Hydrogen-terminated diamond exhibits a high surface conductivity (SC) that is commonly attributed to the direct action of hydrogen-related acceptors. We give experimental evidence that hydrogen is only a necessary requirement for SC; exposure to air is also essential. We propose a mechanism in which a redox reaction in an adsorbed water layer provides the electron sink for the subsurface hole accumulation layer. The model explains the experimental findings including the fact that hydrogenated diamond is unique among all semiconductors in this respect.

A comprehensive survey of the total valence-band x-ray-photoemission spectra of 14 semiconductors is reported. The x-ray photoelectron spectra of cubic GaP, GaAs, GaSb, InP, InAs, InSb, ZnS, ZnSe, ZnTe, CdTe, and HgTe, and of hexagonal ZnO, CdS, and CdSe were obtained from freshly cleaved single crystals, in the 0-50-eV binding-energy range, using monochromatized $\mathrm{Al} K\ensuremath{\alpha}$ (1486.6 eV) radiation. The binding energies of the outermost $d$ shells are reported. They were determined relative both to the top of the valence bands (${E}_{B}^{V}$) and to the Fermi level of a thin layer of gold that was vapor deposited after each run (${E}_{B}^{F}$). These data also yielded accurate measures of sample charging. The Fermi level fell near the center of the gap for six samples, near the top for two, and near the bottom for three. Evidence for an apparent increase in core $d$-level spin-orbit splitting over free-atom values was interpreted as a possible spreading of a ${\ensuremath{\Gamma}}_{7}$ and a ${\ensuremath{\Gamma}}_{8}$ level from the upper $({d}_{\frac{3}{2}}) {\ensuremath{\Gamma}}_{8}$ level by a tetrahedral crystal field. The $s$, $p$ valence-band spectra showed three main peaks, with considerable structure on the "least-bound" peak. A discussion is given of the validity of comparing the valence-band (VB) spectrum ${I}^{\ensuremath{'}}(E)$ with the VB density of states, including cross-section modulation, final-state modulation, and relaxation effects. Characteristic binding energies of spectral features in ${I}^{\ensuremath{'}}(E)$ are tabulated. In addition, the energies of the characteristic symmetry points ${L}_{3}$, ${X}_{5}$, ${W}_{2}$, ${\ensuremath{\Sigma}}_{1}^{min}$, ${W}_{1}$, ${X}_{3}({L}_{1})$, ${X}_{1}$, ${L}_{1}$, and ${\ensuremath{\Gamma}}_{1}$ are given for the 11 cubic compounds. These are compared with UPS results where available and with theoretical band-structure results where available. The energies calculated using the relativistic-orthogonalized-plane-wave approach with ${X}_{\ensuremath{\alpha}\ensuremath{\beta}}$ exchange agree very well with experiment, on the whole. In particular, they predict the important "ionicity gap" ${X}_{3}\ensuremath{-}{X}_{1}$ quite accurately. The densities of states calculated using the empirical-psuedopotential method provided a useful basis for relating features in ${I}^{\ensuremath{'}}(E)$ to energies of the characteristic symmetry points. Band-structure calculations in combination with x-ray-photoemission spectra appear to provide a very powerful approach to establishing the total valence-band structure of semiconductors.

The high-resolution x-ray photoemission spectra (XPS) of the total valence bands of atomically clean diamond, graphite, and glassy carbon, obtained with monochromatized Al $K\ensuremath{\alpha}$ radiation, are reported and discussed. By comparing valence-band and carbon-$1s$ photoelectron kinetic energies, the XPS valence-band spectra ${I}^{\ensuremath{'}}(E)$ of diamond and graphite were rigorously affixed to the same energy scale as earlier $K$ x-ray emission spectra $\mathcal{I}(E)$. The two spectra---${I}^{\ensuremath{'}}(E)$ and $\mathcal{I}(E)$---have very different energy dependences of intensity because selection rules and cross-section ratios render $\mathcal{I}(E)$ sensitive only to $2p$ character and ${I}^{\ensuremath{'}}(E)$ far more sensitive to $2s$ character. Taken together, ${I}^{\ensuremath{'}}(E)$ and $\mathcal{I}(E)$ show that the fractional $p$ character in the diamond valence band increases from \ensuremath{\sim} 16% at the bottom of the band to \ensuremath{\sim} 92% at the top, with an average hybridization of $\ensuremath{\sim}{s}^{1.2}{p}^{2.8}$. The spectra agree well with the density of states of Painter et al., but indicate a valence-band width of 24.2(10) eV rather than their 20.8 eV. The $\mathrm{C}(1s)$ binding energy of 284.68(20) eV in graphite agrees well with a recent theoretical estimate of 284.4(3) eV by Davis and Shirley. Analysis of ${I}^{\ensuremath{'}}(E)$ and $\mathcal{I}(E)$ for graphite resolves the valence bands cleanly into $\ensuremath{\sigma}$ and $\ensuremath{\pi}$ bands, with the spectrum ${I}^{\ensuremath{'}}(E)$ of the former resembling that of diamond, but with a stronger $2s$ admixture ($s{p}^{2}$ vs $s{p}^{3}$). The XPS cross section of the $({p}_{z})\ensuremath{\pi}$ bands was very low, as expected by symmetry. The bandwidth of 24(1) eV somewhat exceeded Painter and Ellis's calculated value of 19.3 eV. Glassy carbon showed an ${I}^{\ensuremath{'}}(E)$ between that of diamond and graphite, consistent with an amorphous lattice containing both trigonal and tetrahedral bonds.

Sidewall functionalization of single-walled carbon nanotubes (SWCNTs) via the addition of (R-)oxycarbonyl nitrenes allows for the covalent binding of a variety of different groups such as alkyl chains, aromatic groups, dendrimers, crown ethers, and oligoethylene glycol units. Such additions lead to a considerable increase in the solubility in organic solvents such as 1,1,2,2-tetrachloroethane (TCE), dimethyl sulfoxide (DMSO), and 1,2-dichlorobenzene (ODCB). The highest solubilities of 1.2 mg/mL were found for SWCNT adducts with nitrenes containing crown ether of oligoethylene glycol moieties in DMSO and TCE, respectively. The presence of chelating donor groups within the addends allowed for the complexation of Cu2+ and Cd2+. Atomic force microscopy (AFM) and transmission electron microscopy (TEM) revealed that the functionalized tubes form thin bundles with typical diameters of 10 nm. The presence of thin bundles in solution is supported by 1H NMR spectroscopy. The elemental composition of the functionalized SWCNT was determined by X-ray photoelectron spectroscopy (XPS). The use of Raman and electron absorption spectroscopy (UV/Vis−nIR) showed that the electronic properties of the SWCNTs are mostly retained after functionalization, indicating a low degree of addition within this series of SWCNT derivatives.

Abstract The ir absorption spectrum of hydrogenated amorphous silicon is discussed in the context of structural models for this material. It is shown that the integrated strength of the bond stretching bands in hydrogenated amorphous silicon cannot be used to determine the hydrogen concentration because the local effective charge for ir absorption is a function of hydrogen concentration and sample preparation. The effective charge for the wagging—rocking—rolling vibrations at 640 cm −1 , however, is independent of hydrogen concentration and sample preparation. Hence the integrated strength of this band can be used to measure the hydrogen concentration provided the proportionality constant is determined empirically. Changes in the ir absorption bands as a function of isochronal annealing temperature show that two different types of bonds contribute to the bond stretching band at 2100 cm −1 . The bond bending bands at 890 and 840 cm −1 are associated with one of the bonds producing the 2100 cm −1 stretching band. The relative strengths of the 890 and 840 cm −1 bands to the 2100 cm −1 band depend strongly on the film preparation method: the glow discharge produced films show much stronger bending bands than those produced by rf sputtering. A structural model for hydrogenated amorphous silicon is presented in which a Maxwell‐Garnett‐type local field correction, which is dependent on the dipole location within a microvoid and the shape of the microvoid, is used to explain the data.

The electron affinity $\ensuremath{\chi}$ and the band diagram of single crystal diamond (111) surfaces was determined as a function of hydrogen coverage by combining work function measurements with photoelectron yield and core level photoemission spectroscopy. $\ensuremath{\chi}$ ranges from $\ensuremath{-}1.27\mathrm{eV}$ for the fully hydrogen covered $(1\ifmmode\times\else\texttimes\fi{}1)$ surface to $+0.38\mathrm{eV}$ for the hydrogen free $(2\ifmmode\times\else\texttimes\fi{}1)$ reconstructed surface. This change is quantitatively explained by a surface dipole model provided a coverage dependent depolarization is included. The dipole moment of the C-H bond on diamond (111) is found to be $0.09e\AA{}$.

The electron affinity (EA) $\ensuremath{\chi}$ of single crystal diamond (100) is determined as a function of hydrogen and oxygen coverage by a combination of work function and photoemission experiments. For the fully hydrogenated (100)-$(2\ifmmode\times\else\texttimes\fi{}1):\mathrm{H}$ surface an EA of $\ensuremath{-}1.3 \mathrm{eV}$ and for the oxidized surface C(100)-$(1\ifmmode\times\else\texttimes\fi{}1):\mathrm{O}$ $\ensuremath{\chi}=+1.7 \mathrm{eV}$ are obtained. These are the lowest and the highest electron affinities, respectively, ever reported for any diamond surface. The variation in $\ensuremath{\chi}$ with O and H coverage is well described by a simple dipole model provided that the depolarization is properly taken into account for high adsorbate densities. This analysis favors the bridge position (etherlike) for oxygen on C(100). By mixing H and O adsorbates on a microscopic scale the EA of C(100) can be adjusted at will over 3 eV between the extreme values without jeopardizing the chemical passivation of the diamond surface afforded by H or O termination.

We present a comprehensive core-level and valence-band photoemission study of hydrogenated and unhydrogenated amorphous silicon nitride ($a\ensuremath{-}\mathrm{Si}{\mathrm{N}}_{x}:\mathrm{H}$ and $a\ensuremath{-}\mathrm{Si}{\mathrm{N}}_{x}$). Position, width, and shape of the Si $2p$ line as a function of $x$ are interpreted in terms of a superposition of five chemically shifted components which correspond to the possible $\mathrm{Si}\ensuremath{-}{\mathrm{Si}}_{4\ensuremath{-}n}{\mathrm{N}}_{n}(n=0,\dots{},4)$ bonding configurations. The chemical shift per Si---N bond is between 0.62 ($x\ensuremath{\le}0.6$) and 0.78 eV ($x\ensuremath{\simeq}1.3$). From the intensities of the chemically shifted Si $2p$ components the number of Si---N bonds is calculated and compared with the total nitrogen concentration. Above $x\ensuremath{\simeq}0.8$ the average number of N---Si bonds per N starts to deviate from three. The addition of hydrogen increases this deviation because N---H bonds are favored over N---Si bonds. A band of N $2p$ lone-pair states is identified at the top of the valence bands in nearly stoichiometric $a$-${\mathrm{Si}}_{3}$${\mathrm{N}}_{4}$. This band determines the position of the valenceband maximum (VBM) above $x=1.1$. Below $x=1.1$ Si---Si bonding states mark the VBM. The conduction-band minimum (CBM) is determined by Si-Si antibonding states up to $x=1.25$ and its position relative to the core levels is virtually unaffected by the presence of nitrogen or hydrogen. Above $x=1.25$, a transition to Si-N antibonding states occurs which is accompanied by a sharp recession of the CBM. The position of the Fermi energy within the gap is investigated as a function of $x$ and the hydrogen content. Si---H and N---H bonding states are identified at 6.3 and 9.8 eV below the VBM in nearly stoichiometric $a$-${\mathrm{Si}}_{3}$${\mathrm{N}}_{1}$: H. Si---Si bonding defect states lie 0.5 to 1.0 eV above the VBM and the corresponding antibonding states (3.0\ifmmode\pm\else\textpm\fi{}0.3) eV above the VBM. Plasmon energies vary between 17 eV in $a$-Si and 22 eV in $a$-${\mathrm{SiN}}_{1.5}$.