Неупругое рассеяние электронов на атомах

Рис. 9.7. Зависимость эффективного сечения реакции Хе+е Хе +2е неупругого рассеяния электронов на атоме ксенона от энергии налетающего электрона [9.35

НЕУПРУГОЕ РАССЕЯНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ НА АТОМАХ [c.159]

Приведенные выше данные позволяют записать выражения для вероятности образования многозарядных ионов с учетом взаимодействия электрона с атомным остовом в виде произведения вероятности туннельной ионизации (атома или иона) на вероятность столкновения туннельного электрона с атомным остовом (соответствующую его определенной энергии в момент соударения) и на вероятность неупругого рассеяния электрона. В качестве примера приведем такое выражение для простейшего е 2е процесса на однозарядном ионе А+ [c.235]

В первом приближении число таких дефектов, вызванных смещениями атомов в кристаллической решетке, пропорционально анергии, переданной веществу нейтронами при их замедлении. Действительно, при малых энергиях атомов отдачи их столкновения с другими атомами являются в основном упругими. Однако с ростом их энергии увеличивается вероятность неупругих столкновений, при которых энергия может передаваться в форме электронного возбуждения или ионизации. Таким образом, часть энергии расходуется не на повреждение кристаллической решетки. Кроме того, отклонение энергетической зависимости радиационной эффективности нейтронов от линейного закона обусловлено колебаниями энергетической зависимости сечений рассеяния, наличием анизотропии рассеяния и неупругого рассеяния нейтронов. Результирующая относительная энергетическая зависимость радиационной эффективности нейтронов 2д( ) в образовании элементарных дефектов для энергий Е> >0,1 Мэе приведена на рис. 9.19, кривая 1 (при нормировке [c.70]

Однако рассеяние заряженных частиц на электронах атомной оболочки часто сопровождается ионизацией атомов, приводит к потерям энергии и торможению частицы. При столкновении нуклонов или я-мезонов с нуклонами, как увидим ниже (гл. IX), возможно рождение новых частиц, изменение структуры и состояния сталкивающихся частиц. Такие процессы называются неупругим рассеянием или неупругими столкновениями. [c.27]

Бета-частицы (быстрые электроны) теряют свою энергию в процессе неупругого рассеяния на орбитальных электронах и при столкновении с ядрами атомов. Рассеяние р-частиц приводит к возбуждению или ионизации атомов вещества. [c.11]

Электроны во внешних оболочках атомов, молекул, кристаллических структур или электроны в плазме могут осуществлять неупругое рассеяние электромагнитного излучения на молекулярных колебаниях, на оптических и акустических колебаниях кристаллов или на других возбужденных состояниях твердых тел и плазменных систем. Если коэффициент усиления принимает достаточно большие значения, то всегда присутствующие оптические потери могут быть скомпенсированы, и тогда становится возможным переход от спонтанного к вынужденному рассеянию при этом свойства рассеянного излучения качественно изменяются (ср. ч. I, разд. 4.21). Вынужденное комбинационное рассеяние может быть обнаружено на большом числе частиц, квазичастиц и возбужденных состояний и влечет за собой большое многообразие явлений [3.1-10,3.1-11]. В дальнейших рассуждениях данного раздела будет рассмотрен эффект комбинационного рассеяния на колебаниях молекул, комбинационное рассеяние на длинноволновых оптических фотонах н на фонон-поляритонах, а также комбинационное рассеяние, связанное с процессами переворачивания спинов электронов в полупроводниках. [c.350]

Особый случай неупругого рассеяния имеет место, когда энергия фотона достаточна, чтобы вырвать электроны из связанных состояний вообще, т. е. атом ионизируется и выделяется свободный электрон. Этот случай рассматривается в 4.18. По мере дальнейшего увеличения энергии фотона можно полностью пренебречь энергией связи и получить как раз случай (комптоновского) рассеяния фотона на электроне. Так как, особенно в тяжелых атомах, энергии связи электронов образуют целую область, то эти переходы будут происходить в различные стадии для разных электронов. Однако в углероде и бериллии переход к комптоновскому пределу заканчивается при энергии фотона 100 кэв. Следующие три параграфа (4.17—4.19) посвящены фотон-атомным взаимодействиям трех типов [c.142]

Рентгеновский луч также может быть поглощен в кристалле посредством неупругих процессов, связанных с фотоионизацией электронов атомов и с комптоновским рассеянием. При фотоэффекте квант рентгеновского излучения поглощается и электрон покидает атом. Эффект Комптона заключается в рассеянии электроном кванта рентгеновского излучения (рентгеновского фотона) фотон теряет энергию и электрон покидает атом. Глубина проникновения рентгеновского пучка (см. [14]) зависит от природы твердого тела и от энергии рентгеновского фотона, но, как правило, составляет примерно 1 см. Дифрагированный пучок при отражении Брэгга обычно будет образовываться на значительно меньшем расстоянии, возможно, на расстоянии от 10 до 10 см в идеальном кристалле. [c.103]

Выражение (11.22) для закона дисперсии фононов можно вывести с помощью многих других приближенных методов. Так, например, определение (11.16) основано по существу на том же допущении, что и выражение (10.87), используемое в приближении когерентных волн (см. 10.8) для электронных состояний в неупорядоченной жидкости. Несомненно, предельный случай длинных волн описывается правильно, но пик функции g Щ при значениях Я порядка типичных расстояний между ближайшими соседями (см. рис. 2.27) должен приводить к появлению максимума частоты сод при уменьшении длины волны до величин указанного порядка. Этот эффект мог бы в принципе наблюдаться в опытах по неупругому рассеянию нейтронов в жидкостях или стеклах ( 4.2). Однако экспериментальные данные для жидкостей [10] лишь в редких случаях удается интерпретировать таким образом. Это указывает на то, что представление смещений с помощью коллективных переменных (11.16) полностью теряет смысл в том случае, когда длина волны становится сравнимой с микроскопическим масштабом, характеризующим расположение атомов в системе. В такой ситуации следовало бы описывать возбуждения с помощью более или менее локализованных возбуждений, не говоря уже о том, что надо было бы учесть и необратимые процессы атомных перемещений, определяющие текучесть жидкостей. [c.522]

Постановка задачи в теории столкновений. Если параллельный пучок частиц, например электронов, падает на некоторую частицу, например атом, то в результате взаимодействия с этим атомом частицы пучка могут, во-первых, изменить направление своего движения и, во-вторых, претерпеть изменение энергии. Если столкновение произошло без изменения энергии сталкивающихся частиц, то говорят об упругом столкновении (рассеянии). Столкновение с изменением энергии сталкивающихся частиц называется неупругим. [c.234]

С помощью Э. в. осуществляется взаимодействие положительно заряженных ядер и отрицательно заряженных электронов в атомах и молекулах. Тем самым Э. в. определяет (на основе законов квантовой механики) возможность устойчивого состояния таких микроскопич. систем. Размеры и существ, образом определяются величиной электрич. заряда электрона (так, Бора радиус равен где —масса электрона). Эл.-магн. природу имеют фотоэффект, явления ионизации и возбуждения атомов среды быстро движущимися заряж. частицами, процессы расщепления ядер фотонами, реакции фоторождеиия мезонов, радиационные (с испусканием фотонов) распады элементарных частиц и возбуждённых состояний ядер, упругое и неупругое рассеяние электронов и мюонов на ядерных мишенях и т. п. [c.540]

Анализ энергетич. спектров неупруго рассеянных электронов составляет основу спектроскопии характеристических потерь энергии электронов, исследующей коллективные (плазменные) и одночастичные возбуждения валентных электронов с энергией до < 50эВ, и ионизационной спектроскопии, изучающей возбуждение и ионизацию электронов внутр. оболочек атомов (электронов острова) в диапазоне потерь энергии —5000 эВ. В зависимости от используемой энергии первичных электронов в Э. с. (и в дифракции электронов) различают два случая. Если энергия лежит в интервале от десятков до 100 кэВ, то регистрируются либо электроны, прошедшие сквозь тонкий слой вещества, когда получаемая информация характеризует его объёмные свойства, либо электроны, отражённые от поверхности под скользящими углами. Обычно при этом аппаратуру совмещают в одном приборе с электронным микроскопом [5 ]. В области низких и ср. значений энергии (не превосходящих неск. кэВ) используется геометрия эксперимента на отражение. В этом случае получают информацию о структуре и свойствах приповерхностного слоя, толщина к-рого примерно равна длине свободного (по отношению к неупругому взаимодействию) пробега электрона X. При энергии электронов 50—100 эВ, когда X, составляет неск. моноатомных слоев, достигается наиб, чувствительность метода к свойствам поверхности. При большей и меньшей энергии глубина зондирования возрастает. [c.553]

Величина носит название эффективного сечения рассеяния для атома данного вещества и определяет рассеяние электронов на этом атоме на угол, больщий апертурного угла а. Очевидно, что в общем случае величиной а,, учитывается как упругое, так и неупругое рассеяние электронов. [c.7]

Первое, на что надо обратить внимание, это на тесную взаимосвязь та ких феноменологически различных процессов, как образование фотоэлек тронов при надпороговой ионизации, отклонения от каскадной ионизации атомарных ионов в туннельном режиме (разд. 9.3) и генерация высоких оптических гармоник (гл. XI). Эта взаимосвязь обусловлена тем, что в основе всех этих процессов лежит эффект перерассеяния электрона, вырванного из атома, на атомном (ионном) остове. Результатом процесса перерассеяния может быть упругое или неупругое рассеяние электрона (при надпороговой ионизации) или рекомбинация электрона в исходное атомное состояние с испусканием спонтанного фотона большой частоты (генерация высоких гармоник). [c.195]

Главный вклад в поглощение дают электроны, которые рассеиваются на довольно большие углы, так что они либо отрезаются краями апертуры объектива, либо не фокусируются или смещаются под влиянием сферической аберрации, о могут быть как упруго рассеянные электроны, так и электроны, неупруго рассеянные на тепловых колебаниях атомов или вследствие возбуждения атомных электронов. Для тонких образцов и не слишком больших апертур основной вклад в поглощение возникает за счет исключения упруго рассеянных электронов. На основании вывода функций поглощения для разупорядоченных материалов, проведенного Каули и Погани [91 ], Гринтон и Каули [171 ] показали, что в случае не слишком большой дефокусировки функцию поглощения можно записать в виде [c.295]

Из-за отсутствия у нейтронов электрич. заряда они глубоко проникают внутрь большинства материалов, что позволяет рассматривать их как достаточно прозрачные среды для распространения нейтронных волн. Большая часть нейтронно-оптич. явлений имеет аналогию с оптич. явлениями, несмотря на различную природу полей нейтронного и светового излучений. Световые волны описываются ур-ниями Максвелла, а нейтронная волна (нейтронная волновая ф-ция) подчиняется ур-нию Шрёдингера. Распространение волн в среде, согласно Гюйгенса принципу, связано с их рассеянием и доследующей интерференцией вторичных волн. В случае нейтронов рассеяние обусловлено гл. обр. их короткодействующим сильным взаимодействием с атомными ядрами, в случае световых волн — дальнодейст-вующим электромагнитным взаимодействием с электронами атомных оболочек. Наличие у нейтрона магн. момента приводит к взаимодействию с магн. моментами атомов, на чем основано т. н. магнитное рассеяние нейтронов, не имеющее аналогии в оптике. Неупругое рассеяние нейтронов можно сопоставить с комбинационным рассеянием света. В отличие от векторной световой волны, нейтронная волна является спинором. Поэтому все поляризац. явления в Н. о., связанные с наличием у нейтрона спина, существенно отличаются от оптических, хотя и здесь есть аналогии напр., поляризации нейтронов можно (в нек-ром приближении) сопоставить круговую поляризацию света. В Н. о. в нек-рых случаях имеет место двойное лучепреломление и дихроизм (см. ниже). [c.273]

В отличие от поглощения, при рассеянии Р. и. фотоны изменяют направление движения и могут потерять лишь часть своей энергии. При когерентном (упругом) рассеянии Р. и. энергия фотонов не изменяется, ио после рассеяния они движутся в др. направлении (рэлеев-ское рассеяние). Некогерентное (неупругое) рассеяние с уменьшением энергии фотонов Р. и. может быть двух типов корпускулярное (см. Комптона эффект) и комбинационное. При корпускулярном рассеянии происходит обмен импульсами между электроном атома и фотоном, в результате чего энергия фотона уменьшается на величину, зависящую от угла рассеяния, а из атома вылетает электрон отдачи. При комбинац. рассеянии за счёт части энергии фотона атом испускает электрон. Потеря энергии фотона в этом процессе от угла рассеяния не зависит. Обычно вероятность комбинац. рассеяния значительно меньше вероятности корпускулярного рассеяния однако если комбинац. рассеяние происходит на одном из электронов -оболочки, а энергия фотона совпадает с энергией электронов АГ-оболочки (с точностью до ширины -уровня), то наблюдается резонансное комбинационное рассеяние Р, и,, вероятность к-рого повышается на нёск. порядков величины и значительно превосходит вероятность корпускулярного рассеяния. В области малых Av и Z преойпадает когерентное рассеяние, при больших Av и Z — некогерентное рассеяние. В результате интерференции когерентно рассеянного [c.375]

Эксперим. измерения С. рассеяния дают сведения о структуре сталкивающихся частиц. Так, измерения угл. зависимости С. упругого рассеяния о -частиц атомами позволили открыть атомное ядро, а С. упругого рассеяния электронов нуклонами определить радиусы нуклонов и распределение в них электрич. заряда и магн. момента (т. н. эл.-магн, формфактори]. Изучение С. глубоко неупругих процессов рассеяния леп-тонов на нуклонах обнаружило составляющие их точечные частицы достаточно малых размеров — пар-тоны. [c.488]

Аморфные и квазиаморфные тела, размеры частиц к-рых меньше разрешаемого в электронном микроскопе расстояния, рассеивают электроны диффузно. Для их исследования используются простейшие методы амплитудной Э. м. Напр., в ПЭМ контраст изображения, т. е. перепад яркостей изображения соседних участков объекта, в первом приближении пропорционален перепаду толщин этих участков. Для расчёта контраста изображений кристаллич. тел и решения обратной задачи—расчёта структуры объекта по наблюдаемому изображению—привлекаются методы фазовой Э. м. решается задача о дифракции электронов на кристаллич. решётке. При этом дополнительно учитываются неупругие взаимодействия электронов с объектом рассеяние на плазмонах, фононах и т. п, В ПЭМ и растровых ПЭМ (ПРЭМ) высокого разрешения получают изображения отд. молекул или атомов тяжёлых элементов пользуясь методами фазовой Э. м., восстанавливают по изображениям трёхмерную структуру кристаллов и биол. макромолекул. Для решения подобных задач применяют, в частности, методы голографии, а расчёты производят на ЭВМ. [c.550]

Реакции под действием электронов и июоиов. Взаимодействие электронов и мюонов с ядрами носит электромагн. характер (см, Электромагнитное взаимодействие). Это позволяет использовать мюоны для выявления распределения заряда в ядрах, получения информации об угл. моментах, вероятностях разл. переходов, спиновых возбуждениях. Электроны могут испытывать упругое и неупругое рассеяния на ядрах. Если энергия электронов достаточна, то идут процессы выбивания протонов из ядра (е, р). Взаимодействие мюонов с ядрами происходит через захват мюона с орбиты мюонного атома. Захвату предшествуют торможение мюона в веществе и захват на далёкую мюонную орбиту. При этом образуется мюонный атом. [c.669]

В начальной стадии прохождения высокоэнергетического иона через вещество преобладает рассеяние на электронных оболочках атомов мишени. С уменьшением энергии иона доминируютдим оказывается вклад ядерного торможения. При использовании легких ионов потери энергии в упругих и неупругих взаимодействиях сопоставимы при энергии иона 10 —10 эВ. На рис. 3.2 приведены результаты расчета на ЭВМ энергетических потерь в ядерных и электронных взаимодействиях при бомбардировке титана ионами с энергией 40 кэВ. До тех пор пока энергия иона составляет несколько килоэлектронвольт и выше, расстояние между отдельными ядерными процессами достаточно велико, чтобы анализ взаимодействий можно было вести в рамках теории изолированных бинарных столкновений, т. е. серии случайных событий. При дальнейшем уменьшении энергии иона расстояние между отдельными столкновениями уменьшается настолько, что приближение бинарных столкновений становится неприменимым. Необ одим анализ соударений многих тел, развиваемый в рамках теории молекулярной динамики. Рассеяние энергии в неупругих взаимодействиях обычно рассматривается как непрерывный процесс, для описания которого используются аналитические зависимости ссчския от энергии иона. [c.78]

Теперь обратимся к разделу 3.5, в котором рассмотрен эффект воздействия переменного поля на свободный электрон. Из материала, приведенного в этом разделе, следует, что после примерно половины периода колебаний поля электрон, вернувшийся в точку образования, имеет максимальную энергию шах = ЗД7 кол, где кол = F /Аш — средняя (за период) энергия свободного электрона в поле электромагнитной волны. Эффектом второго возвращения электрона после упругого рассеяния мы пренебрегаем ввиду весьма малой вероятности этого процесса. Исходя из приведенной величины шах и OДFa получим энергию рассеивающего электрона щах > Еа, где Еа — атомная единица энергии. Имея в виду резкую (квадратичную) зависимость от напряженности поля F, ясно, что всегда могут реализоваться самые различные процессы неупругого рассеяния ускоренного полем электрона на атомном остове, так как величина Fjnax может быть больше или много больше энергии связи электрона в атомах и их ионах (во всяком случае, при не слишком большом заряде иона). [c.234]

Введение. Из материала, приведенного выше, в разделе 9.3, следует, что при ионизации атомов и атомарных ионов в туннельном случае, когда параметр адиабатичпости 7 < 1, электроны образуются как непосредственно в результате туннелирования через квазистационарный потенциальный барьер (так называемые туннельные электроны), так и в результате неупругого рассеяния туннельных электронов на атомном остове (ионе) (так называемые вторичные электроны). В этом разделе основное внимание будет уделено туннельным электронам, так как их энергетические и угловые распределения характеризуют собственно процесс туннельной ионизации атомов и атомарных ионов. Вопрос о распределениях вторичных электронов будет лишь кратко упомянут в конце данного раздела ввиду его важной роли для ряда приложений. [c.243]

В случае рентгеновских лучей основной вклад в поглощение происходит за счет возбуждения электронов внутренних оболочек атомов, и, таким образом, за исключением непосредственной близости длин волн падающего пучка и края полосы поглощения, вклад этот очень незначительно зависит от того, соединены ли атомы в молекулы или образуют жидкость или твердое тело. В случае электронов, однако, в наиболее важных процессах неупругого рассеяния принимают участие наружные электронные оболочки, и энергетические потери лежат в пределах от О до 50 эВ. Таким образом, коэффициенты поглощения сильно зависят от природы связи или ионизации атомов. Для твердых тел важный вклад в коэффициент поглощения создается за счет рассеяния на плазмонах, за счет обра- [c.92]

Как для рентгеновских лучей, так и для электронов, фон диффузного рассеяния и поглощение энергии, приводящие к уменьшению интенсивности резких брэгговских отражений,возникают прежде всего из-за неупругого рассеяния падающего излучения на электронах в кристалле. Представление амплитуды атомного рассеяния рентгеновских лучей в виде суммы действительной и мнимой частей, связанное с возбуждением электронов внутренних электронных оболочек, обсуждалось в гл. 4. Мнимая часть амплитуды рассеяния определяет коэффициент поглощения, который может бьгть весьма значительным для длин волн падающего излучения, меньших длины волны края поглощения, т.е. когда падающие кванты обладают достаточной энергией для того, чтобы выбить электрон из одной из внутренних оболочек. В этом случае на дифракционной картине появляется диффузный фон благодаря возникновению характеристического излучения от атомов образца. [c.269]

Задача, которая не была решена в работах Зомме])фельда и которую необходимо было решить для дальнейшего развития теории, заключалась в вычислении I — среднего свободного пробега электронов в процессе рассеяния на колебаниях решетки. Вначале Хаустои [7J пошел, по суш,еству, по пути В гна, предположив, что /1 изменяется пропорционально среднему квадрату амплитуды колебаний атомов. При этом он получил тот же результат р (7"/Ь) для Т > в и для Т с Н. Однако вскоре Хау-стон [8] и Блох [9] выяснили новые важные особенности процесса рассеяния. Оказалось, что акт рассеяния электроЕ1а колебаниями решетки, имеющими частоту V, может произойти только в том случае, если колебания решетки и электрон проводимости обменяются квантом энергии v. Таким образом, рассеяние )лектронов существенно неупруго, хотя при высоких температурах, когда кТ > Av, т. е. когда Т > О, его можно рассматривать как упругое, так как в этом случае обмен энергии сравнительно мал. Отсюда непосредствено следует, что при абсолютно.м нуле сопротивление, вызванное тепловыми колебаниями, должно исчезнуть, так как и электроны и решетка при понижении температуры быстро приходят в низшие энергетические состояния. Иными словами, нулевые колебания решетки не могут быть причиной появления сопротивления первоначально этот вывод вызывал некоторое сомнение. [c.160]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...