Сканирующая гелиевая микроскопия - Scanning helium microscopy

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. Затем рассеянный газ обнаруживают с помощью масс-спектрометра. Путем растрирования образца можно сформировать изображение образца.

Сканирующий микроскоп гелия (Шем) является новой формой микроскопии , которая использует низкую энергию (5-100 МОВ) нейтральный гелий атомы изображения поверхности образца без какого - либо повреждения образца , вызванного процессом формирования изображения. Поскольку гелий инертен и нейтрален, его можно использовать для исследования деликатных и изолирующих поверхностей. Изображения формируются путем растрирования образца под пучком атомов и отслеживания потока атомов, которые рассеиваются в детектор в каждой точке.

Этот метод отличается от сканирующего ионно-гелиевого микроскопа, в котором используются заряженные ионы гелия, которые могут вызвать повреждение поверхности.

Мотивация

Микроскопы можно разделить на два основных класса: те, которые освещают образец лучом, и те, которые используют физический сканирующий зонд. Сканирующая зондовая микроскопия позволяет растрировать небольшой зонд по поверхности образца и отслеживать взаимодействие зонда с образцом. Разрешение сканирующих зондовых микроскопов определяется размером области взаимодействия между зондом и образцом, который может быть достаточно малым, чтобы обеспечить атомное разрешение. Использование физического наконечника (например, AFM или STM ) действительно имеет некоторые недостатки, включая достаточно небольшую область изображения и трудности при наблюдении за структурами с большим изменением высоты на небольшом поперечном расстоянии.

Микроскопы, в которых используется луч, имеют фундаментальный предел минимального разрешаемого размера элемента , который задается дифракционным пределом Аббе , ${\ displaystyle d_ {A}}$

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

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

Чтобы преодолеть дифракционный предел, необходим зонд с меньшей длиной волны, который может быть достигнут либо с использованием света с более высокой энергией, либо с помощью материальной волны.

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 приложениях, но визуализация с высоким разрешением достигается с помощью сканирующей просвечивающей рентгеновской микроскопии (STXM). Сфокусируя рентгеновские лучи на небольшой точке и растрируя по образцу, можно получить очень высокое разрешение со светом. Малая длина волны рентгеновского излучения достигается за счет высокой энергии, а это означает, что рентгеновское излучение может вызвать радиационное повреждение. Кроме того, рентгеновские лучи слабо взаимодействуют, поэтому они в первую очередь будут взаимодействовать с основной массой образца, что затрудняет исследования поверхности.

Волны материи имеют гораздо более короткую длину волны, чем видимый свет, и поэтому их можно использовать для изучения свойств 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 , , из материи волны в терминах его кинетической энергии, и массы частиц, , задается ${\ displaystyle \ lambda}$ ${\ displaystyle E}$ ${\ displaystyle m}$

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

Таким образом, чтобы электронный луч мог разрешить атомную структуру, длина волны материальной волны должна быть не менее 1 Å, и поэтому энергия луча должна быть > 100 эВ. ${\ displaystyle \ lambda}$ ${\ displaystyle E}$

Поскольку электроны заряжены, ими можно манипулировать с помощью электромагнитной оптики, чтобы формировать пятна очень маленького размера на поверхности. Из-за того, что длина волны электронного луча мала, предел дифракции Аббе может быть понижен до уровня ниже атомного разрешения, а электромагнитные линзы могут использоваться для образования очень интенсивных пятен на поверхности материала. Оптика в сканирующем электронном микроскопе обычно требует, чтобы энергия луча превышала 1 кэВ для получения электронного луча наилучшего качества.

Высокая энергия электронов приводит к тому, что электронный пучок взаимодействует не только с поверхностью материала, но и образует под поверхностью объем взаимодействия «слеза-капля». Хотя размер пятна на поверхности может быть чрезвычайно малым, электроны будут перемещаться в объем и продолжать взаимодействовать с образцом. Просвечивающая электронная микроскопия позволяет избежать объемного взаимодействия за счет использования только тонких образцов, однако обычно электронный луч, взаимодействующий с объемным материалом, ограничивает разрешение сканирующего электронного микроскопа.

Электронный луч также может повредить материал, разрушив структуру, которую необходимо изучить, из-за высокой энергии луча. Повреждение электронным пучком может происходить в результате множества различных процессов, зависящих от образца. Примеры повреждения пучком включают разрыв связей в полимере с целью изменения структуры, ударное повреждение металлов, которое создает вакансию в решетке, и изменение химического состава поверхности. Кроме того, электронный луч заряжается, а это означает, что поверхность образца должна быть проводящей, чтобы избежать артефактов 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 чувствительности поверхности. Вместо этого требуется 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 за счет использования луча большей массы. Следовательно, если бы целью было изучение поверхности материала с разрешением ниже того, которое может быть достигнуто с помощью оптической микроскопии, вместо этого может оказаться целесообразным использовать атомы в качестве зонда. Хотя нейтроны можно использовать в качестве зонда, они слабо взаимодействуют с веществом и могут изучать только объемную структуру материала. Нейтронная визуализация также требует большого 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 большей массы, чем у электронов, означает, что можно получить луч с длиной волны, подходящей для измерения длины зонда до атомного уровня с гораздо меньшей энергией. ${\ displaystyle \ lambda}$ ${\ Displaystyle E \ приблизительно}$

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 исследования поверхности. Для используемых энергий пучка атомы гелия будут иметь классические точки поворота на расстоянии 2-3 Å от ядер поверхностных атомов. Точка поворота находится значительно выше ядер поверхностных атомов, а это означает, что луч будет взаимодействовать только с самыми удаленными электронами.

История

Первое обсуждение получения изображения поверхности с помощью атомов было сделано Кингом и Бигасом. Кинг и Бигас показали, что изображение поверхности можно получить, нагревая образец и наблюдая за испаряющимися с поверхности атомами. Кинг и Бигас предполагают, что можно сформировать изображение, рассеивая атомы от поверхности, хотя это было некоторое время, прежде чем это было продемонстрировано.

Идея построения изображений с помощью атомов вместо света впоследствии широко обсуждалась в литературе. Первоначальный подход к созданию гелиевого микроскопа предполагал, что для получения пучка атомов высокой интенсивности требуется фокусирующий элемент. Первым подходом была разработка атомного зеркала , что привлекательно, поскольку фокусировка не зависит от распределения скорости входящих атомов. Однако материальные проблемы, связанные с созданием подходящей поверхности, имеющей макроскопически искривленную и свободную от дефектов в атомном масштабе длины, до сих пор оказались слишком сложными. Кинг и Бигас показали, что изображение поверхности может быть получено путем нагревания образца и наблюдения за атомами, которые испаряются с поверхности. Кинг и Бигас предполагают, что можно сформировать изображение, рассеивая атомы от поверхности, хотя это было некоторое время, прежде чем это было продемонстрировано.

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. Кинетическая энергия метастабильных атомов означает, что исследуется только электронная структура поверхности, но большой обмен энергией, когда метастабильный атом снимает возбуждение, все равно будет нарушать хрупкие поверхности образца.

Первые двумерные изображения нейтрального гелия были получены с использованием стандартной зонной пластинки Френеля Кохом и др. в настройке трансмиссии. Гелий не будет проходить через твердый материал, поэтому большое изменение измеряемого сигнала получается, когда образец помещается между источником и детектором. За счет максимального увеличения контраста и использования режима передачи было намного проще проверить выполнимость этой техники. Однако установка, использованная Koch et al. с зонной пластиной не производил достаточно высокого сигнала, чтобы наблюдать отраженный сигнал от поверхности в то время. Тем не менее, фокусировка, полученная с помощью зонной пластинки, предлагает потенциал для улучшения разрешения из-за небольшого размера пятна луча в будущем. Исследования в микроскопах с нейтральным гелием, в которых используется зонная пластина Френеля, являются активной областью в группе Холста в Университете Бергена.

Поскольку использование зонной пластинки оказалось трудным из-за низкой эффективности фокусировки, были изучены альтернативные методы формирования пучка гелия для получения изображений с атомами.

Недавние усилия позволили избежать фокусирующих элементов и вместо этого прямо коллимируют луч с точечным отверстием. Отсутствие атомной оптики означает, что луч будет значительно больше, чем в электронном микроскопе . Первая опубликованная демонстрация двумерного изображения, образованного гелием, отражающимся от поверхности, была проведена Уитхэмом и Санчесом, которые использовали точечное отверстие для формирования пучка гелия. Маленькое 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 изменения потока рассеянного гелия.

Параллельно с работой Витама и Санчеса в Кембридже в сотрудничестве с группой Дастура из Университета Ньюкасла разрабатывалась экспериментальная машина под названием сканирующий гелиевый микроскоп (SHeM). Подход, который был принят, состоял в том, чтобы упростить предыдущие попытки с использованием атомного зеркала с помощью точечного отверстия, но при этом по-прежнему использовать обычный источник гелия для получения высококачественного луча. Другие отличия от дизайна Witham и Sánchez включают использование большего расстояния от образца до микроотверстия, чтобы можно было использовать большее разнообразие образцов, и использование меньшего телесного угла сбора, чтобы можно было наблюдать более тонкий контраст. Эти изменения также снизили общий поток в детекторе, а это означает, что требуются детекторы с более высокой эффективностью (что само по себе является активной областью исследований.

Процесс формирования изображения

Изображение атома гелия глаза мухи

Дерево механизмов контраста SHeM

Атомный пучок формируется за счет сверхзвукового расширения, которое является стандартным методом, используемым при рассеянии атомов гелия . Центральная линия газа выбирается скиммером для формирования атомного пучка с узким распределением скоростей. Затем газ далее коллимируется через точечное отверстие, чтобы сформировать узкий луч, который обычно составляет от 1 до 10 мкм. Использование фокусирующего элемента (например, зонной пластины) позволяет достичь размеров пятна луча менее 1 мкм, но в настоящее время все еще имеет низкую интенсивность сигнала.

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, теперь 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.

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

Наблюдаемый контраст гелиевых изображений обычно определяется вариацией топографии образца. Обычно, поскольку длина волны атомного пучка мала, поверхности для входящего атомного пучка кажутся чрезвычайно шероховатыми. Следовательно, атомы рассеиваются диффузно и примерно следуют закону Кнудсена [цитата?] (Атомный эквивалент закона косинуса Ламберта в оптике). Однако в последнее время в работах начали обнаруживаться отклонения от диффузного рассеяния из-за таких эффектов, как дифракция и эффекты химического контраста. Однако точные механизмы формирования контраста в гелиевом микроскопе - активная область исследований. В большинстве случаев используется сложная комбинация нескольких механизмов контрастирования, что затрудняет различение различных вкладов.

Оптимальные конфигурации

Оптимальные конфигурации сканирующих гелиевых микроскопов - это геометрические конфигурации, которые максимизируют интенсивность формирующего луча в пределах заданного поперечного разрешения и при определенных технологических ограничениях .

При разработке сканирующего гелиевого микроскопа ученые стремятся максимизировать интенсивность луча изображения при минимальной его ширине. Причина этого в том, что ширина луча дает разрешение микроскопа, а его интенсивность пропорциональна отношению сигнал / шум. Из-за их нейтральности и высокой энергии ионизации нейтральные атомы гелия трудно обнаружить. Это делает пучки высокой интенсивности критически важным требованием для жизнеспособного сканирующего гелиевого микроскопа.

Чтобы генерировать пучок высокой интенсивности, сканирующие гелиевые микроскопы предназначены для создания сверхзвукового расширения газа в вакуум, которое ускоряет нейтральные атомы гелия до высоких скоростей. Сканирующие гелиевые микроскопы существуют в двух различных конфигурациях: конфигурация с точечным отверстием и конфигурация зонной пластины. В конфигурации крошечного отверстия небольшое отверстие (крошечное отверстие) выбирает участок сверхзвукового расширения вдали от его источника, который ранее был коллимирован скиммером (по сути, еще одно маленькое отверстие). Затем этот участок становится лучом изображения. В конфигурации зоны пластины Френеля зона плита фокусирует атомы , поступающие из скиммера в небольшое фокальное пятно.

Каждая из этих конфигураций имеет разные оптимальные конструкции, так как они определяются разными оптическими уравнениями.

Конфигурация точечного отверстия

Геометрия сканирующего гелиевого микроскопа в конфигурации с отверстиями, показывающая переменные, используемые в этой статье. Изображение взято из (загружено автором).

Для конфигурации с отверстиями ширина луча (которую мы стремимся минимизировать) в значительной степени определяется геометрической оптикой . Размер луча в плоскости образца задается линиями, соединяющими края скиммера с краями точечного отверстия. 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 является полушириной пучка, является геометрической проекцией пучка и является дифракционной Эйри термина. - ступенчатая функция Хевисайда, используемая здесь для обозначения того, что наличие дифракционного члена зависит от значения числа Френеля. Обратите внимание, что существуют вариации этого уравнения в зависимости от того, что определяется как «ширина луча» (для подробностей сравните и). Из-за малой длины волны гелиевого пучка 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):

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

Где - полная интенсивность, исходящая от сверхзвукового расширительного сопла (принимаемая в качестве константы в задаче оптимизации), - это радиус микроотверстия, S - отношение скоростей луча, - радиус скиммера, - радиус скиммера. поверхность выхода из сверхзвукового расширения (точка в расширении, от которой атомы можно рассматривать как движущиеся по прямой) - это расстояние между соплом и скиммером и расстояние между скиммером и отверстием. Есть несколько других версий этого уравнения, которые зависят от модели интенсивности, но все они показывают квадратичную зависимость от радиуса крошечного отверстия (чем больше точечное отверстие, тем больше интенсивность) и обратную квадратичную зависимость от расстояния между скиммером и крошечным отверстием. (чем больше разлетаются атомы, тем меньше интенсивность). ${\ displaystyle I_ {0}}$ ${\ displaystyle r_ {ph}}$ ${\ displaystyle r_ {S}}$ ${\ displaystyle R_ {F}}$ ${\ displaystyle x_ {S}}$ ${\ displaystyle a}$

Комбинируя два приведенных выше уравнения, можно получить, что для данной ширины луча 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 обозначает рабочее расстояние микроскопа и является константой, определяемой шириной луча. Обратите внимание, что оба уравнения даны относительно расстояния между скиммером и отверстием a. Затем глобальный максимум интенсивности можно получить численно, заменив эти значения в приведенном выше уравнении интенсивности. Как правило, предпочтительны меньшие радиусы скиммера в сочетании с меньшими расстояниями между скиммером и точечным отверстием, что на практике приводит к разработке все более мелких микроскопов с обскурным отверстием. ${\ displaystyle W_ {D}}$ ${\ Displaystyle К = 2 {\ sqrt {2 \ ln 2/3}}}$

Конфигурация зонной пластины

Геометрия сканирующего гелиевого микроскопа в конфигурации зонной пластины, показывающая переменные, используемые в этой статье. Изображение взято из (загружено автором).

В микроскопе с зонной пластиной используется зонная пластинка (которая действует примерно как классическая линза ) вместо точечного отверстия для фокусировки атомного луча в маленькое фокусное пятно. Это означает, что уравнение ширины луча значительно изменяется (см. Ниже).

${\ displaystyle \ Phi = K {\ sqrt {\ sigma _ {cm} ^ {2} + \ sigma _ {A} ^ {2} + \ left ({\ frac {Mr_ {S}}) {\ sqrt {3 }}} \ right) ^ {2}}} \ sim K {\ sqrt {\ left ({\ frac {r_ {ZP}} {S {\ sqrt {2}}}} \ right) ^ {2} + 0,42 \ Delta r + \ left ({\ frac {Mr_ {S}} {\ sqrt {3}}} \ right) ^ {2}}}.}$

Вот это зона пластины увеличения и ширина самой маленькой зоны. Обратите внимание на наличие хроматических аберраций ( ). Знак приближения указывает на режим, при котором расстояние между зонной пластиной и скиммером намного больше его фокусного расстояния. ${\ displaystyle M}$ ${\ displaystyle \ Delta r}$ ${\ displaystyle \ sigma _ {см}}$

Первый член в этом уравнении аналогичен геометрическому вкладу в случае крошечного отверстия: большая зонная пластина (при условии, что все параметры постоянны) соответствует большему размеру фокусного пятна. Третий член отличается от оптики с точечной конфигурацией, поскольку он включает квадратичную зависимость от размера скиммера (который отображается через зонную пластину) 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 для случая точечного отверстия с заменой . Подстановкой уравнения увеличения: ${\ displaystyle r_ {ph} \ leftrightarrow r_ {ZP}}$

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

Где - средняя длина волны де-Бройля луча. Взяв константу , которую следует сделать равной наименьшему достижимому значению, максимумы уравнения интенсивности относительно радиуса зонной пластины и расстояния между пластиной скиммера могут быть получены аналитически. Производная интенсивности по радиусу зонной пластины может быть уменьшена следующим кубическим уравнением (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 пластины по сравнению со средней длиной волны луча, и - модифицированная ширина луча, которая используется при выводе, чтобы избежать явной работы с константой термин воздушные: . ${\ displaystyle \ Gamma}$ ${\ displaystyle \ Phi '}$ ${\ displaystyle \ Phi '^ {2} = \ sigma _ {cm} ^ {2} + \ left ({\ frac {Mr_ {S}} {\ sqrt {3}}} \ right) ^ {2}}$

Это кубическое уравнение получено при ряде геометрических предположений и имеет аналитическое решение в замкнутой форме, с которым можно ознакомиться в исходной статье или получить с помощью любого современного программного обеспечения для алгебры. Практическое следствие этого уравнения состоит в том, что микроскопы с зонной пластиной оптимально спроектированы, когда расстояния между компонентами малы, и радиус зонной пластины также мал. Это согласуется с результатами, полученными для конфигурации точечных отверстий, и на практике приводит к созданию сканирующих гелиевых микроскопов меньшего размера.

Languages

In other projects