Сканирующая туннельная спектроскопия

Сканирующая туннельная спектроскопия (СТС) , расширение сканирующей туннельной микроскопии (СТМ), используется для получения информации о плотности электронов в образце как функции их энергии.

В сканирующей туннельной микроскопии металлический наконечник перемещают по проводящему образцу, не вступая в физический контакт. Напряжение смещения, приложенное между образцом и наконечником, позволяет току течь между ними. Это результат квантового туннелирования через барьер; в данном случае физическое расстояние между наконечником и образцом

Сканирующий туннельный микроскоп используется для получения «топографов» — топографических карт — поверхностей. Наконечник растрируется по поверхности, и (в режиме постоянного тока) между наконечником и образцом поддерживается постоянный ток за счет регулировки высоты наконечника. График высоты наконечника во всех положениях измерения представляет собой топографию. Эти топографические изображения позволяют получить информацию с атомарным разрешением о металлических и полупроводниковых поверхностях.

Однако сканирующий туннельный микроскоп не измеряет физическую высоту поверхностных элементов. Одним из таких примеров этого ограничения является атом, адсорбированный на поверхности. Изображение приведет к некоторому возмущению высоты в этой точке. Детальный анализ способа формирования изображения показывает, что передача электрического тока между зондом и образцом зависит от двух факторов: (1) геометрии образца и (2) расположения электронов в образец. Расположение электронов в образце квантовомеханически описывается «электронной плотностью». Плотность электронов является функцией как положения, так и энергии и формально описывается как локальная плотность электронных состояний, сокращенно локальная плотность состояний (LDOS), которая является функцией энергии.

Спектроскопия в самом общем смысле относится к измерению количества чего-либо как функции энергии. Для сканирующей туннельной спектроскопии сканирующий туннельный микроскоп используется для измерения количества электронов (LDOS) в зависимости от энергии электронов. Энергия электронов задается разностью электрических потенциалов (напряжением) между образцом и иглой. Местоположение задается положением наконечника.

В самом простом случае «сканирующий туннельный спектр» получается путем помещения иглы сканирующего туннельного микроскопа над определенным местом на образце. При фиксированной высоте иглы затем измеряется туннельный ток электронов как функция энергии электронов путем изменения напряжения между иглой и образцом (напряжение между иглой и образцом устанавливает энергию электронов). Изменение тока в зависимости от энергии электронов — это простейший спектр, который можно получить, его часто называют ВАХ. Как показано ниже, наклон ВАХ при каждом напряжении (часто называемый кривой dI/dV) является более фундаментальным, поскольку dI/dV соответствует плотности состояний электронов в локальном положении иглы, ЛДОС.

Введение

Сканирующая туннельная спектроскопия — это экспериментальный метод, в котором используется сканирующий туннельный микроскоп (СТМ) для исследования локальной плотности электронных состояний (LDOS) и запрещенной зоны поверхностей и материалов на поверхностях на атомном уровне. ^[1] Как правило, STS включает в себя наблюдение изменений на постоянного тока топографах со смещением зонд-образец , локальное измерение туннельного тока в зависимости от кривой смещения зонд-образец (IV), измерение туннельной проводимости , $dI/dV$ , или более одного из них. Поскольку туннельный ток в сканирующем туннельном микроскопе течет только в области диаметром ~ 5 Å, STS необычен по сравнению с другими методами поверхностной спектроскопии , которые усредняют по большей области поверхности. Истоки STS можно найти в некоторых из самых ранних работ по СТМ Герда Биннига и Генриха Рорера , в которых они наблюдали изменения во внешнем виде некоторых атомов в элементарной ячейке (7 x 7) Si(111) – (7 x зонд-образец 7) поверхность со смещением . ^[2] СТС дает возможность исследовать локальную электронную структуру металлов , полупроводников и тонких изоляторов в масштабах, недостижимых другими спектроскопическими методами. Кроме того, топографические и спектроскопические данные могут записываться одновременно.

Туннельный ток

Поскольку STS опирается на туннельные явления и измерение туннельного тока или его производной , понимание выражений для туннельного тока очень важно. Используя модифицированный метод Гамильтониана переноса Бардина, который рассматривает туннелирование как возмущение , туннельный ток ( I ) оказывается равным

I={\frac {4\pi e}{\hbar }}\int _{-\infty }^{\infty }\left[f\left(E_{F}-eV+\varepsilon \right)-f\left(E_{F}+\varepsilon \right)\right]\rho _{S}\left(E_{F}-eV+\varepsilon \right)\rho _{T}\left(E_{F}+\varepsilon \right)\left|M_{\mu \nu }\right|^{2}\,d\varepsilon \ ,

( 1 )

где $f\left(E\right)$ – функция распределения Ферми , $\rho _{s}$ и $\rho _{T}$ – плотность состояний (ПСО) в образце и зонде соответственно; $M_{\mu \nu }$ – туннельный матричный элемент между модифицированными волновыми функциями иглы и поверхностью образца. Туннельный матричный элемент,

M_{\mu \nu }=-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}\int _{\Sigma }\left(\chi _{\nu }^{*}\nabla \psi _{\mu }-\psi _{\mu }\nabla \chi _{\nu }^{*}\right)\cdot \,d{\mathbf {S} }\ ,

( 2 )

описывает понижение энергии из-за взаимодействия между двумя состояниями. Здесь $\psi$ и $\chi$ – это волновая функция образца, модифицированная потенциалом иглы, и волновая функция иглы, модифицированная потенциалом образца, соответственно. ^[3]

При низких температурах и постоянном туннелирующем матричном элементе туннельный ток уменьшается до

I\propto \int _{0}^{eV}\rho _{S}\left(E_{F}-eV+\varepsilon \right)\rho _{T}\left(E_{F}+\varepsilon \right)\,d\varepsilon \ ,

( 3 )

что представляет собой свертку DOS зонда и образца. ^[3] Обычно в экспериментах STS пытаются измерить DOS образца, но уравнение (3) показывает, что DOS зонда должна быть известна, чтобы измерение имело смысл. Уравнение (3) означает, что

{\frac {dI}{dV}}\propto \rho _{S}\left(E_{F}-eV\right)\ ,

( 4 )

при грубом предположении, что кончик DOS постоянен. В этих идеальных предположениях туннельная проводимость прямо пропорциональна DOS образца. ^[3]

Для более высоких напряжений смещения полезны предсказания простых моделей планарного туннелирования с использованием приближения Венцеля-Крамерса-Бриллюэна (WKB). В теории ВКБ прогнозируется, что туннельный ток будет

I\propto \int _{0}^{eV}\rho _{S}\left(r,E\right)\rho _{T}\left(r,E-eV\right)T\left(E,eV,r\right)\,dE\ ,

( 5 )

где $\rho _{s}$ и $\rho _{t}$ – плотность состояний (ПСО) в образце и зонде соответственно. ^[2] Вероятность туннельного перехода электронов, зависящая от энергии и смещения, T определяется выражением

T=\exp \left(-{\frac {2Z{\sqrt {2m}}}{\hbar }}{\sqrt {{\frac {\phi _{s}+\phi _{t}}{2}}+{\frac {eV}{2}}-E}}\right)\ ,

( 6 )

где $\phi _{s}$ и $\phi _{t}$ – соответствующие рабочие функции образца и зонда, $Z$ – расстояние от образца до острия. ^[2]

Наконечник часто рассматривают как одну молекулу, по существу пренебрегая другими эффектами, вызываемыми формой. Это приближение представляет собой приближение Терсоффа-Хамана, которое предполагает, что кончик представляет собой одну шарообразную молекулу определенного радиуса. Таким образом, туннельный ток становится пропорциональным локальной плотности состояний (LDOS).

Экспериментальные методы

Получение стандартных топографических изображений СТМ при различных отклонениях зонда от образца и их сравнение с экспериментальной топографической информацией, пожалуй, является наиболее простым спектроскопическим методом. Смещение зонд-образец также можно изменять построчно во время одного сканирования. Этот метод создает два чередующихся изображения с разными смещениями. Поскольку в вклад вносят только состояния между уровнями Ферми образца и острия. $I$ , этот метод — быстрый способ определить, есть ли на поверхности какие-либо интересные особенности, зависящие от смещения. Однако этим методом можно получить лишь ограниченную информацию об электронной структуре, поскольку константа $I$ топографы зависят от DOS зонда и образца, а также от вероятности туннельной передачи, которая зависит от расстояния между зондом и образцом, как описано в уравнении (5). ^[4]

Используя методы модуляции, топограф постоянного тока и пространственно разрешенный $dI/dV$ можно получить одновременно. Небольшое высокочастотное напряжение синусоидальной модуляции накладывается на постоянное смещение зонд-образец. Переменная дает составляющая туннельного тока регистрируется с помощью синхронного усилителя, а составляющая, синфазная с модуляцией смещения зонд-образец, $dI/dV$ напрямую. Амплитуда модуляции V _m должна быть меньше, чем расстояние между характерными спектральными особенностями. Уширение, вызванное амплитудой модуляции, составляет 2 эВм, и его необходимо добавить к тепловому уширению 3,2 _кБТ . ^[5] На практике частота модуляции выбирается несколько большей, чем полоса пропускания системы обратной связи СТМ. ^[4] Этот выбор предотвращает компенсацию модуляции с помощью управления с обратной связью путем изменения расстояния между зондом и образцом и минимизирует сдвиг тока смещения на 90°, сдвинутый по фазе при применяемой модуляции смещения. Такие эффекты возникают из-за емкости между острием и образцом, которая растет с увеличением частоты модуляции. ^[2]

Для получения ВАХ одновременно с топографом в контуре обратной связи по z-пьезосигналу используется схема выборки и хранения. Схема выборки и хранения фиксирует напряжение, подаваемое на пьезоэлемент z, который фиксирует расстояние между зондом и образцом в нужном месте, что позволяет проводить измерения ВАХ без реакции системы обратной связи. ^[6]^[7] Смещение зонд-образец колеблется между заданными значениями и регистрируется туннельный ток. После получения спектров смещение зонд-образец возвращается к значению сканирования, и сканирование возобновляется. С помощью этого метода можно исследовать локальную электронную структуру полупроводников в запрещенной зоне. ^[4]

Существует два способа записи ВАХ описанным выше способом. В сканирующей туннельной спектроскопии с постоянным интервалом (CS-STS) наконечник прекращает сканирование в нужном месте, чтобы получить ВАХ-кривую. Расстояние между зондом и образцом регулируется для достижения желаемого начального тока, который может отличаться от заданного значения начального тока, при заданном смещении зонд-образец. Усилитель выборки и хранения фиксирует сигнал обратной связи z-пьезоэлемента, который поддерживает постоянное расстояние между зондом и образцом, не позволяя системе обратной связи изменять смещение, приложенное к z-пьезоэлементу. ^[7] Смещение зонд-образец колеблется в пределах заданных значений и регистрируется туннельный ток. Для поиска можно использовать либо численное дифференцирование I(V), либо обнаружение синхронизации, как описано выше для методов модуляции. $dI/dV$ . Если используется обнаружение синхронизации, то во время развертки смещения к постоянному смещению зонд-образец прикладывается переменное напряжение модуляции, и регистрируется переменная составляющая тока, синфазная с напряжением модуляции.

В сканирующей туннельной спектроскопии с переменным интервалом (VS-STS) происходят те же шаги, что и в CS-STS, путем отключения обратной связи. Поскольку смещение зонд-образец проходит через указанные значения, расстояние между зондом и образцом постоянно уменьшается по мере уменьшения величины смещения. ^[6]^[8] Как правило, минимальное расстояние между зондом и образцом указывается для предотвращения столкновения зонда с поверхностью образца при смещении зонд-образец 0 В. Для определения проводимости используются методы обнаружения и модуляции синхронизации, поскольку туннельный ток также является функцией изменения расстояния между зондом и образцом. Численное дифференцирование I(V) по V будет включать влияние изменения расстояния между зондом и образцом. ^[9] Разработанный Мортенссоном и Финстра для измерения проводимости на несколько порядков, VS-STS полезен для измерения проводимости в системах с большой запрещенной зоной. Такие измерения необходимы, чтобы правильно определить края зоны и изучить разрыв состояний. ^[8]

Туннельная спектроскопия с отображением тока (CITS) - это метод STS, при котором ВАХ записывается в каждом пикселе топографа СТМ. ^[6] Для записи ВАХ можно использовать спектроскопию как с переменным, так и с постоянным интервалом. проводимость, $dI/dV$ , может быть получено путем численного дифференцирования I по V или получено с использованием обнаружения синхронизации, как описано выше. ^[10] Поскольку топографическое изображение и данные туннельной спектроскопии получаются почти одновременно, регистрация топографических и спектроскопических данных практически идеальна. С практической точки зрения количество пикселей в сканировании или области сканирования может быть уменьшено, чтобы предотвратить перемещение пьезоэлектрического элемента или теплового дрейфа исследуемого объекта или области сканирования во время сканирования. Хотя большинство данных CITS получены в масштабе времени в несколько минут, для некоторых экспериментов может потребоваться стабильность в течение более длительных периодов времени. Одним из подходов к улучшению плана эксперимента является применение методологии функционально-ориентированного сканирования (FOS). ^[11]

Интерпретация данных

По полученным ВАХ можно определить ширину запрещенной зоны образца в месте измерения ВАХ. Построив график зависимости величины I в логарифмическом масштабе от смещения зонд-образец, можно четко определить ширину запрещенной зоны. Хотя определение ширины запрещенной зоны возможно по линейному графику ВАХ, логарифмический масштаб увеличивает чувствительность. ^[9] Альтернативно, график проводимости, $dI/dV$ , в зависимости от смещения зонд-образец, V, позволяет локализовать края полосы, которые определяют ширину запрещенной зоны.

Структура в $dI/dV$ , как функция смещения зонд-образец, связана с плотностью состояний поверхности, когда смещение зонд-образец меньше работ выхода зонда и образца. Обычно приближение ВКБ для туннельного тока используется для интерпретации этих измерений при низком смещении зонд-образец относительно работы выхода зонда и образца. Производная уравнения (5) I в приближении ВКБ равна

{\frac {dI}{dV}}=\rho _{s}\left(r,eV\right)\rho _{t}\left(r,0\right)T\left(eV,eV,r\right)+\int _{0}^{eV}\rho _{s}\left(r,E\right)\rho _{t}\left(r,E-eV\right){\frac {dT\left(E,eV,r\right)}{dV}}\,dE\ ,

( 7 )

где $\rho _{s}$ – выборочная плотность состояний, $\rho _{t}$ – вершинная плотность состояний, T – вероятность туннельной передачи. ^[2] Хотя вероятность туннельной передачи T обычно неизвестна, в фиксированном месте T плавно и монотонно возрастает с увеличением смещения зонд-выборка в приближении ВКБ. Следовательно, структура в $dI/dV$ обычно присваивается особенностям плотности состояний в первом члене уравнения (7). ^[4]

Интерпретация $dI/dV$ в зависимости от положения сложнее. Пространственные вариации T проявляются при измерениях $dI/dV$ как перевернутый топографический фон. При получении в режиме постоянного тока изображения пространственного изменения $dI/dV$ содержат сверток топографической и электронной структуры. Дополнительная сложность возникает, поскольку $dI/dV=I/V$ в пределе малого смещения. Таким образом, $dI/dV$ расходится при приближении V к 0, что не позволяет исследовать локальную электронную структуру вблизи уровня Ферми. ^[4]

Поскольку как туннельный ток, уравнение (5), так и проводимость, уравнение (7), зависят от DOS иглы и вероятности туннельного перехода T, количественную информацию о DOS образца получить очень сложно. Кроме того, зависимость T от напряжения, которая обычно неизвестна, может меняться в зависимости от положения из-за локальных флуктуаций электронной структуры поверхности. ^[2] В некоторых случаях нормализация $dI/dV$ путем деления на $I/V$ может минимизировать влияние зависимости Т от напряжения и влияние расстояния между зондом и образцом. Используя приближение ВКБ, уравнения (5) и (7), получаем: ^[12]

{\frac {dI/dV}{I/V}}={\frac {\displaystyle \rho _{s}\left(r,eV\right)\rho _{t}\left(r,0\right)+\int _{0}^{eV}{\frac {\rho _{s}\left(r,E\right)\rho _{t}\left(r,E-eV\right)}{T\left(eV,eV,r\right)}}{\frac {dT\left(E,eV,r\right)}{dV}}\,dE}{\displaystyle {\frac {1}{eV}}\int _{0}^{eV}\rho _{s}\left(r,E\right)\rho _{t}\left(r,E-eV\right){\frac {T\left(E,eV,r\right)}{T\left(eV,eV,r\right)}}\,dE}}\ .

( 8 )

Фенстра и др. утверждал, что зависимости $T\left(E,eV,r\right)$ и $T\left(eV,eV,r\right)$ расстояние между зондом и образцом и смещение зонд-образец имеют тенденцию к взаимному уничтожению, поскольку они проявляются как отношения. ^[13] Эта компенсация приводит нормализованную проводимость к следующему виду:

{\frac {dI/dV}{I/V}}={\frac {d\left(\ln I\right)}{d\left(\ln V\right)}}={\frac {\rho _{s}\left(r,eV\right)\rho _{t}\left(r,0\right)+A\left(V\right)}{B\left(V\right)}}\ ,

( 9 )

где $B\left(V\right)$ нормализует T к DOS и $A\left(V\right)$ описывает влияние электрического поля в туннельном зазоре на длину распада. В предположении, что $A\left(V\right)$ и $B\left(V\right)$ медленно изменяются в зависимости от смещения зонд-образец, особенности в $\left(dI/dV\right)/\left(I/V\right)$ отражать образец DOS, $\rho _{s}$ . ^[2]

Ограничения

Хотя STS может предоставлять спектроскопическую информацию с потрясающим пространственным разрешением, существуют некоторые ограничения. СТМ и STS не обладают химической чувствительностью. Поскольку диапазон смещения зонда-образца в экспериментах по туннелированию ограничен $\pm \phi /e$ , где $\phi$ — кажущаяся высота барьера, состояния валентных электронов выборки только для СТМ и СТС. Информацию, специфичную для элемента, обычно невозможно извлечь из экспериментов СТМ и СТС, поскольку образование химической связи сильно возмущает валентные состояния. ^[4]

При конечных температурах тепловое уширение распределения электронов по энергиям из-за ферми-распределения ограничивает спектроскопическое разрешение. В $T=300\,\mathrm {K}$ , $k_{\text{B}}T\approx 0.026\,\mathrm {eV}$ , а разброс распределения энергии образца и зонда равен $2k_{\text{B}}T\approx 0.052\,\mathrm {eV}$ . Следовательно, полное отклонение энергии равно $\Delta E\approx 0.1\,\mathrm {eV}$ . ^[3] Если принять дисперсионное соотношение для простых металлов, то оно следует из соотношения неопределенностей $\Delta x\Delta k\geq 1/2$ что

\Delta E\geq {\frac {\hbar ^{2}k_{F}}{2M^{*}\Delta x}}=0.47{\frac {E_{F}-E_{0}}{rk_{F}}}\ ,

( 10 )

где $E_{F}$ – энергия Ферми , $E_{0}$ является дном валентной зоны, $k_{F}$ волновой вектор Ферми, а $r$ это боковое разрешение. Поскольку пространственное разрешение зависит от расстояния между зондом и образцом, меньшие расстояния между зондом и образцом и более высокое топографическое разрешение размывают особенности туннельных спектров. ^[3]

Несмотря на эти ограничения, СТС и СТМ дают возможность исследовать локальную электронную структуру металлов, полупроводников и тонких изоляторов в масштабах, недостижимых другими спектроскопическими методами. Кроме того, топографические и спектроскопические данные могут записываться одновременно.

Ссылки

^ К. Оура, В. Г. Лифшиц, А. А. Саранин, А. В. Зотов и М. Катаяма, Наука о поверхности: Введение , Берлин: Springer-Verlag, 2003.
^ Jump up to: ^а ^б ^с ^д ^и ^ж ^г Р. Дж. Хамерс и Д. Ф. Падовиц, «Методы туннельной спектроскопии с помощью СТМ», из книги «Сканирующая зондовая микроскопия и спектроскопия: теория, методы и приложения» , 2-е изд., Под ред. Д.А. Боннелл, Нью-Йорк: Wiley-VCH, Inc., 2001.
^ Jump up to: ^а ^б ^с ^д ^и К. Джулиан Чен, Введение в сканирующую туннельную микроскопию , Издательство Оксфордского университета, Нью-Йорк (1993).
^ Jump up to: ^а ^б ^с ^д ^и ^ж Р. Визендангер, Сканирующая зондовая микроскопия и спектроскопия: методы и приложения , Кембридж, Великобритания: Издательство Кембриджского университета, 1994.
^ Кляйн, Дж.; Леже, А.; Белин, М.; Дефурно, Д.; Сангстер, MJL (15 марта 1973 г.). «Неупругая электронно-туннельная спектроскопия переходов металл-изолятор-металл». Физический обзор B . 7 (6): 2336–2348. Бибкод : 1973PhRvB...7.2336K . дои : 10.1103/PhysRevB.7.2336 .
^ Jump up to: ^а ^б ^с Хамерс, Р.Дж.; Тромп, Р.М.; Демут, Дж. Э. (5 мая 1986 г.). «Поверхностная электронная структура Si (111)-(7×7), разрешенная в реальном пространстве». Письма о физических отзывах . 56 (18). Американское физическое общество (APS): 1972–1975. Бибкод : 1986PhRvL..56.1972H . doi : 10.1103/physrevlett.56.1972 . ISSN 0031-9007 . ПМИД 10032824 .
^ Jump up to: ^а ^б Р. К. Барретт и С. Парк, «Аспекты проектирования системы СТМ», из сборника « Сканирующая туннельная микроскопия » , под ред. У. Дж. Кайзер и Дж. А. Строшио, Сан-Диего: Academic Press, Inc., 1993.
^ Jump up to: ^а ^б Мортенссон, П.; Финстра, РМ (15 апреля 1989 г.). «Геометрическая и электронная структура сурьмы на поверхности GaAs(110), изученная методом сканирующей туннельной микроскопии». Физический обзор B . 39 (11). Американское физическое общество (APS): 7744–7753. Бибкод : 1989PhRvB..39.7744M . дои : 10.1103/physrevb.39.7744 . ISSN 0163-1829 . ПМИД 9947455 .
^ Jump up to: ^а ^б RM Feenstra и JA Stroscio, «Методы туннельной спектроскопии», из книги « Сканирующая туннельная микроскопия » , под ред. У. Дж. Кайзер и Дж. А. Строшио, Сан-Диего: Academic Press, Inc., 1993.
^ Хамерс, Р.Дж. (1989). «Поверхностная спектроскопия атомного разрешения с помощью сканирующего туннельного микроскопа». Ежегодный обзор физической химии . 40 (1). Годовые обзоры: 531–559. Бибкод : 1989ARPC...40..531H . дои : 10.1146/annurev.pc.40.100189.002531 . ISSN 0066-426X .
^ Р. В. Лапшин (2004). «Методология функционально-ориентированного сканирования для зондовой микроскопии и нанотехнологий» (PDF) . Нанотехнологии . 15 (9). Великобритания: ВГД: 1135–1151. Бибкод : 2004Nanot..15.1135L . дои : 10.1088/0957-4484/15/9/006 . ISSN 0957-4484 . S2CID 250913438 . ( русский перевод ). есть
^ Р. Дж. Хамерс, «СТМ на полупроводниках», из книги «Сканирующая туннельная микроскопия I» , серия Springer по наукам о поверхности 20, изд. Х.-Ж. Гюнтеродт и Р. Визендангер, Берлин: Springer-Verlag, 1992.
^ Финстра, РМ; Строшио, Джозеф А.; Фейн, AP (1987). «Туннельная спектроскопия поверхности Si(111)2 × 1». Поверхностная наука . 181 (1–2). Эльзевир Б.В.: 295–306. Бибкод : 1987SurSc.181..295F . дои : 10.1016/0039-6028(87)90170-1 . ISSN 0039-6028 .

Дальнейшее чтение

Терсофф, Дж.; Хаманн, Д.Р. (15 января 1985 г.). «Теория сканирующего туннельного микроскопа». Физический обзор B . 31 (2). Американское физическое общество (APS): 805–813. Бибкод : 1985PhRvB..31..805T . дои : 10.1103/physrevb.31.805 . ISSN 0163-1829 . ПМИД 9935822 .
Моргенштерн, М.; Хауде, Д.; Гудмундссон, В.; Виттневен, Хр.; Домбровский Р.; Штайнебах, Хр.; Визендангер, Р. (2000). «Низкотемпературная сканирующая туннельная спектроскопия на InAs (110)». Журнал электронной спектроскопии и связанных с ней явлений . 109 (1–2). Эльзевир Б.В.: 127–145. дои : 10.1016/s0368-2048(00)00112-2 . ISSN 0368-2048 .
Бинниг, Г.; Рорер, Х.; Гербер, Ч.; Вейбель, Э. (10 января 1983 г.). «Реконструкция 7 × 7 на Si (111), разрешенная в реальном пространстве» . Письма о физических отзывах . 50 (2). Американское физическое общество (APS): 120–123. Бибкод : 1983PhRvL..50..120B . дои : 10.1103/physrevlett.50.120 . ISSN 0031-9007 .
Бинниг, Г.; Рорер, Х.; Гербер, Ч.; Вейбель, Э. (5 июля 1982 г.). «Исследование поверхности методами сканирующей туннельной микроскопии» . Письма о физических отзывах . 49 (1). Американское физическое общество (APS): 57–61. Бибкод : 1982PhRvL..49...57B . дои : 10.1103/physrevlett.49.57 . ISSN 0031-9007 .
Бинниг, Г.; Рорер, Х.; Гербер, Ч.; Вейбель, Э. (15 января 1982 г.). «Туннелирование через управляемый вакуумный зазор» . Письма по прикладной физике . 40 (2). Издательство АИП: 178–180. Бибкод : 1982ApPhL..40..178B . дои : 10.1063/1.92999 . ISSN 0003-6951 .
Зандвлит, Гарольд Дж.В.; Ван Хауслт, А. (2009). «Сканирующая туннельная спектроскопия». Ежегодный обзор аналитической химии . 2 (1): 37–55. Бибкод : 2009ARAC....2...37Z . doi : 10.1146/annurev-anchem-060908-155213 . ПМИД 20636053 .

[Oura-1] К. Оура, В. Г. Лифшиц, А. А. Саранин, А. В. Зотов и М. Катаяма, Наука о поверхности: Введение , Берлин: Springer-Verlag, 2003.

[Hamers1-2] Jump up to: ^а ^б ^с ^д ^и ^ж ^г Р. Дж. Хамерс и Д. Ф. Падовиц, «Методы туннельной спектроскопии с помощью СТМ», из книги «Сканирующая зондовая микроскопия и спектроскопия: теория, методы и приложения» , 2-е изд., Под ред. Д.А. Боннелл, Нью-Йорк: Wiley-VCH, Inc., 2001.

[Chen-3] Jump up to: ^а ^б ^с ^д ^и К. Джулиан Чен, Введение в сканирующую туннельную микроскопию , Издательство Оксфордского университета, Нью-Йорк (1993).

[Wiesendanger-4] Jump up to: ^а ^б ^с ^д ^и ^ж Р. Визендангер, Сканирующая зондовая микроскопия и спектроскопия: методы и приложения , Кембридж, Великобритания: Издательство Кембриджского университета, 1994.

[5] Кляйн, Дж.; Леже, А.; Белин, М.; Дефурно, Д.; Сангстер, MJL (15 марта 1973 г.). «Неупругая электронно-туннельная спектроскопия переходов металл-изолятор-металл». Физический обзор B . 7 (6): 2336–2348. Бибкод : 1973PhRvB...7.2336K . дои : 10.1103/PhysRevB.7.2336 .

[Hamers3-6] Jump up to: ^а ^б ^с Хамерс, Р.Дж.; Тромп, Р.М.; Демут, Дж. Э. (5 мая 1986 г.). «Поверхностная электронная структура Si (111)-(7×7), разрешенная в реальном пространстве». Письма о физических отзывах . 56 (18). Американское физическое общество (APS): 1972–1975. Бибкод : 1986PhRvL..56.1972H . doi : 10.1103/physrevlett.56.1972 . ISSN 0031-9007 . ПМИД 10032824 .

[Barrett-7] Jump up to: ^а ^б Р. К. Барретт и С. Парк, «Аспекты проектирования системы СТМ», из сборника « Сканирующая туннельная микроскопия » , под ред. У. Дж. Кайзер и Дж. А. Строшио, Сан-Диего: Academic Press, Inc., 1993.

[Martensson-8] Jump up to: ^а ^б Мортенссон, П.; Финстра, РМ (15 апреля 1989 г.). «Геометрическая и электронная структура сурьмы на поверхности GaAs(110), изученная методом сканирующей туннельной микроскопии». Физический обзор B . 39 (11). Американское физическое общество (APS): 7744–7753. Бибкод : 1989PhRvB..39.7744M . дои : 10.1103/physrevb.39.7744 . ISSN 0163-1829 . ПМИД 9947455 .

[Feenstra1-9] Jump up to: ^а ^б RM Feenstra и JA Stroscio, «Методы туннельной спектроскопии», из книги « Сканирующая туннельная микроскопия » , под ред. У. Дж. Кайзер и Дж. А. Строшио, Сан-Диего: Academic Press, Inc., 1993.

[Hamers4-10] Хамерс, Р.Дж. (1989). «Поверхностная спектроскопия атомного разрешения с помощью сканирующего туннельного микроскопа». Ежегодный обзор физической химии . 40 (1). Годовые обзоры: 531–559. Бибкод : 1989ARPC...40..531H . дои : 10.1146/annurev.pc.40.100189.002531 . ISSN 0066-426X .

[11] Р. В. Лапшин (2004). «Методология функционально-ориентированного сканирования для зондовой микроскопии и нанотехнологий» (PDF) . Нанотехнологии . 15 (9). Великобритания: ВГД: 1135–1151. Бибкод : 2004Nanot..15.1135L . дои : 10.1088/0957-4484/15/9/006 . ISSN 0957-4484 . S2CID 250913438 . ( русский перевод ). есть

[Hamers2-12] Р. Дж. Хамерс, «СТМ на полупроводниках», из книги «Сканирующая туннельная микроскопия I» , серия Springer по наукам о поверхности 20, изд. Х.-Ж. Гюнтеродт и Р. Визендангер, Берлин: Springer-Verlag, 1992.

[Feenstra2-13] Финстра, РМ; Строшио, Джозеф А.; Фейн, AP (1987). «Туннельная спектроскопия поверхности Si(111)2 × 1». Поверхностная наука . 181 (1–2). Эльзевир Б.В.: 295–306. Бибкод : 1987SurSc.181..295F . дои : 10.1016/0039-6028(87)90170-1 . ISSN 0039-6028 .

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]

[7]

[8]

[9]

[10]

[11]

[12]

[13]