Analisis Keadaan Elektronik oleh STEM-EELS Monokrom

Pengenalan

Banyak usaha untuk meningkatkan resolusi tenaga spektroskopi kehilangan tenaga elektron (EELS) yang digabungkan dalam mikroskop elektron penghantaran (TEM) telah dibuat setakat ini. Baru-baru ini, pembangunan monokromator generasi baharu telah memungkinkan untuk mencirikan bahan dengan tenaga tinggi dan resolusi spatial dengan menggunakannya bersama-sama dengan mikroskop elektron penghantaran pengimbasan (STEM) yang diperbetulkan penyimpangan sfera. Dalam laporan ini, selepas memperkenalkan secara ringkas prestasi mikroskop elektron penghantaran (pengimbasan) yang dilengkapi dengan monokromator yang dipasang di Institut Penyelidikan Kimia Universiti Kyoto, penulis akan menunjukkan dua contoh eksperimen EELS resolusi tenaga tinggi. Satu ialah kajian plasmon permukaan setempat (LSP) yang teruja dalam nanopartikel perak (NPs) yang disokong pada kristal MgO. Ia akan ditunjukkan bahawa kebarangkalian pengujaan LSP bergantung pada trajektori probe elektron kejadian. Yang lain ialah penggunaan struktur berhampiran tepi kehilangan tenaga (ELNES) yang muncul dalam spektrum pengujaan tepi K karbon kepada kristal organik. Disebabkan oleh pengembangan kecil seumur hidup bagi keadaan awal dan akhir, struktur halus yang wujud pada molekul diperhatikan dalam ELNES tepi K karbon, yang membawa kepada digunakan untuk analisis molekul.

STEM-EELS monokromatik (JEM-ARM200F)

Rajah 1 menunjukkan rupa mikroskop elektron penghantaran monokrom (pengimbasan) (JEOL; JEM-ARM200F). Monochromator terdiri daripada penapis Wien berganda dan gegelung pesongan digabungkan antara senapang elektron jenis Schottky dan tiub pecutan [1]. Rasuk tertumpu tersebar tenaga terbentuk di bahagian bawah penapis Wien pertama, dan monokromatisasi elektron dilakukan dengan memasukkan celah pemilihan tenaga pada satah penyebaran. Penapis kedua memainkan peranan memfokuskan rasuk monokromatik ke dalam rasuk akromatik. Atas sebab ini, elektron yang dipancarkan daripada sumber elektron dan elektron yang difokuskan pada satah keluar monokromator mempunyai hubungan 1: 1. Penyerakan tenaga penapis Wien ialah 12.3 μm/eV, dan lebar tenaga elektron boleh dipilih dengan menukar lebar celah. Terdapat tujuh jenis lebar celah antara 0.1 μm dan 4 μm dalam peranti ini. Apabila memasukkan celah, resolusi tenaga yang dianggarkan daripada lebar penuh pada separuh maksimum puncak kehilangan sifar boleh dipilih daripada 30 meV hingga 250 meV. Pembetul penyimpangan sfera (CEOS; CESCOR dan CETCOR) untuk sistem kanta pencahayaan dan pengimejan dipasang dalam lajur, yang memungkinkan untuk melakukan pemerhatian STEM dan TEM resolusi spatial tinggi. Sebagai radas analisis, penapis pengimejan (Gatan; ESR Kuantum) dan spektrometer sinar-X tersebar tenaga (JEOL; JED-2300T SDD100GV) dilengkapi dengan mikroskop ini. Voltan pecutan 200 kV atau 60 kV boleh dipilih, jadi pengukuran dengan pecutan rendah juga mungkin. Rajah 2 menunjukkan puncak kehilangan sifar apabila celah pemilihan tenaga 0.1 μm dimasukkan pada voltan pecutan 200 kV. Sebagai perbandingan, spektrum yang diukur dengan pistol pelepasan medan sejuk (Cold-FEG) juga ditunjukkan. Lebar penuh pada separuh maksimum puncak ialah 33 meV, iaitu satu urutan magnitud lebih sempit daripada Cold-FEG, dan keamatan ekor puncak kehilangan sifar dalam kawasan inframerah berhampiran 1 eV atau kurang sangat berkurangan . Dengan cara ini, memandangkan kawasan spektrum yang boleh diukur telah meluas ke bahagian tenaga rendah, ia telah menjadi mungkin bukan sahaja untuk menunjukkan kuasanya dalam kajian plasmon permukaan seperti yang diterangkan di bawah tetapi juga untuk mengesan pengujaan getaran [2, 3].

Rajah 1 Rupa JEM-ARM200F dilengkapi dengan monokromator

Rajah 2 Spektrum kehilangan sifar diperoleh dengan pistol monokrom (merah) dan sejuk-FEG (biru)

Celah pemilihan tenaga 0.1 mm dimasukkan. Voltan pecutan ialah 200 kV.

Kesan substrat dielektrik pada plasmon permukaan setempat

Apabila cahaya atau elektron disinari ke NP logam, mod permukaan yang dipanggil plasmon permukaan setempat (LSP) teruja. Ini disebabkan oleh ayunan kolektif elektron valens pada permukaan, dan permukaan zarah nano disertai oleh cahaya medan hampir yang kuat. Memandangkan keadaan resonans LSP adalah sensitif kepada saiz zarah dan persekitaran sekeliling, aplikasinya kepada biosensor atau pemangkin foto telah dikaji secara meluas. Untuk menyiasat sifat fizikal LSP dengan lebih terperinci, adalah perlu untuk menganalisis NP tunggal dengan resolusi spatial yang tinggi. EELS resolusi tenaga tinggi yang digabungkan dengan STEM ialah alat yang berkuasa untuk penyelidikan tentang LSP, kerana spektrum EEL dalam kawasan inframerah berhampiran boleh diukur dengan cekap dengan resolusi spatial sub nm. Banyak kajian mengenai LSP telah dilaporkan menggunakan kaedah ini [4]. Seterusnya, penulis akan memperkenalkan kajian kesan substrat dielektrik pada LSP yang teruja dalam NP perak.
Rajah 3 menunjukkan keputusan STEM-EELS resolusi tenaga tinggi yang diukur daripada NP perak yang disokong pada substrat MgO [5]. Ciri pengukuran ini ialah kuar elektron adalah kejadian pada antara muka antara substrat dan NP secara selari, membolehkan kami menyiasat secara langsung kesan substrat pada pengujaan LSP sebagai fungsi jarak dari substrat. Data spektrum-imej (SI) diperoleh dengan resolusi tenaga 70 meV, koleksi separuh sudut 29.2 mrad dan pensampelan spatial 0.4 nm setiap piksel. Imej medan gelap anulus sudut tinggi (HAADF) dalam Rajah 3(a) menunjukkan bahawa NP perak mempunyai bentuk hampir sfera dengan diameter 14 nm. Rajah 3(b) menunjukkan spektrum yang diekstrak dari bahagian atas (ditunjukkan oleh kawasan A), sisi (B) dan jurang (C) di sekeliling NP, pada jarak 1 nm dari permukaan zarah, seperti ditunjukkan dalam Rajah 3. (a). Tenaga resonans LSP berbeza sedikit bergantung pada kedudukan kuar kejadian, dan tenaga resonans pada kedudukan atas (A) zarah dianjak sebanyak 80 meV tenaga lebih rendah daripada kedudukan sisi (B). Peta EELS menggunakan keamatan 3.40 ± 0.20 eV berhampiran tenaga resonans ditunjukkan dalam Rajah 3(c). Oleh kerana kehadiran substrat MgO, taburan pengujaan LSP yang teruja dalam NP perak sfera adalah tidak simetri; keamatan tertinggi diperhatikan pada kedudukan teratas selain daripada antara muka, manakala keamatan pada kedudukan jurang adalah sangat lemah. Anjakan puncak dan taburan keamatan asimetri sedemikian dianggap sebagai kesan substrat dielektrik pada LSP. Untuk memahami perkara ini, kami melakukan simulasi dengan penghampiran dipol diskret (DDA) untuk NP perak pada substrat MgO.

Rajah 3 Plasmon permukaan setempat teruja dalam NP perak yang disokong pada kristal MgO

(a) Imej HAADF. (b) Spektrum EEL diekstrak daripada tiga kedudukan berbeza. (c) Peta EELS menggunakan keamatan puncak resonans LSP.

Rajah 4(a) membentangkan spektrum EEL yang dikira untuk tiga trajektori elektron berbeza, seperti yang ditunjukkan dalam model (inset), yang terdiri daripada nanosfera perak dengan diameter 14 nm dan substrat MgO dengan saiz separa tak terhingga. Keputusan ini dibandingkan dengan spektrum yang dikira untuk NP perak terpencil dalam vakum, ditunjukkan oleh garis hitam. Pengiraan dilakukan menggunakan kod DDEELS [6] dan fungsi dielektrik perak yang dilaporkan oleh Palik [7]. Fungsi dielektrik MgO diandaikan sebagai nilai malar 3.13 [8]. Tenaga resonans LSP dan keamatan puncak bergantung pada trajektori elektron menghasilkan semula keputusan eksperimen Rajah 3(b). Puncak LSP NP pada substrat kelihatan pada nilai tenaga yang lebih rendah sedikit daripada NP terpencil. Anjakan merah puncak LSP ini mewakili kesan substrat. Sebaliknya, perbezaan tenaga resonans pada trajektori elektron A dan B adalah berkaitan dengan arah polarisasi mod dipol LSP yang teruja dalam NP perak. Mod dipol LSP yang mana polarisasinya berserenjang atau selari dengan substrat diuja oleh elektron yang mempunyai trajektori A dan B, masing-masing. Peralihan tenaga resonans bergantung kepada arah polarisasi LSP berkenaan dengan substrat juga telah diperhatikan dalam eksperimen menggunakan cahaya terpolarisasi linear [9]. Perlu ditekankan bahawa keputusan yang setara dengan eksperimen cahaya terkutub boleh diperolehi dengan resolusi spatial yang tinggi dengan memilih lintasan elektron dalam eksperimen STEM-EELS. Keamatan puncak LSP yang diukur pada trajektori A adalah kuat berbanding dengan NP terpencil, manakala untuk trajektori C adalah lebih lemah. Taburan keamatan ciri ini juga ketara dalam peta EELS yang ditunjukkan dalam Rajah 4(b), yang dikira daripada keamatan pada 3.40 eV. Kebarangkalian pengujaan LSP untuk NP dipertingkatkan di permukaan atas, jauh dari substrat dielektrik, dan ditindas di rantau jurang. Peta simulasi mengeluarkan semula dengan baik peta EELS eksperimen bagi Rajah 3(c).

Rajah 4 Hasil simulasi oleh DDEELS

(a) Spektrum dikira pada tiga kedudukan elektron berbeza yang ditunjukkan dalam inset dan spektrum untuk NP perak terpencil (hitam).
(b) Peta EELS yang dikira menggunakan keamatan puncak resonans LSP.

Seterusnya, sebab mengapa taburan spatial kebarangkalian pengujaan LSP menjadi tidak simetri dipertimbangkan. Dalam kod DDEELS, NP logam dianggap sebagai agregat dipol diskret. Kebarangkalian pengujaan EELS dikira dengan menjumlahkan hasil darab momen dipol P_j pada kedudukan r_j dan medan elektrik E_j^aplikasi digunakan oleh elektron tuju. Momen dipol adalah berkadar dengan medan elektrik tempatan, iaitu superposisi medan terpakai dan medan yang terhasil daripada dipol lain. Untuk anggaran pertama, oleh itu, kebarangkalian kehilangan tenaga dijangka sangat dipengaruhi oleh pengagihan medan elektrik yang digunakan bergantung pada lokasi elektron tuju. Dalam kes NP yang disokong pada substrat, bukan sahaja simetri struktur dikurangkan, tetapi juga taburan intensiti medan elektrik yang digunakan diubah suai oleh polarisasi substrat dielektrik berbanding dengan kes NP terpencil. Kesan substrat pada medan elektrik yang digunakan boleh dinilai berdasarkan model cas imej. Medan polarisasi substrat disebabkan oleh elektron tuju pada (x_e, Dan_e, z_e) boleh diterangkan oleh cas imej, q, terletak di (−x_e, Dan_e, z_e) dalam substrat apabila permukaan substrat berada pada x=0. Jumlah medan elektrik yang digunakan pada dipol adalah sama dengan jumlah medan yang dihasilkan oleh elektron dan cas imejnya q=(1−ε_MgO)e(1+ε_MgO), di mana ε_MgO ialah fungsi dielektrik MgO dan e ialah cas elektron. Sejak ε_MgO adalah lebih besar daripada 1 dalam kawasan cahaya yang boleh dilihat, q adalah positif, supaya medan polarisasi substrat bertindak untuk meningkatkan medan terpakai bagi elektron kejadian di kawasan antara elektron dan cas imejnya. Rajah 5 menunjukkan medan gunaan yang dikira, termasuk kesan substrat, untuk NP perak dengan diameter 14 nm disokong pada kristal MgO. Apabila elektron kejadian terletak di permukaan atas NP, medan elektrik yang digunakan meliputi sebahagian besar NP seperti dalam Rajah 5(a), bermakna banyak dipol teruja dalam NP, yang membawa kepada kehilangan tenaga yang tinggi. kebarangkalian. Sebaliknya, apabila elektron berada di sekitar antara muka antara NP dan substrat (Rajah 5(c)), medan yang digunakan dalam NP adalah lemah dan pengedarannya terhad kepada kawasan berhampiran antara muka. Ini disebabkan oleh pembatalan kuat medan di rantau NP oleh polarisasi substrat, kerana NP terletak dalam arah yang bertentangan dengan cas imej berkenaan dengan kedudukan elektron kejadian. Oleh itu, kebarangkalian kehilangan tenaga menjadi rendah di sekitar antara muka. Dalam kes elektron bergerak berhampiran sisi NP (Rajah 5(b)), taburan medan yang digunakan dalam NP adalah serupa dengan NP terpencil (Rajah 5(d)). Oleh itu, kesan substrat adalah lemah dan terhad kepada kawasan antara elektron kejadian dan antara muka, yang pada asasnya adalah vakum, yang membawa kepada keamatan puncak LSP yang serupa (Rajah 4(a)). Pengubahsuaian medan terpakai di atas disebabkan substrat menyebabkan taburan asimetri diperhatikan dalam peta EELS yang ditunjukkan dalam Rajah 3(c).
Kehadiran substrat dielektrik di bawah NP boleh menjejaskan taburan spatial kebarangkalian pengujaan LSP serta tenaga resonansnya. Mod dipol LSP teruja dalam NP sfera berpecah kepada dua mod sepadan dengan ayunan selari atau berserenjang dengan permukaan substrat. Mod ini boleh disiasat secara berasingan menggunakan trajektori elektron yang berbeza, memberikan hasil yang sama dengan yang diperoleh daripada analisis cahaya terpolarisasi.

Rajah 5 Taburan medan elektrik gunaan dikira oleh DDELS

(a) hingga (c) Substrat MgO disertakan. (d) NP perak terpencil.

Belut peleraian tinggi bagi filem nipis organik

Dalam pengukuran struktur hampir tepi kehilangan tenaga (ELNES) yang muncul dalam spektrum pengujaan elektron kulit dalam, resolusi tenaga dihadkan oleh jangka hayat keadaan awal dan akhir dan ketumpatan keadaan dalam jalur pengaliran serta penyebaran tenaga rasuk primer dan resolusi spektrometer. Apabila elektron cengkerang dalam teruja ke dalam jalur elektronik yang tidak berpenghuni, lubang ditinggalkan di aras teras. Jangka hayat lubang teras menentukan lebar tenaga keadaan awal, yang berkaitan dengan penjanaan ciri X-ray dan elektron Auger akibat pereputan elektron yang wujud pada tahap cetek daripada lubang teras. Lebar tenaga tahap teras yang dikira secara teori menunjukkan kecenderungan bahawa ia lebih luas pada tahap teras mempunyai tenaga mengikat yang lebih besar [10], menunjukkan bahawa ELNES tahap teras cetek mendapat manfaat daripada resolusi tenaga yang dipertingkatkan. Sebaliknya, peluasan tenaga disebabkan oleh jangka hayat keadaan akhir bergantung kepada tenaga kinetik elektron teruja. Telah ditunjukkan bahawa peluasan keadaan akhir yang dikira dengan menggunakan laluan bebas purata tak anjal bagi elektron teruja mempunyai sangat sempit berhampiran kawasan ambang, dan menjadi luas dengan peningkatan tenaga kinetik [11]. Memandangkan peluasan seumur hidup keadaan awal dan akhir, oleh itu, boleh dikatakan bahawa kesan resolusi tenaga tinggi muncul dalam struktur spektrum berhampiran tepi penyerapan teruja dari tahap teras yang agak cetek. Tambahan pula, ELNES mencerminkan ketumpatan separa keadaan jalur tidak berpenghuni, penyebaran jalur juga memberi kesan kepada perluasan spektrum. Sebenarnya, telah dilaporkan bahawa oksigen K-edge ELNES yang diukur daripada beberapa oksida logam peralihan tidak bertambah baik walaupun dengan EELS monokromatik, yang terutamanya disebabkan oleh kesan penyebaran jalur (kesan pepejal-sate) [12]. Dalam kes kristal filem nipis organik yang diterangkan di bawah, bagaimanapun, interaksi antara molekul adalah lemah dan serakan jalur adalah kecil, jadi EELS monokromatik dijangka akan memberi manfaat untuk ELNES yang muncul tepat di atas ambang karbon K-edge dengan tenaga pengikat yang agak kecil. Ciri-ciri spektrum khusus untuk molekul terkonjugasi akan muncul sebagai puncak resonans π* yang tajam.
Rajah 6(a) menunjukkan karbon K-edge ELNES yang diukur daripada kuprum-phthalocyanine (CuPc) dan kuprum-phthalocyanine berklorin (CuPcCl₁₆) filem nipis. CuPc ialah molekul satah simetri empat kali ganda di mana atom kuprum diselaraskan di tengah gelang porfirin seperti ditunjukkan dalam Rajah 6(b). CuPcCl₁₆ dihasilkan dengan menggantikan atom hidrogen periferi dengan atom klorin. CuPcCl₁₆ dikenali sebagai salah satu molekul yang paling sengit terhadap penyinaran pancaran elektron di kalangan molekul organik, dan dos elektron kritikalnya ialah kira-kira 30 C/cm², manakala sejak dos elektron kritikal CuPc adalah kira-kira 1 C/cm², seseorang harus memberi perhatian kepada kerosakan penyinaran elektron sampel. Spektrum yang ditunjukkan dalam Rajah 6(a) diukur dengan arus probe 0.05 pA dan 1 pA untuk CuPc dan CuPcCl₁₆, masing-masing. Data imej spektrum diperoleh di bawah dos elektron kritikal setiap molekul, dan kemudian maklumat spatial dipuratakan untuk meningkatkan nisbah isyarat-ke-bunyi spektrum. Struktur halus dalam kedua-dua spektrum menunjukkan perbezaan yang jelas dalam 4 eV daripada ambang; puncak (A) dan (B) muncul dalam kedua-dua spektrum, tetapi dalam ELNES CuPcCl₁₆, puncak tambahan (C) diperhatikan sekitar 287 eV. Puncak ini dikaitkan dengan peralihan 1s → π*, dan keadaan akhir mungkin orbital molekul tidak berpenghuni terendah (LUMO). Terdapat tiga atom karbon bebas dengan ikatan yang berbeza dalam setiap molekul. Seperti yang ditunjukkan dalam Rajah 3(b), ia boleh dikelaskan kepada atom C1 dan C2 yang terikat kepada atom periferi (hidrogen atau klorin) dan atom karbon, atom C3 terikat kepada tiga atom karbon, dan atom C4 terikat kepada dua nitrogen. atom dan atom karbon. Ia telah diperhatikan daripada pengukuran XPS molekul CuPc bahawa tahap 1s atom karbon ini mempunyai tenaga pengikat yang berbeza sedikit [14]. Anjakan kimia seperti aras 1s membawa kepada tenaga puncak π* yang berbeza dalam ELNES. Dalam kes molekul CuPc, tenaga pengikatan tahap 1s di tapak C1, C2 dan C3 adalah hampir sama, manakala di tapak C4 adalah besar. Ini kerana keelektronegatifan nitrogen yang terikat pada tapak C4 adalah besar, dan ketumpatan elektron valens pada tapak C4 menjadi lebih rendah daripada di tapak karbon lain, jadi tenaga tolakan Coulomb antara elektron valens dan elektron 1s berkurangan. Oleh itu, puncak (A) dalam ELNES CuPc adalah disebabkan oleh pengujaan tapak C1, C2 dan C3, manakala puncak (B) sepadan dengan tapak C4 [15]. Dalam kes CuPcCl₁₆, memandangkan keelektronegatifan klorin yang terikat pada tapak C1 dan C2 adalah lebih besar daripada nitrogen, paras 1s bagi tapak C1 dan C2 lebih stabil daripada tapak C4. Oleh itu, puncak tambahan (C) dalam ELNES CuPcCl₁₆ boleh dikaitkan dengan π*-resonans yang teruja di tapak C1 dan C2. Untuk membuat tafsiran kuantitatif ELNES ini termasuk keamatan relatif setiap puncak, adalah perlu untuk mengira spektrum dengan mengambil kira kesan lubang teras pada tapak karbon bebas. Seperti yang ditunjukkan dalam contoh di atas, peningkatan resolusi tenaga kelihatan dengan berkesan dalam struktur halus tepat di atas ambang. Walaupun pemisahan antara puncak (B) dan (C) CuPcCl₁₆ adalah sempit, 0.7 eV, ia telah diperhatikan dengan jelas. Ini menunjukkan bahawa peralihan kimia tahap kulit dalam boleh dikesan dalam ELNES. Analisis kumpulan berfungsi yang terikat pada molekul organik dijangkakan dengan mengambil kesempatan daripada ciri-ciri ELNES karbon K-edge resolusi tinggi tersebut.

Rajah 6 Karbon K-edge ELNES kuprum-phthalocyanine dan filem nipis berklorinnya (a) dan model struktur molekul (b)

Akhir sekali, hasil spektrum getaran ditunjukkan secara ringkas. Pengujaan pelbagai mod getaran diperhatikan dalam spektrum penyerapan inframerah molekul organik, tetapi kebanyakannya muncul di bawah 200 meV. Dalam kes molekul CuPc, mod getaran regangan CH cincin benzena teruja pada sekitar 380 meV. Seperti yang ditunjukkan dalam Rajah 7, puncak luas yang diberikan kepada getaran CH diperhatikan, tetapi keamatannya adalah agak lemah berbanding dengan puncak fonon optik yang diukur daripada h-BN. Walaupun spektrum ini diukur dengan dos penyinaran 0.5 C/cm2 yang lebih kecil daripada dos kritikal molekul ini, kesan penyinaran elektron mungkin tidak diabaikan. Sebenarnya, apabila spektrum diukur pada 1.25 C/cm2 sedikit di atas dos kritikal, puncak getaran CH hilang, yang menunjukkan bahawa pemisahan atom hidrogen menyumbang dengan besar pada peringkat awal kerosakan penyinaran. Ini juga disahkan daripada fakta bahawa keamatan puncak (A) dalam ELNES CuPc menurun dengan peningkatan dos penyinaran, menunjukkan perubahan keadaan ikatan tapak C1 dan C2 oleh penceraian atom hidrogen.

Rajah 7 Spektrum EEL bergetar diukur daripada filem nipis kuprum-phthalocyanine

Ringkasan

STEM-EELS monokrom ialah alat yang berkuasa untuk menyiasat sifat plasmon permukaan dan pengujaan getaran yang kelihatan dalam kawasan inframerah yang boleh dilihat dengan dekat dengan resolusi spatial yang tinggi. Ia juga ditunjukkan bahawa apabila pengukuran dos rendah digunakan pada kristal organik, ELNES karbon K-edge dengan resolusi tenaga tinggi memberikan maklumat berguna untuk analisis molekul.

Penghargaan

Kerja ini sebahagiannya disokong oleh Geran-in-Aid untuk Penyelidikan Saintifik (No.16K13625).

Rujukan

• M. Mukai, E. Okunishi, M. Ashino, K. Omoto, T. Fukuda, A. Ikeda, K. Somehara, T. Kaneyama, T. Saitoh, T. Hirayama, Y. Ikuhara, Mikroskopi , 64, 151 (2015).
• T. Miyata, M. Fukuyama, A. Hibata, E. Okunishi, M. Mukai, T. Mizoguchi, Mikroskopi 63, 377 (2014).
• OL Krivanek, TC Lovejoy, N. Dellby, T. Aoki, RW Carpenter, P. Rez, E. Soignard, J. Zhu, PE Batson, MJ Lagos, RF Egerton, PA Crozier, Alam, 514, 209 (2014).
• C. Colliex, M. Kociak, O. Stéphan, Ultramikroskopi 162, A1 (2016).
• Y. Fujiyoshi, T. Nemoto, H. Kurata, Ultramikroskopi 175, 116 (2017).
• N. Geuquet, L. Henrard, Ultramikroskopi 110, 1075 (2010).
• ED Palik, Buku Panduan Pemalar Optik Pepejal 1, Academic Press, New York, (1985).
• ED Palik, Buku Panduan Pemalar Optik Pepejal 2, Academic Press, New York, (1991).
• MW Knight, Y. Wu, JB Lassiter, P. Nordlander, NJ Halas, Nano Lett . 9, 2188 (2009).
• MO Krause, JH Oliver, J. Fizik. Kimia. Ruj. Data 8, 329 (1979).
• RF Egerton, Ultramikroskopi 107, 575 (2007).
• C. Mitterbauera, G. Kothleitnera, W. Groggera, H. Zandbergenb, B. Freitagc, P. Tiemeijerc, F. Hofer, Ultramikroskopi 96, 469 (2003).
• H. Kurata, Y. Fujiyoshi, Y. Tomisaki, T. Nemoto, M. Haruta, The 16th EMC Proc., Lyon, Perancis, 863 (2016).
• F. Evangelista, V. Carravetta, G. Stefani, B. Jansik, M. Alagia, S. Stranges, A. Ruocco, J. Chem. Fizik. 126, 124709 (2007).
• R. De Francesco, M. Stener, G. Fronzoni, J. Fizik. Kimia. A116, 2885 (2012).