Surface and Interface Analysis

Quang phổ electron đỉnh đàn hồi liên quan đến phổ của các electron thứ cấp trong khu vực gần E_p năng lượng chính và xác định chúng bằng đơn vị tuyệt đối dựa trên tỷ lệ phần trăm N_e của các electron phản xạ đàn hồi. Một quy trình được mô tả để đánh giá phổ đỉnh đàn hồi. Các kết quả thực nghiệm trên các mẫu polycrystalline như than chì, Si, Ge, thép không gỉ, Mo, W và Au được trình bày trong dải năng lượng trung bình (E_p = 1–3 keV). Các phổ được đo bằng một máy phân tích gương trụ hoạt động trong chế độ dòng điện một chiều. Đối với các nguyên tố (Si, Mo, v.v.), N_e chủ yếu được xác định bởi số nguyên tử Z, N_e(Z)∼(Z – 26)^0.65 được tìm thấy cho Z ≥ 26 và E_p = 3.1 keV. Sự phụ thuộc của N_e vào E_p có thể được ước lượng theo luật bậc N_e(E_p)∼E_p^−β(Z), với β(Z) dao động giữa 2 và 0.4 cho dải số nguyên tử Z = 4–79. Đỉnh đàn hồi bao gồm các electron thoát ra từ một lớp bề mặt được xác định bởi chiều dài tự do trung bình không đàn hồi của các electron chính. Sử dụng các giá trị của Seah và từ dữ liệu thực nghiệm N_e, crossection phản xạ ngược đã được xác định. Chúng thay đổi giữa 5 × 10⁻²⁰(C)−2.8 × 10⁻¹⁸ cm² (W, Au). Một số kết quả mới được trình bày về tổn thất plasmon thể tích. Trong Si và Ge, chiều dài tự do của các electron năng lượng trung bình được xác định bởi tổn thất plasmon thể tích đầu tiên, trong khi trong các kim loại, các đóng góp của các quá trình tổn thất khác là quan trọng. Thực tiễn sử dụng đỉnh đàn hồi và N_e như các tham chiếu cho các đỉnh Auger và tổn thất cho phép ước lượng các crossection ion hóa trong quang phổ electron Auger.

Hành vi oxi hóa anod của các lớp mỏng nitride titanium được phun phản ứng trên các nền silicon đã được nghiên cứu nhằm thu được các lớp oxynitride ở nhiệt độ phòng. Kết quả cho thấy, sự khác biệt nhỏ trong thành phần hóa học của các lớp nitride titanium có thể dẫn đến những thay đổi lớn trong khả năng phản ứng với oxy. Do đó, có một ảnh hưởng mạnh mẽ của tỷ lệ nguyên tử N/Ti đến động học oxi hóa. Phân tích các lớp mỏng bằng kỹ thuật tán xạ Rutherford và phổ khối ion thứ cấp cho thấy rằng cấu trúc oxide được hình thành bởi một lớp mỏng oxi hóa bên ngoài, bao gồm một hỗn hợp của TiO₂ + TiN_x, tiếp theo là một lớp dày hơn chứa các nguyên tử oxy hòa tan trong lớp nitride titanium đã được nạp trước đó. Sau khi oxi hóa kéo dài, không có nitơ nào được phát hiện trong lớp bề mặt, mà chỉ bao gồm TiO₂. Thú vị thay, độ dày của lớp ngoài gần như không phụ thuộc vào điện áp hình thành và dòng điện anod hóa.

A number of simple aliphatic hydrocarbon polymers have been studied by static SIMS. The low‐mass positive spectra reflect structural differences in the polymeric structure, which result in characteristic fingerprint spectra. Unsaturation and differences in branching lead to very distinct spectral features which show promise for the application of SIMS as an analytical technique in polymer‐related areas. An attempt is made to interpret the spectra in terms of molecular structure, fragmentation mechanisms and ion stabilities. The chemical nature of ion beam damage in PE and PP was studied to some extent.

In the mathematical formalism of quantitative AES and XPS, the elastic electron collisions are not taken into account. However, recent calculations have shown that the neglect of the elastic collisions may result in considerable errors. Theoretical analysis of the actual electron transport in a solid requires two major problems to be considered. (i) calculation of the differential elastic scattering cross‐sections for a given potential and electron energy and (ii) description of the multiple electron scattering. Both problems are extensively reviewed. The Monte Carlo method is usually used to describe the electron trajectories in a solid at energies of surface‐sensitive electron spectroscopies. Such simulations have indicated that the elastic collisions of photoelectrons affect considerably the angular distribution of the measured intensity and the photoelectron escape depth. The latter parameter may be diminished by > 30%. Elastic collisions of Auger electrons decrease the current recorded by the typical analysers and also considerably decrease the escape depth. Thus, the actual electron transport in a solid should be considered in calculations associated with determining the inelastic mean free path using the overlayer method or overlayer thickness measurements. The usual formalism of quantitative AES and XPS can be extended easily to account for the elastic electron collisions. The values of the corresponding correcting factors are extensively compiled. To check the validity of the Monte Carlo calculations, the results of simulations of forward electron scattering and electron back‐scattering are compared with the available experimental data. Excellent agreement between experimental and theoretical angular distributions of photoelectrons has been found. A very good agreement was also observed in the case of elastic electron back‐scattering from surfaces.

This standard is issued under the fixed designation E 673; the number immediately following the designation indicates the year of original adoption or, in the case of revision, the year of last revision. A number in parentheses indicates the year of last reapproval. A superscript epsilon (ϵ) indicates an editorial change since the last revision or reapproval.

We report calculations of electron inelastic mean free paths (IMFPs) for 50–2000 eV electrons in a group of 27 elements (C, Mg, Al, Si, Ti, V, Cr, Fe, Ni, Cu, Y, Zr, Nb, Mo, Ru, Rh, Pd, Ag, Ta, W, Re, Os, Ir, Pt, Au and Bi). This work extends our previous calculations (Surf. Interface Anal. 11, 57 (1988)) for the 200–2000 eV range. Substantial variations were found in the shapes of the IMFP versus energy curves from element to element over the 50–2000 eV range and we attribute these variations to the different inelastic scattering properties of each material. Our calculated IMFPs wee fitted to a modified form of the Bethe equation for inelastic electron scattering in matter; this equation has four parameters. These four parameters could be empirically related to several material parameters for our group of elements (atomic weight, bulk density and number of valence electron per atom). IMFPs and those initially calculated was 13%. The modified Bethe equation and our expressions for the four parameters can therefore be used to estimate IMFPs in other materials. The uncertainties in the algorithm used for our IMFP calculation are difficult to estimate but are believed to be largely systematic. Since the same algorithm has been used for calculating IMFPs, our predictive IMFP formula is considered to be particularly useful for predicting the IMFP dependence on energy in the 50–2000 eV range and the material dependence for a given energy.

Quantitative applications of electron spectroscopies, AES and XPS, should be based on theoretical models describing realistically the electron transport in solids. Detailed knowledge of elastic scattering cross‐sections due to the elements constituting a given solid is necessary in such calculations. To some extent, such data are available in the literature, but a complete data set in the form of a computer controlled database is not available. An extensive software packet is described in the present article for providing relativistic elastic scattering cross‐sections for elements with atomic numbers up to 96. The energy range for each element varies from 50 to 10000 eV in steps of 1 eV. The software packet has the following options: (1) visualization of the differential elastic scattering cross‐sections in different coordinate systems; (2) creation of files containing the elastic scattering cross‐sections for specified elements, energies, and coordinates; (3) creation of random number generators providing the polar scattering angles to be used in Monte‐Carlo simulation of the transport of electrons in solids; and (4) testing the performance of the created random number generators.

In the case of conventional Auger in‐depth profiling, the depth resolution increases with the thickness of the removed layer. It was demonstrated that by rotating the specimen, the depth resolution improves drastically in certain cases. Independently from this, A. Barna developed a phenomenological model to describe the change of surface topography developing due to ion sputtering. Based on his results, an Auger in‐depth profiling device has been built. The capability of the device was checked by measuring in‐depth profiles of NiCr multilayer structure. The depth resolution determined from the measured profile is roughly constant along the depth.

The elastic backscattering probability P_e of electrons is proportional to the product of the inelastic mean free path (IMFP), effective backscattering cross section (σ_eff), and atomic density (N). Thus, experimental evaluation of P_e, e.g. from the elastic peak intensity measurements, enables the determination of the IMFP. σ_eff can be calculated by integrating the differential elastic scattering cross sections using a simplified model based on the first Born approximation and the Thomas–Fermi–Dirac atomic potential. No significant difference in the values of σ_eff was found using the Thomas–Fermi, the Thomas–Fermi–Dirac and the Hartree–Fock atomic potentials or integrating the scattering cross sections tabulated by Fink et al. From the experimental values of P_e reported by Schmid et al. and by Gergely the IMFP was determined for a number of elements. A good agreement was found with the data on the IMFP published in the literature. Comparing the elastic peak of two samples and using the data of Ashley and Tung as reference values, the IMFP has been determined for GaP, GaSb, InP, InSb and Si₃N₄ samples. Good agreement with the data of Ashley and Tung was obtained for Si, Ge, SiO₂ and GaAs.