Угловое распределение фотоэлектронов

Рис. 44.24. Угловое распределение фотоэлектронов для малой (сплошная линия) и большой (прерывистая линия) энергий фотонов. Значение Р около кривых соответствует энергии фотоэлектронов 114].

Угловое распределение фотоэлектронов, вырванных из атома при фотоэлектрическом рассеянии, показано на рис. 44.2ь. [c.961]

Угловое распределение фотоэлектронов. Дифференциальные вероятности многофотонной ионизации атома водорода в циркулярно поляризованном поле зависят от угла в между направлением вылета фотоэлектрона и направлением распространения электромагнитной волны простым образом они пропорциональны величине в. Здесь К — число поглощенных фотонов. Таким образом, в циркулярно поляризованном поле вид углового распределения не зависит от частоты излучения. [c.122]

Обратимся теперь к угловому распределению фотоэлектронов. Следует отметить, что точность измерений определяется пространственной неодно- [c.124]

Рис. 5.6. Угловое распределение фотоэлектронов для 4-фотонной ионизации атома водорода линейно поляризованным излучением с длиной волпы 355 им. Экспериментальные данные из работы [5.24], теоретическая кривая — из работы [5.25

Угловое распределение фотоэлектронов. Соотношения (5.8) и (5.9), полученные для атома водорода, в общем виде справедливы и для многоэлектронных атомов. Напомним, что эти соотношения относятся к случаю линейной поляризации излучения, когда форма распределения по углам зависит от частоты излучения. В случае циркулярной поляризации такая зависимость отсутствует (см. п. 5.2.7). [c.131]

Угловое распределение фотоэлектронов [c.152]

Угловые распределения фотоэлектронов в надпороговых максимумах. Напомним основные теоретические предсказания для угловых распределений фотоэлектронов при пороговой многофотонной ионизации (см. гл. V) (т.е. согласно первому неисчезающему порядку теории возмущений) [c.174]

В работе [7.21] измерялось угловое распределение фотоэлектронов при надпороговой ионизации атома водорода. 4-фотонная и 5-фотонная ионизация наблюдалась для излучения с длиной волны 355 нм. В случае 4-фотонной пороговой ионизации конечное состояние непрерывного спектра — это с1-волна, в то время как в случае 5-фотонной надпороговой ионизации это /-волна. Это объясняется наличием 3-фотонного резонанса со связанным 2р-состоянием при данной длине волны излучения. Согласно правилу Бете конечный переход в континуум представляет собой р-й-переход. Расчеты [7.22], выполненные в рамках теории возмущений задолго до указанного эксперимента, находятся в хорошем согласии с экспериментальными данными. [c.174]

Большое число экспериментальных данных по угловому распределению фотоэлектронов было получено для атомов инертных газов, прежде всего, для атома ксенона. Для типичного лазера на стекле с неодимом при пороговой ионизации поглощается К = 11 [c.175]

Рис. 12. Угловое распределение фотоэлектронов при 5-фотонной надпороговой ионизации атома цезия линейно поляризованным излучением с длиной волны 1064 нм. Экспериментальные точки —

В работе [7.28] измерялось угловое распределение фотоэлектронов при надпороговой ионизации ксенона излучением с длиной волны 1064 нм. На блюдались пики, соответствующие поглощению 8 = 0-4 надпороговых фотонов. Было найдено, что электроны в основном испускаются в направ лении поляризации поля. Угловое распределение становится все более уз КИМ вблизи углов = О и тг при увеличении числа надпороговых фотонов. [c.176]

В работе [7.29] было показано, что в случае эллиптической поляриза ции лазерного излучения угловые распределения фотоэлектронов сильно зависят от 8, в отличие от случаев линейной или циркулярной поляриза ции. Это было наблюдено для атома ксенона с К = 11 и8 = 0-11, а также для атома криптона с К = 12 и 5 = 0-19. [c.176]

Это подтверждается экспериментальными данными работы [7.49], в которой исследовалось угловое распределение фотоэлектронов при надпороговой ионизации атома водорода (рис. 7.11). Из рис. 7.11 видно, что угол [c.186]

В нерелятивистском пределе она сводится к ширине углового распределения фотоэлектронов = 7 <С 1 в поле циркулярно поляризованного излучения, рассмотренной в гл. IX. Эффект релятивизма приводит к сужению углового распределения относительно максимума при угле, определяемым соотношением (10.9). [c.265]

Угловое распределение фотоэлектронных спектров 165 Удельная поверхность 228 Уровни инжекции носителей заряда 29-36, 94, 98-104, 110, 264, 273 [c.282]

В случае линейно поляризованного поля таких простых зависимостей нет из-за большого числа орбитальных моментов в конечном состоянии. Каждому орбитальному квантовому числу I соответствует зависимость в виде квадрата полинома Лежандра (со8 ), где в — угол между направлением вылета фотоэлектрона и направлением вектора напряженности электрического поля волны. Однако все эти квадраты полиномов имеют максимум при углах = О и 180°, так что общая картина угловых распределений состоит в максимумах на этих углах и осцилляционной зависимости в интервале между ними. [c.122]

Введение. Все экспериментальные данные по надпороговой ионизации получены из наблюдения энергетических и угловых распределений испущенных фотоэлектронов в зависимости от напряженности поля и его поляризации. Во время пролета электрона от ионизованного атома до детектора другие факторы могут существенно влиять на эти распределения. ]Мы их обсудим отдельно ниже. [c.169]

Плотность заряда. Угловые и энергетические распределения фотоэлектронов также искажаются из-за высокой плотности ионизованного газа. Сильные электрические поля, образованные ионами и электронами, могут влиять на движение данного электрона к детектору. Искажения электронных траекторий рассматривались в работах [7.12-7.14]. Они наблюдались в [7.15]. Было найдено, что верхний предел допустимой плотности заряда имеет оценку 10 электронов в 1 см [7.14]. [c.172]

Энергетические и угловые распределения электронов, образующихся при надпороговой ионизации атомов, отражают основные черты процесса многофотонного поглощения вплоть до полей субатомной напряженности. Критической является такая напряженность внешнего поля лазерного излучения, когда амплитуда колебаний свободного фотоэлектрона, вырванного из атома, становится порядка размера атома или превышает его. При [c.197]

Рис. 82, а соответствует случаю hv < me . Учет релятивистских эффектов при выводе формулы для дифференциального сечения фотоэффекта приводит к тому, что угловое распределение фотоэлектронов для случая hv гпес оказывается вытянутым вперед (рис. 82,6). Фотоэффект является главным механизмом поглощения мягких у-лучей в тяжелых веществах. [c.243]

Рнс. 1. Угловое распределение фотоэлектронов. Полярная диаграмма в плоскости ф = 0. Ось 0Z — направление распространения излучения, ось о — направление электрического вектора световой волны л— йо)< тс , 6—/коКтс , в — [c.369]

Подход Келдыша по отмеченным выше причинам обычно не применяется в многофотонном режиме (7 1). Как правило, его используют для промежуточного и туннельного режимов. Энергетические и угловые распределения фотоэлектронов в туннельном режиме хорошо согласуются с предсказаниями метода Келдыша-Файсала-Риса (т.н. метода КФР), (гл. IX). Этот метод также успешно применяется для сверхсильных полей, превышающих атомные поля (гл. X). [c.45]

О точных теоретич. ф-лах для расчета фотоэффех -та под действием у-лучей и о численных расчетах сечения и углового распределения фотоэлектронов см. [1, 2]. [c.230]

Угловое распределение, вылетающих фотоэлектронов, так же как н эффективное сечение, зависит от энергии падающих фотонов. Теоретически оно рассчитывается методами квантовой электроди- [c.147]

В работе [10.29] в приближении Ландау-Дыхне рассмотрены релятивистские фотоэлектронные спектры в эллиптически поляризованном поле. Получено также общее аналитическое выражение для углового распределения электронов. Для случая циркулярного поля результаты переходят в приведенные выше из работы [10.28]. Роль магнитного поля электромагнитной волны в проблеме ионизации атома сверхсильным линейно поляризованным лазерным полем обсуждается в работе [10.30]. Показано, что магнитное поле, как и следовало ожидать, ослабляет перерассеяние электрона на родительском атомном остове, отклоняя электрон в сторону. [c.266]

Детектирование сжатия. Но как измерить подавление квантовых флуктуаций Инструментом, решаюш,им проблему измерения флуктуаций, является так называемый гомодинный детектор, показанный в нижней части рис. 1.9. Здесь с помош,ью светоделителя сжатый свет смешивается с сильным классическим полем. Мы измеряем результи-эуюш,ие интенсивности света в двух выходных каналах светоделителя, преобразовав их в токи 1 и %2 фотоэлектронов, которые вычитаем друг из друга и записываем их разность г (t) как функцию времени. Этот ток флуктуирует около среднего значения (г ), где угловыми скобками обозначено усреднение по времени. Статистика этих флуктуаций даёт нам полную функцию распределения для разностного тока и, в частности, её второй момент V, который является мерой ширины распределения. Данный эксперимент выполнен для фиксированной фазы I между двумя полями, приходяш,ими на светоделитель. [c.27]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...