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 7

4.1

二値弾性散乱

弾性散乱

総 運動エネルギー (3.35) と総運動量が保存される、移動する粒子と 2 番目の粒子との間の衝突。

注記 1: 非弾性散乱 (4.2) を参照 。

注記 2:弾性散乱相互作用では、移動する粒子は最大 180°の角度で偏向される可能性があります。

4.2

非弾性散乱

移動する高エネルギー粒子と、総 運動エネルギー (3.35) が保存されない 2 番目の粒子または粒子の集合体との間の相互作用

注記 1: 運動エネルギーは、内殻イオン化、 プラズモン (12.47) とフォノン励起、 制動放射 (12.57) の発生など、さまざまなメカニズムによって固体に吸収されます。これらの励起は通常、移動する粒子の方向に小さな変化をもたらします。

注記 2:粒子の衝突では、粒子の運動エネルギーが保存されるという点で、衝突は弾性的になる可能性がありますが、それでも入射粒子によってエネルギーが失われる可能性があります。原子による電子の散乱では、失われるエネルギーは通常非常に小さく、無視されることがよくあります。無視されない場合、散乱は準弾性と呼ばれることがよくあります [ 弾性ピーク (12.42) を参照

4.3

エネルギー損失

粒子がサンプルと相互作用するときに散逸するエネルギー

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。

4.4

後方散乱エネルギー

後方散乱衝突を受けてサンプルから逃げた後の一 次ビーム (8.10) からの粒子のエネルギー

4.5

ボーアの臨界角

ド・ブロイ波長 (3.47) とイオンの原子核への最接近距離の比で求められる、原子核から散乱するイオンの角度。

注記 1:量子効果は、ボーアの臨界角より大きい 散乱角 (8.4) では通常無視されます。表面解析条件の場合、この角度は非常に小さくなります。

4.6

コンプトン散乱

電子によるX線および他の光子の散乱

注記 1:光子は、電子の反跳によって、 散乱角 (8.4) によって支配される範囲でエネルギーを失います。

4.7

断面

<指定されたターゲットエンティティ、および指定されたタイプとエネルギーの入射荷電粒子または非荷電粒子によって生成される指定された反応またはプロセスについて> 入射粒子 フルエンスによるターゲットエンティティの反応またはプロセスの確率の商 (8.16)

注記 1:断面積は、多くの場合、関連するプロセスのターゲット実体 (原子、分子など) ごとの面積として表されます。

4.8

弾性散乱断面積

二値弾性散乱 (4.1) の断面積 (4.7)

4.9

微分弾性散乱断面積

ターゲット (18.2) からその微小立体角だけ離れた特定の微小立体角内に散乱する弾性散乱断面積 (4.8) の商

4.10

輸送断面

σtr_tr

無限に薄いサンプルの場合 、弾性散乱 (4.1) から生じるサンプルに入射する粒子の分数運動量損失をサンプル原子の面積密度で割った商。

注記 1:この 断面積 (4.7) は、原子あたりの面積として表されます。

注記 2:運動量の損失の断面積は、たとえ小さくても、単に 弾性散乱断面積 (4.8) です。対照的に、輸送断面積は、かなりの量のエネルギーの損失の確率の尺度である 停止断面積 (4.11) と同様に、初期運動量のかなりの部分が失われる確率の尺度です。

4.11

停止断面

<ISS, RBS, スパッタリング> 試料中の粒子の軌道に沿った距離による エネルギー損失率 (4.3) を、試料の極薄厚さにおける試料原子の原子密度で割った商。

注記 1: 停止力 (4.17) を参照。

注記 2:停止断面積は通常、 断面積 (4.7) で一般的である原子あたりの面積ではなく、原子あたりの eV・m ²の単位で表されます。

注記 4:一部のテキストでは、 S ( E ) ≡ − (d E /d λ ) となるように、停止断面積と停止力が同じ意味で使用されています。ストッピングパワーという用語のこの矛盾により、この用語は推奨されなくなります。

注記 5: 古い文書では、keV・cm ²/gm (「グラム当たり」の意味) で与えられる停止断面積や他の多くの形式で示されているものが見つかります。

4.12

電子停止断面積

<EIA, RBS, スパッタリング> 試料の電子へのエネルギー移動により生じる 停止断面積(4.11)

注記 1:総停止断面積は、電子停止断面積と 核停止断面積の合計です (4.13) 。

注記 2:核停止断面積の最大値は核子あたり 1 keV 程度のエネルギーで発生しますが、電子停止断面積の最大値は核子あたり 100 keV 以上で発生します。電子停止断面積の最大値の絶対値は、核停止断面積の絶対値よりも大幅に大きくなります。

4.13

核停止断面図

＜EIA, RBS, スパッタリング＞試料の原子核へのエネルギー移動により生じる 停止断面積（4.11）

注記 1:総停止断面積は、核停止断面積と 電子停止断面積の合計です (4.12) 。

注記 2:核停止断面積の最大値は核子あたり 1 keV 程度のエネルギーで発生しますが、電子停止断面積の最大値は核子あたり 100 keV 以上で発生します。電子停止断面積の最大値の絶対値は、核停止断面積の絶対値よりも大幅に大きくなります。

4.14

ラザフォード断面図

<RBS> 古典力学とクーロンポテンシャルを使用して計算された 弾性散乱断面積 (4.8)

注記 1: 弾性散乱断面積 (4.8) および 強化された弾性断面積 (4.21) を参照。

注記 2: 結果として得られる断面積の公式は、ラザフォードによって最初に導出されました。

4.15

ふるい分け

原子の電子から生じ、原子核のクーロンポテンシャルの見かけの減少を引き起こす反応

注記 1: IBA (17.1) では、入射イオンがターゲット原子核から遠く離れている場合、スクリーニングの結果、原子核が存在する原子はイオンに対して中性であるように見えます。スクリーニングにより、散乱 断面積 (4.7) は ラザフォード断面積 (4.14) からわずかに減少します (2 MeV He の場合、ターゲット原子番号の 50 増加あたり約 1%)エネルギーが減少するにつれて、その影響はより顕著になり、ますます不確実になります 。LEIS (17.2) の場合、断面積はもはや実際にはよく知られていません。

4.16

スクリーニング機能

特定の状況における スクリーニング (4.15) の結果として ラザフォード断面積 (4.14) が減少する <IBA> 係数。

4.17

阻止力

停止力

<EIA, RBS, スパッタリング> サンプル内の粒子の軌道に沿った距離による エネルギー損失率 (4.3)

注記 1: 停止断面積 (4.11) 、 電子停止力 (4.18) 、および 核停止力 (4.19) を参照。

注記 2:阻止力と阻止力は同義語であり、通常、材料内の経路に沿って移動するエネルギーE の粒子に対して -d E /d λで表されます。

注記 3:ストッピングパワーは国際放射線単位測定委員会 (ICRU) の正式な命名法ですが、この用語はパワーではなく力を定義すると認識されているため、ストッピングパワーはより正確な意味としてここに含まれています。用語を発音します。

注記 4:古いテキストでは、この量は、誤って停止断面積と呼ばれることもあります。

4.18

電子制動力

材料中の粒子と電子の間の相互作用による 阻止力への寄与 (4.17)

注記 1: 電子停止断面図 (4.12) も参照。

4.19

核の阻止力

材料中の粒子と原子核の間の相互作用による 阻止力への寄与 (4.17)

注記 1: 核停止断面積 (4.13) も参照。

4.20

ブラッグの法則

4.21

強化された弾性断面

<ISS, RBS> 弾性散乱 (4.1) の原子の 断面積 (4.7) は、入射粒子によるサンプル内の核の部分的な侵入により 、ラザフォード断面積 (4.14) よりも大きくなります。

4.22

核反応断面積

<EIA> 原子ごとの特定の核反応について、特定の ビーム エネルギー (8.33) および検出された生成物の放出方向での 断面積 (4.7)

注記 1:この断面積は通常、原子ごとにバーン単位の面積として表されます (1 バーン = 10 ^-28 m ² )

4.23

共鳴反応

<EIA> エネルギーの関数として 核反応断面積 (4.22) に狭いピークを持ち、ピークでの核反応断面積が、その両側の隣接するエネルギーでの核反応断面積よりもはるかに大きい核反応。反応から検出される本質的にすべての粒子がこのピークによるものであるピーク

4.24

ファノプロット

非相対論的 運動エネルギー (3.35) E のデータをプロットし、指定された係数とE の対数を掛けて、ベーテの式で記述される距離による高速荷電粒子のエネルギー損失率との一致性または乖離を評価します。仮説

注記 1:このプロットは、ベーテの理論に基づいて^{[ 7]} 、気体中の高速荷電粒子の単位経路あたりのイオン化数S をテストするためのプロットを提案した U Fano ^{[ 6]} にちなんで名付けられました。 。彼の相対論的アプローチでは、2 β²S が ln[ β²/(1− β² )]− β²ここで, β = v / c に対してプロットされますv は粒子速度、 c は光速度です。ファノ プロットは 、AES (11.1) および XPS での使用を目的とした、固体材料内の電子の 非弾性平均自由行程 (12.41) 、 λを電子エネルギーの関数として表す一連のデータの分析に利用されています。このようなアプリケーションでは、 E / λ がln E に対してプロットされます。他のアプリケーションでは、積σEここで, σは指定された励起またはイオン化の 断面積 (4.7) であり、ln E に対してプロットされます。

4.25

バルカの効果

バルカス・アンデルセン効果

重粒子 (18.7) の、ベーテ理論の 電子停止断面積 (4.12) からの偏差

注記 1:ベーテ理論は参考文献 [7] で導出されています。

注記 2: 公表されている影響は 0.5 MeV を超えるエネルギー範囲で発生します。

4.26

イオン化断面積

原子内に、以前に占有されていたシェル内に空孔を生成するプロセスの 断面図 (4.7)

注記 1: 全イオン化断面積とは、原子殻または原子のサブ殻からの電子の除去を指します。

注記 2:部分またはサブシェルイオン化断面積とは、原子の指定されたシェルまたはサブシェルからの電子の除去を指します。

注記 3:部分イオン化断面積は、シェルまたはサブシェル内の電子ごとに、または特定の原子のシェルまたはサブシェル内のこれらの電子の総数について表すことができます。

注記 4:原子は、最初のイオン化の後、またはその後の オージェ (12.30) or コスター・クローニヒ (12.36) プロセスの結果として、複数の空孔を持つ可能性があります。

4.27

損傷断面

定義されたイオン、電子、または光子による衝突によって引き起こされる損傷の結果であると考えられる特定のエンティティの数の変化 の断面 (4.7)

注記 1:消失 断面積 (20.16) を参照。

注記 2:特定の実体は、例えば、 表面上の特定の分子 (3.2) 、観察された特定のイオンフラグメント、特定の 化学状態の原子 (12.23) 、またはスペクトルデータから推測されるポリマー架橋などであり得る。

注記 3: より大きな実体が分裂した結果、観察される実体の強度は増加または減少する可能性があります。

注記 4:断面積は、多くの場合、関連するプロセスの対象実体 (原子、分子など) ごとの面積として表されます。

注記 5:損傷の結果として、あるいは電子またはイオンの スパッタリング (9.3) の結果として、損傷した材料はサンプルから除去される可能性がある。バルクサンプルの場合、これにより、観察される関連信号の変化を減らすことができます。 単層 (5.6) サンプルの場合、このようなスパッタリングにより、観察される関連信号の変化が増加する可能性があります。 優先スパッタリング (9.26) によって も、観察される関連信号が変化する可能性があります。

4.28

減衰係数

式中の量μ Δ x 、物質の薄層 Δ x を通過する際に除去される特定の粒子または放射線の平行ビームの一部を表し、Δ x ゼロに近づくときの限界ここで, Δ x は次の方向で測定されます。ビームの

注記 1: 減衰長 (4.30) および 質量吸収係数 (4.39) を参照。

注記 2:ビーム内の粒子の強度または数は、距離x とともに exp(− μ/ x ) として減衰します。

注記 3:減衰係数は、減衰長の逆数です。

4.29

交通機関は自由な道を意味します

λtr_tr

高エネルギー粒子が、その初期運動方向の運動量 が弾性散乱 (4.1) のみによって初期値の 1/e に減少する前に移動する平均距離

注記 1: 非弾性平均自由行程 (12.41) を参照。

4.30

減衰長

式の量l Δ x / l は、物質の薄層 Δ x を通過する際に除去される特定の粒子または放射線の平行ビームの割合を表し、Δ x ゼロここで, Δ x は次の式で測定されます。ビームの方向

注記 1: 減衰係数 (4.28) 、 減衰長 (4.31) 、 有効減衰長 (12.45) 、電子 非弾性平均自由行程 (12.41) 、および 質量吸収係数 (4.39) を参照。

注記 2:ビーム内の粒子の強度または数は、距離x とともに exp(− x / l ) として減衰します。

注記 3:固体内の電子の場合、その挙動は 弾性散乱 (4.1) の効果による指数関数的減衰にのみ近似します。それにもかかわらず、 AES (11.1) および XPS (11.6) の一部の測定条件では、 信号強度 (3.17) は 経路長にほぼ指数関数的に依存する可能性がありますが、指数定数 (パラメーターl ) は通常、対応する非弾性平均自由行程とは異なります。この近似が有効な場合、有効減衰長という用語が使用されます。

4.31

減衰の長さ

距離x で応答 e ^{±x /l} を示す強度に対するl の値

注記 1: 減衰長 (4.30) を参照。

4.32

放射関数の減衰長

指定された深さにおける 発光深さ分布関数 (4.35) の対数の負の逆数の傾き

4.33

平均放射関数減衰長

指定された深さの範囲にわたる 発光深度分布関数 (4.35) に対する指定された指数関数近似の対数の負の逆数の傾き。リニアスケール

4.34

深い放射関数の減衰長

表面 (3.2) からの深さの増加に対する 発光関数の減衰長さ (4.32) の漸近値

4.35

発光深度分布関数

<表面から放射される粒子または放射線の測定信号の場合> 特定の状態および特定の方向で 表面 (3.2) を離れる粒子または放射線が、表面から材料内へ垂直に測定された特定の深さから発生する確率

4.36

励起深さ分布関数

指定された励起が、指定された方向で表面に入射する指定された粒子または放射線のビームによって、通常は 表面 (3.2) から材料内へ測定された指定された深さで生成される確率。

4.37

情報の深さ

表面に垂直な最大深さ (3.2) 、そこから有用な情報が得られます

注記 1:さまざまな表面解析手法の情報の深さは大きく異なります。各手法の情報の深さは、分析対象の材料、その材料から記録される特定の信号、および機器の構成によって異なります。

注記 2:情報の深さは、検出された信号の指定された割合 (95% または 99%) が発生するサンプルの厚さによって識別できます。

注記 3:情報深度は、対象の信号について測定、計算、または推定された 放射深度分布関数 (4.35) から決定できます。

4.38

平均脱出深度

4.39

質量吸収係数

質量減衰係数

式の量μ/ ρ ( μ/ ρ )Δ( ρx )限界内の物質の質量厚さ Δ( ρx ) の薄層を通過する際に除去される特定の粒子または放射線の平行ビームの割合を表す。 Δ( ρx ) がここで, Δ( ρx ) はビームの方向で測定されます。

注記 1: 減衰長 (4.30) を参照。

注記 2:物質の質量密度はρ 、減衰長の逆数はμ 、 x はビーム方向の距離です。

注記 3:ビーム内の粒子の強度または数は、距離x とともに exp(− μx ) として減衰します。

注記 4:質量減衰 (吸収) 係数は、 減衰係数 (4.28) を物質の質量密度で割った商である。

4.40

ビールの法則

ランベルト・ビールの法則

対象の信号が移動距離とともに指数関数的に減衰する法則

注記 1:電子分光法では、電子が直線で移動すると仮定した近似において、対象となる電子の強度は 、減衰長 (4.30) で与えられる減衰定数で距離とともに減衰します。電子の 弾性散乱 (4.1) を考慮したより完全なアプローチでは、対象となる電子の強度は 、非弾性平均自由行程 (12.41) によって与えられる減衰定数を持つ、直線ではなくなった軌道に沿って距離とともに減衰します。

4.41

投影範囲

<EIA, RBS, SIMS> ビームの方向に沿って投影された、高エネルギーのイオンまたは原子がサンプル内に静止する 表面 (3.2) からの距離。

注記 1: 範囲分散 (4.43) を参照。

注記 2: 計算では通常、同じ種および同じエネルギーの多数のイオンまたは原子の平均または平均投影距離が扱われます。

4.42

横方向の範囲

<EIA, RBS, SIMS> 表面 (3.2) に衝突する高エネルギーのイオンまたは原子の方向に垂直な、イオンまたは原子がサンプル内で静止する距離。

注記 1: 投影範囲 (4.41) を参照。

4.43

範囲が不安定

<EIA, RBS, SIMS> 特定のエネルギーの高エネルギーイオンまたは原子の 投影範囲 (4.41) の標準偏差

グレード 1 からエントリーまで: 横方向ストラグルリング (4.44) を参照。

4.44

横方向に散在する

<EIA, RBS, SIMS> 特定のエネルギーの高エネルギーイオンまたは原子の 横方向範囲の標準偏差 (4.42)

注記 1: 範囲分散 (4.43) を参照。

4.45

インフラトラック

トラック中心から最大 1 nm までの有機材料中の一 次イオン (20.26) トラックの領域

グレード 1 からエントリーまで: ウルトラトラック (4.46) を参照してください。

注記 2:電子的に蓄積されるエネルギーは、主にこの領域の一次励起およびイオン化として蓄積される。

4.46

ウルトラトラック

トラック中心から 1 ～ 100 nm の有機材料中の 一次イオン (20.26) トラックの領域

グレード 1 からエントリーまで:海上 インフラトラック (4.45) 。

注記 2:この領域に電子的に蓄積されるエネルギーは、主にインフラトラックの一次プロセスの結果として生成される 二次電子 (12.2) を通じて蓄積されます。高速イオンの場合、エネルギー蓄積のこの部分はインフラトラックでのエネルギー蓄積を超える可能性があります。

4.47

放射線増強拡散

放射線誘起拡散

粒子ビームの損傷または衝突によって引き起こされる欠陥による、入射粒子の典型的な侵入深さをはるかに超えた固体内の原子の動き。

4.1

binary elastic scattering

elastic scattering

collision between a moving particle and a second particle in which the total kinetic energy (3.35) and the total momentum are conserved

Note 1 to entry: See inelastic scattering (4.2) .

Note 2 to entry: In elastic scattering interactions, the moving particle can be deflected through angles of up to 180°.

4.2

inelastic scattering

interaction between a moving energetic particle and a second particle or assembly of particles in which the total kinetic energy (3.35) is not conserved

Note 1 to entry: Kinetic energy is absorbed in solids by various mechanisms, for example inner-shell ionization, plasmon (12.47) and phonon excitation, and bremsstrahlung (12.57) generation. These excitations usually lead to a small change in direction of the moving particle.

Note 2 to entry: In particle collisions, the collision can be elastic in that the kinetic energy of the particles is conserved, but energy can still be lost by the incident particle. In the scattering of electrons by atoms, the energy lost is usually very small and is often ignored. Where it is not ignored, the scattering is often termed quasi-elastic [see elastic peak (12.42) ].

4.3

energy loss

energy dissipated by particles as they interact with the sample

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

4.4

backscattering energy

energy of a particle from the primary beam (8.10) after it has undergone a backscattering collision and escaped from the sample

4.5

Bohr's critical angle

angle of ion scattering from a nucleus given by the ratio of the de Broglie wavelength (3.47) and the distance of closest approach of the ion with the nucleus

Note 1 to entry: Quantum effects are usually ignored for scattering angles (8.4) larger than Bohr's critical angle. For surface analysis conditions, this angle is very small.

4.6

Compton scattering

scattering of X-rays and other photons by electrons

Note 1 to entry: The photon loses energy by recoil of the electron to an extent governed by the scattering angle (8.4) .

4.7

cross section

<for a specified target entity and for a specified reaction or process produced by incident charged or uncharged particles of specified type and energy> quotient of the probability of reaction or process for the target entity by the incident-particle fluence (8.16)

Note 1 to entry: Cross sections are often expressed as an area per target entity (atom, molecule, etc.) for the relevant process.

4.8

elastic scattering cross section

cross section (4.7) for binary elastic scattering (4.1)

4.9

differential elastic scattering cross section

quotient of the elastic scattering cross section (4.8) for scattering into a particular infinitesimal solid angle far from the target (18.2) by that infinitesimal solid angle

4.10

transport cross section

σ_tr

quotient of the fractional momentum loss of a particle incident on the sample arising from elastic scattering (4.1) by the areic density of the sample atoms, for an infinitesimally thin sample

Note 1 to entry: This cross section (4.7) is expressed as an area per atom.

Note 2 to entry: The cross section for the loss of any momentum, however small, is simply the elastic scattering cross section (4.8) . By contrast, the transport cross section is a measure of the probability of the loss of a substantial fraction of the initial momentum, analogous to stopping cross section (4.11) which is a measure of the probability of the loss of a substantial amount of energy.

4.11

stopping cross section

<ISS, RBS, sputtering> quotient of the rate of energy loss (4.3) of a particle with distance along its trajectory in a sample by the atomic density of sample atoms for an infinitesimal sample thickness

Note 1 to entry: See stopping power (4.17) .

Note 2 to entry: The stopping cross section is usually expressed in units of eV⋅m² per atom and not as an area per atom as is customary for cross sections (4.7) .

Note 4 to entry: In some texts, the stopping cross section and stopping power are used interchangeably so that S(E) ≡ − (dE/dλ). This inconsistency for the term stopping power leads to its deprecation.

Note 5 to entry: Older texts can be found with the stopping cross section given in keV⋅cm²/gm (meaning “per gram”) and in many other forms.

4.12

electronic stopping cross section

<EIA, RBS, sputtering> stopping cross section (4.11) arising from energy transfer to the electrons of the sample

Note 1 to entry: The total stopping cross section is the sum of the electronic and nuclear stopping cross sections (4.13) .

Note 2 to entry: The maximum of the nuclear stopping cross section occurs at energies of the order of 1 keV per nucleon, whereas that of the electronic stopping cross section occurs at above 100 keV per nucleon. The absolute value of the electronic stopping cross section maximum is significantly greater than that for the nuclear stopping cross section.

4.13

nuclear stopping cross section

<EIA, RBS, sputtering> stopping cross section (4.11) arising from energy transfer to atomic nuclei of the sample

Note 1 to entry: The total stopping cross section is the sum of the nuclear and electronic stopping cross sections (4.12) .

Note 2 to entry: The maximum of the nuclear stopping cross section occurs at energies of the order of 1 keV per nucleon, whereas that of the electronic stopping cross section occurs at above 100 keV per nucleon. The absolute value of the electronic stopping cross section maximum is significantly greater than that for the nuclear stopping cross section.

4.14

Rutherford cross section

<RBS> elastic scattering cross section (4.8) calculated using classical mechanics and a Coulomb potential

Note 1 to entry: See elastic scattering cross section (4.8) and enhanced elastic cross section (4.21) .

Note 2 to entry: The resulting cross section formula was first derived by Rutherford.

4.15

screening

response arising from the atom's electrons, causing an apparent reduction in the coulomb potential of the nucleus

Note 1 to entry: In IBA (17.1) , when the incident ion is far from the target nucleus, the atom in which the nucleus sits looks neutral to the ion as a result of screening. The screening reduces the scattering cross section (4.7) slightly from the Rutherford cross section (4.14) (about 1 % per 50 increase in the target atomic number for 2 MeV He). The effect becomes more pronounced and increasingly uncertain as the energy decreases and, for LEIS (17.2) , the cross section is no longer really well-known.

4.16

screening function

<IBA> factor by which the Rutherford cross section (4.14) is reduced as a result of screening (4.15) in a given situation

4.17

stopping power

stopping force

<EIA, RBS, sputtering> rate of energy loss (4.3) of a particle with distance along its trajectory in a sample

Note 1 to entry: See stopping cross section (4.11) , electronic stopping power (4.18) , and nuclear stopping power (4.19) .

Note 2 to entry: Stopping power and stopping force are synonymous terms and are usually represented by −dE/dλ for a particle of energy E moving along a path within a material.

Note 3 to entry: Stopping power is the official nomenclature of the International Commission on Radiation Units and Measurements (ICRU) but it is recognized that the term does not define a power but a force and so stopping force has been included here as a more precise synonymous term.

Note 4 to entry: In older texts, this quantity can also be called, erroneously, the stopping cross section.

4.18

electronic stopping power

contribution to the stopping power (4.17) due to interactions between the particle and electrons in the material

Note 1 to entry: see also electronic stopping cross section (4.12) .

4.19

nuclear stopping power

contribution to the stopping power (4.17) due to interactions between the particle and atomic nuclei in the material

Note 1 to entry: see also nuclear stopping cross section (4.13) .

4.20

Bragg's rule

4.21

enhanced elastic cross section

<ISS, RBS> cross section (4.7) of an atom for elastic scattering (4.1) that is greater than the Rutherford cross section (4.14) due to partial penetration of a nucleus in the sample by the incident particle

4.22

nuclear reaction cross section

<EIA> cross section (4.7) at a given beam energy (8.33) and emission direction of the detected product for a particular nuclear reaction per atom

Note 1 to entry: This cross section is usually expressed per atom as an area in units of barns (1 barn = 10⁻²⁸ m²).

4.23

resonance reaction

<EIA> nuclear reaction that has a narrow peak in the nuclear reaction cross section (4.22) as a function of energy, the nuclear reaction cross section at the peak being so much larger than the nuclear reaction cross sections at adjacent energies on either side of the peak that essentially all the particles detected from the reaction are due to the peak

4.24

Fano plot

plot of data for the non-relativistic kinetic energy (3.35) , E, times a specified factor versus the logarithm of E to evaluate the consistency with, or divergence from, the rate of energy loss for a fast charged particle with distance described by Bethe's theory

Note 1 to entry: The plot is named after U Fano^[6] who, based on the theory of Bethe,^[7] proposed a plot for testing the number of ionizations per unit path, S, for a fast charged particle in a gas. In his relativistic approach, 2β²S is plotted versus ln[β²/(1− β²)]− β²ここで,β = v/c, v being the particle velocity and c, the velocity of light. Fano plots have been utilized in analyses of sets of data for the electron inelastic mean free path (12.41) , λ, in solid materials as a function of electron energy that were intended for use in AES (11.1) and XPS. In such applications, E/λ is plotted versus lnE. In other applications, the product σEここで,σ is the cross section (4.7) for a specified excitation or ionization, is plotted versus lnE.

4.25

Barkas effect

Barkas-Andersen effect

deviation, for heavy particles (18.7) , of the electronic stopping cross section (4.12) from that of the Bethe theory

Note 1 to entry: The Bethe theory is derived in Reference [7].

Note 2 to entry: Published effects occur in the energy range above 0,5 MeV.

4.26

ionization cross section

cross section (4.7) for a process that produces, in an atom, a vacancy in a previously occupied shell

Note 1 to entry: Total ionization cross section refers to removal of an electron from any atomic shell or sub-shell of the atom.

Note 2 to entry: Partial or sub-shell ionization cross section refers to removal of an electron from a specified shell or sub-shell of the atom.

Note 3 to entry: A partial ionization cross section can be expressed per electron in a shell or sub-shell or for the total number of these electrons in a shell or sub-shell of the particular atom.

Note 4 to entry: An atom can have multiple vacancies following an initial ionization or as the result of subsequent Auger (12.30) or Coster-Kronig (12.36) processes.

4.27

damage cross section

cross section (4.7) for the change in the number of particular entities considered to be a result of damage caused by bombardment by defined ions, electrons, or photons

Note 1 to entry: See disappearance cross section (20.16) .

Note 2 to entry: The particular entities can, for example, be specific molecules on a surface (3.2) , specific observed ion fragments, atoms in a given chemical state (12.23) , or polymer cross-linking as inferred from spectral data.

Note 3 to entry: As a result of the break-up of larger entities, the observed entity can increase or decrease in intensity.

Note 4 to entry: Cross sections are often expressed as an area per target entity (atom, molecule, etc.) for the relevant process.

Note 5 to entry: Either as a result of the damage or as a result of electron or ion sputtering (9.3) , the damaged material can be removed from the sample. For bulk samples, this can reduce any change in the relevant signal observed. For monolayer (5.6) samples, such sputtering can increase any change in the relevant signal observed. Preferential sputtering (9.26) can also change the relevant signal observed.

4.28

attenuation coefficient

quantity μ in the expression μΔx for the fraction of a parallel beam of specified particles or radiation removed in passing through a thin layer Δx of a substance in the limit as Δx approaches zero ここで, Δx is measured in the direction of the beam

Note 1 to entry: See attenuation length (4.30) and mass absorption coefficient (4.39) .

Note 2 to entry: The intensity or number of particles in the beam decays as exp(−μ/x) with the distance x.

Note 3 to entry: The attenuation coefficient is the reciprocal of the attenuation length .

4.29

transport mean free path

λ_tr

average distance that an energetic particle travels before its momentum in its initial direction of motion is reduced to 1/e of its initial value by elastic scattering (4.1) alone

Note 1 to entry: See inelastic mean free path (12.41) .

4.30

attenuation length

quantity l in the expression Δx/l for the fraction of a parallel beam of specified particles or radiation removed in passing through a thin layer Δx of a substance in the limit as Δx approaches zero ここで, Δx is measured in the direction of the beam

Note 1 to entry: See attenuation coefficient (4.28) , decay length (4.31) , effective attenuation length (12.45) , electron inelastic mean free path (12.41) , and mass absorption coefficient (4.39) .

Note 2 to entry: The intensity or number of particles in the beam decays as exp(−x/l) with the distance x.

Note 3 to entry: For electrons in solids, the behaviour only approximates to an exponential decay due to the effects of elastic scattering (4.1) . Nevertheless, for some measurement conditions in AES (11.1) and XPS (11.6) , the signal intensity (3.17) can depend approximately exponentially on path length, but the exponential constant (the parameter l) is normally different from the corresponding inelastic mean free path. Where that approximation is valid, the term effective attenuation length is used.

4.31

decay length

value of l for an intensity exhibiting a response e^±x/l with distance x

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

4.32

emission function decay length

negative reciprocal slope of the logarithm of the emission depth distribution function (4.35) at a specified depth

4.33

average emission function decay length

negative reciprocal slope of the logarithm of a specified exponential approximation to the emission depth distribution function (4.35) over a specified range of depths, as determined by a straight-line fit to the emission depth distribution function plotted on a logarithmic scale versus depth on a linear scale

4.34

deep emission function decay length

asymptotic value of the emission function decay length (4.32) for increasing depths from the surface (3.2)

4.35

emission depth distribution function

<for a measured signal of particles or radiation emitted from a surface> probability that the particle or radiation leaving the surface (3.2) in a specified state and in a given direction originated from a specified depth measured normally from the surface into the material

4.36

excitation depth distribution function

probability that specified excitations are created at specified depths measured, normally from a surface (3.2) into the material, by a beam of specified particles or radiation incident on the surface in a given direction

4.37

information depth

maximum depth, normal to the surface (3.2) , from which useful information is obtained

Note 1 to entry: The information depths for the different surface analysis methods differ significantly. The information depth for each technique depends on the material being analysed, the particular signals being recorded from that material, and the instrument configuration.

Note 2 to entry: The information depth can be identified with the sample thickness from which a specified percentage (e.g. 95 % or 99 %) of the detected signal originates.

Note 3 to entry: The information depth can be determined from a measured, calculated, or estimated emission depth distribution function (4.35) for the signal of interest.

4.38

mean escape depth

4.39

mass absorption coefficient

mass attenuation coefficient

quantity μ/ρ in the expression, (μ/ρ)Δ(ρx), for the fraction of a parallel beam of specified particles or radiation removed in passing through a thin layer of mass thickness Δ(ρx) of a substance in the limit as Δ(ρx) approaches zero ここで, Δ(ρx) is measured in the direction of the beam

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

Note 2 to entry: The mass density of the substance is ρ, the reciprocal of the attenuation length is μ and x is the distance in the direction of the beam.

Note 3 to entry: The intensity or number of particles in the beam decays as exp(−μx) with the distance x.

Note 4 to entry: The mass attenuation (absorption) coefficient is the quotient of the attenuation coefficient (4.28) by the mass density of the substance.

4.40

Beer's law

Beer-Lambert law

law in which the signal of interest decays exponentially with distance travelled

Note 1 to entry: In electron spectroscopies, in the approximation in which the electrons are assumed to travel in straight lines, the electron intensity of interest decays with distance with a decay constant given by the attenuation length (4.30) . In a more complete approach in which the elastic scattering (4.1) of the electrons is considered, the electron intensity of interest decays with distance along the no-longer straight trajectory with a decay constant given by the inelastic mean free path (12.41) .

4.41

projected range

<EIA, RBS, SIMS> distance from the surface (3.2) at which an energetic ion or atom comes to rest in the sample, projected along the direction of the beam

Note 1 to entry: See range straggling (4.43) .

Note 2 to entry: Calculations usually deal with the mean or average projected range for a large number of ions or atoms of the same species and the same energy.

4.42

transverse range

<EIA, RBS, SIMS> distance, normal to the direction of an energetic ion or atom impacting a surface (3.2) , at which the ion or atom comes to rest in the sample

Note 1 to entry: See projected range (4.41) .

4.43

range straggling

<EIA, RBS, SIMS> standard deviation of the projected ranges (4.41) of energetic ions or atoms of a given energy

Note 1 to entry: See transverse straggling (4.44) .

4.44

transverse straggling

<EIA, RBS, SIMS> standard deviation of the transverse ranges (4.42) of energetic ions or atoms of a given energy

Note 1 to entry: See range straggling (4.43) .

4.45

infratrack

region of a primary ion (20.26) track in an organic material up to 1 nm from the track centre

Note 1 to entry: See ultratrack (4.46) .

Note 2 to entry: The energy deposited electronically is deposited mainly as primary excitations and ionizations in this region.

4.46

ultratrack

region of a primary ion (20.26) track in an organic material from 1 to 100 nm from the track centre

Note 1 to entry: See infratrack (4.45) .

Note 2 to entry: The energy deposited electronically in this region is deposited mainly through secondary electrons (12.2) produced as a result of primary processes in the infratrack. For fast ions, this fraction of the energy deposition can exceed that in the infratrack.

4.47

radiation-enhanced diffusion

radiation-induced diffusion

atom movement in the solid, well beyond the typical penetration depth of an incident particle, due to particle beam damage or bombardment-induced defects