Электроны низких энергий

При электронно-лучевом возбуждении газовых сред происходит ионизация газа электронами высокой энергии (0,3—3 МэВ). При этом энергия быстрых электронов первичного пучка каскадным образом преобразуется в энергию большого числа медленных электронов. Возбуждение верхних лазерных уровней осуществляется именно этими электронами низкой энергии. [c.895]

Распространенным ускорителем электронов низких энергий является бетатрон. Бетатрон отличается от всех других ускорителей тем, что в нем необходимое для ускорения электрическое поле не подается извне, а создается быстрым изменением во времени магнитного поля, удерживающего частицы на круговой орбите. Действительно, если аксиально симметричное магнитное поле менять во времени, то в соответствии с уравнением Максвелла [c.478]

Возможны два механизма разряда двойного слоя под действием ионизированных молекул воздуха или газа и в результате эмиссии электронов. В основном разряд идет по первому механизму. Инициаторами процесса разряда являются электроны, которые обладают способностью ионизировать молекулы воздуха или газа, находящиеся между двумя поверхностями. Для осуществления ионизации электроны должны иметь определенную энергию. Электроны низкой энергии не могут быть инициаторами разряда. [c.137]

Существует и другая сложность. Дело в том, что даже элементарные рассмотрения показывают неприемлемость простого двухволнового приближения для любой практической экспериментальной ситуации — необходима полная п-волновая динамическая трактовка [61 ]. То же можно сказать об использовании электронов низких энергий (от 10 до 500 эВ) с почти отвесным падением на поверхность, когда возникает существенно п-волновая дифракционная ситуация с дополнительными сложностями, и поэтому здесь она рассматриваться не будет. [c.192]

Возникновение электронной или дырочной электропроводности при введении в идеальный кристалл различных примесей обусловлено следующим. Рассмотрим кристалл 81, в котором один из атомов замещен атомом 8Ь. На внешней электронной оболочке 8Ь располагает пятью электронами (V группа периодической системы). При этом четыре электрона образуют парные электронные связи с четырьмя ближайшими атомами 81. Свободный пятый электрон продолжает двигаться вокруг атома 8Ь по орбите, подобной орбите электрона в атоме На однако сила его электрического притяжения к ядру уменьшится соответственно величине диэлектрической проницаемости 81. Поэтому для освобождения пятого электрона требуется незначительная энергия (приблизительно 0,008 адж). Такой слабо связанный электрон легко отрывается от атома 8Ь под действием тепловых колебаний решетки при низких температурах. Низкая энергия ионизации примесного атома означает, что при температурах около—100° С все атомы примесей в Се и 81 уже ионизированы, а освободившиеся электроны участвуют в процессе электропроводности. При этом основными носителями заряда являются электроны и возникает электронная (отрицательная) электропроводность, или электропроводность п -типа. [c.388]

При низких температурах термоэлектронная эмиссия неизмеримо мала, отсюда следует, что для всех металлов Wa Wf. Это видно на рис. 2.21 слева, где дана кривая F w) распределения электронов по энергиям при К. Напомним, что w/ — энер- [c.62]

Туннельные переходы. При низкой температуре в силовых электрических полях напряженностью около 5-10 ...10 В/см наблюдается электронная эмиссия, быстро возрастающая с увеличением Е, а также с появлением поверхностных дефектов, имеющих заострения и шероховатости. Так как Wa>Wj, то при низких температурах практически нет электронов с энергиями Wx>Wa — AUf. Следовательно, электроны проходят сквозь узкий барьер непосредственно с уровня Ферми и ниже без затраты энергии. Эти переходы носят название туннельных и объясняются волновыми свойствами электронов. Длина волны равна [c.66]

В отличие от диэлектриков, где длина свободного пробега фононов при низких температурах, в основном, определяется размерами образца, Б металлах длина свободного пробега электронов при этих температурах определяется дефектами и примесями. Это связано с тем, что энергия электронов (вблизи энергии Ферми), переносящих теплоту, слабо зависит от температуры [формула (6.57)]. Длина волны де Бройля Х=И/(mv ) таких электронов — порядка средних межатомных расстояний, поэтому электроны сильно рассеиваются на дефектах атомных размеров и средняя длина свободного пробега <Хэл> ограничена этими размерами. [c.196]

Отсюда видно, что ПЭ зависит от электрического поля так же, как ТЭ зависит от температуры ln(j/S2) = = f(l/ ё) (рис. 25.47). При высоких температурах плотность тока ПЭ возрастает с Т, особенно сильно в области малых (но уже вызывающих ПЭ) электрических полей. Распределение по энергиям электронов, эмитируемых из металла, при ПЭ при низких температурах эмиттера начинается от энергии, соответствующей уровню Ферми в металле (принимаемому за нуль), и простирается в область отрицательных энергий. Ширина распределения на половине высоты составляет около 0,5 эБ (рис. 25.48). При возрастании температуры энергетический спектр эмитируемых электронов расширяется в сторону положительных энергий. ПЭ полупроводников обладает рядом особенностей, связанных с распределением электронов по энергиям в них, с проникновением внешнего электрического поля в полупроводник и с сильной термо- и фоточувствительностью полупроводников, оказывающей влияние на ток ПЭ (рис. 25.49) [28, 29]. Токи ПЭ с большой плотностью удается получать с эмиттеров, имеющих форму острия. Предельная плотность тока, еще не разрушающего острие, /кр возрастает с увеличением угла при вершине эмитирующего конуса, так как с увеличением этого угла улучшается отвод теплоты от острия (табл. 25.27, рис. 25.50). В очень сильных электрических полях, когда плотность тока ПЭ достигает 10 —10 А/см локальные участки катода, из которых происходит эмиссия, (острия) в результате сильного разогрева взрываются, образуя плотную плазму, расширяющуюся со скоростью t = 10 см/с. Этот процесс сопровождается возникновением интенсивной эмиссии (взрывная электронная эмиссия, рис. 25.51) [30]. Ток /, А, взрывной электронной эмиссии при взрыве одиночного острия [c.588]

Для атомных ядер наиболее характерны энергии порядка 1 МэВ. Например, энергия в несколько мегаэлектронвольт (около десяти) обычно нужна для того, чтобы вырвать из ядра один протон или нейтрон. В отдельных случаях в ядерной физике приходится иметь дело с более низкими энергиями. Так, вылетающие из ядра у-кванты часто имеют энергии порядка сотни и даже десятка кэВ, а иногда и ниже. При энергиях столкновения выше 1 МэВ становится возможным рождение электронов (в паре с позитронами). При энергиях столкновения до 150 МэВ происходит энергичное разрушение атомных ядер, но составляющие их элементарные частицы остаются неизменными. При энергиях столкновения выше 150 МэВ начинается рождение новых частиц, сначала сравнительно легких (пионы), а затем все более и более тяжелых. [c.10]

Закон сохранения барионного заряда запрещает нуклонам и гиперонам распадаться на более легкие частицы — пионы, электроны, позитроны, у-кванты. Этот закон сохранения относится к числу наиболее точно проверенных по крайней мере при низких энергиях. В проводившихся глубоко под землей для экранирования от фона космических лучей опытах пытались обнаружить самопроизвольный распад протона. Опыты дали отрицательный результат и показали, что если протон нестабилен, то время его жизни не менее 10 лет. [c.288]

Отсюда прямо следует, что наибольшим радиусом действия будут обладать силы, соответствующие механизму с наименьшими отклонениями масс виртуальных частиц от реальных. С другой стороны, из-за волновых свойств частица с импульсом р при столкновениях может чувствовать расстояния, не меньшие к == hip. Поэтому можно ожидать, что при низких энергиях столкновений основную роль будут играть механизмы с минимальным отклонением виртуальных масс от реальных, а с повышением энергии начнут вступать в игру механизмы, соответствующие более высоким значениям ДМ. Проиллюстрируем все это на примере взаимодействия нуклон — нуклон, которое мы подробно анализировали в гл. V с иных точек зрения. Часто можно встретить утверждение о том, что это взаимодействие осуществляется путем обмена пионом (см. рис. 7.16), подобно тому как взаимодействие электрон — электрон осуществляется путем обмена фотоном (см. рис. 7.12). Однако расчет нук- [c.384]

Поглощение у-излучения веществом в основном происходит за счет трех процессов а) фотоэффекта, б) комптон-эффекта и в) рождения электронно-позитронных пар в кулоновском поле ядра (гл. VII, 6). В первых двух процессах кванты сталкиваются с электронами, в третьем — с ядрами. Столкновения с электронами преобладают при низких энергиях, а столкновения с ядрами — при высоких. Подчеркнем, что в процесс в) входят далеко не все виды столкновений v-квантов с ядрами (см. ниже 5, п. 6). [c.448]

Эффективность регистрации заряженных частиц счетчиками Гейгера — Мюллера близка к 100%. Эти счетчики используются и для регистрации Y-квантов за счет вторичных эффектов (фотоэффект, комптон-эффект и рождение пар) на стенках. В этом случае важно правильно выбрать толщину стенки. Через слишком тонкую стенку квант пролетит беспрепятственно, а в толстой стенке выбитый квантом электрон задержится и не даст импульса в счетчик. Эффективность газоразрядных счетчиков по отношению к у-квантам не превышает 1—3%. Специально сконструированными газоразрядными счетчиками можно регистрировать фотоны очень низких энергий, ультрафиолетовые, видимого спектра и даже инфракрасные. [c.499]

Но в области низких энергий (электроны до 2 МэВ, протоны до 20 МэВ) полупроводниковые счетчики обладают практически стопроцентной эффективностью, хорошим разрешением по времени и превосходят счетчики других типов по компактности и точности измерения энергии. [c.505]

В качестве примера неорганической реакции приведем несколько фактов, касающихся радиолиза воды — процесса, играющего фундаментальную роль для понимания любых реакций, проходящих в водных растворах. Главной трудностью опытного изучения механизма радиационно-химических процессов является то, что промежуточные ионы и свободные радикалы живут очень короткое время из-за высокой химической активности. Несколько дольше эти промежуточные продукты живут в парах низкого давления (10 — 10 мм рт. ст.), где столкновения более редки. Поэтому главным источником информации о природе ионов, образуемых излучениями, является масс-спектрографическое исследование облучаемых паров. Так, при облучении водяного пара электронами с энергией 50 эВ установлено, что различные положительные ионы образуются в следующих относительных количествах [c.661]

Дефектоскопия электронами. Ввиду низкой энергии р-частиц радиоактивных изотопов диапазон толщин контролируемых деталей, например алюминиевых, ограничивается несколькими миллиметрами. Применению Р-частиц препятствует широкий спектр энергий, испускаемый радиоактивным препаратом. В связи с этим кривая поглощения аналогична кривой поглощения для квантов рентгеновского и 7-излучений. В случае поглощения моноэнергетических электронов характер кривой поглощения меняется на заднем фронте появляется крутой участок. Поэтому отношение изменения интенсивности излучения к изменению толщины превышает аналогичное отношение для рентгеновского или 7-излучений. Это определяет высокую чувствительность радиографии (до 0,2%) при контроле однородных материалов с использованием быстрых электронов и позволяет контролировать различные объекты, толщина которых соизмерима со средним массовым пробегом электронов в веществе. [c.345]

Фотоны с энергией ниже 5 эВ не могут взаимодействовать с веществом таким образом, как это описано выше. Значение энергии этих фотонов, как правило, не превышает энергии связи электронов в атомах. Однако фотоны низких энергий могут вызывать атомные или молекулярные возбуждения. При этом происходит полное поглощение энергии фотона атомом или молекулой, которые переходят в возбужденное состояние. Возбужденные атомы или молекулы, возвращаясь в основное состояние, излучают один или более фотонов, которые в свою очередь могут точно таким же путем поглощаться соседними атомами или молекулами. В конечном счете энергия первичного фотона преобразуется в тепловые колебания частиц вещества, поглощающего излучение. Энергия микроволнового излучения недостаточна для ионизации вещества. Воздействуя на биологическую ткань, оно способно только вызывать ее нагрев. Хотя высказывалось много соображений относительно других видов воздействия микроволнового излучения на живую ткань, ни одно из них не получило убедительного экспериментального подтверждения (в том числе и эффекты, связанные с низкими уровнями облучения). [c.338]

ОТ энергии электронов для пленок золота. Из рисунка вид ю, что с увеличением энергии средняя длина пробега электрона L довольно резко падает, особенно в области низких энергий. [c.284]

Достоинствами микротрона являются простота вывода пучка, высокая (уступаюш,ая только электростатическим ускорителям) моноэнерге-тичность пучка и довольно высокая интенсивность при низких энергиях. Поэтому микротрон является перспективным типом ускорителя электронов низких энергий. [c.478]

Наиболее информативным для изучения энергетического спектра незаполненных электронных состояний приповерхностной области твердого тела является метод обратной фотоэлектронной спектроскопии (точнее назвать эту методику электрон-фотонной спектроскопией — ЭФС). Поверхность кристалла облучают электронами низких энергий (десятки эВ), а регистрируют испускаемые с поверхности фотоны. По существу это разновидность тормозного излучения, которое наблюдалось еще в 30-х годах Лукирским. Физические процессы, протекающие в приповерхностном слое при этом те же, что и в случае УФС, но только идут они в обратном порядке сначала электроны, обладающие кинетической энергией Е, попадают из вакуума на высоколежащие энергетические уровни кристалла Е , затем происходит захват электронов на расположенные ниже свободные уровни Е. В акте захвата испускается фотон, энергия которого определяется соотношением (5.17). Заметим, что незаполненные электронные состояния характеризуются отрицательными значениями Е, так как их энергетические уровни расположены выше уровня Ферми. [c.166]

При rjii = Ша, 0 = 0V2 и при rui < 0 = 0 эти две системы совпадают. В последнем случае это происходит потому, что можно пренебречь импульсом отдачи ядра. Хорошим примером, иллюстрирующим эти два случая, может служить процесс упругого рассеяния электронов низкой энергии на атомах (введение, рис. 2). [c.25]

В 1926 Г. Ферми и независимо от него Дирак, математически 41ашли вид функции распределения / электронов по энергиям, которое хорошо описывает поведение электронов как при низких (см. рис. 6.8), так и при высоких температурах (рис. 6.9). Эта функция, получившая название функции распределения Ферми — Дирака, имеет вид [c.178]

Подвижностная фотопроводимость. При поглощении фотонов с относительно низкой энергией может появиться фотопроводимость, связанная с ггереходами электронов в пределах зоны проводимости. При таких переходах число носителей не изменяется, но зато изменяется их подвижность. В этом случае световая добавка к проводимости имеет вид [c.179]

В заключение приведем оценку величины энергии ионной связи, которая, кстати, реализуется, если один из атомов имеет низкую энергию ионизации, а второй — высокую энергию сродства к электрону. Типичный пример — Na l. [c.37]

Прежде всего обратим внимание на то, что множители перед логарифмой в (8.25) и в (8.32) одинаковы. Это означает, что при одной и той же скорости потери примерно одинаковы для однократно заряженных частиц любых масс, в том числе, например, для протонов и для электронов. Так, при IjY 1 — = 10 ионизационные потери электрона и протона различаются всего на 5%. Потери при одной и той же энергии в нерелятивистском случае, как мы уже говорили в п. 5 предыдущего параграфа, пропорциональны массе частицы. Таким образом, потери для протона низкой энергии примерно в 2000 раз превышают потери для электрона той же энергии Это различие очень важно на практике, особенно для методов регистрации заряженных частиц (см. следующую главу). Например, в ядерных фотоэмульсиях протон с энергией в 5 МэВ оставляет отчетливый след, а электрон такой же энергии практически незаметен. Но при высоких энергиях ситуация коренным образом меняется. Скорость V приближается к своему пределу с, и выражение перед фигурными скобками в (8.25) и в (8.32) превращается в константу. Остается существенной лишь зависимость от энергии (или, что то же самое, от l/ /l — ) под логарифмом. Поэтому ионизационные потери для ультрарелятивистских частиц слабо зависят и от энергий частиц, и от их масс. Например, при энергии 10 ГэВ [c.443]

Так, для получения пучка уизлучения высокой энергии электронный пучок направляют на тугоплавкую мишень, из которой вылетает мощный, но, к сожалению, сильнейшим образом размытый по энергии пучок у-квантов. Большинство электронных ускорителей в настоящее время используется именно как источники у-излучения, а не электронов. Получающиеся на электронных ускорителях пучки тормозного Y-излучения хорошо коллимированы и имеют интенсивность, достаточную для проведения исследования различных фото-ядерных, фотомезонных и других фотореакций. Серьезным недостатком пучка тормозного излучения является неудачная форма его энергетического спектра. Спектр размазан по всей допустимой области энергий от энергии электронов тах до нуля. При этом наибольшая часть фотонов приходится на область низких энергий, так как везде, за исключением краев, кривая энергетического распределения фотонов ведет себя как (рис. 9.4). Эта размазанность тормозного спектра сильно осложняет экспериментальные исследования взаимодействий у-квантов с ядрами и элементарными частицами. [c.480]

Полупроводники этой группы представляют собой соединения селена и теллура с некоторыми другими металлами (см. 14.7). При избытке металла (РЬ, Hg, Bi, d) по отношению к стехиометрической формуле получается электронная проводимость, при избытке селена или теллура — дырочная. В качестве легирующих присадок используются также некоторые соединения. Все эти проводники нмеют низкую энергию запрещенной зоны порядка ГО" эв, кроме dTe с W = 1,5 эв. Главной областью применения полупроводников этой группы являются термоэлектрические генераторы и холодильники, где важной характеристикой служит эффективность [c.191]

Из всего сказанного видно, что практически свечение атомов и ионов в процессе столкновения с другими нейтральными атомами или ионами наблюдается лишь при энергиях столкновений частиц порядка 1000 эв и выше. При более низких энергиях столкновения носят в основном упругий характер. Этим объясняется отмеченное выше обстоятельство, что в обычных источниках света возбуждение происходит практически только за счет соударений с электронами. Соударения с атомами и ионами должны играть роль лишь при условии, когда в силу тех или иных причин в светяш,емся объеме присутствуют очень быстрые атомы и ионы. При малых же и средних энергиях роль соударений с нейтральными атомами может быть велика, если концентрация атомов на много порядков больше концентрации электронов. Так, по подсчетам А. Д. Сахарова [ 5], в пламенах, горящих при атмосферном давлении, возбуждение свечения в основном происходит за счет столкновений с атомами. [c.459]

Различные виды фотонного излучения имеют единую электромагнитную природу и отличаются только энергией фотонов, а следовательно, и частотой излучения [см. уравнение (5.21)]. Спектр электромагнитных излучений представлен на рис. 14.1. Фотоны самых высоких энергии составляют гамма-излучение. На противоположном конце энергетического спектра находится радиоволновое излучение. Все виды фотонов возникают в результате ускорения электрических зарядов. В случае гамма-излучения это — заряды частиц, составляющих атомное ядро. Поскольку по атомной шкале энергия связи нуклонов в ядре очень велика, внутриядерные колебания приводят к возникновению фотонов высоких энергий. Электроны, которые находятся на окружающих ядро атома оболочках, также могут порождать фотоны. При переходах электронов во внутренних оболочках, где энергии связи ве- лнки, возникает рентгеновское излучение. Колебания валентных электронов приводят к возникновению фотонов ультрафиолетового (УФ), видимого или инфракрасного (ИК) излучения. Ускорения зарядов в электрических цепях или электрические разряды в атмосфере служат источником фотонов еще более низких энергий — радиоволнового излучения, кото- [c.333]

В работе [174] исследовались энергетические спектры автоэлектронов и вольт-амперные характеристики автокатода из углеродного волокна. Исследования проводились в диапазоне токов катода от 5 нА до 50 нА, что соответствовало увеличению анодного напряжения от 950 В до 1100 В. При минимальном значении тока была измерена A q,5 = эВ. При токе около 20 нА в спектре появлялся второй, высокоэнергетический максимум, который с ростом тока катода возрастал и при максимальном значении тока даже превосходил по величине основной максимум. При этом расстояние между максимумами оставалось приблизительно постоянным — около 0,3 эВ. Одновременно ширина энергетического спектра на полувы-соте возрастала от 0,24 эВ до 0,5 эВ. Кроме того, энергетический спектр эмиттированных электронов смещался относительно уровня Ферми основного материала катода в сторону более низких энергий, и величина смещения зависела от приложенного к вакуумному промежутку напряжения. При возрастании полного тока от 0,1 нА до 100 нА сдвиг спектра от E , составлял 0,3—0,6 эВ. Вертикальное и горизонтальное смещение эмиттера в пределах 50 мкм изменяло полную величину электронного сигнала, но не искажало формы и положения энергетического спектра относительно р основного материала. Вольт-амперная характеристика в диапазоне токов 5—50 нА была прямолинейна. Была зарегистрирована фоточувствительность тока автокатода с нижним порогом чувствительности 470 нм, наблюдалось электролюминесцентное свечение острия катода. [c.113]

Для металлов характерны те же эффекты, что и для полупроводников, но из-за большого затухания Г. эти эффекты становятся заметными лишь при темп-рах ниже 10К, когда вклад в затухание за счёт колебаний решётки становится незначительным. Распространение упругой волны в металле вызывает движение положит, ионов, и если электроны не успевают следовать за ними, то возникают электрич. поля, к-рые, воздействуя иа электроны, создают электронный ток. В случае продольной волны изменения плотности создают пространственный заряд, к-рый иепосредственпо генерирует электрич. поля. Для ноперечных воли изменения плотности отсутствуют, но смещения положит, ионов вызывают осциллирующие маги, поля, создающие электрич. поле, действующее на электроны. Т. о., электроны получают энергию от упругой волны и теряют её в процессах столкновения, ответственных за электрич. сопротивление. Электроны релакснруют путём столкновений с решёткой положит, ионов (примесями, тепловыми фононами и т. д.), в результате чего часть энергии возвращается обратно к упругой волне, к. рая пе-реносшсн решёткой положит, ионов. Затухание Г. в чистых металлах при низких темп-рах пропорционально частоте. Если металл — сверхпроводник, то при темп-ре перехода в сверхпроводящее состояние электронное поглощение резко уменьшается. Это объясняется тем, что с решёткой, а следовательно, и с упругой волной взаимодействуют только нормальные электроны проводимости, число к-рых уменьшается с понижением темп-ры, а сверхпроводящие электроды (объединённые в куперовские пары — см. Сверхпроводимость), число к-рых при этом растёт, в поглощении Г. не участ. вуют. Разрушение сверхпроводимости внеш. маги, полем приводит к резкому возрастанию поглощения. [c.477]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...