X선 광전자 분광법

단색 XPS 시스템의 기본 컴포넌트.

X-선 광전자 분광법(XPS)은 물질(소자 조성) 내에 존재하거나 표면을 덮고 있는 원소 및 화학적 상태를 식별할 수 있는 광전 효과에 기초한 표면 민감 정량 분광 기술이며 전자 상태의 전체 전자 구조와 밀도입니다.특히 재료에 있습니다.XPS는 존재하는 요소뿐만 아니라 결합되어 있는 다른 요소도 보여주기 때문에 강력한 측정 기법입니다.이 기법은 표면 전체에 걸친 원소 조성의 라인 프로파일링 또는 이온빔 식각과 짝을 이룬 깊이 프로파일링에 사용할 수 있습니다.이는 종종 분해, 스크래핑, 열 노출, 반응성 가스 또는 용액, 자외선 또는 이온 주입 후 또는 물질의 화학적 과정을 연구하는 데 사용된다.

XPS는 X선 빔을 물질에 조사하여 전자 모집단 스펙트럼을 얻는 광전자 방출 분광학 계열에 속한다.화학적 상태는 운동 에너지와 방출된 전자의 수를 측정함으로써 추론됩니다.XPS는 고진공(잔존 가스압 p~10Pa⁻⁶) 또는 초고진공(p⁻⁷ < 10Pa) 조건을 필요로 하지만, 현재 현상 영역은 주변압 XPS이며 시료를 수십 밀리바 압력으로 분석한다.

XPS는 실험실 X선 소스를 사용하면 수소와 헬륨을 제외한 모든 원소를 쉽게 검출할 수 있다.검출 한계는 1000ppm 범위 내이지만 수집 시간이 길고 윗면의 농도가 높아 백만ppm(ppm)을 달성할 수 있습니다.

XPS는 무기 화합물, 금속 합금,^[1] 반도체,^[2] 폴리머, 원소, 촉매,^[3]^[4]^[5]^[6] 유리, 세라믹, 페인트, 종이, 잉크, 목재, 식물 부품, 치아, 뼈, 의료용 임플란트, 바이오 재료,^[7] 코팅,^[8] 점성 오일, 접착제, 이온 변형 재료^[9] 등을 분석하는 데 정기적으로 사용됩니다.XPS는 하이드로겔이나 생물학적 샘플과 같은 수화된 형태의 물질을 초순도 환경에서 동결하고 분석 전에 다층 얼음층을 승화시켜 분석하는 데 다소 덜 일상적으로 사용됩니다.

기초 물리학

XPS 물리학 - 광전 효과

특정 파장을 가진 X선의 에너지가 알려져 있고(Al_α K X선의 경우_photon, E = 1486.7 eV), 방출된 전자의 운동 에너지가 측정되기 때문에 방출된 각 전자의 전자 결합 에너지는 광전 효과 방정식을 사용하여 결정할 수 있다.

E_{\text{binding}}=E_{\text{photon}}-\left(E_{\text{kinetic}}+\phi \right)

결합

E_{\text{binding}}=E_{\text{photon}}-\left(E_{\text{kinetic}}+\phi \right)

E_{\text{binding}}=E_{\text{photon}}-\left(E_{\text{kinetic}}+\phi \right)

광자 -

E_{\text{binding}}=E_{\text{photon}}-\left(E_{\text{kinetic}}+\phi \right)

(

E_{\text{binding}}=E_{\text{photon}}-\left(E_{\text{kinetic}}+\phi \right)

kinetic +

E_{\text{binding}}=E_{\text{photon}}-\left(E_{\text{kinetic}}+\phi \right)

)

E_{\text{binding}}=E_{\text{photon}}-\left(E_{\text{kinetic}}+\phi \right)

{

displaystyle

E _ { \

text

{

photon

}

= E _

{

\ text

{

kinetic

} + \

phi

\

right

,

그 재질의에서 특정 표면의 X선 광자의 전자가 화학적 잠재력에 비례하여 측정되 어디 Ebinding은 결합 에너지(BE), Ephoton하는 에너지를 사용되는 것 전자의 Ekinetic은 운동 에너지로 스틱과 ϕ{\displaystyle \phi}에 의해 측정된 작품function-like 용어이다.실제 측정 나는접촉 전위 때문에 계측기의 작업 기능에 의한 약간의 보정을 포함합니다.이 방정식은 본질적으로 에너지 방정식의 보존이다.작업기능과 유사한 용어 $\phi$ ${\display\phi}$ 는 $\phi$ 광전자가 대량으로 방출되어 검출기에 흡수될 때 발생하는 운동 에너지의 몇 eV를 설명하는 조정 가능한 기기 보정 인자로 생각할 수 있다.실제로는 거의 조정할 필요가 없는 상수입니다.

역사

오래된 타입의 비단색 XPS 시스템 내부도.

X선 광전자 분광계의 예

1887년, 하인리히 루돌프 헤르츠는 광전 효과를 발견했지만 설명할 수 없었고, 후에 1905년 알버트 아인슈타인에 의해 설명되었습니다.아인슈타인이 출판된 지 2년 후인 1907년에 박사학위를 받았습니다.Innes는 뢴트겐 튜브, 헬름홀츠 코일, 자기장 반구(전자 운동 에너지 분석기) 및 사진 판을 사용하여 속도의 함수로 방출된 전자의 광범위한 밴드를 기록함으로써 사실상 최초의 XPS 스펙트럼을 기록했습니다.헨리 모즐리, 롤린슨, 로빈슨을 포함한 다른 연구원들은 광대역의 ^{[citation needed]}세부 사항을 분류하기 위해 독립적으로 다양한 실험을 수행했다.제2차 세계대전 후, 카이 시그반과 그의 연구 그룹은 웁살라(스웨덴)에 있는 장비에서 몇 가지 중요한 개선을 개발하였고, 1954년에 최초의 분해능 염화나트륨(NaCl)의 XPS 스펙트럼을 기록하여 ^[10]XPS의 가능성을 드러냈다.몇 년 후인 1967년, 시그반은 XPS에 대한 포괄적인 연구를 발표하여, 그가 화학 분석을 위한 전자 분광학(ESCA)이라고 지칭한 XPS의 효용성을 즉시 인식하게 했다.1969년 미국 Hewlett-Packard의 소규모 엔지니어 그룹(Mike Kelly, Charles Bryson, Lavier Faye, Robert Chaney)이 Siegbahn과 협력하여 최초의 단색 XPS 기기를 생산했습니다.Sigbahn은 1981년에 XPS를 유용한 분석 ^[11]도구로 발전시키기 위한 그의 광범위한 노력을 인정하여 노벨 물리학상을 받았습니다.시그반의 연구와 병행하여, 런던 임페리얼 칼리지(그리고 옥스퍼드 대학)의 데이비드 터너는 헬륨 ^[12]램프를 이용한 분자 종에 대한 자외선 광전자 분광학(UPS)을 개발했다.

측정.

다소 더러운 실리콘 웨이퍼의 와이드 스캔 또는 조사 스펙트럼으로 존재하는 모든 요소를 보여줍니다.조사 스펙트럼은 일반적으로 대부분의 XPS 분석의 시작점이다.이를 통해 후속 고해상도 XPS 스펙트럼 수집을 설정할 수 있다.삽입물에는 원자종, 원자비율 및 특징적인 결합에너지를 나타내는 계량표가 제시되어 있다.

전형적인 XPS 스펙트럼은 특정 결합 에너지에서 검출된 전자 수의 그래프입니다.각 요소는 일련의 특징적인 XPS 피크를 생성합니다.이러한 피크는 원자 내 전자의 전자 구성에 해당한다. 예를 들어 1s, 2s, 2p, 3s 등이다.각 피크에서 검출된 전자의 수는 XPS 샘플링 부피 내의 원소량과 직접 관련이 있습니다.원자 백분율 값을 생성하기 위해 각 원시 XPS 신호는 강도를 상대 감도 계수(RSF)로 나누어 보정하고 검출된 모든 요소에 대해 정규화됩니다.수소가 검출되지 않기 때문에, 이 원자 비율은 수소를 제외한다.

정량적 정확도 및 정밀도

XPS는 균질 고체 물질로부터 뛰어난 정량적 정확도를 쉽게 얻을 수 있기 때문에 경험식을 생성하는 데 널리 사용됩니다.절대 정량화를 위해서는 인증된(또는 독립적으로 검증된) 표준 샘플을 사용해야 하며, 일반적으로 더 어렵고 덜 일반적입니다.상대적인 정량화에는 다른 모든 성분(표본 매트릭스)이 일정하게 유지되는 동안 하나 이상의 분석 물질이 변화하는 집합에서 여러 표본 간의 비교가 포함됩니다.정량적 정확도는 신호 대 잡음비, 피크 강도, 상대 감도 인자의 정확도, 전자 전달 함수 보정, 표면적 균질성, 전자 평균 자유 경로의 에너지 의존성 보정 및 분석에 의한 샘플 열화 정도와 같은 여러 매개변수에 따라 달라집니다.최적의 조건에서 주요 XPS 피크에서 계산된 원자 비율(at%) 값의 정량적 정확도는 각 피크에 대해 90~95%입니다.가장 강한 신호의 10~20%의 피크 강도를 갖는 약한 XPS 신호의 정량적 정확도는 참 값의 60~80%이며 신호 대 잡음 비(신호 평균화 등)를 개선하기 위해 사용되는 노력의 양에 따라 달라집니다.정량적 정밀도(측정을 반복하고 동일한 결과를 얻을 수 있는 능력)는 정량적 결과의 적절한 보고에 필수적인 고려사항이다.

검출 한계

검출 한계는 코어 상태의 단면과 백그라운드 신호 레벨에 따라 크게 다를 수 있습니다.일반적으로 광전자의 단면은 원자번호에 따라 증가한다.2차 방출 전자 때문에 매트릭스 성분의 원자 번호뿐만 아니라 결합 에너지와 함께 배경도 증가합니다.예를 들어 고단면 Au4f 피크가 주요 실리콘 피크보다 운동에너지가 높은 실리콘상의 금의 경우, 매우 낮은 백그라운드에 위치하여 적절한 취득시간으로 1ppm 이상의 검출한계를 달성할 수 있다.반대로, Au4f 라인 아래의 큰 배경에 약간의 단면 Si2p 라인이 있는 금의 실리콘의 경우, 같은 수집 시간 동안 검출 한계는 훨씬 더 나빠집니다.검출 한계는 종종 실제 분석을 위해 0.1 – 1.0% 원자 백분율(0.1% = 1 part/1000 ppm)로 인용되지만, 많은 상황에서 하한치가 달성될 수 있다.

분석 중 열화

열화는 사용된 X선의 파장에 대한 재료의 민감도, X선의 총 선량, 표면의 온도 및 진공 수준에 따라 달라집니다.금속, 합금, 세라믹 및 대부분의 유리는 비단색 또는 단색 X선에 의해 현저하게 분해되지 않습니다.고분자, 촉매, 고산소화합물, 다양한 무기화합물 및 미세유기화합물 등이 있지만 전부는 아닙니다.비단색 X선 선원은 다양한 물질의 표면 화학을 직접적으로 저하시키는 상당한 양의 고에너지 브렘스스트룽 X선(에너지 1~15keV)을 생성한다.비단색 X선 선원은 X선을 생성하는 양극이 전형적으로 표본에서 1~5cm(2인치)밖에 떨어져 있지 않기 때문에 표본 표면에 상당한 양의 열(100 - 200°C)을 생성한다.이 열 수준은 Bremsstrahlung X선과 결합하면 특정 물질의 열화 양과 속도를 증가시킵니다.단색 X선 선원은 표본에서 더 멀리(50–100cm) 떨어져 있기 때문에 눈에 띄는 열 효과를 일으키지 않는다.이러한 경우, 석영 단색기 시스템은 Bremsstrahlung X선을 X선 빔 밖으로 회절시킵니다. 즉, 샘플은 X선 에너지의 좁은 한 대역에만 노출됩니다.예를 들어 알루미늄 K-알파 X선을 사용하는 경우, 고유 에너지 대역의 FWHM은 1,486.7 eV(E/δE = 3,457)를 중심으로 0.43 eV입니다.마그네슘 K-alpha X선을 사용할 경우 고유 에너지 대역의 FWHM은 1,253.7 eV(E/δE = 3,483)를 중심으로 0.36 eV입니다.샘플이 노출되는 에너지의 범위는 X선 흑백기의 품질 및 최적화에 따라 달라집니다.진공은 샘플의 표면 내 또는 표면에 갇힌 다양한 가스(예₂: O, CO)와 액체(예: 물, 알코올, 용제 등)를 제거하기 때문에 표면이 안정된 상태가 될 때까지 표면의 화학 및 형태학이 계속 변화합니다.이러한 유형의 열화는 감지하기 어려울 수 있습니다.

측정 면적

계측기의 설계에 따라 측정 면적이 달라집니다.최소 분석 영역의 범위는 10 ~200 마이크로미터입니다X선의 단색 빔의 최대 크기는 1~5mm이다.비단색 빔의 지름은 10~50mm입니다.싱크로트론 방사선을 X선 소스로 사용하는 최신 영상 XPS 기기에서 200nm 이하의 분광 이미지 해상도를 달성했습니다.

샘플 크기 제한

기기에는 작은(mm 범위) 샘플과 큰(cm 범위) 샘플(예: 웨이퍼)을 사용할 수 있습니다.제한 요인은 시료 홀더의 설계, 시료 이송 및 진공 챔버의 크기입니다.큰 표본은 더 큰 면적을 ^{[citation needed]}분석하기 위해 x 및 y 방향으로 가로 방향으로 이동합니다.

분석시간

일반적으로 검출 가능한 모든 요소의 양을 측정하는 광범위한 조사 스캔의 경우 1-20분, 화학적 상태 차이를 드러내는 고해상도 스캔의 경우(카운트 영역의 높은 신호/소음비의 경우 종종 관심 영역을 여러 번 스위프해야 함), 다음을 측정하는 깊이 프로파일의 경우 1-4시간식각 깊이의 함수로 4~5개의 요소를 사용할 수 있습니다(이 프로세스 시간은 많은 요소가 역할을 하기 때문에 가장 다양할 수 있습니다.

표면 감도

XPS는 샘플에서 기기의 진공으로 실제로 빠져나간 전자만 감지합니다.샘플에서 탈출하려면 광전자가 샘플을 통과해야 합니다.광전자 방출은 물질 내에서 비탄성 충돌, 재조합, 시료의 들뜸, 탈환 또는 포획을 겪을 수 있으며, 이 모든 것이 탈출하는 광전자의 수를 줄일 수 있다.이러한 효과는 깊이가 증가함에 따라 지수 감쇠 함수로 나타나며, 표면의 분석 물질에서 검출된 신호는 샘플 표면 아래 깊숙한 곳에서 검출된 신호보다 훨씬 강합니다.따라서 XPS에 의해 측정된 신호는 기하급수적인 표면 가중치 신호이며, 이 사실은 층상 물질에서 분석 물질의 깊이를 추정하는 데 사용될 수 있습니다.

화학적 상태와 화학적 변화

Si 2p 신호의 에너지 범위에서 산화 실리콘 웨이퍼의 고해상도 스펙트럼.원시 데이터 스펙트럼(빨간색)에는 5가지 성분 또는 화학 상태(A ~ E)가 적합하다.Si의 산화 형태(SiO_x, x = 1-2)는 103.67 eV를 중심으로 한 넓은 특징에서 높은 결합 에너지에서 나타난다.산화실리콘의 상부층 아래에 존재하는 이른바 금속 형태의 실리콘은 100.30 eV(Si 2p_1/2)와 99.69 eV(Si 2p_3/2)에서 일련의 더블렛 피크를 나타냅니다.산화 Si의 오버레이를 통해 금속 실리콘 신호를 볼 수 있다는 것은 실리콘 산화층이 상대적으로 얇다는 것을 의미한다(2-3nm).오버레이어에 의한 깊은 레이어로부터의 XPS 신호의 감쇠는, 레이어의 두께와 깊이를 추정하기 위해서, XPS 로 자주 사용됩니다.

화학 상태 정보, 즉 샘플의 최상위 수 나노미터에서 문제의 원자 종의 국소 결합 환경을 생성하는 능력은 XPS를 표면의 화학을 이해하기 위한 독특하고 가치 있는 도구로 만듭니다.국소 결합 환경은 형식 산화 상태, 가장 가까운 이웃 원자의 동일성 및 가장 가까운 이웃 원자와 가장 가까운 이웃 원자에 대한 결합 혼성화의 영향을 받는다.예를 들어 C 전자의_1s 공칭 결합 에너지는 284.6 eV이며 실제 결합 에너지에서 미묘하지만 재현 가능한 변화이지만, 이른바 화학적 변화(NMR 분광법에 비유)는 화학적 상태 ^{[citation needed]}정보를 제공한다.

화학적 상태 분석은 탄소에 널리 사용된다.그것은 탄소의 화학 주들의 증가 결합 에너지의 대략적인 순서로 탄화(-C2−),silane(-Si-CH3), methylene/methyl/hydrocarbon(-CH2-CH2-, CH3-CH2-, -CH=CH-), 아민(-CH2-NH2), 술(-C-OH), 케톤(-C=O), 유기 에스테르(-COOR), 탄산염(-CO32−), monofluoro-hydrocarbon(-CFH-CH2-:존재 또는 부재, 드러낸다.), difluoro-예를 들어 탄화수소₂₂(-CF-CH-), 트리플루오로카본(-CH-CF₂₃) 등이 있습니다.^{[citation needed]}

실리콘 웨이퍼 표면의 화학적 상태 분석에서는 n도프 실리콘과 p도프 실리콘(금속 실리콘), 아산화실리콘₂(SiO), 일산화실리콘(SiO₂₃), 이산화실리콘(SiO₂)과 같은 다양한 형식 산화 상태에 따른 화학적 변화가 나타납니다.그림 'Si 2p 신호의 에너지 범위에서 산화실리콘 웨이퍼의 고해상도 스펙트럼'에 그 예가 나타나 있다.

인스트루먼트

XPS 시스템의 주요 구성 요소는 X선 소스, mu-금속 자기 차폐 기능이 있는 초고진공(UHV) 챔버, 전자 채집 렌즈, 전자 에너지 분석기, 전자 검출 시스템, 샘플 도입 챔버, 샘플 마운트, 샘플 가열 또는 냉각 기능이 있는 샘플 스테이지 및 일련의 조작 단계입니다.궤양

XPS에서 가장 널리 사용되는 전자 분광계는 반구형 전자 분석기입니다.그것들은 높은 에너지 분해능과 방출된 전자의 공간적 선택을 가지고 있습니다.그러나 때로는 훨씬 더 단순한 전자 에너지 필터인 원통형 거울 분석기가 표면의 원소 성분을 확인하는 데 사용됩니다.이는 높은 계수율과 높은 각도/에너지 분해능 사이의 균형을 나타낸다.이 유형은 샘플 앞에 배치된 두 개의 동축 실린더로 구성되며, 내부 실린더는 양의 전위로 고정되고 외부 실린더는 음의 전위로 고정됩니다.올바른 에너지를 가진 전자만 이 설정을 통과할 수 있으며 마지막에 감지됩니다.카운트 속도는 높지만 분해능(에너지 및 각도 모두)은 낮습니다.

전자는 전자 곱셈기(단일 에너지 검출을 위한 단일 채널트론 또는 병렬 수집을 위한 채널트론 및 마이크로채널 플레이트 배열)를 사용하여 검출됩니다.이 장치들은 내부에 저항성 코팅이 되어 있는 유리 채널로 구성되어 있습니다.프론트와 엔드 사이에 고전압이 인가됩니다.유입된 전자는 측정 가능한 전류 펄스를 ^{[citation needed]}얻을 때까지 전자 눈사태가 발생하도록 더 많은 전자를 제거하는 벽으로 가속된다.

실험실 기반 XPS

실험실 시스템에서는 10~30mm 빔 직경의 비단색 Al K_α 또는 Mg_α K 양극 복사 또는 집중 20~500마이크로미터 직경의 빔 단파장 Al_α K 단색 방사선이 사용된다.단색 Al_α K X선은 일반적으로 <1010> 방향의 자연 결정성 석영 얇은 디스크에서 비단색 X선 빔을 회절하여 집중시킴으로써 생성된다.결과 파장은 8.3386 앵스트롬(0.83386 nm)이며, 이는 1486.7 eV의 광자 에너지에 해당한다.알루미늄_α K X선은 1486.7 eV(E/δE = 3457)^{[citation needed]}를 중심으로 반 최대(FWHM)에서 0.43 eV의 고유 전폭을 가진다.잘 최적화된 단색기의 경우, 단색 알루미늄_α K X선의 에너지 폭은 0.16 eV이지만, 일반적인 전자 에너지 분석기(분광계)에서 에너지 확대가 FWHM=0.25 eV의 순서로 궁극적인 에너지 분해능을 생성하며, 이는 사실상 대부분의 상용 시스템의 궁극적인 에너지 분해능이다.실용적이고 일상적인 조건에서 작업할 때, 높은 에너지 분해능 설정은 다양한 순수 요소 및 일부 화합물에 대해 0.4 ~ 0.6 eV의 피크 폭(FWHM)을 생성합니다.예를 들어 단색 알루미늄_α K X선을 사용하여 20 eV의 패스 에너지로 1분 이내에 얻은 스펙트럼에서 깨끗한 은막 또는 포일의 Ag 3d_5/2 피크는 일반적으로 0.45 eV의 ^{[citation needed]}FWHM을 갖는다.비단색 마그네슘 X선의 파장은 9.89앙스트롬(0.989nm)으로, 1253eV의 광자 에너지에 해당한다.비단색 X선의 에너지 폭은 약 0.70 eV로 사실상 비단색 X선을 ^{[citation needed]}사용하는 시스템의 궁극적인 에너지 분해능이다.비단색 X선 선원은 모든 1차 X선 라인과 고에너지 Bremsstrahlung X선(1–12 keV)이 표면에 도달할 수 있도록 하는 X선을 회절하는 데 결정을 사용하지 않는다.비단색 Mg_α K 선원을 사용할 때 최종 에너지 분해능(FWHM)은 0.9–1.0 eV이며, 여기에는 분광계 유도 ^{[citation needed]}확대의 일부 기여가 포함된다.

Synchrotron 기반 XPS

지난 수십 년 동안 대규모 싱크로트론 방사선 설비의 개발로 돌파구가 마련되었습니다.여기에서 기억고리 내의 궤도에 유지되는 상대론적 전자 다발을 휘어지는 자석 또는 위글러나 파상기 등의 삽입장치를 통해 가속함으로써 고휘도 및 고유속 광자 빔을 생성한다.빔은 양극 기반 선원에 의해 일반적으로 생성되는 것보다 훨씬 강렬하고 더 잘 콜리메이트됩니다.싱크로트론 방사선은 넓은 파장 범위에서 조정 가능하며, 몇 가지 뚜렷한 방법으로 편광될 수 있습니다.이 방법으로 광자는 특정 코어 레벨을 프로빙하기 위해 최적의 광이온화 단면을 산출하는 것을 선택할 수 있다.또한 높은 광자속은 분자 및 원자 흡착물과 같은 저밀도 원자종에서 XPS 실험을 수행할 수 있게 한다.

데이터 처리

피크 식별

단일 요소에 의해 생성되는 피크 수는 1에서 20을 초과합니다.특정 요소에 의해 생성된 각 피크의 셸과 스핀-오빗을 식별하는 결합 에너지 표는 최신 XPS 계측기에 포함되어 있으며 다양한 핸드북과 ^[13]^[14]웹사이트에서 찾을 수 있다.이러한 실험적으로 결정된 에너지는 특정 원소의 특성이기 때문에, 그것들은 미지의 원소 조성을 가진 물질의 실험적으로 측정된 피크를 식별하는데 직접적으로 사용될 수 있다.

피크 식별 프로세스를 시작하기 전에 분석가는 처리되지 않은 조사 스펙트럼(0-1400 eV)의 결합 에너지가 양 또는 음의 표면 전하로 인해 이동했는지 여부를 판단해야 한다.이것은 탄소와 산소의 존재로 인해 발생하는 두 개의 피크를 찾는 것으로 가장 많이 이루어집니다.

전하 기준 절연체

전하 기준은 표본이 와이드 스캔, 고감도(낮은 에너지 분해능) 조사 스펙트럼(0-1100 eV) 및 협스캔 화학 상태(높은 에너지 분해능) 스펙트럼에서 의미 있는 결합 에너지를 얻기 위해 실험 결합 에너지의 전하 유도 이동을 겪을 때 필요하다.전하 유도 이동은 일반적으로 표면에 부착된 저전압(-1~20eV) 전자가 약간 초과되거나 시료의 상위 1~12nm 내에서 광전자 손실로 인해 발생하는 전자(+1~+15eV)가 약간 부족하기 때문입니다.우연히 표면의 전하가 과도하게 양의 경우 스펙트럼은 예시와 같이 뾰족한 피크가 아닌 일련의 롤링 힐로 나타날 수 있다.

전하 기준은 실험적으로 측정된 각 피크에 전하 보정 계수를 추가하여 수행됩니다.다양한 탄화수소종이 모든 공기 노출 표면에 나타나기 때문에 탄화수소 C(1s) XPS 피크의 결합 에너지는 샘플 마운트에서 의도적으로 절연된 비전도성 샘플 또는 도체에서 얻은 모든 에너지를 충전하는 데 사용됩니다.피크는 보통 284.5 eV와 285.5 eV 사이에서 발견됩니다.284.8 eV 결합 에너지는 일반적으로 전하 참조 절연체를 위한 기준 결합 에너지로 사용되므로 전하 보정 계수는 284.8 eV와 실험적으로 측정된 C(1s) 피크 위치 간의 차이이다.

도전성 물질 및 대부분의 고유 산화물 도체는 전하 참조가 필요하지 않습니다.샘플의 맨 위 층에 두꺼운 비전도성 피막이 없는 한 전도성 재료를 기준으로 삼지 마십시오.필요한 경우 전자 투광 건, UV 라이트, 저전압 전자 빔이 있는 저전압 아르곤 이온 빔(1-10 eV), 조리개 마스크, 저전압 전자 빔이 있는 그물 스크린 등을 사용하여 표면에 적절한 낮은 에너지 전하를 제공함으로써 충전 효과를 보상할 수 있다.

피크 피팅

높은 에너지 분해능 XPS 스펙트럼의 피크 적합 과정은 과학적 지식과 경험의 혼합이다.공정은 계측기 설계, 계측기 성분, 실험 설정 및 표본 변수의 영향을 받습니다.피크 핏 작업을 시작하기 전에 피크 핏을 수행하는 분석가는 표본의 맨 위 15nm가 균질한 재료인지 또는 여러 재료의 혼합인지 확인해야 합니다.상위 15nm가 매우 적은 양의 우발 탄소와 흡착 가스를 가진 균질 물질인 경우 분석가는 이론적인 피크 면적 비율을 사용하여 피크 핏 프로세스를 개선할 수 있다.피크 피팅 결과는 표본 특성뿐만 아니라 전체 피크 폭(최대 절반, FWHM), 가능한 화학적 이동, 피크 형상, 계측기 설계 요인 및 실험 설정에 영향을 받습니다.

절반 최대 전폭(FWHM) 값은 화학적 상태 변화와 물리적 영향을 나타내는 유용한 지표이다.이러한 증가는 화학 결합의 수, 표본 조건의 변화(X선 손상) 또는 표면의 차등 충전(표면 충전 상태의 국소적 차이)을 나타낼 수 있다.그러나 FWHM은 검출기에 따라 다르며 샘플이 충전되어 있기 때문에 증가할 수도 있습니다.단색 Al K-alpha X선 소스를 장착한 XPS에서 높은 에너지 분해능 실험 설정을 사용하는 경우, 주요 XPS 피크의 FWHM은 0.3eV에서 1.7eV 사이입니다.FWHM의 주요 XPS 신호로부터 다음은 간단한 요약:[표창 필요한]주요 금속의 봉우리 순수한 금속에서(예를 들어 1초, 2p3, 3d5, 4f7)보다 0.30eV 1.0eV 주요 금속의 봉우리까지 범위를 2진 금속 산화물에서(예를 들어 1초, 2p3, 3d5, 4f7)FWHMs FWHMs 0.9eV 1대 1.7eV 2진 금속 산화물에서 디오(1)정상이 FW에서 그 정도 가지고 있다.HMs에서 gen에랄, 1.0 eV ~ 1.4 eV 범위 우발 탄화수소의 C(1s) 피크에는 일반적으로 1.0 eV ~ 1.4 eV 범위의 FWHM이 있습니다.
화학적 이동 값은 가장 가까운 이웃 원자 사이의 전자 결합 편광 정도에 따라 달라집니다.특정 화학적 변화는 특정 화학 상태의 BE 값과 순수 원소의 한 형태 또는 특정 원소의 합의된 특정 화학 상태의 BE 값의 차이이다.원시 화학 상태 스펙트럼의 피크 적합에서 도출된 성분 피크는 표본의 샘플링 부피 내에서 다른 화학 상태의 존재에 할당될 수 있다.
피크 모양은 계측기 파라미터, 실험 파라미터 및 샘플 특성에 따라 달라집니다.
계측기 설계 요소에는 사용된 X선(단색 Al, 비단색 Mg, 싱크로트론, Ag, Zr)의 선폭과 순도 및 전자 분석기의 특성이 포함됩니다.
전자 분석기의 설정(예: 통과 에너지, 스텝 크기)
피크 피팅에 영향을 미치는 샘플 요인은 분석 부피 내의 물리적 결함 수(이온 식각 또는 레이저 세척) 및 샘플의 물리적 형태(단결정, 연마, 분말, 부식)입니다.

이론적인 측면

양자역학적 처리

광방출 이벤트가 발생하면 다음과 같은 에너지 절약 규칙이 적용됩니다.

h\nu = E_{b}^{v} +E_{kin}

$h\nu$ 서 h ${\$ {\ $displaystyle$ h $\nu}$ 는 $h\nu$ 광자 에너지, $|E_{b}^{v}|$ v {\ $displaystyle E_{b}^{v}$ 는 $|E_{{b}}^{{v}}|$ 이온화 전의 전자 BE(진공 수준에 대한 결합 에너지), $E_{kin}$ n { $displaystyle$ E_ ${kin}$ 은 $E_{{kin}}$ 광전자의 운동 에너지이다.(일반적으로 광전자분광학에서 행해지는) 페르미레벨을 기준으로 하는 $|E_{b}^{v}|$ E b $|E_{b}^{v}|$ { $displaystyle E_{b}^{v}}$ 는 $|E_{{b}}^{{v}}|$ 반드시 페르미레벨에 대한 결합에너지(BE)의 합계, $|E_{b}^{F}|$ $|E_{b}^{F}|$ F { $displaystyle E_{b}^{F$ $}$ 및 샘플 $\Phi _{0}$ δ로 대체해야 한다. ${\displaystyle\Phi_{0}}.$

이론적인 관점에서 볼 때, 고체로부터의 광방출 프로세스는 반고전적 접근방식으로 기술할 수 있으며, 전자장은 여전히 고전적으로 취급되며, 물질에 대해서는 양자역학적 기술이 사용된다.전자장을 받는 전자에 대한 입자 Hamiltonian은 다음과 같이 주어진다.

i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}=\left[{\frac {1}{2m}}\left(\mathbf {\hat {p}} -{\frac {e}{c}}\mathbf {\hat {A}} \right)^{2}+{\hat {V}}\right]\psi ={\hat {H}}\psi

i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}=\left[{\frac {1}{2m}}\left(\mathbf {\hat {p}} -{\frac {e}{c}}\mathbf {\hat {A}} \right)^{2}+{\hat {V}}\right]\psi ={\hat {H}}\psi

、 t

i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}=\left[{\frac {1}{2m}}\left(\mathbf {\hat {p}} -{\frac {e}{c}}\mathbf {\hat {A}} \right)^{2}+{\hat {V}}\right]\psi ={\hat {H}}\psi

[

i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}=\left[{\frac {1}{2m}}\left(\mathbf {\hat {p}} -{\frac {e}{c}}\mathbf {\hat {A}} \right)^{2}+{\hat {V}}\right]\psi ={\hat {H}}\psi

2 m (

i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}=\left[{\frac {1}{2m}}\left(\mathbf {\hat {p}} -{\frac {e}{c}}\mathbf {\hat {A}} \right)^{2}+{\hat {V}}\right]\psi ={\hat {H}}\psi

i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}=\left[{\frac {1}{2m}}\left(\mathbf {\hat {p}} -{\frac {e}{c}}\mathbf {\hat {A}} \right)^{2}+{\hat {V}}\right]\psi ={\hat {H}}\psi

- e

i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}=\left[{\frac {1}{2m}}\left(\mathbf {\hat {p}} -{\frac {e}{c}}\mathbf {\hat {A}} \right)^{2}+{\hat {V}}\right]\psi ={\hat {H}}\psi

A

i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}=\left[{\frac {1}{2m}}\left(\mathbf {\hat {p}} -{\frac {e}{c}}\mathbf {\hat {A}} \right)^{2}+{\hat {V}}\right]\psi ={\hat {H}}\psi

)

i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}=\left[{\frac {1}{2m}}\left(\mathbf {\hat {p}} -{\frac {e}{c}}\mathbf {\hat {A}} \right)^{2}+{\hat {V}}\right]\psi ={\hat {H}}\psi

+ V

i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}=\left[{\frac {1}{2m}}\left(\mathbf {\hat {p}} -{\frac {e}{c}}\mathbf {\hat {A}} \right)^{2}+{\hat {V}}\right]\psi ={\hat {H}}\psi

]

i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}=\left[{\frac {1}{2m}}\left(\mathbf {\hat {p}} -{\frac {e}{c}}\mathbf {\hat {A}} \right)^{2}+{\hat {V}}\right]\psi ={\hat {H}}\psi

^

、 \

display

i \

hbar

{ \

frac

\

psi

} { \

spar

t} = \

left

[ \

frac

{

i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}=\left[{\frac {1}{2m}}\left(\mathbf {\hat {p}} -{\frac {e}{c}}\mathbf {\hat {A}} \right)^{2}+{\hat {V}}\right]\psi ={\hat {H}}\psi

1

i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}=\left[{\frac {1}{2m}}\left(\mathbf {\hat {p}} -{\frac {e}{c}}\mathbf {\hat {A}} \right)^{2}+{\hat {V}}\right]\psi ={\hat {H}}\psi

} { 2 m

i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}=\left[{\frac {1}{2m}}\left(\mathbf {\hat {p}} -{\frac {e}{c}}\mathbf {\hat {A}} \right)^{2}+{\hat {V}}\right]\psi ={\hat {H}}\psi

} \

frac frac

{

p }

{ p } { p

}

{

frac }

여기서 $\psi$ ({ $displaystyle \psi})$ 는 $\psi$ 전자파 함수, A $(\$ 는 $\mathbf {A}$ 전자장의 벡터 전위, $V$ (\ $displaystyle$ V $)$ 는 $V$ 고체의 교란되지 않은 전위입니다.쿨롱 게이지( $\nabla \cdot \mathbf {A} =0$ ⋅ A $=$ $\nabla \cdot \mathbf {A} =0$ {\ $displaystyle \cdot$ \ $mathbf {A}$ $=$ }) $\nabla \cdot \mathbf {A} =0$ 에서 벡터 전위는 모멘텀 연산자 $[\mathbf {\hat {p}} ,\mathbf {\hat {A}} ]=0$ , A $[\mathbf {\hat {p}} ,\mathbf {\hat {A}} ]=0$ ] $=$ 0 { $displaystyle$ [\ $mathbf$ { $p}$ , \ $mathbf$ {A $}$ $=$ $0$ })와 교신합니다 $.$

(\displaystyle \left(\mathbf {p} - {\frac {e} {c}) {{p}} = {p} = {p} } - 2 fr frac {e} {c} \ mathbf {c} \ cdot \ mathb {p} + \ fright} {c} {c} )

실제로 해밀턴의 $\nabla \cdot \mathbf {A}$ $(\$ 을 $\nabla \cdot {\mathbf {A}}$ 무시한 채 광전류 ^[15]기여 가능성을 무시하고 있습니다.이러한 영향은 일반적으로 무시할 수 있지만 표면적으로는 중요해질 수 있다. $대신 A의$ 2차 $항$ 은 일반적인 광방출 실험에서의 기여도가 첫 번째 항보다 약 1배 작기 때문에 안전하게 무시될 수 있다.

1차 섭동 접근법에서 1전자 해밀토니안은 두 가지 용어로 나눌 수 있다. 즉, 교란되지 않은 ${\hat {H}}_{0}$ H ${\hat {H}}_{0}$ ^ $(\displaystyle {H}}_{0$ 과 전자장의 영향을 설명하는 ${\hat {H}}'$ 해밀토니안 H ^ ^ ${\hat {H}}'$ ^ ^ ${\hat {H}}'$ （\ $displaystyle {H$ 이다.

{H}}=-{\frac {e}{mc}}\mathbf {A}\cdot \mathbf {p}

시간 의존 섭동 이론에서, 조화 또는 상수 섭동의 경우, 초기 상태 $\psi _{i}$ i $\$ _ ${i}$ 와 $\psi _{{i}}$ 최종 상태 $\psi _{f}$ f $\$ _ ${f}$ 사이의 $\psi _{f}$ 전이율은 페르미의 황금률로 표현된다.

{\frac {d\omega }{dt}}\propto {\frac {2\pi }{\hbar }}|\langle \psi _{f}|{\hat {H}}'|\psi _{i}\rangle |^{2}\delta (E_{f}-E_{i}-h\nu )

{\frac {d\omega }{dt}}\propto {\frac {2\pi }{\hbar }}|\langle \psi _{f}|{\hat {H}}'|\psi _{i}\rangle |^{2}\delta (E_{f}-E_{i}-h\nu )

{\frac {d\omega }{dt}}\propto {\frac {2\pi }{\hbar }}|\langle \psi _{f}|{\hat {H}}'|\psi _{i}\rangle |^{2}\delta (E_{f}-E_{i}-h\nu )

t

{\frac {d\omega }{dt}}\propto {\frac {2\pi }{\hbar }}|\langle \psi _{f}|{\hat {H}}'|\psi _{i}\rangle |^{2}\delta (E_{f}-E_{i}-h\nu )

2 、

{\frac {d\omega }{dt}}\propto {\frac {2\pi }{\hbar }}|\langle \psi _{f}|{\hat {H}}'|\psi _{i}\rangle |^{2}\delta (E_{f}-E_{i}-h\nu )

{\frac {d\omega }{dt}}\propto {\frac {2\pi }{\hbar }}|\langle \psi _{f}|{\hat {H}}'|\psi _{i}\rangle |^{2}\delta (E_{f}-E_{i}-h\nu )

^

{\frac {d\omega }{dt}}\propto {\frac {2\pi }{\hbar }}|\langle \psi _{f}|{\hat {H}}'|\psi _{i}\rangle |^{2}\delta (E_{f}-E_{i}-h\nu )

{\frac {d\omega }{dt}}\propto {\frac {2\pi }{\hbar }}|\langle \psi _{f}|{\hat {H}}'|\psi _{i}\rangle |^{2}\delta (E_{f}-E_{i}-h\nu )

2

{\frac {d\omega }{dt}}\propto {\frac {2\pi }{\hbar }}|\langle \psi _{f}|{\hat {H}}'|\psi _{i}\rangle |^{2}\delta (E_{f}-E_{i}-h\nu )

（

{\frac {d\omega }{dt}}\propto {\frac {2\pi }{\hbar }}|\langle \psi _{f}|{\hat {H}}'|\psi _{i}\rangle |^{2}\delta (E_{f}-E_{i}-h\nu )

-

{\frac {d\omega }{dt}}\propto {\frac {2\pi }{\hbar }}|\langle \psi _{f}|{\hat {H}}'|\psi _{i}\rangle |^{2}\delta (E_{f}-E_{i}-h\nu )

i -

{\frac {d\omega }{dt}}\propto {\frac {2\pi }{\hbar }}|\langle \psi _{f}|{\hat {H}}'|\psi _{i}\rangle |^{2}\delta (E_{f}-E_{i}-h\nu )

{\frac {d\omega }{dt}}\propto {\frac {2\pi }{\hbar }}|\langle \psi _{f}|{\hat {H}}'|\psi _{i}\rangle |^{2}\delta (E_{f}-E_{i}-h\nu )

。{

displaystyle

} {

dt }

\

propto

{

frac { 2

\

pi

} { \

hbar }

} \

langle

\

psi { hat

'

}

$E_{i}$ 서 $E_{i}$ i $(\$ 와 $E_{i}$ E $(\$ 는 $E_{{f}}$ 각각 초기 및 최종 상태의 교란되지 않은 해밀턴의 $h\nu$ 이고 h $h\nu$ {\(\ $displaystyle$ h $\nu)$ 는 $h\nu$ 광자 에너지입니다.페르미의 황금규칙은 섭동이 무한시간 동안 시스템에 작용한다는 근사치를 사용한다.이 근사치는 섭동이 시스템에 작용하는 시간이 전환에 필요한 시간보다 훨씬 클 때 유효합니다.이 방정식은 다음과 ^[16]같은 $\rho (E)$ 를 나타내는 밀도 $\rho (E)$ (E $)$ $(\displaystyle \rho$ (E $))$ 와 $\rho (E)$ 통합해야 합니다.

({displaystyle {d\opha}{dt}}\propto {\hbar }} \fsi _{f} {hat {H}}' \psi _{i} \rangle ^2} \rho (E_{f} = M_{fi ^2} \rho ({F})

실제 광방출 실험에서는 측정된 BE가 초기 상태와 최종 상태 효과를 모두 포함하고 유한 코어 홀 수명( ( $\tau$ \ $displaystyle \tau$ }) $\tau$ 으로 인해 스펙트럼 라인 폭이 넓어지기 때문에 지면 상태의 코어 전자 BE를 직접 프로빙할 수 없다.

시간 영역의 코어 홀( the exp $\propto \exp {-t/\tau }$ - $\propto \exp {-t/\tau }$ / ${\$ \ $display$ \ $propto$ \ $exp$ { - $t$ / \ $tau }$ $\propto \exp {-t/\tau }$ )의 지수적 붕괴 확률을 가정하면 스펙트럼 함수는 다음과 같이 FWHM(Full Width at Half Maximum) $\Gamma$ \ \ \ $Style$ \ $Gam }$ 의 $\Gamma$ 로렌츠 형상이 됩니다.

I_{L}(E)=vlac {I_{0}}{\pi }}{\frac {Gamma /2}{(E-E_{b})^{2}+(Gamma / 2)^2}}}}

푸리에 변환 이론에서 $\Gamma$ (\ $displaystyle \Gamma)$ 와 $\Gamma$ $\tau$ (\ $displaystyle \tau)$ 는 $\tau$ 불확정 관계로 연결됩니다.

$\displaystyle \Gamma \tau \geq \hbar }$

광방출 이벤트는 원자를 매우 들뜬 코어 이온화 상태로 유지하며, 이 상태에서 원자는 복사(형광) 또는 비방사성(일반적으로 오거 붕괴)으로 붕괴될 수 있습니다.로렌츠식 확폭 외에도 광방출 스펙트럼은 가우스 확폭의 영향을 받는데, 가우스 확폭은 다음과 같이 표현될 수 있다.

I_{G}(E)=sigma {I_{0}}{\sigma {\sigma {\left}{\frac {(E-E_{b}^2}}}{2\sigma ^{2}}\오른쪽)}

스펙트럼의 가우스 확대에는 실험 에너지 분해능, 진동 및 불균일한 확대의 세 가지 주요 요인이 포함된다.첫 번째 효과는 광자 빔의 불완전한 단색성과 분석기의 제한된 분해능력에 의해 발생한다.진동 구성요소는 초기 상태와 최종 상태 모두에서 저에너지 진동 모드의 들뜸에 의해 생성됩니다.마지막으로 비균질적 확장은 스펙트럼에 분해되지 않은 핵심 수준 구성요소의 존재에서 발생할 수 있다.

전자의 코어 레벨 광방출 이론

비탄성 평균 자유 경로

고체에서는 비탄성 산란 이벤트도 광방출 프로세스에 기여하여 주 광방출 피크의 높은 BE 측에 비탄성 테일로서 나타나는 전자-공쌍을 생성한다.실제로 이를 통해 전자 비탄성 평균 자유 경로(IMFP)를 계산할 수 있습니다.이는 다음과 같은 Beer-Lambert 법칙에 따라 모델링할 수 있습니다.

I(z)=I_{0}e^{-z/\lambda}

$\lambda$ 서 $【{displaystyle \lambda}$ 는 $\lambda$ IMFP, $z$ ${\displaystyle$ z $}$ 는 $z$ 샘플에 수직인 축입니다.사실 IMFP는 물질 의존도가 약할 뿐 광전자 운동 에너지에 크게 의존하는 것이 일반적이다. $E_{\text{kin}}$ 과 $E_{\text{kin}}$ $E_{\text{kin}}$ 의 관계는^[17]^[18] 양적으로 $다음$ 과 같습니다.\style $E_{\text{kin}}$

\displaystyle \text{nm}=[538a]\left(E_{\text{kin}\right)^{-2}+[0.41a^{3/2}]\left(E_{\text{kin}\right)^{1/2}}

$a$ 서\ $displaystyle$ a는 $a$ 밀도로 계산한 평균 원자 지름이므로 $a=\rho ^{-1/3}$ $=$ $a=\rho ^{-1/3}$ - 1 $a=\rho ^{-1/3}$ ${\$ a=\ $rho$ ^{- $1/3$ 위의 공식은 Seah와 Dench에 의해 개발되었다.

플라스몬 효과

경우에 따라서는 플라스몬 들뜸으로 인한 에너지 손실 특성도 관찰됩니다.이는 코어 홀 붕괴에 의해 야기되는 최종 상태 영향일 수 있으며, 이는 고체(내 플라스몬)에서 양자화된 전자파 들뜸을 발생시키거나(내 플라스몬) 이미터에서 표면으로 이동하는 광전자에 의해 유발되는 들뜸 때문일 수 있습니다(외 플라스몬).제1층 원자의 배위수가 감소했기 때문에 벌크 원자와 표면 원자의 플라즈마 주파수는 다음 방정식으로 관련된다.

\omega _{\text{surface}}={\frac {\omega _{\text{bulk}}}{\sqrt {2}}}

surface

\omega _{\text{surface}}={\frac {\omega _{\text{bulk}}}{\sqrt {2}}}

=

\omega _{\text{surface}}={\frac {\omega _{\text{bulk}}}{\sqrt {2}}}

{

display

\

surface

} =

surfac

{ \

text

{ surface } = surfac { \

text

{ surface } { \

surface rt

{

\omega _{\text{surface}}={\frac {\omega _{\text{bulk}}}{\sqrt {2}}}

} 、

표면 플라스몬과 벌크 플라스몬을 쉽게 구분할 수 있도록 합니다.고체 중의 플라스몬 상태는 일반적으로 표면에 국소화되어 있으며, IMFP에 강한 영향을 미칠 수 있습니다.

진동 효과

온도에 의존하는 원자 격자 진동(포논)은 X선 광전자 회절(XPD) 실험에서 코어 레벨 성분을 넓히고 간섭 패턴을 감쇠시킬 수 있습니다.진동 효과를 설명하는 가장 간단한 방법은 산란된 단일 전자파 함수 $\phi _{j}$ j { $display \phi$ _ ${j$ }에 $\phi_{j}$ Debye-Waller 계수를 곱하는 것이다.

W_{j}=\exp {(-\Delta k_{j}^{2}{\bar {U_{j}^{2}}})}

j

=

W_{j}=\exp {(-\Delta k_{j}^{2}{\bar {U_{j}^{2}}})}

W_{j}=\exp {(-\Delta k_{j}^{2}{\bar {U_{j}^{2}}})}

( -

W_{j}=\exp {(-\Delta k_{j}^{2}{\bar {U_{j}^{2}}})}

W_{j}=\exp {(-\Delta k_{j}^{2}{\bar {U_{j}^{2}}})}

j

W_{j}=\exp {(-\Delta k_{j}^{2}{\bar {U_{j}^{2}}})}

W_{j}=\exp {(-\Delta k_{j}^{2}{\bar {U_{j}^{2}}})}

W_{j}=\exp {(-\Delta k_{j}^{2}{\bar {U_{j}^{2}}})}

W_{j}=\exp {(-\Delta k_{j}^{2}{\bar {U_{j}^{2}}})}

W_{j}=\exp {(-\Delta k_{j}^{2}{\bar {U_{j}^{2}}})}

)

W_{j}=\exp {(-\Delta k_{j}^{2}{\bar {U_{j}^{2}}})}

{

displaystyle W_{j

}=\

exp {(-\Delta

k_{

j}^

2}{\

bar {U_{j}^2

여기서 $\Delta k_{j}^{2}$ $\Delta k_{j}^{2}$ j $\Delta k_{j}^{2}$ {{ $displaystyle \Delta k_{j}^{2}}$ 는 $\Delta k_{{j}}^{2}$ 산란으로 인한 파동 벡터 변동의 제곱 ${\bar {U_{j}^{2}}}$ 이고, ${\bar {U_{j}^{2}}}$ ${\bar {U_{j}^{2}}}$ 2 $†$ { $displaystyle {U_{j}^2$ $}}}}$ 는 ${\bar {U_{{j}}^{2}}}$ $j^{th}$ $j^{th}$ ${{$ j $^}번째$ 방사체의 온도 의존적인 1차원 진동 평균 제곱 변위입니다.Debye 모델에서 평균 제곱 변위는 다음과 같이 Debye 온도 $\Theta _{D}$ D $(\displaystyle$ \ $Theta$ _ ${$ D $\Theta _{D}$ 로 계산됩니다.

{U_{j}^2}}(T)=9\hbar^{2}T^{2}/mk_{B}\Theta _{D}

「」를 참조해 주세요.

재료 분석 방법 목록

레퍼런스

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외부 링크

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X선 광전자 분광법 개요
Surface Science Laboratory의 기존 X선 소스 - 기기 설명 및 가이드 투어
SuperESCA 빔라인 @ Elettra Fast XPS 빔라인에 오신 것을 환영합니다!
단색 XPS 기술 배경 정보, 유용한 분석 리소스 및 단색 XPS 기기 설명.

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v t 분광학
진동	FT-IR 라만 공명 라만 회전 회전 진동 진동 진동원형 이색성 핵공명진동분광학
UV-Vis-NIR	자외선-가시 가능 형광 바이브로닉 근적외선 REMPI(Resonance Enhanced Multiphoton Ionization) 라만 광학 활성 분광법 라만 분광학 레이저에 의해 유도되다
X-ray 및 광전자	에너지 분산형 X선 분광법 광전자 아토믹 배출. X선 광전자 분광법 EXAFS
핵자	감마 뫼스바우어
라디오웨이브	NMR 테라헤르츠 ESR/EPR 강자성 공명
다른이들	음향 공명 분광법 오거 분광법 천체 분광학 캐비티 링다운 분광법 원형 이색성 분광법 코히런트 반스토크스 라만 분광법 냉증기 원자 형광 분광법 변환전자 뫼스바우어 분광법 상관분광학 심층 과도 분광법 이중 편파 간섭계 전자현상분광학 EPR 분광법 힘분광학 푸리에 변환 분광법 글로 방전 광학 발광 분광법 하드론 분광법 초분광 이미징 비탄성 전자 터널링 분광법 비탄성 중성자 산란 레이저에 의한 파괴 분광법 뫼스바우어 분광법 중성자 스핀 에코 광음향 분광법 광방출 분광법 광열 분광법 펌프-프로브 분광법 포화 분광학 주사 터널링 분광법 분광 광도 측정 시간 분해 분광법 타임 스트레치 열적외선 분광법 비디오 분광법 선형 분자의 진동 분광법
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