ISO 18115-1:2023 表面化学分析 — 用語集 — Part 1: 一般用語と分光法で使用される用語 | ページ 15

12.1

一次電子

電子源から抽出され、サンプルに向けられる電子

注記 1: 二次電子 (12.2) を参照。

12.2

二次電子

電子、一般に低エネルギーで、入射電子、光子、イオン、または中性粒子によって誘発された励起の結果として 表面 (3.2) から離れる

注記 1:慣例により、特に指定がない限り、エネルギー ≤ 50 eV の電子は二次電子とみなされます。表面から放出される電子のエネルギー分布を計算すると、ほとんどの電子を閉じ込めるのに有効なカットオフ エネルギーは 50 eV であることがわかります。カットオフは人為的なもので、通常は 50 eV を超えるエネルギーを持つ二次電子が存在します。通常、この規則は GDS (15.1) では適用されません。

12.3

後方散乱電子

<AES, EELS> 入射ビームから発生し、サンプルとの相互作用後に放出される電子

注記 1:慣例により、50 eV を超えるエネルギーを持つ電子は後方散乱電子と見なすことができます。

注記 2:慣例により、入射ビームはしばしば 一次ビーム (8.10) と呼ばれ、後方散乱電子はしばしば後方散乱 一次電子 (12.1) と呼ばれます。

12.4

後方散乱収量

後方散乱係数

n

<AES> 所定のエネルギーおよび 入射角で入射する電子の総数に対する、50 eV を超えるエネルギーでサンプルから放出された電子の総数の比 (8.1)

注記 1: 二次電子収量 (12.5) 、 総二次電子収量 (12.6) 、および 後方散乱補正係数 (12.53) を参照。

12.5

二次電子収量

二次電子放出係数

δ

<AES> 所定のエネルギー および入射角で入射する電子の総数に対する、50 eV 未満のエネルギーでサンプルから放出された電子の総数の比 (8.1)

12.6

総二次電子収量

σ

注記 1: 後方 散乱収量 (12.4) および二次電子収量を参照。

注記 2:総二次電子収量は、単に二次電子収量と呼ばれることがよくあります。これは、エネルギーが 50 eV 以下の 二次電子 (12.2) に限定されるその名前の用語との混乱を引き起こします。

12.7

光電効果

光子と原子、分子、固体内の結合電子との相互作用により、1 つまたは複数の光電子が生成されること

12.8

光電子放出

光電効果によって引き起こされる原子または分子からの電子の放出 (12.7)

12.9

フェルミレベル

物質に電子を 1 つ加えるのに必要な熱力学的仕事

注記 1: 真空レベル (12.10) を参照。

注記 2:絶縁体と半導体の場合、フェルミ準位は通常、価電子帯と伝導帯の間にあります。

12.10

真空レベル

空間のある点における真空の電位

グレード 1 からエントリーまで: フェルミ湖レベル (12.9) 。

注記 2:電子分光法では、 表面 (3.2) の異なる部分の異なる 仕事関数 (12.12) によって引き起こされる電場がゼロまたは極めて小さいように、空間内の点はサンプルの外側の十分に長い距離で取得されます。

12.11

標準真空レベル

フェルミ準位 (12.9) より 4,500 eV 上の電位

注記 1: 真空レベル (12.10) を参照。

注記 2: フェルミ準位は、電子の 運動エネルギー (3.35) を正確に参照できる絶対準位です。歴史的に、 AES (11.1) では、電子エネルギーはフェルミ準位を参照しておらず、代わりに機器の真空準位を参照していました。このレベルは機器によって異なり、一貫した基準レベルは提供されません。しかし、報告されている オージェ電子 (12.32) の運動エネルギーのほとんどは真空準位を参照しており、ほとんどの分析者は、このように参照されるエネルギーについて機器ごとに生じる変動をよく知っています。慣例により、標準真空レベルは、上記のように、典型的な機器の真空レベルの値に近い一貫した基準レベルとして定義されます。標準真空レベルを基準としたエネルギーは一貫しており、個々の機器の真空レベルを基準としたエネルギーの約 1 eV 以内です。

12.12

仕事関数

フェルミ準位 (12.9) と指定された 表面のすぐ外側の最大電位 (3.2) の間の電子の電位差

注記 1: 一般に、単結晶の異なる結晶面の仕事関数は互いに異なります。これらの仕事関数は、結晶表面の清浄度によっても変化します。

注記 2:多結晶表面は、露出した構成単結晶ファセットの種類とその面積に依存する平均仕事関数を示します。

12.13

光電仕事関数

光子の吸収によって導電性固体の表面から電子を解放するのに必要な最小光子エネルギー

注記 1:一般に、多結晶固体中の結晶の異なる面の 仕事関数 (12.12) は互いに異なります。固体から離れた領域には平均して電場がない場合でも、これらのファセットの表面近くには局所的な電場またはパッチ状の電場が存在します。仕事関数が最も低いファセット付近のパッチ フィールドは、光放出された電子を遅らせます。これらの電子は、適切な抽出場が適用された場合にのみ検出できます。抽出場がなければ、測定された光電仕事関数は面積平均仕事関数と等価になります。

注記 2:表面が抽出場に浸かっている場合、最小光子エネルギー、したがって測定された光電仕事関数は両方とも減少します。縮小の程度は、抽出磁界の強度とさまざまなファセットのサイズによって異なります。

注記 3:仕事関数は 光電子放出 (12.8) 実験で測定されることが多くwhere 仕事関数は光子のエネルギーから放出される最低エネルギーの電子と フェルミ準位 (12.9) に特徴的な放出電子の差を引いたものに等しいとみなされる。このような実験では、He I 紫外輝線からの光子が一般的に使用されます。測定される最低エネルギーは抽出場の存在によって異なります。多くの出版物では、スペクトル内で測定された最低エネルギーと、 分光計の分解能 (10.6) をデコンボリューションした後の最低エネルギーとの間に混乱があります。有限の エネルギー分解能 (10.24) を無視すると、仕事関数の値が誤って低くなります。

12.14

熱電子仕事関数

温度T で導体から放出される電子電流密度J を制御する固体の見かけの 仕事関数 (12.12) を記述するパラメーターであり、 − kT ln( J / AT² )ここで, k はボルツマン定数、 A リチャードソン定数です

注記 1:多結晶固体の場合、熱電子の仕事関数は、存在する微結晶の最小仕事関数に近い。

注 2:リチャードソン定数A は、 A = (4π mk ²e )/ h ³ = 1.201 73 × 10 ⁶ am ⁻² K ⁻²ここで, m と − e 質量と電荷です。 h はプランク定数です。

12.15

アインシュタインの光電方程式

この式では、単色光子によって照射された導体から放出される電子の 運動エネルギー (3.35) は 、光子エネルギーから光電子が放出される表面の 仕事関数 (12.12) を引いたもので与えられます。

12.16

結合エネルギー

電子を特定の電子準位から固体の フェルミ準位 (12.9) 、または自由原子または分子の 真空準位 (12.10) に移動させるのに費やされるエネルギー

注記 1: バインディングエネルギースケール (12.73) も参照

12.17

化学的影響

<AES, EELS, XPS> 化学結合に起因する、測定スペクトルの形状、または元素の ピーク エネルギー (12.72) の変化

12.18

化学シフト

<AES, EELS, XPS> 原子の化学環境の変化に起因する ピークエネルギーの変化 (12.72)

12.19

複数の分割

<AES> オージェ過程 (12.30) によって生成された原子空孔の相互作用によって引き起こされる、 オージェ電子 (12.32 ) 線の 2 つ以上の成分への分割。

12.20

複数の分割

交換分割

<XPS> 光電子 放出 (12.8) によって生成された不対電子と原子内の他の不対電子との相互作用によって引き起こされる光電子線の分裂

12.21

固有の線形

自然なライン形状

すべての機器寄与を除去した後のスペクトル特徴の <AES, UPS, XPS> 線形 (3.27)

注記 1:背景は、状況に応じて、対象の線形から削除できる場合と削除できない場合があります。固有の線形状を決定する手順は複雑になる可能性があるため、明確に記述する必要があります。

注記 2: AES (11.1) では、 非弾性散乱 (4.2) 、 二次電子 (12.2) 、 or 後方散乱電子 (12.3) によるバックグラウンドが除去される場合があります。 非弾性バックグラウンド (12.46) および Sickafus バックグラウンド (12.87) を参照してください。

注記 3: XPS (11.6) では、他の 光電子放出 (12.8) プロセスおよびサンプル内の非弾性散乱プロセスによるバックグラウンドが除去される場合があります。非弾性バックグラウンドを参照してください。

12.22

固有線幅

自然な線幅

<AES, UPS, XPS> バックグラウンドおよび励起光源の寄与を含むすべての機器項を除去した後の特定の遷移のスペクトル特徴の半値強度の全幅

注記 1: 測定された線幅は、サンプルと機器の 分解能関数 (10.2) の広がりの影響による 固有の線形状 (12.21) の畳み込みである測定された 線形状 (3.27) から決定されます [例: X の線幅] - XPS (11.6) の線源と、 AES (11.1) と XPS の両方の分光計 エネルギー分解能 (10.24) 。

12.23

化学状態

<AES, EELS, UPS, XPS> 分子、化合物、固体、液体、または気体内の隣接する原子との化学的相互作用によって生じ、電子分光法で観察可能な特有のエネルギーまたは特徴をもたらす原子の状態。

注記 1: 観察された特徴の例としては、サテライトピーク、 ピークエネルギー (12.72) 位置のシフト、 線形の変化 (3.27) 、およびより低い 運動エネルギー (3.35 ) での 特有の電子エネルギー損失 (12.40) スペクトルの変化が挙げられる。光電子または オージェ電子 (12.32) のピークよりも高くなります。

注記 2:化学状態の完全な記述は、信号を提供する原子の中心の電子状態と電子配置の完全なセット、および電子的および物理的構造 (電荷分布、原子の密度を含む) によって示されます。電子状態、および電子配置)、この原子に局所的なもの。

注記 3: 選択された原子の化学状態は、近くの原子、最も重要なのはその最近接原子との相互作用 (例えば、化学結合の象徴性や共有価) によって決定されます。それは、化合物内の原子の酸化数、配位（主にその立体構造と配位数）、および最初に最近接した原子、2 番目に最近隣の位置における元素の種類の違いによって決まります。 、 等々。これらはすべて、選択した原子の実効的な電荷とスピン状態に影響します。

注記 4: 化学種 (3.5) の異なるまたは区別可能な一連の化学特性 (異なる化学状態) は、特定の化学種に局在する、電荷分布や電子配置を含む異なる価電子帯電子構造の結果として発生する可能性があります。 。 XPS (11.6) では、化学状態という用語は主に、測定された結合エネルギー、オージェ電子運動エネルギー、およびさまざまな化合物中の特定の元素のさまざまな酸化状態による オージェ パラメータ (12.80) を特徴付けるために使用されます。たとえば、Cr III の酸化状態などです。 _Cr2O3および Cr(OH) _3。 AES (11.1) では、化学状態という用語は、さまざまな化学環境にある元素の原子のオージェ電子 スペクトル (12.70) の形状を特徴付けるためによく使用されます。たとえば、グラファイトやさまざまな原子の炭素オージェ電子スペクトルの形状です。炭化物。さまざまな環境における化学種の化学的性質の違いは、対応するオージェまたは光電子スペクトルのそれぞれのピーク エネルギー、衛星構造、 線形 (3.27) 、または エネルギー損失 (4.3) の特徴に違いをもたらす可能性があります。

注5: 分子内の原子の量子論では、分子または結晶内の原子を実空間の有界領域、つまり開いた量子系として定義しますが、原子には波動関数がありません。それらはシステム全体に対してのみ存在します。したがって、原子には状態指定はなく、システム全体に対してのみ存在します。物理学が提供するのは、束縛された原子に対して、測定可能かどうかにかかわらず、すべての観測値の期待値です。この意味で、原子の状態は、原子の正味の電荷とエネルギー、および電荷とエネルギーの変化が観察される (オージェまたは光電子など) スペクトルにどのように反映されるかによって、システム全体内で定義されます。

12.24

表面コアレベルシフト

コアレベル光電子分光法で観察される、バルク原子と比較して 表面 (3.2) または表面近傍の原子の配位の低下によって生じるエネルギー シフト。

注記 1:表面コアのレベルシフトは、単結晶およびナノ粒子でよく観察され、露出した結晶表面に依存します。シフトは、バルク固体のバンド構造に応じて、結合エネルギーを低くしたり高くしたりすることができ、最外層の原子層では、シフトは 0.4 eV にもなる可能性があります。 XPS では、表面法線または表面法線に近い 放射角度 (8.5) で光電子が検出される場合、サンプリング深さは一般に多くの原子層になります。したがって、最外原子層のシフトは、ほぼ斜視の放射角で最も明確に見られます。表面から 2 番目と 3 番目の原子層では、別々のエネルギー シフトが検出できます。

12.25

インターフェイスコアレベルのシフト

コアレベル光電子分光法で観察される、結合の変化および/または 2 つの材料間の 界面 (3.1) 付近のバルク位置からの原子の移動によって生じるエネルギー シフト。

注記 1: 表面コアレベルのシフト (12.24) を参照。

12.26

光イオン化断面積

エネルギー的にアクセス可能なすべてのサブシェルから 1 つまたは複数の光電子を生成するために材料と相互作用する特定のエネルギーの入射光子の総 イオン化断面積 (4.26)

注記 1: イオン化断面積 (4.26) および サブシェル光イオン化断面積 (12.27) を参照。

12.27

サブシェル光イオン化断面積

材料と相互作用して特定のサブシェルから 1 つ以上の光電子を生成する 入射光子の断面 (4.7)

注記 1: 光イオン化断面積 (12.26) を参照。

注記 2: 1 つのサブシェルからの光イオン化は、他のシェルからの電子の シェイクアップ (12.51) or シェイクオフ (12.52) を引き起こす可能性があります。

12.28

非対称パラメータ

β

注記 1:この公式は気体に関連しており、固体に適用される場合は 弾性散乱 (4.1) の効果によって修正されます。 マジックアングル (12.29) では、 L ( γ ) = 1 になります。

12.29

マジックアングル

<XPS> 分光計の入射軸が試料 表面での X 線の方向に対して 54.7° となる角度 (3.2)

注記 1:マジックアングルでは、非偏光 X 線が照射された原子から放出される光電子の角度分布について単純な双極子理論を使用すると、単位立体角あたりの強度は、散乱が等方性であれば、 が得られます。

午後12時30分

オージェ法

電子放出による、内部電子殻に空孔を持つ原子 の緩和 (3.57)

注記 1: オージェ脱励起 (3.72) 、 オージェ電子 (12.32) 、および オージェ遷移 (12.33) を参照。

注記 2: 放出された電子は、オージェ転移によって定義される特有のエネルギーを持っています。

12.31

オージェ電子収量

特定の内殻に空孔を持つ原子が オージェ過程によって緩和する確率 (12.30)

12.32

オージェ電子

オージェ過程で原子から放出される電子 (12.30)

注記 1: オージェ湖の遷移 (12.33) 。

注記 2:オージェ電子は物質を通過する際、 非弾性散乱 (4.2) によってエネルギーを失う可能性があります。したがって、測定されたオージェ電子スペクトルは、一般に、より低い運動エネルギーに及ぶ強度を持つ非弾性散乱オージェ電子のバックグラウンド、および他のプロセスから生じるバックグラウンドに重ねられた非散乱オージェ電子のピーク構造で構成されます。

注記 3:オージェ電子は物質中を通過する際、 弾性散乱 (4.1) によって伝播方向を変えることができます。

12.33

オージェ遷移

指定された電子シェルまたはサブシェルを含む オージェ プロセス (12.30)

注記 1:オージェプロセスに関与する 3 つのシェルは、3 つの文字で指定されます。最初の文字は初期空孔を含むシェルを示し、最後の 2 文字はオージェ過程によって残された電子空孔を含むシェル (KLL または LMN など) を示します。価電子が関与する場合、文字 V が使用されます (LMV または KVV など)関係する特定のサブシェルがわかっている場合は、これを示すこともできます (例: KL ₁ L ₂ )ここで, 既知の結合項を追加して、最終的な原子状態を示すこともできます (例: L ₃ M _4,5 M _4,5 ; ¹ D)

注記 2:より複雑なオージェ過程 (複数の初期イオン化や追加の電子励起など) は、初期 状態と最終状態 (3.56) をハイフンで区切ることで指定できます (例: LL-VV, または K-VVV)

注記 3:オージェ過程に初期空孔と同じ主殻 (例: L ₁ L ₂ M) からの電子が関与する場合、それは コスター・クローニッヒ転移 (12.36) と呼ばれます。すべての電子が同じ主殻 (たとえば M ₁ M ₂ M ₃ ) からのものである場合、そのプロセスはスーパー コスター・クローニッヒ遷移 (12.37) と呼ばれます。

12.34

オージェ遷移率

オージェ過程 (12.30) の確率を時間で割った商

12.35

原子間オージェ過程

最終的な電子空孔の少なくとも 1 つが、最初の空孔が発生した原子に隣接する原子の価数準位または分子軌道に局在する オージェ転移 (12.33)

12.36

コスター・クローニッヒ移行

初期空孔と同じ主殻からの電子を含む オージェ過程 (12.30)

注記 1: オージェ遷移 (12.33) および スーパー コスター・クローニヒ遷移 (12.37) を参照。

12.37

スーパー・コスターとクローニッヒの移行

<AES, XPS> コスター・クローニッヒ遷移 (12.36) 放出された電子は初期空孔と同じ主殻からのものです。

注記 1: オージェ湖の遷移 (12.33) 。

12.38

オージェ空孔衛星

追加の 観客ホール (3.63 ) が遷移 の 初期状態 (3.54) または 最終状態 (3.56) に存在するオージェ遷移 (12.33)

12.39

非弾性散乱断面積

<AES, EELS, XPS> 材料を通過する電子による 非弾性散乱 (4.2) の 断面 (4.7)

12.40

特有の電子エネルギー損失

材料の特性によって決定される不均一な 電子エネルギー損失スペクトル (12.71) を 生成する固体内の電子の 非弾性散乱 (4.2)

注記 1:レイク プラズモン (12.47) および 表面プラズモン (12.48) 。

注記 2:最も可能性の高い特性損失は、価電子の励起によって生じます。一部の固体 (非遷移金属など) では、非弾性散乱はプラズモン励起によって支配されます。他の固体の場合、非弾性散乱はプラズモン励起と単一の価電子励起の組み合わせに起因する可能性があり、これらの励起は区別できない場合があります。非弾性散乱は、エネルギー的に可能な場合には、コアレベルの電子の励起によっても発生する可能性があります。

注記 3:特性エネルギー損失は、エネルギー損失範囲 0 eV ～ 100 eV で最も顕著です。

注記 4:特徴的な電子エネルギー損失ピークは、スペクトル内の他のピークと関連して観察されることが多い [例: オージェ電子 (12.32) ピーク、光電子ピーク、 一次電子 (12.1) の 弾性散乱 (4.1) から生じるピーク]

12.41

電子の非弾性平均自由行程

与えられたエネルギーを持つ電子が連続する非弾性衝突の間に移動する平均距離

注記 1: 減衰長 (4.30) を参照。

12.42

弾性ピーク

準弾性ピーク

電子スペクトルのピーク。 電子分光計によって検出される準弾性散乱電子によって生成されます (12.58)

注記 1:弾性ピーク電子分光法、 EPES (11.4) 、 非弾性散乱 (4.2) 、 反跳効果 (12.44) 、および反射電子エネルギー損失分光法 (REELS) (11.3) を参照。

注記 2:原子によって散乱されるすべての電子は質量中心系で弾性散乱する可能性がありますが、実験室系では通常 1 eV 未満の エネルギー損失 (4.3) が観察されることがあります。これらの損失は一般に、一次電子ビーム内の電子の測定されたエネルギー幅よりも大幅に小さくなります。歴史的に、そしてより一般的には、散乱は「弾性」と呼ばれてきました。ただし、現在では、散乱時に発生するエネルギーの小さな変化が重要な場合に、準弾性という用語がよく使用されます。

注記 3:準弾性ピークのエネルギーとエネルギー広がりは、散乱原子の反動、一次 (入射) 電子のエネルギー分布、散乱幾何学、受容幾何学、および 応答関数 の影響を受ける。電子分光計の （7.13） 。弾性ピークの強度は、電子 微分弾性散乱断面積 (4.9) と、特定の一次電子 ビーム エネルギー (8.33) および次のような所定の散乱幾何学における非弾性電子散乱の総 断面積 (4.7) に依存します。表面励起の確率。

12.43

表面励起パラメータ

9月

<AES, EPES, REELS, XPS> 指数関数的減衰における特性パラメーター。材料表面を 1 回横断する際の 表面 (3.2) の存在から生じるピークの強度と、横断後に予想されるピークの強度の比を表します。同じ量の材料ですが、表面がない場合

注記 1: SEP が表面励起のみから発生し、複数の表面励起がポアソン確率過程によって支配されると仮定すると、 n 回の表面励起が発生する確率は ( S ⁿ / n !)[exp( − S )]ここで, S SEP です。 SEP は、単一表面横断中の表面励起の平均数として解釈でき、その単一表面横断中に表面励起が発生しない確率は exp(− S ) で与えられます。

注記 2: SEP の値は実験の形状に依存し、 EPES (11.4) と REELS (11.3) における入射電子と出射電子の寄与は異なる場合があります。 SEP は、REELS, EPES, AES (11.1) 、 XPS (11.6) 、および同様のタイプの分光法で観察される強度を減少させます。

注記 3: 表面励起により、 準弾性ピーク (12.42) の強度が減少します。 REELS と EPES では重要です。

12.44

反動効果

<EPES> 準弾性電子散乱による散乱体原子の動きの変化によって生じる効果

注記 1: 原子の反跳による散乱電子ビームの 準弾性ピーク (12.42) のエネルギーシフトとエネルギー広がりは、散乱体原子の質量、 一次電子 (12.1) のエネルギー、および 散乱角 (8.4) 。さらに、原子の反動によるエネルギーの広がりはサンプルの温度に依存します。多成分材料の EPES (11.4) の準弾性ピークには、各成分からの寄与が含まれています。反跳効果は、原子番号の低い散乱原子を使用して高 エネルギー分解能 (10.24) で取得された電子スペクトルで最も簡単に観察できます。水素はそのリコイルシフトによって直接検出できます。

12.45

有効減衰長

<AES, XPS> パラメーター。 非弾性平均自由行程 (12.41) の代わりに 、弾性散乱 (4.1) の効果が特定の条件に対して無視できるという前提で AES (11.1) および XPS (11.6) に対して導出された式に導入されます。定量的適用、弾性散乱効果の式を修正

注記 1: 減衰長 (4.30) を参照 。

注記 2:実効減衰長は、AES と XPS のさまざまな定量的アプリケーションに対して異なる値を持つことができます。ただし、有効減衰長の最も一般的な使用法は、膜の堆積後の上層および基板のオージェ電子または光電子信号強度の変化の測定から上層膜の厚さを決定すること、または 放射角 (8.5°) の関数として使用することです。 ） 。最大約 60° (表面法線に対して) の放射角度の場合、多くの場合、このパラメーターの単一の値を使用するだけで十分です。放射角度が大きい場合、実効減衰長はこの角度に依存する可能性があります。有効減衰長は、コアシェルナノ粒子のシェルの厚さを決定する方程式や定量分析（弾性散乱による AES および XPS 信号強度の変化を説明するため）にも使用されています。

注記 3: この用語にはさまざまな用途があるため、ユーザーは特定のアプリケーションとそのアプリケーションのパラメータの定義を明確に指定することをお勧めします (たとえば、式を指定するか、特定のソースへの参照を提供することによって)ある用途のために開発された有効減衰長は、その使用法が検証されていない限り、別の用途に使用すべきではありません。

12.46

非弾性の背景

元々は 1 つのエネルギーであったが、1 つ以上の 非弾性散乱 (4.2) プロセスによりより低いエネルギーで放出された粒子のスペクトルの強度分布

注1: ​​非弾性電子散乱バックグラウンド減算 (12.85) 、 シャーリーバックグラウンド (12.86) 、 シカフスバックグラウンド (12.87) 、および トゥーガードバックグラウンド (12.88) を参照。

注記 2: AES (11.1) および XPS (11.6) の場合、特定の オージェ電子 (12.32) または光電子ピークに関連する非弾性バックグラウンドは、入射電子の測定された 電子エネルギー損失スペクトル (12.71) によって近似されています。エネルギーはピークのエネルギーに近いです。 Tougaardの背景も使用されています。より単純ですが、精度が低く、非弾性の背景関数は、シャーリー背景関数です。単純な線形バックグラウンドも使用されていますが、絶縁体の XPS 分析を除いて、これらははるかに精度が低くなります。

12.47

プラズモン

バルクプラズモン

ボリュームプラズモン

集団振動が発生する固体内の価電子帯電子の励起

注記 1: 特性電子エネルギー損失 (12.40) を参照。

注記 2: プラズモン励起は、弾性散乱 一次電子 (12.1)、 光電子ピーク、 オージェ電子 (12.32) ピーク、イオン化などのスペクトル内の他のピークに関連する特徴的な エネルギー損失 (4.3) ピークとして観察されることがよくあります。角。

注記 3:プラズモンは、一部の材料では顕著ですが、他の材料では顕著ではありません。

注記 4: 2 種類のプラズモンが一般に観察される。1 つは 表面から離れた物質に関連するバルクプラズモン (3.2) 、もう 1 つは表面の物質に関連する 表面プラズモン (12.48) である。プラズモンという用語が修飾語なしで使用される場合、その用語はバルク プラズモンを指します。場合によっては、界面に関連する 界面 (3.1) プラズモンが観察されることがあります。バルク プラズモン エネルギーは材料の電子構造に依存し、価電子帯密度の平方根にほぼ比例します。表面プラズモン エネルギーは通常、バルク プラズモン エネルギーの 50 % ～ 90 % です。

12.48

表面プラズモン

固体または液体内の伝導帯または価電子帯電子の励起。 表面 (3.2) での材料の終端に関連し、そこで集団振動が生成されます。

注記 1: 特性電子エネルギー損失 (12.40) および プラズモン (12.47) を参照。

注記 2:プラズモン励起は、弾性散乱一次電子 (12.1) 、光電子ピーク、 オージェ電子 (12.32) ピークなど、スペクトル内の他のピークまたは構造に関連する特徴的な エネルギー損失 (4.3) ピークとして観察されることがよくあります。 、およびイオン化エッジ。表面プラズモンは多くの光学測定にとって重要です。

注記 3:プラズモンは、一部の材料では顕著ですが、他の材料では顕著ではありません。

注4: 2種類のプラズモンが一般に観察される。1つは表面または界面から離れた物質に関連するバルク プラズモン(12.47) (単にプラズモンと呼ばれることが多い) (3.1) 、もう1つは表面または界面に関連する表面プラズモンである。バルクプラズモンエネルギーは材料の電子構造に依存し、一般に価電子帯電子の密度の平方根にほぼ比例します。表面 (つまり、材料と真空の界面) の表面プラズモン エネルギーは、多くの場合、平面のバルク プラズモン エネルギーの約 (1/√2) です。バルク プラズモン エネルギーと表面プラズモン エネルギーの実際の比率は、材料の電子構造によって異なります。 2 つの材料間の界面の場合、表面プラズモン エネルギーは各材料の電子的特性に依存します。自由電子のような金属上の薄い酸化膜の場合、酸化物の存在により、金属の表面プラズモン エネルギーは、きれいな金属表面の値と比較して減少します。

12.49

外部プラズモン

電子が凝縮媒体中を移動するときに励起される プラズモン (12.47)

注記 1: 固有プラズモン (12.50) を参照。

注記 2:電子によって励起される外来プラズモンの数を表す確率は、通過する経路長に依存し、均質なサンプルの オージェ電子分光法 (11.1) および X 線光電子分光法 (11.6) の典型的な用途では、次のようになります。パラメータs / λここで, s は経路長、 λは 非弾性平均自由経路 (12.41) です。

12.50

固有プラズモン

光電子または オージェ電子の励起と同じ局所に関連付けられたコアレベルの光電子またはオージェ電子 (12.32) の励起と同時に励起される プラズモン (12.47)

注記 1: 外部プラズモン (12.49) を参照。

注記 2: 観察された固有プラズモンの数の母集団は、励起された複数のプラズモンの数の関数としてポアソン分布に従います。

注記 3:固有プラズモンは、突然生成されたコア ホール (3.61) の結果として励起されます。通常、コアホールは静止した位置にあり、寿命は有限であると想定されます。外部励起と内部励起の間で干渉が発生する可能性があります。

12.51

振る

<AES, XPS> 光イオン化または オージェ電子 (12.32) プロセスの後に原子 が励起状態 (3.53) に残され、出射される電子の特性 運動エネルギー (3.35) がそれよりわずかに小さくなる多重電子プロセス。親光電子の

グレード 1 からエントリーまで: シェークオフ (12.52) を参照。

注記 2:シェイクアップ ピークは通常、親ピークの 10 eV 以内に観察されます。ただし、バックグラウンドが低いガスのwhere 、シェイクアップ ピークは親ピークの運動エネルギーよりも最大 100 eV 低い運動エネルギーで確認されています。

12.52

振り払う

<AES, XPS> 2 つ以上の電子が放出され、過剰な 運動エネルギーが電子間で分配される多重電子プロセス (3.35)

グレード 1 からエントリーまで: シェイクアップ (12.51) を参照。

注記 2: シェイクアップは、親ピークよりも低い運動エネルギーでピーク構造をもたらしますが、シェイクオフは、電子スペクトルの親ピークよりも低い運動エネルギーでも連続バックグラウンド強度をもたらします。

12.53

後方散乱補正係数

<AES> 係数は 、一次電子 (12.1) と 後方散乱電子 (12.3) の両方によるサンプル内のイオン化から生じる総オージェ電子電流と、一次電子から直接生じるオージェ電子電流の比に等しい。

注記 1: 後方散乱分数 (12.54) を参照。

注記 2: AES の文献には「後方散乱係数」への言及が数多く含まれていますが、この用語の使用は曖昧です。一部の論文や書籍では、後方散乱係数は後方散乱補正係数と同じですが、他の論文や書籍では、後方散乱係数は後方散乱率として識別されます。実際には、後方散乱補正係数 (多くの場合R で示される) は 1 に後方散乱分数 (多くの場合r で示される) を加えたものに等しいため、このあいまいな使用法が一般に誤解を引き起こすことはありません。誤解を避けるために、後方散乱係数という用語の使用は推奨されません。

注記 3:単純な理論では、後方散乱補正係数の評価は、オージェ電子放出の 情報深度 (4.37) 内では、一次電子ビームの強度、エネルギー、または方向が変化しないという仮定に基づいて行うことができます。この仮定は、一次エネルギーが関連する オージェ遷移 (12.33) または一次電子の 入射角の増加 (8.1) の コアレベルのイオン化エネルギーに近づくにつれて、徐々に役に立たなくなります。このような場合には、より高度な電子輸送理論を使用する必要があります。たとえば、一次電子エネルギーがコアレベルのイオン化エネルギーの 2 倍未満の場合、サンプルから放出されるオージェ電子電流の合計は、変更されていない 一次ビーム (8.10) のみについて計算された値よりも小さくなる可能性があります。ビームが変更されていないと仮定すると、測定された後方散乱補正係数は 1 未満になり、後方散乱の割合は負になります。このような場合、一次電子または後方散乱電子として個別に分類することは、徐々に役に立たなくなります。

12.54

後方散乱率

<AES> 後方 散乱電子による試料内のイオン化から生じるオージェ電子流 (12.3) と 一次電子から直接生じるオージェ電子流 (12.1) の比。

注記 1: 後方散乱補正係数 (12.53) を参照。

注記 2: AES (11.1) の文献には「後方散乱係数」への言及が数多く含まれていますが、この用語の使用は曖昧です。一部の論文や書籍では、後方散乱係数は後方散乱補正係数と同じですが、他の論文や書籍では、後方散乱係数は後方散乱率として識別されます。実際には、後方散乱補正係数 (多くの場合R で示される) は 1 に後方散乱分数 (多くの場合r で示される) を加えたものに等しいため、このあいまいな使用法が一般に誤解を引き起こすことはありません。誤解を避けるために、後方散乱係数という用語の使用は推奨されません。

注記 3:単純な理論では、後方散乱率の評価は、オージェ電子放出の 情報深度 (4.37) 内では、一次電子ビームの強度、エネルギー、または方向が変化しないという仮定に基づいて行うことができます。この仮定は、一次エネルギーが関連する オージェ遷移 (12.33) または一次電子の 入射角の増加 (8.1) の コアレベルのイオン化エネルギーに近づくにつれて、徐々に役に立たなくなります。このような場合には、より高度な電子輸送理論を使用する必要があります。たとえば、一次電子エネルギーがコアレベルのイオン化エネルギーの 2 倍未満の場合、サンプルから放出されるオージェ電子電流の合計は、変更されていない 一次ビーム (8.10) のみについて計算された値よりも小さくなる可能性があります。ビームが変更されていないと仮定すると、測定された後方散乱補正係数は 1 未満になり、後方散乱の割合は負になります。このような場合、一次電子または後方散乱電子として個別に分類することは、徐々に役に立たなくなります。

12.55

微分電子弾性反射係数

<EPES> 入射電子の数に対する、所定の 散乱角 (8.4) で固体 表面 (3.2) から準弾性的に後方散乱した電子の数の立体角ごとの比。

注1:​​電子の微分弾性反射係数は、固体の表面層の原子組成、電子の異なる原子の 微分弾性散乱断面積(4.9) 、対応する 非弾性平均自由行程( 12.41) 、入射電子のエネルギーと散乱幾何学について。

12.56

制限効果

表面 (3.2) または 界面 (3.1) 付近の凝縮物中を移動する電子のバルク励起の確率の変化。表面または界面の存在によって生じる。

12.57

制動放射線

<XPS> 物質内での入射電子の減速により物質から放出される光子放射線

注記 1:制動放射は、入射電子のエネルギーまで連続的なスペクトル分布を持ちます。

注記 2: XPS (11.6) では、Al または Mg 陽極を備えた従来の X 線源からの制動放射により、連続的な光電子バックグラウンドが生じます。この放射線は内殻を光イオン化することもありますが、Al Kα または Mg Kα の特性 X 線ではエネルギー的に不可能です。その結果、 オージェ電子 (12.32) の 特徴が負の 結合エネルギー スケール (12.73) の 値で現れる可能性があり、さらに、他のオージェ電子の特徴の強度が、内殻空孔のみによって生成された場合よりも大きくなる可能性があります。 特性 X 線 (3.66) 。制動放射励起オージェ電子の特徴は 、化学状態 (12.23) を識別するために必要なさまざまな オージェ パラメーター (12.80) を決定するのに役立ちます。

12.58

電子分光計

装置、その重要な部分は 電子エネルギー分析装置 (12.59)

注記 1: 電子分光計という用語は、電子エネルギー分析装置の同義語として、または電子エネルギー分析装置と追加の電子光学コンポーネントに基づくより複雑な機器を説明するために使用できます。場合によっては、この用語は、エネルギー分析装置、電子光学コンポーネント、電子検出器、励起源、真空ポンプ、制御電子機器、およびデータ処理システムを備えた完全な動作システムを表すために使用されます。コンテキスト。

12.59

電子エネルギー分析装置

電子の数、またはその数に比例する強度を電子の 運動エネルギーの関数として測定するための装置 (3.35)

注記 1:海 電子分光計 (12.58) 。

12.60

過電圧

U

<AES> 原子の特定のシェルまたはサブシェルの電子 ビーム エネルギー (8.33) と 結合エネルギー (12.16) の比

注記 1:過電位値は通常 2 ～ 200 の範囲にあります。

12.61

変調

<AES, 微分スペクトル> 分光計 の通過エネルギー (12.63) に追加される、または微分スペクトルの表示を生成するためにサンプルに適用される 周期波形 (12.69)

注記 1: 変調の振幅は、ピーク・ツー・ピークのボルトではなく、分光計の関連する幾何学的な要素を含めて、ピーク・ツー・ピークの電子ボルトとして与えられる必要があります。周波数と波形形状も指定する必要があります。

12.62

電子遅延

＜AES, XPS＞ 電子エネルギー分析装置（12.59） の前または内部で放出された電子を遅延させて 運動エネルギー（3.35） 分布を測定する方法

12.63

エネルギーを渡す

<AES, ISS, XPS> エネルギー分析装置のエネルギー分散部で検出された粒子の平均 運動エネルギー (3.35)

12.64

定数 E モード

定アナライザーエネルギーモード

CAEモード

固定アナライザー送信モード

FATモード

電子リターデーション (12.62 ) を変化させるが、分析装置のエネルギー分散部分の 通過エネルギー (12.63) を一定に保つ 電子エネルギー分析装置 (12.59) の動作モード。

注 1:このモードは、スペクトル全体にわたって高く一定の エネルギー分解能 (10.24) を維持するために 、XPS (11.6) でよく使用されます。この場合、分析器の透過率は通常、分析される電子の 運動エネルギー (3.35) が増加するにつれて低下します。

12.65

定数 E / E モード

遅相率一定モード

CRRモード

固定遅相比モード

FRRモード

電子エネルギー分析器 (12.59) の動作モード。分析器のエネルギー分散部分の 通過エネルギー (12.63) が 、運動エネルギー (3.35 ) を基準とした元の真空準位 (12.10) の一定の割合になるように、リターディング電位を変化させる。

注記 1:このモードは 、エネルギー分解能 (10.24 ) を犠牲にして、高エネルギー放出電子 の信号対雑音比 (3.23) を 改善するために 、AES (11.1) でよく使用されます。この場合、許容されるエネルギー幅が増加した結果として、分析器の透過率は通常、分析される電子の運動エネルギーの増加に伴って増加します。

12.66

光電子X線衛星のピーク

アノード材料の X 線スペクトルに関連する特徴的な小さな X 線線によって誘発される光電子 放出 (12.8) から生じるスペクトル内の光電子ピーク

12.67

X線ゴーストライン

<XPS> スペクトル内の線 (12.8) X 線陽極内またはその上の不純物、X 線窓、またはサンプル中に存在する特定の元素からの X 線光子によって誘発される光電子放出 (12.8)

注記 1:ゴーストラインは通常、Mg および Al コーティングを施したデュアルアノード X 線源で発生しますwhere 線源を使用すると、Al X 線の一部が発生し、その逆も同様です。その他の一般的なゴースト ラインは、コーティングが酸化する際の酸素 X 線や、コーティング基板からの銅の X 線で現れます。

12.68

直接スペクトル

<AES および XPS> エネルギーの関数として、分散エネルギー分析装置を備えた分光計によって透過および検出される電子の強度E

注記 1:分散要素を持たない減速場エネルギー分析器では、直接スペクトルは、減速エネルギーに関する収集された電流の一次微分から取得できます。

注記 2: 慣例により、 XPS (11.6) の直接スペクトルは、スペクトルが真のスペクトルに近似する定数Δ E モード (12.64) で表されることがよくありますが、 AES (11.1) では、スペクトルは多くの場合、定数Δ E/E モード (12.65) 。スペクトルは真のスペクトルのE 倍に近似します。

12.69

差分スペクトル

<AES, XPS> アナログ電極 変調 (12.61) 法またはそのスペクトルの数値微分による、エネルギーE に関する 直接スペクトル ( 12.68) の微分。

注記 1:変調振幅 (eV) またはポイント数と微分関数のタイプを指定する必要があります。

12.70

オージェ電子スペクトル

電子の運動エネルギー (3.35) の関数としての オージェ電子 (12.32) の強度のプロット。通常は検出された電子のエネルギー分布の一部として

注記 1:入射電子によって励起されると、検出される電子のエネルギー分布 (多くの場合 0 eV から 2 500 eV の間で測定されます) には、オージェ電子、後方散乱(一次) 電子 (12.3) および 二次電子 (12.2) が含まれます。分布全体はオージェ電子スペクトルと呼ばれることもあります。

注記 2:オージェ電子スペクトルは 、直接スペクトル (12.68) 形式or 微分スペクトル (12.69) 形式のいずれかで表すことができます。

12.71

電子エネルギー損失スペクトル

サンプルとの非弾性相互作用の後に名目上単一エネルギー源から放出される電子のエネルギースペクトル。特定の非弾性損失プロセスによるピークを示すことが多い

注記 1: 特性電子エネルギー損失 (12.40) および プラズモン (12.47) を参照。

注記 2: AES (11.1) or XPS (11.6) のピークとほぼ同じエネルギーの入射電子ビームを使用して得られたスペクトルは、そのピークに関連するエネルギー損失スペクトルに近似します。

注記 3: 入射電子ビームで測定される電子エネルギー損失スペクトルは、 ビームのエネルギー (8.33) 、ビームの 入射角 (8.1) 、 放射角 (8.5) 、 およびサンプルの電子的特性。

12.72

ピークエネルギー

<AES, EELS, ISS, UPS, XPS> 直接スペクトル (12.68) の強度最大値、または差分 スペクトル (12.69 ) の強度最小値 (つまり負の偏位) に対応するエネルギー値

注記 1:エネルギー値は、重複するピークのグループのピーク包絡線、または ピーク合成 (3.30) によって得られる構成ピークの位置に関連する可能性があります。

注記 2: AES (11.1) の差分スペクトルについては、 変調 (12.61) 、または微分振幅を指定する必要があります。

注記 3: AES の差分スペクトルのピークエネルギーは、直接スペクトルのピークエネルギーよりも 運動エネルギー (3.35) が高くなります。

12.73

結合エネルギースケール

XPS (11.6) でデータを表示するために使用される電子エネルギー軸。

注記 1:結合エネルギースケール上の ピークエネルギー (12.72) は 、最終状態 (3.56) の 効果 や エネルギー参照 (12.74) の不確実性のため、結合エネルギー (12.16) と 必ずしも同一ではありません。

注記 2: フェルミ準位基準 (12.75) 、 偶発的炭素基準 (12.77) 、 内部炭素基準 (12.78) 、 金装飾 (12.79) および 真空準位基準 (12.76) も参照。

12.74

エネルギー参照

<AES, XPS> 表面電荷のないサンプルに対応するように測定エネルギーを補正するために、サンプルの 帯電電位 (8.44) を決定する方法。

注記 1:エネルギー参照は、しばしば 、偶発的炭素参照 (12.77) 、 内部炭素参照 (12.78) または 金の装飾 (12.79) を使用して行われます。

注記 2: サンプルの不均一性や入射 放射線束 (8.18) の不均一な強度などにより、サンプル内の異なる領域または異なる深さで異なる帯電電位が発生する可能性があります。

12.75

フェルミ準位リファレンス

<XPS, UPS> サンプルの XPS (11.6) or UPS (11.8) の分析によって決定される フェルミ準位 (12.9) に対応する 運動エネルギー (3.35) を割り当てることにより、特定のサンプルの結合エネルギー スケール (12.73) を 確立します。結合エネルギーがゼロの点としてのスペクトル

注記 1: 真空レベル参照 (12.76) を参照。

12.76

真空レベル基準

<AES, XPS> ゼロ点が真空準位で静止している電子に対応する 運動エネルギー (3.35) スケールを確立する方法 (12.10)

注記 1: フェルミ準位参照 (12.75) を 参照してください。

12.77

偶発的な炭素参照

<XPS> サンプル上の吸着炭化水素から生じる実験的に決定された C 1s ピーク エネルギー (12.72) と指定されたエネルギー値との比較から、特定の サンプルの帯電電位 (8.44) を決定します。

注記 1: エネルギー基準 (12.74) 、 フェルミ準位基準 (12.75) および 内部炭素基準 (12.78) を参照。

注記 2:公称値 285.0 eV は 、結合エネルギースケール (12.73) 上の関連する C 1s ピークのピークエネルギーとしてよく使用されますが、一部の分析者は 284.6 eV ～ 285.2 eV の範囲の特定の値を好みます。 eV, 基板の性質によって異なります。吸着された炭化水素の真のピークエネルギーが不明であるため、この方法では真の帯電電位は決定されません。

注記 3:異なる サンプルの帯電 (8.42) 電位は、 例えばサンプルの不均一性や入射放射線 束 (8.18) の不均一な強度に起因して、 表面 (3.2) の異なる領域、または異なる深さで発生する可能性があります。 ） 。

12.78

内部カーボン参照

<XPS> 特定のサンプルの 帯電電位 (8.44) を、サンプル内の特定の炭素グループから生じる実験的に決定された C 1s ピーク エネルギー (12.72) と、その炭素グループの指定されたエネルギー値との比較から決定する方法。

注記 1: エネルギー参照 (12.74) 、 偶発的炭素参照 (12.77) および フェルミ準位参照 (12.75) を参照。

注記 2:サンプル内の炭化水素基は、この目的によく使用されます。

12.79

金の装飾

<XPS> 法では、絶縁体上に接続されていない島として堆積された非常に少量の金が エネルギー参照に使用されます (12.74)

注記 1: 偶発的炭素参照 (12.77) および 内部炭素参照 (12.78) を参照。

注記 2:金は、蒸発によって、またはコロイド金堆積物を生成する溶液に 表面 (3.2) を浸漬することによって堆積させることができる。

注記 3: Au 4f _7/2ピークの 結合エネルギースケール (12.73) の 位置は、多くの場合 84.0 eV と見なされますが、導電性基板上に堆積された金のこの結合エネルギーの測定値は、平均的な金アイランドによって異なります。直径。

12.80

オージェパラメータ

<XPS> スペクトル内の狭い オージェ電子 (12.32) ピークの 運動エネルギー (3.35) から、同じ元素の最も強い光電子ピークの運動エネルギーを引いたもの

注記 1:初期状態の オージェ パラメータ (12.81) および 修正されたオージェ パラメータ (12.82) を参照してください。

注記 2:オージェパラメータの値は X 線のエネルギーに依存するため、X 線のエネルギーを指定するものとする。

注記 3:オージェ パラメータは、 最終状態 (3.56) オージェ パラメータと呼ばれることもあります。

注4:オージェパラメータは、荷電により 結合エネルギースケール(12.73) 測定 に不確実性が生じるサンプル、または結合エネルギーシフトが化学状態を識別するのに不十分であるサンプルの化学状態(12.23)を分離するのに役立ちます。

注5: オージェ ・パラメータは 、同様 の 化学シフト ( 12.18) 。

12.81

初期状態のオージェパラメータ

<XPS> βここで, β = 3 E _B + E _K 、 where E _B とE _K はそれぞれ、光電子ピークの 結合エネルギー スケール (12.73) の位置と、 運動エネルギー (3.35) を参照したフェルミ準位 (12.9) です。 ) オージェ電子 (12.32) ピークの、それぞれが同じ元素の同じ初期コア準位を含む

注記 1: オージェ パラメータ (12.80) および 修正されたオージェ パラメータ (12.82) を参照してください。

注2:初期状態のオージェパラメータは 、オージェ転移(12.33)が 同様の結合エネルギーシフトを持つ核準位間にある場合、2つの環境間の結合エネルギーの変化に対する原子核ポテンシャルの寄与の変化を評価するのに有用である。

注記 3:このパラメータは、同じく記号βが与えられる 非対称パラメータ (12.28) とは関係がありません。

12.82

修正されたオージェパラメータ

<XPS> スペクトル 内の狭い オージェ電子 (12.32) ピークの 運動エネルギー (3.35) を参照したフェルミ準位 (12.9) と、同じ元素からの最も強い光電子ピークの結合エネルギー スケール (12.73) の位置の合計

注記 1: オージェパラメータ (12.80) および 初期状態のオージェパラメータ (12.81) を参照。

注記 2: 修正されたオージェパラメータは、オージェパラメータと測定された光電子ピークの原因となる X 線のエネルギーの合計です。オージェパラメータとは異なり、X 線のエネルギーに依存しません。

12.83

化学状態プロット

ワグナープロット

鋭い オージェ電子 (12.32) ピークの測定された 運動エネルギー (3.35) と同じ元素の光電子 ピークの結合エネルギー スケール (12.73) 位置の <XPS> プロット

注記 1:プロットは通常、異なる 化学状態で存在する可能性がある特定の元素に対して作成されます (12.23) 。このようなプロットは、結合エネルギーの測定だけwhere 不十分な未知のサンプルの状態を定義するのに役立ちます。

注記 2:結合エネルギーは通常、横軸にプロットされ、値は右に向かって減少します。

12.84

光電子X線衛星サブトラクション

スペクトルからの 光電子 X 線衛星ピーク (12.66) の除去

注記 1:単色化されていない Al および Mg X 線の場合、通常除去されるサテライトは Kα _3,4および Kα _5,6です。より高度な減算法では、Kα ₂ 、Kα'、および Kβ サテライトも除去されます。

12.85

非弾性電子散乱バックグラウンド減算

<AES, XPS> 測定されたスペクトルから選択した 非弾性散乱 (4.2) バックグラウンドを減算するプロセス

注記 1: 非弾性背景 (12.46) 、 シャーリー背景 (12.86) 、および トゥーガード背景 (12.88) を参照。

注記 2: AES (11.1) および XPS (11.6) の場合、特定の オージェ電子 (12.32) または光電子ピークに関連する非弾性バックグラウンドは、入射電子の測定された 電子エネルギー損失スペクトル (12.71) によって近似されています。エネルギーはピークのエネルギーに近いです。 Tougaardの背景も使用されています。より単純ですが、精度が低く、非弾性の背景関数は、シャーリー背景関数です。単純な線形バックグラウンドも使用されていますが、絶縁体の XPS 分析を除いて、これらははるかに精度が低くなります。

12.86

シャーリーの背景

<AES, XPS> バックグラウンドは、特定の運動エネルギーにおけるバックグラウンドの寄与が総 ピーク 面積に対して一定の割合となるように、対象のピークより高い 運動エネルギーおよび低い運動エネルギー (3.35) の点で測定されたスペクトルに適合するように計算されます。 (3.16) より高い運動エネルギーのバックグラウンドを超える

注記 1: Tougaard の背景 (12.88) を参照。

注記 2: 背景へのフィッティングは、所定の数のエネルギーチャネルを平均することによって行うことができます。

12.87

シカファスの背景

<AES, XPS> 二 次電子 (12.2) カスケードの強度を電子放出 運動エネルギー (3.35) の関数として記述するように設計された単項べき乗則の背景

注記 1:シカフスバックグラウンドの補正適用のために測定された二次電子カスケードは、測定機器の 分光計応答関数 (7.13) について補正された実験的に観察されたスペクトルでなければならない。

12.88

トゥガードの背景

＜AES, XPS＞ エネルギー損失（4.3） に対する微分 非弾性散乱断面積（12.39） のモデルから得られる強度分布と表面領域の発光原子の三次元分布

注記 1: Shirley の背景 (12.86) を参照。

注記 2:多数のクラスの原子分布を、異なる微分非弾性散乱断面積と組み合わせて使用​​できます。原子分布と非弾性散乱断面積を指定する必要があります。

注記 3: Tougaard バックグラウンドは、通常、ピーク領域と、対象のピークより約 50 eV 低い 運動エネルギー (3.35) 低いスペクトル領域を除く、広いエネルギー範囲にわたって測定されたスペクトルと一致するように計算されます。測定されたスペクトルは、Tougaard バックグラウンドを計算する前に、測定機器の 分光計応答関数 (7.13) に合わせて補正する必要があります。

12.89

部分強度

<AES, EPES, REELS, XPS> 特定の オージェ遷移 (12.33) または光電遷移に由来する、または 表面 (3.2) から後方散乱した 一次電子 ( 12.1) に関連付けられた、電子スペクトル内の電子の総数 (単位当たり)特定のタイプの特定の数の非弾性相互作用に関与した後に検出器に到達する励起または後方散乱

注記 1:ゼロ次部分強度は、スペクトル内の対象のピークから発生し、固体または真空中で非弾性相互作用なしに検出器に到達する電子の数です。この強度は、対象となる光電子または オージェ電子 (12.32) のピークの下、または弾性 後方散乱電子 (12.3) に対応するピークの下の面積です。

注記 2: 固体では、電子は、体積効果や表面効果に関連するものなど、さまざまな種類の 非弾性散乱 (4.2) を受ける可能性があります。部分強度の計算に特定の種類の非弾性散乱を含めるか除外するかを明記する必要があります。

注記 3:部分強度は無次元数です。

12.90

部分強度の低下

<AES, EPES, REELS, XPS> 部分強度 (12.89) とゼロ次部分強度の比

注記 1: 換算部分強度は無次元数です。

12.91

平均マトリックス相対感度係数

AMRSF

<AES, XPS> 係数。強度に比例し、平均行列内の元素に対して計算されます。この係数により、その元素の測定強度が計算で除算され、サンプル中に存在する元素の原子濃度または原子分率が得られます。

注記 1:感度係数、 元素相対感度係数 (12.92) および 純粋元素相対感度係数 (12.93) を参照。

注記 2:原子濃度または原子分率の選択を明確にする必要があります。

注記 3:使用する感度係数の種類は、定量化プロセスで使用する式や、分析するサンプルの種類 (均質サンプルや分離層など) に適切なものでなければなりません。

注記 4: 感度係数のソースを示す必要がある。 マトリックス係数 (3.11) は、 平均マトリックス相対感度係数に対して 1 であると見なされます。

注記 5:感度係数は、励起源、分光計のパラメータ、および機器のこれらの部分に対するサンプルの向きによって異なります。感度係数の数値は、ピーク強度の測定に使用される方法によっても異なります。

12.92

元素相対感度係数

<AES, XPS> 絶対元素感度係数 (3.12) ここで, 比例定数は、選択された元素と遷移の値が 1 になるように選択されます。

注記 1:一般に使用される要素と遷移は 、XPS (11.6) の場合は C 1 または F 1, AES (11.1) の場合は Ag M _4,5 VV です。

注記 2:使用する感度係数のタイプは、分析するサンプルのタイプ (例えば、均質サンプルや分離層など) に適したものでなければなりません。

注記 3:感度係数のソースは、正しい 行列係数 (3.11) または他のパラメータが使用されていることを確認するために指定する必要があります。

注記 4:感度係数は、励起源、分光計のパラメータ、および機器のこれらの部分に対するサンプルの向きによって異なります。感度係数は分析対象の行列にも依存し、 SIMS (19.1) ではこれが支配的な影響を及ぼします。

12.93

純粋な要素の相対感度係数

パース

<AES, XPS> 係数。元素の純粋なサンプルについて測定された強度に比例し、その元素について測定された強度が計算で除算され、サンプル中に存在する元素の原子濃度または原子分率が得られます。

注記 1:感度係数、 元素相対感度係数 (12.92) 、および 平均マトリックス相対感度係数 (12.91) を参照。

注記 2:原子濃度または原子分率の選択を明確にする必要があります。

注記 3:使用する感度係数のタイプは、定量化プロセスで使用する式、および分析するサンプルのタイプ (均質サンプルまたは分離層など) に適切なものでなければなりません。

注記 4:感度係数のソースは、正しい 行列係数 (3.11) または他のパラメータが使用されていることを確認するために指定する必要があります。マトリックス係数は重要なので、純粋な要素の相対感度係数と一緒に使用する必要があります。

注記 5:感度係数は、励起源、分光計のパラメータ、および機器のこれらの部分に対するサンプルの向きによって異なります。感度係数の数値は、ピーク強度の測定に使用される方法によっても異なります。

12.94

価電子帯スペクトル

〈XPS〉 試料物質の価電子帯からの電子の励起により生じる光電子のエネルギー分布

12.1

primary electron

electron extracted from a source and directed at a sample

Note 1 to entry: See secondary electron (12.2) .

12.2

secondary electron

electron, generally of low energy, leaving a surface (3.2) as a result of an excitation induced by an incident electron, photon, ion, or neutral particle

Note 1 to entry: By convention, electrons with energies ≤ 50 eV are considered as secondary electrons unless otherwise specified. Calculations of the energy distribution of the electrons emitted from a surface show that 50 eV is a useful cut-off energy to contain most of the electrons. The cut-off is artificial, and secondary electrons with energies greater than 50 eV usually exist. This convention is not usually observed for GDS (15.1) .

12.3

backscattered electron

<AES, EELS> electron, originating in the incident beam, which is emitted after interaction with the sample

Note 1 to entry: By convention, an electron with energy greater than 50 eV can be considered as a backscattered electron.

Note 2 to entry: By convention, the incident beam is often called the primary beam (8.10) and the backscattered electrons are often referred to as the backscattered primary electrons (12.1) .

12.4

backscattering yield

backscattering coefficient

η

<AES> ratio of the total number of electrons emitted from the sample with energies greater than 50 eV to the total number of electrons incident at a given energy and angle of incidence (8.1)

Note 1 to entry: See secondary-electron yield (12.5) , total secondary-electron yield (12.6) , and backscattering correction factor (12.53) .

12.5

secondary-electron yield

secondary-electron emission coefficient

δ

<AES> ratio of the total number of electrons emitted from a sample with energies less than 50 eV to the total number of electrons incident at a given energy and angle of incidence (8.1)

12.6

total secondary-electron yield

σ

Note 1 to entry: See backscattering yield (12.4) and secondary-electron yield.

Note 2 to entry: The total secondary-electron yield is often simply called the secondary-electron yield. This leads to confusion with the term of that name which is restricted to secondary electrons (12.2) , with energies ≤50 eV.

12.7

photoelectric effect

interaction of a photon with bound electrons in atoms, molecules and solids, resulting in the production of one or more photoelectrons

12.8

photoemission

emission of electrons from atoms or molecules caused by the photoelectric effect (12.7)

12.9

Fermi level

thermodynamic work required to add one electron to a material

Note 1 to entry: See vacuum level (12.10) .

Note 2 to entry: For insulators and semiconductors, the Fermi level is usually between the valence and conduction bands.

12.10

vacuum level

electric potential of the vacuum at a point in space

Note 1 to entry: See Fermi level (12.9) .

Note 2 to entry: In electron spectroscopy, the point in space is taken at a sufficiently large distance outside the sample such that electric fields caused by different work functions (12.12) of different parts of the surface (3.2) are zero or extremely small.

12.11

standard vacuum level

electric potential 4,500 eV above the Fermi level (12.9)

Note 1 to entry: See vacuum level (12.10) .

Note 2 to entry: The Fermi level is an absolute level to which electron kinetic energies (3.35) can be accurately referenced. Historically, in AES (11.1) , the electron energies have not been referenced to the Fermi level but, instead, have been referenced to the instrument vacuum level. This level varies from instrument to instrument and does not provide a consistent reference level. However, most reported Auger electron (12.32) kinetic energies have been referenced to the vacuum level, and most analysts are familiar with the variations that occur from one instrument to another for energies referenced in this way. By convention, the standard vacuum level is defined, as above, to be a consistent reference level close to the value for typical instrument vacuum levels. Energies referenced to the standard vacuum level are consistent and are within approximately 1 eV of those referenced to individual instrument vacuum levels.

12.12

work function

potential difference for electrons between the Fermi level (12.9) and the maximum potential just outside a specified surface (3.2)

Note 1 to entry: The work functions of the different crystal facets of a single crystal in general differs from one another. These work functions also change with the state of cleanness of the crystal surfaces.

Note 2 to entry: A polycrystalline surface exhibits an average work function which depends on the types of exposed constituent single-crystal facets and their areas.

12.13

photoelectric work function

minimum photon energy required to liberate an electron from the surface of a conducting solid by absorption of that photon

Note 1 to entry: The work functions (12.12) of the different facets of the crystals in a polycrystalline solid in general differ from one another. There are localized or patch electric fields close to the surfaces of these facets even if the region distant from the solid is, on the average, field-free. Patch fields in the vicinity of the facet with the lowest work function retards photo-emitted electrons. These electrons can only be detected if a suitable extraction field is applied. Without an extraction field, the measured photoelectric work function becomes equivalent to the area-averaged work function.

Note 2 to entry: If the surface is immersed in an extraction field, the minimum photon energy, and hence the measured photoelectric work function are both reduced. The extent of the reduction depends on the extraction field strength and the size of the different facets.

Note 3 to entry: Work functions are often measured in photoemission (12.8) experiments where the work function is taken as equal to the photon energy minus the difference between the lowest energy electrons emitted and those emitted characteristic of the Fermi level (12.9) . For such experiments, photons from the He I ultraviolet emission line are commonly used. The lowest energy measured depends on the presence of an extraction field. In many publications there is confusion between the measured lowest energy in the spectrum and lowest energy after deconvolving the spectrometer resolution (10.6) . Ignoring the finite energy resolution (10.24) leads to an erroneously low value of the work function.

12.14

thermionic work function

parameter describing the apparent work function (12.12) of a solid that controls the electronic current density, J, emitted from a conductor at temperature T, and equal to −kT ln(J/AT²) ここで,k is Boltzmann's constant and A is Richardson's constant

Note 1 to entry: For polycrystalline solids, the thermionic work function is close to the minimum work function of the crystallites present.

Note 2 to entry: Richardson's constant, A, is given by A = (4πmk²e)/h³ = 1,201 73 × 10⁶am⁻²K⁻²ここで,m and −e are the mass and charge on the electron, respectively, and h is Planck's constant.

12.15

Einstein’s photoelectric equation

formula in which the kinetic energy (3.35) of an electron, emitted from a conductor illuminated by monochromatic photons, is given by the photon energy minus the work function (12.12) of the surface from which the photoelectron is emitted

12.16

binding energy

energy expended in removing an electron from a given electronic level to the Fermi level (12.9) of a solid or to the vacuum level (12.10) of a free atom or molecule

Note 1 to entry: See also binding energy scale (12.73)

12.17

chemical effects

<AES, EELS, XPS> changes in the shape of a measured spectrum, or in the peak energy (12.72) for an element, arising from chemical bonding

12.18

chemical shift

<AES, EELS, XPS> change in peak energy (12.72) arising from a change in the chemical environment of the atom

12.19

multiplet splitting

<AES> splitting of an Auger electron (12.32) line into two or more components, caused by the interactions of the atomic vacancies created by the Auger process (12.30)

12.20

multiplet splitting

exchange splitting

<XPS> splitting of a photoelectron line caused by the interaction of the unpaired electron, created by photoemission (12.8) , with other unpaired electrons in the atom

12.21

intrinsic lineshape

natural lineshape

<AES, UPS, XPS> lineshape (3.27) of a spectral feature after removal of all instrumental contributions

Note 1 to entry: A background can or cannot be removed from the lineshape of interest, depending on the circumstances. The procedure for determination of the intrinsic lineshape may be complex and should therefore be clearly stated.

Note 2 to entry: In AES (11.1) , a background due to inelastic scattering (4.2) , secondary electrons (12.2) , or backscattered electrons (12.3) may be removed. See inelastic background (12.46) and Sickafus background (12.87) .

Note 3 to entry: In XPS (11.6) , a background due to other photoemission (12.8) processes and to inelastic scattering processes in the sample may be removed. See inelastic background.

12.22

intrinsic linewidth

natural linewidth

<AES, UPS, XPS> full width at half maximum intensity of a spectral feature for a particular transition after removal of the background and all instrumental terms including the contribution of the exciting source

Note 1 to entry: The measured linewidth is determined from the measured lineshape (3.27) which is a convolution of the intrinsic lineshape (12.21) with broadening contributions of the sample and of the instrument resolution function (10.2) [e.g. the linewidth of the X-ray source in XPS (11.6) and spectrometer energy resolution (10.24) in both AES (11.1) and XPS].

12.23

chemical state

<AES, EELS, UPS, XPS> state of an atom arising from its chemical interaction with neighbouring atoms in a molecule, compound, solid, liquid, or gas that leads to a characteristic energy or feature observable in electron spectroscopy

Note 1 to entry: Examples of features observed are satellite peaks, shifts in the peak energy (12.72) positions, changes in the lineshape (3.27) , and changes in the characteristic electron energy losses (12.40) spectra at lower kinetic energies (3.35) than the photoelectron or Auger electron (12.32) peaks.

Note 2 to entry: A full description of chemical state is denoted by the complete set of electronic states and the electron configuration in the core of the atom providing the signal, as well as the electronic and physical structure (including charge distribution, density of electronic states, and electronic configuration) local to this atom.

Note 3 to entry: The chemical state of a selected atom is determined by its interaction (e.g. chemical-bonding iconicity or covalency) with nearby atoms, most importantly its nearest neighbours. It is determined by the oxidation number of an atom in a compound, by the coordination (mostly by its stereo structure and coordination number) and by the differences in the kinds of element in the position of the first-nearest neighbour, second-nearest neighbour, and so on. These all affect the effective charge and spin state of the selected atom.

Note 4 to entry: Different or distinguishable sets of chemical properties (different chemical states) of a chemical species (3.5) can occur as a consequence of differing valence-band electronic structures, including charge distributions and electronic configurations, localized on the given chemical species. In XPS (11.6) , the term chemical state is mostly used for characterizing measured binding energies, Auger electron kinetic energies, and Auger parameters (12.80) with different oxidation states of a given element in different chemical compounds, e.g. the Cr III oxidation state in Cr₂O₃ and Cr(OH)₃. In AES (11.1) , the term chemical state is often used to characterize the shape of the Auger electron spectrum (12.70) for the atoms of an element in different chemical environments, e.g. the shape of the carbon Auger electron spectrum for graphite and for various carbides. Differences in the chemical properties of a chemical species in various environments can result in differences in the respective peak energies, satellite structures, lineshapes (3.27) , or energy loss (4.3) features in the corresponding Auger or photoelectron spectra.

Note 5 to entry: The quantum theory of atoms in molecules defines an atom in a molecule or crystal as a bounded region of real space, an open quantum system. However, there is no wave function for the atom; they are only for the total system. Hence, there is no state designation for the atom, only for the total system. What physics provides are expectation values of all the observables, measurable or otherwise, for the bound atom. In this sense, its state is defined within the total system by the net charge and energy of the atom and how changes of charge and energy are reflected in the observed (e.g. Auger or photoelectron) spectra.

12.24

surface core-level shift

energy shift observed in core-level photoelectron spectroscopy arising from the reduced coordination of the surface (3.2) or near-surface atoms compared to bulk atoms

Note 1 to entry: Surface core level shifts are often observed for single crystals and nanoparticles and depend on the crystal surface exposed. Shifts can be to lower or higher binding energy depending on the band structure of the bulk solid. For the outermost atom layer, the shift can be as high as 0,4 eV. In XPS, the sampling depth is generally many atom layers when photoelectrons are detected with emission angles (8.5) at, or close to, the surface normal. The shift for the outermost atom layer is thus seen most clearly at near-grazing emission angles. Separate energy shifts can be detected for the second and third atom layers from the surface.

12.25

interface core-level shift

energy shift observed in core-level photoelectron spectroscopy arising from the changed bonding and/or from the displacements of atoms from their bulk positions near an interface (3.1) between two materials

Note 1 to entry: See surface core-level shift (12.24) .

12.26

photoionization cross section

total ionization cross section (4.26) for an incident photon of a given energy interacting with a material to produce one or more photoelectrons from all sub-shells that are energetically accessible

Note 1 to entry: See ionization cross section (4.26) and sub-shell photoionization cross section (12.27) .

12.27

sub-shell photoionization cross section

cross section (4.7) for an incident photon interacting with a material to produce one or more photoelectrons from a given sub-shell

Note 1 to entry: See photoionization cross section (12.26) .

Note 2 to entry: Photoionization from one sub-shell can lead to shakeup (12.51) or shakeoff (12.52) of electrons from other shells.

12.28

asymmetry parameter

β

Note 1 to entry: This formula relates to gases and is modified by the effects of elastic scattering (4.1) when applied to solids. At the magic angle (12.29) , L(γ) = 1.

12.29

magic angle

<XPS> angle at which the spectrometer entrance axis is aligned at 54,7° to the direction of the X-rays at the sample surface (3.2)

Note 1 to entry: At the magic angle, using the simple dipole theory for the angular distribution of the photoelectrons emitted from an atom irradiated by unpolarized X-rays, it is predicted that the intensity per unit solid angle is the same as the intensity that would be obtained if the scattering were isotropic.

12.30

Auger process

relaxation (3.57) , by electron emission, of an atom with a vacancy in an inner electron shell

Note 1 to entry: See Auger de-excitation (3.72) , Auger electron (12.32) , and Auger transition (12.33) .

Note 2 to entry: The emitted electrons have characteristic energies, defined by the Auger transition.

12.31

Auger electron yield

probability that an atom with a vacancy in a particular inner shell relaxes by an Auger process (12.30)

12.32

Auger electron

electron emitted from atoms in the Auger process (12.30)

Note 1 to entry: See Auger transition (12.33) .

Note 2 to entry: Auger electrons can lose energy by inelastic scattering (4.2) as they pass through matter. Measured Auger electron spectra are therefore generally composed of a peak structure of unscattered Auger electrons superimposed on a background of inelastically scattered Auger electrons with intensities extending to lower kinetic energies, and on backgrounds arising from other processes.

Note 3 to entry: Auger electrons can change their direction of propagation by elastic scattering (4.1) as they pass through matter.

12.33

Auger transition

Auger process (12.30) involving designated electron shells or sub-shells

Note 1 to entry: The three shells involved in the Auger process are designated by three letters. The first letter designates the shell containing the initial vacancy and the last two letters designate the shells containing electron vacancies left by the Auger process (e.g. KLL or LMN). When a valence electron is involved, the letter V is used (e.g. LMV or KVV). When a particular sub-shell involved is known, this can also be indicated (e.g. KL₁L₂). Coupling terms can also be added ここで, known, to indicate the final atomic state (e.g. L₃M_4,5M_4,5;¹D).

Note 2 to entry: More complicated Auger processes (such as multiple initial ionizations and additional electronic excitations) can be designated by separating the initial and final states (3.56) by a hyphen (e.g. LL-VV, or K-VVV).

Note 3 to entry: When an Auger process involves an electron from the same principal shell as the initial vacancy (e.g. L₁L₂M), it is referred to as a Coster-Kronig transition (12.36) . If all electrons are from the same principal shell (e.g. M₁M₂M₃) the process is called a super Coster-Kronig transition (12.37) .

12.34

Auger transition rate

quotient of the probability for an Auger process (12.30) by time

12.35

interatomic Auger process

Auger transition (12.33) in which at least one of the final electron vacancies is localized in valence levels or molecular orbitals of atoms adjacent to the atom in which the initial vacancy occurred

12.36

Coster-Kronig transition

Auger process (12.30) involving an electron from the same principal shell as the initial vacancy

Note 1 to entry: See Auger transition (12.33) and super Coster-Kronig transition (12.37) .

12.37

super Coster-Kronig transition

<AES, XPS> Coster-Kronig transition (12.36) in which the ejected electron is from the same principal shell as the initial vacancy

Note 1 to entry: See Auger transition (12.33) .

12.38

Auger vacancy satellite

Auger transition (12.33) in which additional spectator holes (3.63) are present in the initial state (3.54) or the final state (3.56) for the transition

12.39

inelastic scattering cross section

<AES, EELS, XPS> cross section (4.7) for inelastic scattering (4.2) by an electron traversing a material

12.40

characteristic electron energy losses

inelastic scattering (4.2) of electrons in solids that produces a non-uniform electron energy loss spectrum (12.71) determined by the characteristics of the material

Note 1 to entry: See plasmon (12.47) and surface plasmon (12.48) .

Note 2 to entry: The most probable characteristic losses arise from excitation of valence electrons. For some solids (e.g. non-transition metals), inelastic scattering is dominated by plasmon excitations. For other solids, the inelastic scattering can be due to a combination of plasmon excitation and single valence-electron excitations, and these excitations may not be distinguishable. Inelastic scattering can also occur through the excitation of core level electrons when this is energetically possible.

Note 3 to entry: The characteristic energy losses are most prominent in the energy loss range 0 eV to 100 eV.

Note 4 to entry: Characteristic electron energy loss peaks are often observed in association with other peaks in a spectrum [e.g. Auger electron (12.32) peaks, photoelectron peaks, and the peak arising from elastic scattering (4.1) of primary electrons (12.1) ].

12.41

electron inelastic mean free path

average distance that an electron with a given energy travels between successive inelastic collisions

Note 1 to entry: See attenuation length (4.30) .

12.42

elastic peak

quasi-elastic peak

peak in the electron spectrum, produced by quasi-elastically scattered electrons detected by an electron spectrometer (12.58)

Note 1 to entry: See elastic peak electron spectroscopy, EPES (11.4) , inelastic scattering (4.2) , recoil effect (12.44) , and reflection electron energy loss spectroscopy (REELS) (11.3) .

Note 2 to entry: All electrons that are scattered by atoms can be elastically scattered in the centre-of-mass frame, but energy losses (4.3) that are typically less than 1 eV can be observed in the laboratory frame. These losses are generally significantly less than the measured energy width of the electrons in a primary-electron beam. Historically, and more generally, the scattering has been called “elastic”; however, the term quasi-elastic is now often used if the small change in energy that occurs on scattering is important.

Note 3 to entry: The energy and the energy broadening of the quasi-elastic peak are influenced by the recoil of the scatterer atoms, the energy distribution of the primary (incident) electrons, the scattering geometry, the acceptance geometry, and the response function (7.13) of the electron spectrometer. The intensity of the elastic peak depends on the electron differential elastic scattering cross section (4.9) and on the total cross section (4.7) for inelastic electron scattering at the particular primary-electron beam energy (8.33) and in the given scattering geometry, including the probability of surface excitations.

12.43

surface excitation parameter

SEP

<AES, EPES, REELS, XPS> characteristic parameter in the exponential attenuation, describing the ratio of the intensity of a peak resulting from the presence of the surface (3.2) , during a single crossing of a material surface, to that expected after traversing the same amount of material but in the absence of the surface

Note 1 to entry: If it is assumed that the SEP arises solely from surface excitations and that multiple surface excitations are governed by the Poisson stochastic process, the probability of experiencing n surface excitations is given by (Sⁿ/n!)[exp(−S)] ここで,S is the SEP. The SEP can then be interpreted as the average number of surface excitations during a single surface crossing, and the probability for not experiencing any surface excitation during that single surface crossing is given by exp(−S).

Note 2 to entry: The value of the SEP depends on the geometry of the experiment, and the contributions for incoming and for outgoing electrons in EPES (11.4) and REELS (11.3) can differ. The SEP decreases the intensities observed in REELS, EPES, AES (11.1) , XPS (11.6) , and similar types of spectroscopy.

Note 3 to entry: Surface excitation decreases the intensity of the quasi-elastic peak (12.42) . It is important in REELS and EPES.

12.44

recoil effect

<EPES> effect resulting from the change in movement of a scatterer atom as a result of quasi-elastic electron scattering

Note 1 to entry: The energy shift and energy broadening of the quasi-elastic peak (12.42) for a scattered electron beam due to atomic recoil depend on the mass of the scatterer atom, the energy of the primary electrons (12.1) , and the scattering angle (8.4) . In addition, the energy broadening due to atomic recoil depends on the sample temperature. The quasi-elastic peak in EPES (11.4) for multicomponent materials contains contributions from each component. Recoil effects are most easily observable in electron spectra taken at a high energy resolution (10.24) with low atomic number scattering atoms. Hydrogen can be directly detected by its recoil shift.

12.45

effective attenuation length

<AES, XPS> parameter which, when introduced in place of the inelastic mean free path (12.41) into an expression derived for AES (11.1) and XPS (11.6) on the assumption that elastic scattering (4.1) effects are negligible for a given quantitative application, corrects that expression for elastic scattering effects

Note 1 to entry: See attenuation length (4.30) .

Note 2 to entry: The effective attenuation length can have different values for different quantitative applications of AES and XPS. However, the most common use of effective attenuation length is in the determination of overlayer-film thicknesses from measurement of the changes of overlayer and substrate Auger-electron or photoelectron signal intensities after deposition of a film or as a function of the emission angle (8.5) . For emission angles of up to about 60° (with respect to the surface normal), it is often satisfactory to use a single value of this parameter. For larger emission angles, the effective attenuation length can depend on this angle. Effective attenuation lengths have also been used in equations for determining the shell thicknesses of core-shell nanoparticles and for quantitative analysis (to describe the changes in AES and XPS signal intensities due to elastic scattering).

Note 3 to entry: Since there are different uses of this term, it is recommended that users specify clearly the particular application and the definition of the parameter for that application (e.g. by giving a formula or by providing a reference to a particular source). Effective attenuation lengths developed for one application should not be used for another application unless this usage has been validated.

12.46

inelastic background

intensity distribution in the spectrum for particles originally at one energy but which are emitted at lower energies due to one or more inelastic scattering (4.2) processes

Note 1 to entry: See inelastic electron scattering background subtraction (12.85) , Shirley background (12.86) , Sickafus background (12.87) , and Tougaard background (12.88) .

Note 2 to entry: For AES (11.1) and XPS (11.6) , the inelastic background associated with a particular Auger electron (12.32) or photoelectron peak has been approximated by a measured electron energy loss spectrum (12.71) for which the incident-electron energy is close to the energy of the peak. The Tougaard background is also used. A simpler, but less accurate, inelastic background function is the Shirley background. Simple linear backgrounds have also been used, but these are much less accurate except for the XPS analysis of insulators.

12.47

plasmon

bulk plasmon

volume plasmon

excitation of valence-band electrons in a solid in which collective oscillations are generated

Note 1 to entry: See characteristic electron energy losses (12.40) .

Note 2 to entry: Plasmon excitations are often observed as characteristic energy loss (4.3) peaks associated with other peaks in the spectrum such as those of any elastically scattered primary electrons (12.1) , photoelectron peaks, Auger electron (12.32) peaks, and ionization edges.

Note 3 to entry: Plasmons are prominent in some materials and not others.

Note 4 to entry: Two types of plasmon are commonly observed: bulk plasmons associated with material remote from the surface (3.2) and surface plasmons (12.48) associated with material at the surface. When the term plasmon is used without a qualifier, the term refers to the bulk plasmon. Occasionally, interface (3.1) plasmons can be observed that are associated with interfaces. Bulk plasmon energies depend on the electronic structure of the material, and are roughly proportional to the square root of valence-band density. Surface plasmon energies are typically between 50 % and 90 % of bulk plasmon energies.

12.48

surface plasmon

excitation of conduction- or valence-band electrons in a solid or liquid, associated with the termination of the material at the surface (3.2) , in which collective oscillations are generated

Note 1 to entry: See characteristic electron energy losses (12.40) and plasmon (12.47) .

Note 2 to entry: Plasmon excitations are often observed as characteristic energy loss (4.3) peaks associated with other peaks or structures in the spectrum, such as those of any elastically scattered primary electrons (12.1) , photoelectron peaks, Auger electron (12.32) peaks, and ionization edges. Surface plasmons are important for many optical measurements.

Note 3 to entry: Plasmons are prominent in some materials and not in others.

Note 4 to entry: Two types of plasmon are commonly observed: bulk plasmon (12.47) (often simply called plasmons), associated with material remote from a surface or interface (3.1) , and surface plasmons, associated with a surface or interface. The bulk plasmon energy depends on the electronic structure of the material and is generally roughly proportional to the square root of the density of the valence-band electrons. The surface plasmon energy for a surface (i.e. a material-vacuum interface) is often approximately (1/√2) of the bulk plasmon energy for a planar surface; the actual ratio of the bulk and surface plasmon energies depends on the electronic structure of the material. For an interface between two materials, the surface plasmon energy depends on the electronic properties of each material. In the case of a thin oxide film on a free-electron-like metal, the surface plasmon energy of the metal is reduced compared to the value for the clean metal surface due to the presence of the oxide.

12.49

extrinsic plasmon

plasmon (12.47) excited as an electron travels through a condensed medium

Note 1 to entry: See intrinsic plasmon (12.50) .

Note 2 to entry: The probability describing the number of extrinsic plasmons excited by the electron depends on the path length traversed and, for typical applications of Auger electron spectroscopy (11.1) and X-ray photoelectron spectroscopy (11.6) of a homogeneous sample, follows a Poissonian distribution for the parameter s/λここで,s is the path length and λ is the inelastic mean free path (12.41) .

12.50

intrinsic plasmon

plasmon (12.47) excited at the same time as the excitation of a core-level photoelectron or an Auger electron (12.32) associated with the same locality as the excitation of the photoelectron or Auger electron

Note 1 to entry: See extrinsic plasmon (12.49) .

Note 2 to entry: The population of numbers of intrinsic plasmons observed follows a Poissonian distribution as a function of the number of multiple plasmons excited.

Note 3 to entry: Intrinsic plasmons are excited as a consequence of the suddenly created core hole (3.61) . Usually, the core hole is assumed to have a stationary position and a finite lifetime. Interferences can take place between extrinsic and intrinsic excitations.

12.51

shakeup

<AES, XPS> multi-electron process in which an atom is left in an excited state (3.53) following a photoionization or Auger electron (12.32) process, so that the outgoing electron has a characteristic kinetic energy (3.35) slightly less than that of the parent photoelectron

Note 1 to entry: See shakeoff (12.52) .

Note 2 to entry: Shakeup peaks are usually observed within 10 eV of the parent peak. However, for gases where the background is low, shakeup peaks have been identified at kinetic energies up to 100 eV less than that of the parent peak.

12.52

shakeoff

<AES, XPS> multi-electron process in which two or more electrons are emitted, partitioning between them the excess kinetic energy (3.35)

Note 1 to entry: See shakeup (12.51) .

Note 2 to entry: Shakeup leads to peak structure at kinetic energies below that of a parent peak whereas shake off leads to a continuum background intensity, also at kinetic energies below that of the parent peak in the electron spectrum.

12.53

backscattering correction factor

<AES> factor equal to the ratio of the total Auger-electron current arising from ionizations in the sample caused by both the primary electrons (12.1) and the backscattered electrons (12.3) to the Auger-electron current arising directly from the primary electrons

Note 1 to entry: See backscattering fraction (12.54) .

Note 2 to entry: The AES literature contains many references to “backscattering factor” but the use of this term is ambiguous. In some papers and books, the backscattering factor is the same as the backscattering correction factor, while in other papers and books the backscattering factor is identified as the backscattering fraction. In practice, this ambiguous usage generally does not cause misunderstanding since the backscattering correction factor (often denoted by R) is equal to unity plus the backscattering fraction (often denoted by r). To avoid misunderstanding, use of the term backscattering factor is deprecated.

Note 3 to entry: In simple theories, evaluations of the backscattering correction factor can be based on the assumption that the primary electron beam is unchanged, in intensity, energy, or direction, within the information depth (4.37) for Auger-electron emission. This assumption becomes progressively less useful as the primary energy becomes closer to the core-level ionization energy for the relevant Auger transition (12.33) or for increasing angles of incidence (8.1) of the primary electrons. In such cases, a more advanced theory of electron transport should be used. For example, if the primary electron energy is less than twice the core-level ionization energy, the total Auger-electron current emitted from the sample can be less than that calculated for an unaltered primary beam (8.10) alone so that, if the primary beam is assumed to be unaltered, the measured backscattering correction factor would be less than unity and the backscattering fraction is negative. In such cases, the separate classification of the electrons as primary or backscattered becomes progressively less useful.

12.54

backscattering fraction

<AES> ratio of the Auger-electron current arising from ionizations in the sample caused by backscattered electrons (12.3) and the Auger-electron current arising directly from the primary electrons (12.1)

Note 1 to entry: See backscattering correction factor (12.53) .

Note 2 to entry: The AES (11.1) literature contains many references to “backscattering factor” but the use of this term is ambiguous. In some papers and books, the backscattering factor is the same as the backscattering correction factor, while in other papers and books, the backscattering factor is identified as the backscattering fraction. In practice, this ambiguous usage generally does not cause misunderstanding since the backscattering correction factor (often denoted by R) is equal to unity plus the backscattering fraction (often denoted by r). To avoid misunderstanding, use of the term backscattering factor is deprecated.

Note 3 to entry: In simple theories, evaluations of the backscattering fraction can be based on the assumption that the primary electron beam is unchanged, in intensity, energy, or direction, within the information depth (4.37) for Auger-electron emission. This assumption becomes progressively less useful as the primary energy becomes closer to the core-level ionization energy for the relevant Auger transition (12.33) or for increasing angles of incidence (8.1) of the primary electrons. In such cases, a more advanced theory of electron transport should be used. For example, if the primary electron energy is less than twice the core-level ionization energy, the total Auger-electron current emitted from the sample can be less than that calculated for an unaltered primary beam (8.10) alone so that, if the primary beam is assumed to be unaltered, the measured backscattering correction factor would be less than unity and the backscattering fraction is negative. In such cases, the separate classification of the electrons as primary or backscattered becomes progressively less useful.

12.55

differential electron elastic reflection coefficient

<EPES> ratio, per solid angle, of the number of electrons backscattered quasi-elastically from a solid surface (3.2) at a given scattering angle (8.4) to the number of incident electrons

Note 1 to entry: The differential elastic reflection coefficient for electrons depends on the atomic composition of the surface layer of the solid, on the differential elastic scattering cross sections (4.9) of the different atoms for electrons, on the corresponding inelastic mean free path (12.41) , on the energy of the incident electrons and on the scattering geometry.

12.56

begrenzungs effect

change of the probability of bulk excitation for electrons travelling in condensed matter near a surface (3.2) or an interface (3.1) , arising from the presence of the surface or interface

12.57

bremsstrahlung

<XPS> photon radiation emitted from a material due to the deceleration of incident electrons within that material

Note 1 to entry: The bremsstrahlung radiation has a continuous spectral distribution up to the energy of the incident electrons.

Note 2 to entry: In XPS (11.6) , the bremsstrahlung from a conventional X-ray source with an Al or Mg anode leads to a continuous photoelectron background. This radiation can also photoionize inner shells, which would be energetically impossible with characteristic Al Kα or Mg Kα X-rays. As a result, Auger electron (12.32) features can appear at negative binding energy scale (12.73) values and, in addition, the intensities of other Auger electron features can be greater than if the inner shell vacancies had been created only by the characteristic X-rays (3.66) . The bremsstrahlung-excited Auger electron features can be helpful in determining the various Auger parameters (12.80) required to identify chemical states (12.23) .

12.58

electron spectrometer

device, the essential part of which is an electron energy analyser (12.59)

Note 1 to entry: The term electron spectrometer can be used either as a synonym for electron energy analyser or to describe a more complex instrument based on an electron energy analyser and additional electron-optical components. Occasionally, the term is used to describe a complete working system with an energy analyser, possible electron-optical components, an electron detector, excitation sources, vacuum pumps, control electronics, and a data-processing system. The meaning is normally made clear by the context.

12.59

electron energy analyser

device for measuring the number of electrons, or an intensity proportional to that number, as a function of the electron kinetic energy (3.35)

Note 1 to entry: See electron spectrometer (12.58) .

12.60

overpotential

U

<AES> ratio of the electron beam energy (8.33) to the binding energy (12.16) of a particular shell or sub-shell of an atom

Note 1 to entry: Overpotential values are typically in the range 2 to 200.

12.61

modulation

<AES, differential spectrum> periodic waveform added to the spectrometer pass energy (12.63) or applied to the sample in order to generate a display of the differential spectrum (12.69)

Note 1 to entry: The amplitude of the modulation should be given as electron volts peak-to-peak, thereby including any relevant geometrical factor of the spectrometer, rather than volts peak-to-peak. The frequency and waveform shape should also be given.

12.62

electron retardation

<AES, XPS> method of measuring the kinetic energy (3.35) distribution by retarding the emitted electrons before or within the electron energy analyser (12.59)

12.63

pass energy

<AES, ISS, XPS> mean kinetic energy (3.35) of the detected particles in the energy-dispersive portion of the energy analyser

12.64

constant ΔE mode

constant analyser energy mode

CAE mode

fixed analyser transmission mode

FAT mode

mode of electron energy analyser (12.59) operation that varies the electron retardation (12.62) but keeps the pass energy (12.63) constant in the energy-dispersive portion of the analyser

Note 1 to entry: This mode is often used in XPS (11.6) to maintain a high and constant energy resolution (10.24) throughout the spectrum. In this case, the analyser transmission usually falls with increasing kinetic energy (3.35) of the analysed electrons.

12.65

constant ΔE/E mode

constant retardation ratio mode

CRR mode

fixed retardation ratio mode

FRR mode

mode of electron energy analyser (12.59) operation that varies the retarding potential so that the pass energy (12.63) in the energy-dispersive portion of the analyser is a constant fraction of the original vacuum level (12.10) referenced kinetic energy (3.35)

Note 1 to entry: This mode is often used in AES (11.1) to improve the signal-to-noise ratio (3.23) for high-energy emitted electrons at the expense of energy resolution (10.24) . In this case, the analyser transmission usually rises with increasing kinetic energy of the analysed electrons as a result of the increased energy width accepted.

12.66

photoelectron X-ray satellite peaks

photoelectron peaks in a spectrum resulting from photoemission (12.8) induced by characteristic minor X-ray lines associated with the X-ray spectrum of the anode material

12.67

X-ray ghost line

<XPS> line in a spectrum due to photoemission (12.8) induced by X-ray photons from an impurity in or on the X-ray anode, from the X-ray window, or from certain elements present in the sample

Note 1 to entry: Ghost lines typically appear in dual-anode X-ray sources with Mg and Al coatings where a small fraction of Al X-rays appear when using the Mg source and vice versa. Other common ghost lines appear for oxygen X-rays as the coatings oxidize or copper X-rays from the coating substrate.

12.68

direct spectrum

<AES and XPS> intensity of electrons transmitted and detected by a spectrometer with a dispersing energy analyser, as a function of energy, E

Note 1 to entry: In retarding field energy analysers, which do not have a dispersing element, the direct spectrum can be obtained from the first differential of the collected current with respect to the retarding energy.

Note 2 to entry: By convention, direct spectra in XPS (11.6) are often presented in the constant Δ E mode (12.64) , in which the spectrum approximates the true spectrum, whereas, in AES (11.1) , spectra are often presented in the constant Δ E/E mode (12.65) , in which the spectrum approximates to E times the true spectrum.

12.69

differential spectrum

<AES, XPS> differential of the direct spectrum (12.68) with respect to energy, E, by an analogue electrode modulation (12.61) method or by numerical differentiation of that spectrum

Note 1 to entry: The modulation amplitude in eV or the number of points and the type of differentiating function should be given.

12.70

Auger electron spectrum

plot of the Auger electron (12.32) intensity as a function of the electron kinetic energy (3.35) , usually as part of the energy distribution of detected electrons

Note 1 to entry: When excited by incident electrons, the energy distribution of detected electrons, often measured between 0 eV and 2 500 eV, contains Auger electrons, backscattered (primary) electrons (12.3) and secondary electrons (12.2) . The entire distribution is sometimes referred to as an Auger electron spectrum.

Note 2 to entry: The Auger electron spectrum can be presented in either the direct spectrum (12.68) or differential spectrum (12.69) formats.

12.71

electron energy loss spectrum

energy spectrum of electrons from a nominally monoenergetic source emitted after inelastic interactions with the sample, often exhibiting peaks due to specific inelastic loss processes

Note 1 to entry: See characteristic electron energy losses (12.40) and plasmon (12.47) .

Note 2 to entry: The spectrum obtained using an incident-electron beam of about the same energy as an AES (11.1) or XPS (11.6) peak approximates to the energy loss spectrum associated with that peak.

Note 3 to entry: The electron energy loss spectrum, measured with an incident-electron beam, is a function of the beam energy (8.33) , the angle of incidence (8.1) of the beam, the angle of emission (8.5) , and the electronic properties of the sample.

12.72

peak energy

<AES, EELS, ISS, UPS, XPS> energy value corresponding to the intensity maximum in a direct spectrum (12.68) or to the intensity minimum (i.e. the negative excursion) for a differential spectrum (12.69)

Note 1 to entry: The energy value can relate to the peak envelope for a group of overlapping peaks or to the positions of constituent peaks obtained by peak synthesis (3.30) .

Note 2 to entry: For the differential spectrum in AES (11.1) , the modulation (12.61) , or differentiating amplitude should be given.

Note 3 to entry: The peak energies for the differential spectrum in AES are higher in kinetic energy (3.35) than those for the direct spectrum.

12.73

binding energy scale

electron energy axis used to display data in XPS (11.6) .

Note 1 to entry: Peak energy (12.72) on the binding energy scale is not necessarily identical to binding energy (12.16) due to final state (3.56) effects or uncertainty in energy referencing (12.74) .

Note 2 to entry: See also Fermi level referencing (12.75) , adventitious carbon referencing (12.77) , internal carbon referencing (12.78) , gold decoration (12.79) and vacuum level referencing (12.76) .

12.74

energy referencing

<AES, XPS> method by which the charging potential (8.44) of a sample is determined in order to correct the measured energies so that those energies correspond to a sample with no surface charge

Note 1 to entry: Energy referencing is often conducted using adventitious carbon referencing (12.77) , using internal carbon referencing (12.78) or by gold decoration (12.79) .

Note 2 to entry: Different charging potentials can occur on different areas or at different depths in a sample, arising, for example, from sample inhomogeneities or non-uniform intensity of the incident flux (8.18) of radiation.

12.75

Fermi level referencing

<XPS, UPS> establishing the binding energy scale (12.73) for a particular sample by assigning the kinetic energy (3.35) corresponding to the Fermi level (12.9) , as determined by analysis of the sample's XPS (11.6) or UPS (11.8) spectrum, as the point of zero binding energy

Note 1 to entry: See vacuum level referencing (12.76) .

12.76

vacuum level referencing

<AES, XPS> method of establishing the kinetic energy (3.35) scale in which the zero point corresponds to an electron at rest at the vacuum level (12.10)

Note 1 to entry: See Fermi level referencing (12.75) .

12.77

adventitious carbon referencing

<XPS> determining the charging potential (8.44) of a particular sample from a comparison of the experimentally determined C 1s peak energy (12.72) , arising from adsorbed hydrocarbons on the sample, with a specified energy value

Note 1 to entry: See energy referencing (12.74) , Fermi level referencing (12.75) and internal carbon referencing (12.78) .

Note 2 to entry: A nominal value of 285,0 eV is often used for the peak energy of the relevant C 1s peak on the binding energy scale (12.73) , although some analysts prefer specific values in the range 284,6 eV to 285,2 eV, depending on the nature of the substrate. This method does not determine the true charging potential since the true peak energy of the adsorbed hydrocarbons is not known.

Note 3 to entry: Different sample charging (8.42) potentials can occur on different areas on the surface (3.2) , or at different depths, arising, for example, from sample inhomogeneities or non-uniform intensity of the incident-radiation flux (8.18) .

12.78

internal carbon referencing

<XPS> method by which the charging potential (8.44) of a particular sample is determined from a comparison of the experimentally determined C 1s peak energy (12.72) arising from a specific carbon group within the sample with a specified energy value for that carbon group

Note 1 to entry: See energy referencing (12.74) , adventitious carbon referencing (12.77) and Fermi level referencing (12.75) .

Note 2 to entry: A hydrocarbon group within the sample is often used for this purpose.

12.79

gold decoration

<XPS> method whereby a very small quantity of gold, deposited as unconnected islands on an insulator, is used for energy referencing (12.74)

Note 1 to entry: See adventitious carbon referencing (12.77) and internal carbon referencing (12.78) .

Note 2 to entry: The gold can be deposited by evaporation or by immersion of the surface (3.2) in a solution that produces a colloidal gold deposit.

Note 3 to entry: The binding energy scale (12.73) position for the Au 4f_7/2 peak is often taken as 84,0 eV, although measured values of this binding energy for gold deposited on a conducting substrate vary with the average gold island diameter.

12.80

Auger parameter

<XPS> kinetic energy (3.35) of a narrow Auger electron (12.32) peak in a spectrum minus the kinetic energy of the most intense photoelectron peak from the same element

Note 1 to entry: See initial-state Auger parameter (12.81) and modified Auger parameter (12.82) .

Note 2 to entry: The value of the Auger parameter depends on the energy of the X-rays, which therefore shall be specified.

Note 3 to entry: The Auger parameter is sometimes called the final state (3.56) Auger parameter.

Note 4 to entry: The Auger parameter is useful for separating chemical states (12.23) for samples in which charging causes uncertainty in the binding energy scale (12.73) measurement or in which the binding energy shift is inadequate to identify the chemical state.

Note 5 to entry: The Auger parameter is useful for evaluating the relaxation energy (3.59) of the ionized matrix atom associated with the generation of a core hole (3.61) for those Auger transitions (12.33) between core levels which have similar chemical shifts (12.18) .

12.81

initial-state Auger parameter

<XPS> βここで,β = 3E_B + E_K and whereE_B and E_K are, respectively, the binding energy scale (12.73) position of a photoelectron peak and the Fermi level (12.9) referenced kinetic energy (3.35) of an Auger electron (12.32) peak, each involving the same initial core level of the same element

Note 1 to entry: See Auger parameter (12.80) and modified Auger parameter (12.82) .

Note 2 to entry: The initial-state Auger parameter is useful for evaluating the change in the atomic core potential contribution to changes in binding energy between two environments, providing the Auger transition (12.33) is between core levels that have similar binding energy shifts.

Note 3 to entry: This parameter has no relation to the asymmetry parameter (12.28) which is also given the symbol β.

12.82

modified Auger parameter

<XPS> sum of the Fermi level (12.9) referenced kinetic energy (3.35) of a narrow Auger electron (12.32) peak in the spectrum and the binding energy scale (12.73) position of the most intense photoelectron peak from the same element

Note 1 to entry: See Auger parameter (12.80) and initial-state Auger parameter (12.81) .

Note 2 to entry: The modified Auger parameter is the sum of the Auger parameter and the energy of the X-rays responsible for the measured photoelectron peak. Unlike the Auger parameter, it does not depend on the energy of the X-rays.

12.83

chemical-state plot

Wagner plot

<XPS> plot of the measured kinetic energy (3.35) of a sharp Auger electron (12.32) peak versus the binding energy scale (12.73) position of a photoelectron peak for the same element

Note 1 to entry: Plots are usually made for a given element that can exist in different chemical states (12.23) . Such plots are helpful in defining the state for an unknown sample where measurements of the binding energy alone are inadequate.

Note 2 to entry: The binding energy is usually plotted on the abscissa with values decreasing towards the right.

12.84

photoelectron X-ray satellite subtraction

removal of photoelectron X-ray satellite peaks (12.66) from a spectrum

Note 1 to entry: For unmonochromated Al and Mg X-rays, the satellites usually removed are Kα_3,4 and Kα_5,6. More sophisticated subtraction methods also remove the Kα₂, Kα′, and Kβ satellites.

12.85

inelastic electron scattering background subtraction

<AES, XPS> process for subtracting a chosen inelastic scattering (4.2) background from the measured spectrum

Note 1 to entry: See inelastic background (12.46) , Shirley background (12.86) , and Tougaard background (12.88) .

Note 2 to entry: For AES (11.1) and XPS (11.6) , the inelastic background associated with a particular Auger electron (12.32) or photoelectron peak has been approximated by a measured electron energy loss spectrum (12.71) for which the incident-electron energy is close to the energy of the peak. The Tougaard background is also used. A simpler, but less accurate, inelastic background function is the Shirley background. Simple linear backgrounds have also been used, but these are much less accurate except for the XPS analysis of insulators.

12.86

Shirley background

<AES, XPS> background calculated to fit the measured spectrum at points at higher and lower kinetic energy (3.35) than the peak or peaks of interest such that the background contribution at a given kinetic energy is in a fixed proportion to the total peak area (3.16) above that background for higher kinetic energies

Note 1 to entry: See Tougaard background (12.88) .

Note 2 to entry: The fitting to the background can be made by averaging over a given number of energy channels.

12.87

Sickafus background

<AES, XPS> single-term power law background designed to describe the intensity of the secondary electron (12.2) cascade as a function of electron emission kinetic energy (3.35)

Note 1 to entry: The measured secondary-electron cascade, for correction application of the Sickafus background, should be the experimentally observed spectrum corrected for the spectrometer response function (7.13) of the measuring instrument.

12.88

Tougaard background

<AES, XPS> intensity distribution obtained from a model for the differential inelastic scattering cross section (12.39) with respect to energy loss (4.3) and the three-dimensional distribution of the emitting atoms in the surface region

Note 1 to entry: See Shirley background (12.86) .

Note 2 to entry: A number of classes of atomic distributions can be used together with different differential inelastic scattering cross sections. The atomic distribution and the inelastic scattering cross section should be specified.

Note 3 to entry: The Tougaard background is usually calculated to match the measured spectrum over a wide energy range that excludes the peak region and the spectral region extending to approximately 50 eV less kinetic energy (3.35) than the peaks of interest. The measured spectrum should be corrected for the spectrometer response function (7.13) of the measuring instrument before calculation of the Tougaard background.

12.89

partial intensity

<AES, EPES, REELS, XPS> total number of electrons in an electron spectrum, originating from a given Auger transition (12.33) or photoelectric transition, or associated with primary electrons (12.1) backscattered from a surface (3.2) , per unit of excitation or of backscattering, that reach the detector after participating in a given number of inelastic interactions of a given type

Note 1 to entry: The zero-order partial intensity is the number of electrons, originating from the peak of interest in the spectrum, that reach the detector without any inelastic interaction in the solid or the vacuum. This intensity is the area under the photoelectron or Auger electron (12.32) peak of interest or under the peak corresponding to the elastically backscattered electrons (12.3) .

Note 2 to entry: In a solid, an electron can experience different types of inelastic scattering (4.2) , such as those associated with volume or surface effects. The inclusion or exclusion of specific types of inelastic scattering in calculations of partial intensities should be stated.

Note 3 to entry: The partial intensity is a dimensionless number.

12.90

reduced partial intensity

<AES, EPES, REELS, XPS> ratio of the partial intensity (12.89) to the zero-order partial intensity

Note 1 to entry: The reduced partial intensity is a dimensionless number.

12.91

average matrix relative sensitivity factor

AMRSF

<AES, XPS> coefficient, proportional to the intensity, calculated for an element in an average matrix, by which the measured intensity for that element is divided in calculations to yield the atomic concentration or atomic fraction of the element present in the sample

Note 1 to entry: See sensitivity factor, elemental relative sensitivity factor (12.92) and pure element relative sensitivity factor (12.93) .

Note 2 to entry: The choice of atomic concentration or atomic fraction should be made clear.

Note 3 to entry: The type of sensitivity factor utilized should be appropriate for the formulae used in the quantification process and for the type of sample analysed, for example homogeneous samples or segregated layers.

Note 4 to entry: The source of sensitivity factors should be given. Matrix factors (3.11) are taken to be unity for average matrix relative sensitivity factors.

Note 5 to entry: Sensitivity factors depend on parameters of the excitation source, the spectrometer, and the orientation of the sample to these parts of the instrument. The numerical values of the sensitivity factors can also depend on the method used to measure the peak intensities.

12.92

elemental relative sensitivity factor

<AES, XPS> coefficient proportional to the absolute elemental sensitivity factor (3.12) ここで, the constant of proportionality is chosen such that the value for a selected element and transition is unity

Note 1 to entry: Elements and transitions commonly used are C 1s or F 1s for XPS (11.6) and Ag M_4,5VV for AES (11.1) .

Note 2 to entry: The type of sensitivity factor used should be appropriate for the type of sample analysed, for example homogeneous samples or segregated layers.

Note 3 to entry: The source of sensitivity factors should be given to ensure that the correct matrix factors (3.11) or other parameters are used.

Note 4 to entry: Sensitivity factors depend on parameters of the excitation source, the spectrometer, and the orientation of the sample to these parts of the instrument. Sensitivity factors also depend on the matrix being analysed, and in SIMS (19.1) this has a dominating influence.

12.93

pure element relative sensitivity factor

PERSF

<AES, XPS> coefficient, proportional to the intensity measured for a pure sample of an element, by which the measured intensity for that element is divided in calculations to yield the atomic concentration or atomic fraction of the element present in the sample

Note 1 to entry: See sensitivity factor, elemental relative sensitivity factor (12.92) , and average matrix relative sensitivity factor (12.91) .

Note 2 to entry: The choice of atomic concentration or atomic fraction should be made clear.

Note 3 to entry: The type of sensitivity factor used should be appropriate for the formulae used in the quantification process and for the type of sample analysed, for example homogeneous samples or segregated layers.

Note 4 to entry: The source of sensitivity factors should be given to ensure that the correct matrix factors (3.11) or other parameters are used. Matrix factors are significant and should be used with pure-element relative sensitivity factors.

Note 5 to entry: Sensitivity factors depend on parameters of the excitation source, the spectrometer, and the orientation of the sample to these parts of the instrument. The numerical values of the sensitivity factors can also depend on the method used to measure the peak intensities.

12.94

valence-band spectrum

<XPS> photoelectron energy distribution arising from excitation of electrons from the valence band of the sample material