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 малой, 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, использующие луч, имеют фундаментальное ограничение на минимальный размер разрешимого элемента: $d_{\text{A}}$, который определяется дифракционным пределом Аббе ,

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

где $\lambda$ – длина волны зондирующей волны, $n$ - показатель преломления среды, в которой распространяется волна и волна сходится к пятну с половиной угла $\theta$. 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.

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 $\lambda$, волны материи с точки зрения ее кинетической энергии, $E$и масса частицы, $m$, определяется

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

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

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. 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 исследование 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. Нейтронная визуализация также требует высокого потока нейтронов, который обычно может быть обеспечен только ядерным реактором или ускорителем частиц.

Пучок атомов гелия с длиной волны $\lambda$ = 1 Å имеет энергию $E\approx$ 20 мэВ, что примерно равно 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.

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. Точка поворота находится значительно выше ядер поверхностных 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. который показал, что изображение поверхности можно получить, нагрев образец и наблюдая за атомами, испаряющимися с поверхности. . Кинг и Бигас предполагают, что можно сформировать изображение, рассеивая атомы с поверхности, хотя прошло некоторое время, прежде чем это было продемонстрировано.

Идея получения изображения с помощью атомов вместо света впоследствии широко обсуждалась в литературе. Первоначальный подход к созданию гелиевого микроскопа предполагал, что для создания пучка атомов высокой интенсивности необходим фокусирующий элемент. Первым подходом была разработка атомного зеркала . что привлекательно, 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. Кинг и Райс, показали, что изображение поверхности можно получить, нагревая образец и наблюдая за атомами, испаряющимися с поверхности. Кинг и Бигас предполагают, что можно сформировать изображение, рассеивая атомы с поверхности, хотя прошло некоторое время, прежде чем это было продемонстрировано.

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. Кинетическая энергия метастабильных атомов означает, что исследуется только поверхностная электронная структура, но большой обмен энергией при снятии возбуждения метастабильного атома все равно будет возмущать деликатные поверхности образца.

Первые двумерные изображения нейтрального гелия были получены с помощью обычной зонной пластинки Френеля. Кох и др. 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 избегали фокусирующих элементов и вместо этого коллимировали 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. Небольшое 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). Подход, который был принят, заключался в том, чтобы упростить предыдущие попытки, в которых использовалось атомное зеркало, с помощью точечного отверстия, но по-прежнему использовать обычный источник гелия 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).

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 точечным отверстием, образуя 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 электронная бомбардировка. 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 положений, 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 очень шероховатыми 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. и эффекты химического контраста. 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.

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 .

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. 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, что ускоряет нейтральные атомы гелия до высоких скоростей. Сканирующие гелиевые микроскопы существуют в двух различных конфигурациях: конфигурация с точечным отверстием. и конфигурация зональной пластины. В конфигурации с точечным отверстием небольшое отверстие (обскура) выбирает участок сверхзвукового расширения далеко от его источника, который предварительно был коллимирован скиммером (по сути, еще одним небольшим 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 с (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 ( $F\ll 1$), на ширину луча также влияет дифракция Фраунгофера (см. уравнение ниже).

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

В этом уравнении $\Phi$ — полная ширина на половине максимума балки, $\delta$ - геометрическая проекция балки и $\sigma _{A}$ – член дифракции Эйри . $\theta$ — 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» (подробнее см. и ). Из-за небольшой длины волны гелиевого луча дифракционный член Фраунгофера обычно можно опустить.

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

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

Где $I_{0}$ - полная интенсивность, исходящая от сверхзвукового расширительного сопла (принимаемая как константа в задаче оптимизации), $r_{ph}$ - радиус отверстия, S - передаточное отношение луча, $r_{S}$ радиус скиммера, $R_{F}$ - радиус поверхности выхода из сверхзвукового расширения (точка расширения, из которой можно считать, что атомы движутся по прямой линии), $x_{S}$расстояние между насадкой и скиммером и $a$ расстояние между скиммером и обскурой. 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).

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

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

Здесь, $W_{D}$ представляет собой рабочее расстояние микроскопа и $K=2{\sqrt {2\ln 2/3}}$ — константа, вытекающая 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 общем, 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.

Конфигурация зональной пластины

Геометрия сканирующего гелиевого микроскопа в конфигурации зональной пластины с указанием переменных, используемых в этой статье. Изображение взято с (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).

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

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

Первый член в этом уравнении аналогичен геометрическому вкладу $\delta$ в случае точечного отверстия: большая зонная пластинка (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.

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

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

где $\lambda$ — средняя длина волны де Бройля луча. Принимая константу $\Delta r$, которое должно быть равно наименьшему достижимому значению, максимумам уравнения интенсивности относительно радиуса зональной пластины и расстояния между скиммером и зональной пластиной. $a$ можно получить аналитически. Производную интенсивности по радиусу зонной пластинки можно привести к следующему кубическому уравнению (после того, как оно было установлено равным нулю):

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

Здесь используются некоторые группировки: $\Gamma$ - константа, которая дает относительный размер наименьшей апертуры зонной пластинки по сравнению со средней длиной волны луча и $\Phi '$ — это модифицированная ширина луча, которая используется при выводе, чтобы избежать явной работы с постоянным членом Эйри: $\Phi '^{2}=\sigma _{cm}^{2}+\left({\frac {Mr_{S}}{\sqrt {3}}}\right)^{2}$.

Это кубическое уравнение получено при выполнении ряда геометрических предположений и имеет аналитическое решение в замкнутой форме, с которым можно ознакомиться в оригинальной статье. или получено с помощью любого современного программного обеспечения по алгебре. 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 точечных отверстий, и имеет практические последствия для создания сканирующих гелиевых микроскопов меньшего размера.

См. также

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