Испущенный электрон

Отношение числа испущенных электронов (Л .) конверсии из А -оболочки к числу испущенных у-квантов [N за тот же промежуток времени без явления конверсии называется парциальным коэффициентом внутренней конверсии [c.260]

Кванты проникли также в такую область науки, в которой их никто не ожидал встретить,—в теорию газов. Метод Больцмана оставлял неопределенным значение аддитивной константы, входящей в выражение для энтропии. Чтобы получить возможность применения теоремы Нернста и получить точные значения химических констант, Планк ввел кванты и сделал это в довольно парадоксальной форме, приписав элементу фазового пространства молекулы конечное значение, равное Л . Изучение фотоэлектрического эффекта привело к новой загадке. Фотоэлектрическим эффектом называют испускание веществом движущихся электронов под влиянием излучения. Опыт показывает, что энергия испущенных электронов зависит от частоты возбуждающего излучения, а не от его интенсивности, что является парадоксальным. Эйнштейн объяснил в 1905 г. это странное явление, приняв, что излучение может поглощаться только квантами hv с тех пор считается, что если электрон поглощает энергию к и для выхода из вещества затрачивает работу w, то его конечная кинетическая энергия будет hv — и/. Этот [c.643]

В качестве еще одного применения формулы Сакэ—Тетрода получим выражение для плотности электронного газа, который находится в равновесии с горячей металлической поверхностью. Когда металл нагрет до достаточно высокой температуры, он испускает непрерывный поток электронов. При нагревании бруска металла, содержащего полость, электроны, выходящие из металла, будут наполнять полость до тех пор, пока не наступит состояние равновесия, при котором количество электронов, поглощенных металлом за единицу времени, равно количеству испущенных электронов. Мы намереваемся вычислить равновесную концентрацию электронов внутри полости как функцию температуры. [c.133]

Более детальные измерения были проведены в работе [5.21]. Трехфотонная ионизация исследовалась, используя Кг-Р лазер (частота порядка 5 эВ). Интенсивность излучения варьировалась от 10 до Ю Вт/см . В таких условиях отсутствовали эффекты надпороговой ионизации и каких-либо динамических резонансов. В данном эксперименте использовался электронный спектрометр с высокой степенью разрешения по энергии. Все испущенные электроны детектировались в телесном угле 2тг. Точность измеренных сечений составляла около 50%. [c.124]

Расчеты работы [6.37] методом смешивания конфигураций позволяют описать с хорошей точностью энергии и ширины автоионизационных состояний атома магния и угловые распределения испущенных электронов. Расчеты использовали базисную систему состояний, построенных в приближении Хартри-Фока с замороженным остовом. Исследовались эффекты, возникающие из-за многоэлектронного взаимодействия. Расчеты показали, что в многофотонных спектрах имеются резонансные максимумы из-за резонансов с промежуточными связанными состояниями. Такие спектры качественно отличаются от спектра однофотонной ионизации. [c.159]

Ионной сферы метод 382 Испускание 363—369 см. также Вынужденное испускание Испущенный электрон 95 [c.545]

Волнистая ЛИВИЯ соответствует фонону с волновым вектором —д, испущенному электроном с волновым вектором к и затем вновь поглощенному электроном с волновым вектором к. [c.475]

Проблема детектора теплового излучения неотделима от вопроса об излучательных свойствах источника излучения. Спектральные характеристики излучения черного тела, как будет показано, описываются законом Планка. Проинтегрированный по всем длинам волн закон Планка приводит к закону Стефана — Больцмана, который описывает температурную зависимость полного излучения, испущенного черным телом. Если бы не было необходимости учитывать излучательные свойства материалов, оптический термометр был бы очень простым. К сожалению, реальные материалы не ведут себя как черное тело, и в законы Планка и Стефана — Больцмана приходится вводить поправочные факторы, называемые коэффициентами излучения. Коэффициент излучения зависит от температуры и от длины волны и является функцией электронной структуры материала, а также макроскопической формы его поверхности. [c.311]

Электронно-лучевая трубка. Если в аноде 2 вакуумного диода сделать отверстие, то часть электронов, испущенных катодом 1, пролетит сквозь отверстие и образует в пространстве за анодом поток параллельно летящих электронов — электронный луч 5 (рис. 175). [c.174]

Здесь же отметим, что направление вылета фотона, испущенного при торможении электрона, совпадает с направлением полета электрона. [c.29]

Для всех ядер, испытывающих простой р-распад, распределение электронов по энергиям имеет вид, изображенный на рисунках 71 и 72, на которых по оси абсцисс откладывается энергия с , а по оси ординат — величина, пропорциональная числу fi-частиц, испущенных за единицу времени. Примером простого распада являются распады нейтрона, р-спектры этих элементов имеют резко [c.241]

Исследования также показывают, что если излучаются и у-кванты и электроны конверсии то время жизни для -излучения одно и то же как для атома, так и для голого ядра, т. е. число у-кван тов, испущенных ядром за единицу времени, практически не за висит от наличия электронной оболочки атома. Таким образом явление внутренней конверсии обусловливается не у-излучением а выступает как дополнительный процесс, конкурирующий с ним [c.259]

Аналогично вводится понятие о парциальных коэффициентах внутренней конверсии электронов, испущенных из L -, М- и других оболочек [c.260]

Принцип Паули остается справедливым для смешанного ансамбля частиц, содержащего атомные электроны и 3 -частицы (Р"-частицы, испущенные ядром, не захватываются электронными уровнями атома, занятыми электронами). [c.150]

Иногда коэффициентом внутренней конверсии называют отношение числа испущенных конверсионных электронов к суммарному числу у Квантов и конверсионных электронов [c.170]

Сила возникающего в цепи фототока I зависит при неизменном составе и мощности падающего светового потока Ф от напряжения 11 между электродами (рис. 26.2, а). Эта зависимость носит название вольт-ампер-ной характеристики. Из рисунка видно, что при некотором напряжении />0 сила фототока достигает насыщения, т. е. все электроны, испущенные фотокатодом, попадают на анод. Следовательно, сила фототока насыщения 1и определяется количеством электронов, испускаемых фотокатодом в единицу времени под действием света, и является мерой фотоэлектрического действия данного светового потока. Если изменять значения светового потока Ф, то получится семейство кривых для данного фотокатода (рис. 26.2, б). [c.157]

Если конечные состояния — состояния свободного электрона, то спектр G описывается соотношением (6.2.6) Если конечные состояния — состояния микросистемы, со стоящей из испущенного фотона и перешедшего на опреде ленный уровень электрона, то G характеризует спектр со стояний фотона и описывается соотношением (6.1.15) Если конечные состояния отвечают размытому уровню [c.248]

Средняя кинетическая энергия одного испущенного металлом электрона определяется выражением [c.608]

Чтобы найти силу тока во внешней цепи, учтем, что из всех электронов, испущенных катодом, только те достигнут анода, кинетическая энергия которых больше или равна ф р — Ф/ электроны меньшей энергии не смогут преодолеть сил отталкивания, исходящих от пространственного заряда. [c.608]

Число таких электронов найдем, умножив число всех испущенных катодом электронов, определяемое формулой (19.26), на в результате [c.609]

На рис. 99, а изображена схема переходов при флуоресценции. В результате возбуждения молекула переходит на возбужденный уровень. За время жизни на этом уровне она может в результате столкновения с другими молекулами отдать часть своей колебательной энергии, оставаясь в возбужденном состоянии. В результате этого она опустится на более низкий колебательный уровень и лишь из него совершит переход в нижнее электронное состояние с испусканием фотона. Энергия испущенного фотона в случае, изображенном на рис. 98, а меньше чем квант возбуждения. Разность энергий в процессе спуска молекулы по колебательным уровням превращается в тепло. Продолжительность флуоресценции в этом случае имеет порядок времени жизни молекулы в возбужденном состоянии. В большинстве случаев это время достаточно мало. [c.328]

ФОТОХРОМИЗМ - способность вещества обратимо изменять коэффициент поглощения в видимой области спектра под действием электромагнитного излучения ФОТОЭЛЕКТРОН— электрон, испущенный веществом под действием электромагнитного излучения ФОТОЭЛЕМЕНТ—фотоэлектронный прибор, действие которого основано на фотоэффекте ФОТОЭФФЕКТ внешний [есть явление вырывания электронов из твердых п жидких веществ под действием света законы <первый максимальная начальная скорость фотоэлектронов определяется частотой света и не зависит от его интенсивности второй для каждого вещества существует красная граница фотоэффекта )] [c.294]

Здесь Д — расстройка, т. е. разность между частотой электронного возбуждения и частотой испущенного фотона. [c.27]

El, 2 амплитуда электрического поля оптического пучка Е (v) Av — число фотонов с частотой v в частотном интервале Av, испущенных источником в 1 сек стер смР- е — заряд электрона f, /о""фокусное расстояние линзы или зеркала, характеристическая длина согласования лазера [c.527]

Для понятия бета-распада объединяют трп вида ядерных превращений электронный (Р ) распад, познтронный (fS ) распад и электронный захват (Я-захват). По характеру кривых распределения энергети ского спектра N ( ) числа N испущенных электронов (позитронов) Р-спектры разделяются на разрешенные (фермиевскне) и запрещенные. Для разрешенных (5-спектров в предположении, что масса нейтрино равна нулю [c.111]

Рис. 6.6. Зависимость коэффициентов в угловом распределении (6.17) испущенных электронов для 3-фотонной ионизации основного состояния 351/2 атома натрия при наличии двухфотонного резонанса с состоянием 4с2з/2 от интенсивности излучения. Расчетные данные даны сплошными линиями [6.23], экспериментальные

Здесь Ее — кинетическая энергия испущенного электрона, 7 = = шл/2ЕЦЕ — параметр адиабатичностн и с — скорость света. Величина гс о представляет собой нерелятивистскую вероятность туннельной ионизации в единицу времени. Она может вычисляться, например, используя формулы АДК из гл. IX. При выводе (10.8) мы ограничились умеренными значениями кинетической энергии электрона < с . [c.264]

Большинство возбужденных состояний атомов в горячих газах имеет единственный валентный электрон в высоком одноэлектронном состоянии. Остальные электроны образуют относительно стабильную сердцевину для одного возбужденного или испущенного электрона. Полное состояние, часто называемое ридберговским состоянием, может быть представлено посредством конфигурационного обозначения для системы ядра и стабильных электронов аналогично тому, как это было сделано выше, и обозначения одно-электропного состояния для возбужденного электрона. Если система из ядра и электронов представляет собой заполненную оболочку, то мы уже видели, что ее момент импульса равен нулю и обозначение (т. е. угловая симметрия) для всего атома совпадает с обозначением для внешнего электрона (но с прописной буквой для I). Данное состояние внешнего электрона комбинируется посредством Ь — -связи с данной (незамкнутой) конфигурацией системы ядра и стабильных электронов, образуя группу близко расположенных энергетических состояний. [c.95]

В эту товарную позицию включаются также сканирующие электронные микроскопы, в которых очень тонкий пучок электронов направляется с повторами на разные точки образца. Информация получается путем измерения, например, переданных электронов, вторичных испущенных электронов или оптических лучей. Результат может быть затем воспроизведен на экране монитора, который может бьггь включен в микроскоп. [c.105]

Если <С1, то квантовые эффекты проявляются в виде малых поправок к мощности излучения и тогда допустима разложение всех членов в (10.88) по величине , содержащей постоянную Планка Н. Заметим здесь, что критерий Е<Е]/2, как критерий справедливости классического метода разложение всех членов в (10.88) по величине I, содержа-ображений. Действительно, классическая теория излучения должна быть справедлива до тех пор, пока энергия фотона е=А(о, испущенного электроном, значительно меньше, чем энергия электрона Е (В. В. Владимирский, 1948). Тогда, оценивая частоту фотона в максимуме спектра излучения, с / з [c.152]

Недавно американец Ричард Милбурн предложил использовать лазерный свет, в котором искусственно создан допплеровский сдвиг. Если отразить лазерный свет от пучка быстро движущихся электронов, испущенных электронным ускорителем, то частота лазерного света изменится на очень большую величину (большой допплеровский сдвиг). Картина взаимодействия света с электронным пучком очень напоминает картину столкновения бильярдных шаров. В самом деле, если по медленно движущемуся бильярдному шару сильно ударить вторым шаром, то первый шар изменит направление движения и увеличит свою энергию. Поскольку в результате отражения частота света резко увеличилась, а мы знаем, что чем больше частота света, тем больше его энергия, то лазерный пучок света, отразившись от пучка электронов, превратился в пучок гамма-лучей с большой энергией. Кроме того, эти гамма-лучи обладают такими свойствами, которые практически невозможно получить у гамма-лучей, испущенных обыкновенными гамма-источниками. Во-первых, лазерный свет можно сделать поляризованным, пропустив его через поляризационный фильтр, а это означает, что пучок гамма-лучей, в который превратился лазерный свет, отразившись от пучка электронов, также должен быть поляризованным (очень необычная ситуация для пучков гамма-лучей). Во-вторых, поскольку лазерный свет был монохроматическим, то и пучок гамма-лучей мы получаем монохроматическим . [c.55]

Конверсионное излучение может наблюдаться как вместе с Y-излучением, так и без него. Отношение числа испущенных конверсионных электронов к числу испускаемых -у-кваятов назы- [c.169]

Электроны движутся между обкладками цилиндрическо го конденсатора в аксиально-симметричном постоянном магнит ном поле (ось симметрии совпадает с осью конденсатора) Начальная скорость электронов, испущенных внутренней обклад кой, равна нулю. Найти значение индукции В, при котором ток обращается в ноль. [c.39]

Постулаты Бора резко противоречили законам классической физики, поско.пьку он допустил возможность ускоренного движения электрона без излучения электромагнитных волн. Бор ввел также дискретные значения энергии электронов. Частота испущенного света в его теории свидетельствовала не об особенностях движения электронов, а об изменении энергии атомов. Оправдать эти необычные положения теории могло только совпадение теоретических выводов с экспериментальными данными. [c.164]

Итак, предположим, что находящееся в кристаллической решетке атомное ядро испускает 7-кванты. Импульс отдачи будет, очевидно, таким же, как и в случае свободного ядра, однако теперь он передается кристаллу как целому. Энергия перехода может в принципе разделиться между испущенным 7-квантом, колебаниями кристаллической решетки, ядром, испустившим 7-квант, и кристаллом как целым. Две последние возможности следует сразу же исключить. Ведь для того, чтобы ядро могло, испытав отдачу, покинуть свое место в решетке, требуется энергия порядка по крайней мере 10 эВ, а энергия отдачи не превышает десятых долей электрон-вольта. Что же касается энергии отдачи кристалла как целого, то она, очевидно, ничтожно мала, так что ею можно заведомо пренебречь. Таким образом, энергия перехода распределяется в действительности лишь между энергией 7-кванта и энергией фононов. При этом существует вероятность того, что в некоторых случаях переход будет происходить без рождения фононов, т. е. без изменения колебательного состояния решетки. Именно такие переходы обусловливают появление мёссбауэровской спектральной линии. [c.209]

Энергию Е отдельных ионизирующих части1д неудобно выражать в джоулях или его дольных единицах. Поэто.му для энергии отдельных частиц, образуюищх ионизирующее излучение, рекомендуется применять единицу электрон-вольт (эВ) и образованные от пего десятичные кратные единицы (кэВ, МэВ и т. д.). При использовании в расчетах испущенной, переданной или поглощенной энергии иоьшзирующего излучения эти единицы необходимо переводить в джоули. [c.243]

Энергия оже-пика характеризует данный атом, поэтому анализ спектров оже-электронов позволяет получить информацию о составе приповерхностной области твердого тела, откуда происходит ЭОЭ. Энергия оже-электронов лежит в диапазоне 30—2000 эВ. Средняя длина свободного пробега электронов с такими же энергиями составляет 0,5—2 нм, так что спектры оже-электронов отражают свойства приповерхностного слоя толщиной до пяти монослоев. Амплитуда оже-пика пропорциональна концентрации ато.мов данного сорта на поверхности твердого тела и эффективности оже-переходов, которая характеризуется величиной, называемой оже-чувстви-тельностью. Она определяется числом вторичных оже-электронов с данной энергией, испущенных данным элементом, в расчете на число первичных электронов и зависит от энергии первичных электронов. Анализ спектров оже-электронов лежит в основе электронной оже-спектроскопии (ЭОС) — основного метода изучения состава поверхности твердых тел. [c.587]

Реакция (84) энергетически не выгодна и возможна только при концентрации напряжений на двойниковом некогерентном фронте, что и имеет место в действительности. Реакция (84) дает набор испущенных дислокаций из некогерентных границ двойника с нулевым даль-нодействующим полем напряжений. Происходит увеличение длины двойниковой прослойки за счет эмиссии дислокаций из некогерентной границы. Деформация сдвига, произведенная испущенными дислокациями, эквивалентна деформации от исходной двойниковой границы, из которой они испущены. Существование эмиссионных дислокаций для о. ц. к. и г. п. у. кристаллов подтверждено экспериментами просвечивающей электронной микроскопии, наблюдаемым пробегом субграниц впереди двойника. [c.145]

Уравнения для амплитуд вероятности полной электрон-фонон-туннелон-фотонной системы. При рассмотрении электрон-фотонной системы в гл. 1 было показано, что несмотря на то, что при измерении двухфотонных корреляторов мы регистрируем спонтанно испущенные фотоны и поэтому вынуждены иметь дело с бесконечномерной динамической системой, описываемой бесконечной цепочкой уравнений, теоретическое выражение для полного двухфотонного коррелятора может быть найдено с помощью только четырех уравнений, содержащих релаксационную константу Т. Эти уравнения напоминают оптические уравнения Блоха и отличаются от них тем, что содержат только одну релаксационную константу Ti. Сведение бесконечной цепочки уравнений для элементов полной матрицы плотности к четырем уравнениям для элементов матрицы [c.85]

Спонтанные и светоиндуцированные прыжки спектральной линии. Связь с выжиганием спектральных провалов. При использовании однофотонных методов регистрации частота возбуждающего лазера сканируется в определенном спектральном интервале, охватьтающем изучаемые линии. В этом случае подсчитываются все фотоны, испущенные молекулой при данной частоте лазерного возбуждения. Пусть мы сканируем лазерную частоту в пределах, изображенных на рис. 7.12. Если лазерный скан совершается быстро, и его время удовлетворяет неравенству t R < 1, то мы будем наблюдать только одну из линий, отвечающих вертикальным переходам на рис. 7.3. Какая из двух линий, изображенных на рис. 1Л2а, будет наблюдаться в данном лазерном скане, определяется случайным фактором, т. е. тем, в каком из двух возможных состояний оказалась ДУС к моменту электронного возбуждения хромофора — в левом или правом (см. рис. 7.3). Следовательно, при быстрых сканах, чья скорость превышает скорость релаксации ДУС, спектральная траектория будет изображать случайные прыжки линии между двумя частотами wq и шо -Ь Д. [c.288]

Наибольшая напряженность поля тлеющего разряда наблюдается в области темного катодного пространства. Электроны, испущенные катодом, еще не успевают здесь набрать энергию, необходимую для возбуждения н нонизацни молекул газа. i [c.432]

Спектральные линии испускания регистрируются спектральными приборами как зависимость интенсивности (она прямо пропорциональна числу испущенных квантов) от длины волны или волнового числа (рис. 1,16, а). Последовательность спектральных линий, образующихся при различных однофотонных переходах молекул из возбужденных состояний в нижележащие и расположенных по длинам волн или волновым числам, называется спектром испускания (или эмиссионным спектром). Для перевода молекул в возбужденные состояния необходимы либо высокая температура, либо условия газового разряда, когда имеется много свободных электронов и ионов с большой энергией, либо электромагнитное излучение, либо экзотермическая химическая реакция. В последних двух случаях спектры спз скания называются спектрами люмииесценцни (иногда фотолюминесценций) и хемилюминесценции. Спектры люминесценции подразделяются в зависимости от времени жизни молекул в возбужденном состоянии на спектры фосфоресценции (времена жизни более чем 10-3—10 2 с) и спектры флуоресценции (времена л изни 10 — 10 с). Далее на рис. 1.29 приведен электронно-колебательновращательный спектр испускания молекулы ВО в условиях газового разряда, а на рис. 1.34 схема образования спектра флуоресценции. [c.45]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...