.; Бракко, Г.; Эрнст, В. Э.; Хольст, Б. (2008-01-01). «Визуализация с помощью нейтральных атомов — новый микроскоп материальных волн». Журнал микроскопии . 229 (1): 1–5. doi : 10.1111/j.1365-2818.2007.01874.x . ISSN  1365-2818. PMID  18173637. S2CID  1792264.
15. Witham, Philip; Sánchez, Erik (2011-10-01). "Простой подход к микроскопии нейтральных атомов". Review of Scientific Instruments . 82 (10): 103705–103705–9. Bibcode : 2011RScI...82j3705W. doi : 10.1063/1.3650719. eISSN  1089-7623. ISSN  0034-6748. PMID  22047301. S2CID  35615416.
16. Barr, M.; Fahy, A.; Jardine, A.; Ellis, J.; Ward, D.; MacLaren, DA; Allison, W.; Dastoor, PC (2014-12-01). "Конструкция сканирующего гелиевого микроскопа с отверстием под отверстие" (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. Bibcode :2014NIMPB.340...76B. doi :10.1016/j.nimb.2014.06.028. ISSN  0168-583X.
17. Alderwick, AR; Jardine, AP; Hedgeland, H.; MacLaren, DA; Allison, W.; Ellis, J. (декабрь 2008 г.). «Моделирование и анализ соленоидальных источников ионов» (PDF) . The Review of Scientific Instruments . 79 (12): 123301–123301–9. Bibcode : 2008RScI...79l3301A. doi : 10.1063/1.3030858. ISSN  1089-7623. PMID  19123556.
18. Бергин, Мэтью (2019-04-27). Инструментарий и контрастные механизмы в сканирующей гелиевой микроскопии (диссертация). Кембриджский университет. doi :10.17863/CAM.37853 . Получено 2019-03-19 .
19. Barr, M.; Fahy, A.; Martens, J.; Jardine, AP; Ward, DJ; Ellis, J.; Allison, W.; Dastoor, PC (апрель 2016 г.). «Открытие нового контраста в сканирующем гелиевом микроскопе». Nature Communications . 7 (1): 10189. Bibcode :2016NatCo...710189B. doi :10.1038/ncomms10189. ISSN  2041-1723. PMC 4725762 . PMID  26727303. 
20. Майлз, Томас А.; Эдер, Сабрина Д.; Барр, Мэтью Г.; Фэйхи, Адам; Мартенс, Джоэл; Дастур, Пол К. (14.02.2019). «Таксономия через призму микроскопии нейтрального гелия». Scientific Reports . 9 (1). Springer Science and Business Media LLC: 2148. Bibcode :2019NatSR...9.2148M. doi :10.1038/s41598-018-36373-5. ISSN  2045-2322. PMC 6375913 . PMID  30765723. 
21. Бергин, М.; Уорд, DJ; Эллис, Дж.; Жардин, 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; Хольст, Бодил (2016-12-20). "Теоретическая модель гелиевого микроскопа-обскура". Physical Review A. 94 ( 6): 063624. Bibcode : 2016PhRvA..94f3624P. doi : 10.1103/PhysRevA.94.063624. hdl : 11567/865704 .
23. Бракко, Джананджело; Хольст, Бодил, ред. (2013). Методы изучения поверхности. Серия Springer по изучению поверхности. Том 51. Bibcode :2013sst..book.....B. doi :10.1007/978-3-642-34243-1. ISBN 978-3-642-34242-4. ISSN  0931-5195. S2CID  137147527.
24. Barr, M.; Fahy, A.; Jardine, A.; Ellis, J.; Ward, D.; MacLaren, DA; Allison, W.; Dastoor, PC (2014-12-01). "Конструкция сканирующего гелиевого микроскопа с отверстием". 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. Bibcode :2014NIMPB.340...76B. doi :10.1016/j.nimb.2014.06.028. ISSN  0168-583X.
25. Эдер, SD; Рейзингер, T; Греве, MM; Бракко, G; Хольст, B (2012-07-06). "Фокусировка нейтрального гелиевого пучка ниже одного микрона". New Journal of Physics . 14 (7): 073014. Bibcode : 2012NJPh...14g3014E. doi : 10.1088/1367-2630/14/7/073014 . ISSN  1367-2630. S2CID  120314620.
26. Сикора, Гэри С. (1973). Анализ асимптотического поведения свободных струй: прогнозирование интенсивности молекулярного пучка и распределений скоростей. Принстонский университет.
27. Сальвадор Палау, Адриа; Бракко, Джананджело; Хольст, Бодил (2017-01-12). "Теоретическая модель микроскопа с гелиевой зонной пластиной". Physical Review A. 95 ( 1): 013611. Bibcode : 2017PhRvA..95a3611S. doi : 10.1103/PhysRevA.95.013611. hdl : 11567/865709 .