Фотоэлектронные спектры

Рентгеновская фотоэлектронная эмиссия (РФЭ) возникает под действием рентгеновского излучения и связана с переходом фотоэлектронов с глубоких атомных уровней в вакуум. Характерной особенностью фотоэлектронных спектров РФЭ является наличие узких линий, соответствующих фотоэлектронам, которые вышли из тела без рассеяния энергии (табл. 25.18 и рис. 25.28— 25.30). При использовании длинноволнового рентгеновского излучения (/iv=l кэВ) энергия эмитированных электронов составляет несколько сот электрон-вольт. Длина свободного пробега таких электронов равна 0,5— 2 нм (рис. 25.27), так что линейчатая часть спектров РФЭ отражает свойства приповерхностного слоя толщиной до пяти монослоев. Эта особенность спектров РФЭ позволяет использовать их для анализа состава поверхности в рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии (РФС). Энергии для химических элементов в соединениях различаются на несколько электрон-вольт. Так, для углерода энергия фотоэлектронной 1 s-линии меняется от 281 (Hf , Ti ) до 292 эВ (СОг)-Этот эффект, обычно называемый химическим сдвигом, дает возможность получать с помощью РФС информацию не только о оставе поверхности, но и о химических [c.579]

Снятие вырождения аГ-состояния во внутреннем октаэдрическом поле остовной р -оболочки и разделение d-электронов на eg (d )-и ( )-состояния экспериментально подтверждено исследованием фотоэлектронных спектров [60]. На рис. 28 (две нижние кривые) представлен полученный методом электронной спектроскопии фотоэлектронный спектр валентных электронов золота и рассчитанная на основе зонной теории плотность состояний N (Е) [60]. Принципиальным результатом является расщепление d-пика на два, разделенных глубоким минимумом. Это расщепление не объясняется [c.57]

Рис. 29. Фотоэлектронные спектры валентных электронов палладия—теллура, таллия, свинца и висмута

Рис. 6.3. Фотоэлектронный спектр атомного водорода при воздействии фотона с энергией 21,21 эв.

Рис. 6.9. Фотоэлектронные спектры, показывающие переход от 8 фотонного к 9 фотонному резонансу в ксеноне при интенсивностях а — 1,66, б — 1,98, в — 2,52, г — 2,85, () — 3.23, е — 3,73, ж — 4,12, з — 4,68 (все в единицах 10 Вт/см ). Сплошные линии — экспериментальные данные, пунктирные линии — результаты

Пространственно-временное распределение лазерного излучения. В реальном эксперименте неоднородность в пространственно-временном распределении интенсивности излучения может быть очень важна при определении фотоэлектронных спектров. Выход электронов различен в различных точках пространства и в различные моменты времени. В различных точках фокуса различен и потенциал ионизации. Обозначим через АЕ.1 Р) разброс в потенциалах ионизации для ансамбля атомов, находящихся в лазерном фокусе. Испускаемые электроны имеют разброс кинетических энергий в этом же интервале. Этот эффект называется штарковским уширением. [c.170]

Он приводит к уширению пиков фотоэлектронного спектра [c.170]

При хорошем разрешении ценную информацию о состоянии поверхностных атомов дают исследования химических сдвигов в фотоэлектронных спектрах. Эти сдвиги отражают изменения со- [c.137]

Рассмотренный вариант фотоэлектронной спектроскопии пригоден для исследования энергетического спектра заполненных электронных состояний. Информацию об энергетическом спектре незаполненных возбужденных состояний дает методика двух-Рис.5.7. Универсальная зависимость ступенчатой фотоэлектронной спектро- [c.166]

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

Рис. 2.23. а - Форма фотоэлектронного спектра надпороговой ионизации атомов ксенона при различных значениях энергии импульса излучения Nd YAG лазера. С увеличением интенсивности светового поля центр тяжести спектра сдвигается в сторону больших энергий. [c.129]

Нетрудно представить себе, насколько сложным оказывается расчет квантового выхода фотоэффекта. Во-первых, надо найти вероятность зарождения фотоэлектрона в определенном состоянии и на определенном расстоянии от поверхности. Во-вторых, надо найти вероятность того, что указанный фотоэлектрон достигнет поверхности и при этом будет иметь энергию над уровнем вакуума . В-третьих, надо обе вероятности перемножить и затем проинтегрировать по соответствующим начальным состояниям электрона, а также по расстоянию от места поглощения фотона до поверхности тела. Тогда мы и получим значение квантового выхода для данной энергии фотона. При решении этой задачи надо знать структуру электронных состояний и распределение электронов по состояниям, фононный спектр, характер примесей и их распределение. [c.169]

Упрощенная схема ЭОП показана на рис. 8.8. Излучение 1 от объекта падает на фотокатод 2 на поверхности фотокатода формируется изображение объекта (например, в инфракрасных лучах). Из фотокатода вылетают электроны, возникает электронный поток 3. Величина фотоэмиссии с различных участков поверхности фотокатода изменяется в соответствии с распределением яркости изображения, спроецированного на эту поверхность фотокатод преобразует исходное оптическое (в данном случае инфракрасное) изображение объекта в электронное. На пути от фотокатода к люминесцентному экрану 5 фотоэлектроны ускоряются электрическим полем. Электронные линзы 4 проецируют электронное изображение па люминесцентный экран. Вследствие катодолюминесценции на внешней стороне экрана образуется световое изображение объекта в видимой области спектра световой сигнал 6 поступает от экрана к наблюдателю. Выходное световое изображение отличается от входного тем, что оно попадает в область видимого изображения, а также более высокой яркостью. [c.200]

Последовательное прохождение пучков света различных, длин волн через выходную щель (сканирование спектра) осуществляется поворотом диспергирующих призм Ри Р2 и Рз с помощью специального мотора. При этом перемещение линзы О2 вдоль оптической оси связано с вращением призм. Тем самым при сканировании спектра достигается автоматическая фокусировка пучков света различных длин волн в плоскости щели выходного коллиматора. По выходе из щели 82 световой пучок с помощью линзы Оз фокусируется на фотокатод фотоэлектронного умножителя (ФЭУ). [c.120]

Метод с использованием интенсивности линий индивидуальных веществ, В этом методе необходимо знать истинное распределение интенсивности линий в СКР- Для этого следует исключить влияние спектральной чувствительности установки на соотношение интенсивностей линий, расположенных в разных участках спектра. Например, фотоэлектронный умножитель ФЭУ-17 с сурьмяно-цезиевым фотокатодом обладает большой чувствительностью в сине-зеленой области спектра, которая резко падает к красному краю спектра. [c.143]

Рис. 25.28. Фотоэлектронный рентгеновский спектр углерода (мишень — полиэтилен) [39] по оси абсцисс отложена энергия связи электрона а атоме

Рис. 25.30. Фотоэлектронный рентгеновский спектр кислорода (мишень — АЬОз) [39]

Полная схема лазерного анемометра с необходимым минимумом измерительной аппаратуры показана на рис. 3.7. Луч от когерентного источника (лазера) 1 при помощи зеркала 2 направляется на делительную пластинку 3, где раздваивается на примерно равные по мощности пучки. Блок / формирующей и передающей оптики, включающий, кроме пластинки 3, зеркало 4 и линзу б, фокусирует скрещивающиеся лучи в исследуемой точке канала II. Рассеянное на движущихся с потоком частицах излучение улавливается блоком приемной оптики III, состоящим из апертурной диафрагмы 6, объектива 7, диафрагмы поля зре-ни.ч 8 и фотоэлектронного умножителя (ФЭУ) 9. Сигнал с ФЭУ поступает в блок обработки IV, где усиливается широкополосным усилителем II я подается на панорамный анализатор спектра 12. Типичное изображение на экране спектроанализатора показано на рис. 3.6,6. [c.120]

Ширина запрещенной зоны Eg для полупроводников, используемых в фотоэлектрических преобразователях, показана иа рис. 5.8, из которого видно, что она слабо зависит от температуры. С другой стороны, как видно из рисунка, зависимость КПД фотоэлектрического преобразования энергии от температуры весьма сильна. Видно также, что запрещенные зоны для всех фотоэлектрических полупроводников лежат в видимой части спектра. Под воздействием солнечного излучения в них появляются свободные электроны. На месте, откуда ушел свободный электрон, остается положительно заряженный ион или, как принято говорить, дырка- . Будет протекать и обратный процесс — рекомбинация дырок и электронов. За счет рекомбинации количество фотоэлектронов, создающих ток во внещней цепи, будет уменьшаться. [c.97]

За уменьшением работы выхода, обусловленным перестройкой структур, она вновь значительно возрастает по мере увеличения степени заполнения поверхности кислородом. Эта стадия соответствует началу зарождения оксидной пленки и легко обнаруживается методом ДМЭ. Образование трехмерной оксидной пленки и сопутствующие ей атомарные перестройки приводят к появлению в рентгено-фотоэлектронных и Оже-спектрах полос, соответствующих ионизированным формам кислорода (0 , О - ) и металла (Ме +). [c.39]

Рис. 4.5. Рентгеновский фотоэлектронный спектр a-SiзN4 (а) [25] в сравнении с полными плотностями состояний (б)

Различное строение подложки (кристаллическая, аморфная), безусловно, влияет на процессы зарождения и роста островковой пленки, но в отношении влияния его на фотоэлектронный спектр сведения противоречивы. Так, в работе [782] обнаружено существенное изменение этого спектра при переходе от аморфной к кристаллической углеродной подложке. Однако в работе [107] спектр фотоэмиссии электронов из кластеров Au на разных подложках (Na l, КС1, LiF) оказался одинаковым. [c.273]

Катрич и Мирошниченко [1017] применили фотоэлектронную спектроскопию для исследования образования энергетической зонной структуры в частицах островковой пленки Ni. Они обнаружили две группы фотоэлектронов с разной поляризацией спинов, характеризуемые различной проницаемостью потенциальных барьеров при одинаковой кинетической энергии. Эти группы сохранялись при уменьшении размера частиц до Z) — 30 40 А. Однако при D 12 ч- 20 А происходило резкое изменение фотоэлектронного спектра, возможно связанное, по мнению авторов, с переходом ферромагнитных частиц в парамагнитное состояние. [c.314]

Рис. 28. Фотоэлектронные спектры валентных электронов металлов VIII—I групп

Следовательно, главной причиной разделения -состояния на два неодинаковых по площади пика является снятие вырождения 5d -ypoBHH металла в октаэдрическом поле лежащей чуть ниже 5р -оболочки, расщепляющей 5й -оболочку на более связанное и глубокое 5d (ее)-состояше, занятое четырьмя электронами, и и более внешнее, менее связанное низкоэнергетическое состояние ihg). Такое объяснение лучше соответствует фактам, особенно если учесть, что расщепление оболочки на два пика вследствие спин-орбитального взаимодействия / -электронов, разделяющихся на Рч - и рз/,-состояния с тремя неспаренными и. тремя спаренными электронами, мало и экспериментально на фотоэлектронных спектрах не наблюдается. Одинарный пик для 2р -оболочки получен,, например, для натрия, алюминия и других металлов [60]. [c.58]

Фотоэлектронные спектры валентных электронов родия, палладия, серебра и иридия, платины, золота (см. рис. 28) показывают постепенное расщепление формирующейся d-оболочки по мере заполнения 2е-состояния, На рис. 29 показано расщепление глубокой остовной й -оболочки элементов от палладия до ксенона на два пика меньшего для eg (й )-состояния и большего для t2g (d )- o-стояния. На это расщепление заметно не влияет внешнее кристаллическое поле, поскольку палладий, серебро и индий имеют ГЦК структуру К = 12), кадмий — плотную гексагональную К = 12),. олово — искаженную ОЦК (/С = 4 -(- 2), сурьма — простую гексагональную (/С = 3), теллур — ромбическую (К = 2), но совер шенно разное окружение атомов в их решетках не изменяет характер двугорбого d-пика. Глубокое расщепление 5d -oбoлoчки на (d )- [c.58]

Для установления механизма ослабления межзеренного сцепления (см. гл. Ill) значительный интерес представляет информация о состоянии химических связей атомов примесей, обогащающих границы зерен. Актуальность этого вопроса обусловлена и тем, что учет состояния адсорбированных на границах атомов необходим при разработке термодинамических методов описанйя зернограничной сегрегации. Требуемая информация может быть получена методом рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии. Однако экспериментальных данных такого рода очень немного, что обусловлено сложностью и неоднозначностью интерпретации фотоэлектронных спектров. [c.44]

Рис. 6.8. Типичный фотоэлектронный спектр при многфотонной ионизации атомов ксенона лазерным полем с длиной волны 600 нм. Показаны резонансы с возбужден

В недавней работе [6.47] измерялись и анализировались 8- и 9-фо-тонные резонансы при многофотоиной ионизации атома ксенона излучением с длиной волны 800 нм и интенсивностью выше 10 Вт/см . Длительность лазерного импульса составляла 120 фс. На рис. 6.9 приведены фотоэлектронные спектры, демонстрирующие как по мере увеличения интенсивности лазерного излучения 8-фотонный резонанс постепенно переходит в 9-фотонный резонанс из-за динамического эффекта Штарка. Расчет, основанный на модели Ландау-Зинера, находится в хорошем согласии с данными эксперимента. Вероятность многофотонного перехода в данное ридберговское состояние атома ксенона вычислялась по формуле [c.161]

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]

Принцип работы электрофотометра основан на электрическом действии света (фотоэлементы, фотоусилители, фотосопротивления и т. д.). Самый простой фотоэлектрический фотометр состоит из фотоэлемента и соединенного с ним высокочувствительного гальванометра. Если измерить электроток, создаваемый действием света, то можно вычислить освещенность поверхности фотометра. Проградуировав гальванометр непосредственно в люксах, можно получить величину освещенности. В качестве фотоусилителей могут быть использованы так называемые фотоэлектронные усилители (ФЭУ). Выбор того или иного ФЭУ обусловлен спектральным составом измеряемого светового потока. Так, например, для красной и близкой инфракрасной областей спектра применяются фотоусилнтели ФЭУ-62, ФЭУ-22. Для сине-зеленой области применимы ФЭУ-17, ФЭУ-18, ФЭУ-19 и т. д. ФЭУ-18, ФЭУ-39 рассчитаны на работу в ультрафиолетовой и сине-зеленой областях спектра. ФЭУ-106 применяется как в видимой, так и в ультрафиолетовой и инфракрасной областях спектра. [c.20]

Огромное разнообразие задач, решаемых с помощью фотоэлементов, вызвало к жизни чрезвычайно большое разнообразие типов фотоэлементов с различными техническими характеристиками. Выбор оптимального типа фотоэлементов для решения каждой конкретной задачи основывается на знании этих характеристик. Для фотоэлементов с внешним фотоэффектом (вакуумных фотоэле-.. ментов) необходимо знание следующих характеристик рабочая область спектра относительная характеристика спектральной чувствительности (она строится как зависимость от длины волны падающего света безразмерной величины отношения спектральной чувствительности при монохроматическом освещении к чувствительности в максимуме этой характеристики) интегральная чувствительность (она определяется при освещении фотоэлемента стандартным источником света) величина квантового выхода (процентное отношение числа эмиттированных фотоэлектронов к числу падающих на фотокатод фотонов) инерционность (для вакуумных фотоэлементов она определяется обычно через время пролета электронов от фотокатода к аноду). Важным параметром служит также темновой ток фотоэлемента, который складывается из термоэмиссии фотокатода при комнатной температуре и тока утечки. [c.650]

В зависимости от материала фотокатода и материала колбы фотоэлемента их можно применять в диапазоне 0,2—1,1 мкм. Их интегральная чувствительность лежит в пределах 20—100 мкА на 1 лм светового потока, а термоэмиссия — в пределах 10 — 10" А/см . Очень важным достоинством вакуумных фотоэлементов является их высокое постоянство и линейность связи светового потока с фототоком. Поэтому они длительное время преимущественно использовались в объективной фото.метрии, спектрометрии, спектрофотометрии и спектральном анализе в видимой и ультрафиолетовой областях спектра. Главным недостатком вакуумных фотоэлементов при световых измерениях следует считать малость электрических сигналов, вырабатываемых этими приемниками света. Последний недостаток полностью устраняется в фотоэлектронных умножителях (ФЭУ), представляющих как бы развитие фотоэлементов. ФЭУ были впервые построены в 1934 г. [c.650]

Внешним фотоэффектом или, иначе, фотоэлектронной эмиссией называют испускание электронов веществом, про-исходяш,ее под действием электромагнитного излучения. Длина волны излучения должна находиться в диапазоне значений примерно от 10 до 10 м этот диапазон включает в себя оптическое излучение (без инфракрасной части спектра) и рентгеновское излучение. Энергия фотона в указанном диапазоне изменяется от 1 до 10 эВ (1 эВ = 1,6-Ю" Дж). Вещество может находиться в разных агрегатных состояниях — твердом, жидком, газообразном. В последнем случае используют термин фотоионизадия газа . Наиболее интересен в практическом отношении внеш- [c.155]

Основные закономерности внешнего фотоэффекта. Экспериментально установлены три основные закономерности внешнего фотоэффекта, справедливые для любого материала фотоэмиттера 1) количество электронов, испускаемых в единицу времени (сила фототока в режиме насыщения), пропорционально интенсивности света закон Столетова)-, 2) для каждого вещества при определенном состоянии его поверхности существует красная граница спектра излучения о. за которой (при (oфотоэлектронная эмиссия не наблюдается 3) максимальная кинетическая энергия фотоэлектронов линейно растет с частотой света и не зависит от его интенсивности (закон Эйнштейна). [c.161]

Излучение в видимой и ближней ультрафиолетовой областях спектра проникает в металл на глубину всего м. Средняя глубина выхода фотоэлектронов для металлов оказывается еще меньше (l-f-5) 10 м. Потери энергии фотоэлектрона в металле обусловлены прежде всего его столкновениями с электронами проводимости. Чем больше энергия фотоэлектрона (а значит, и энергия фотона), тем больше вероятность электрон-электронного столкновения и больше средняя потеря энергии фотоэлектрона при каждом столкновении. Поэтому наблюдается уменьшение Я с ростом энергии фотона. Например, в барии при повышении энергии фотона от 3 до 5 эВ происходит уменьшение Я с 5 -10 до 2-10 м. Заметную роль в металлах играют также элек-грон-фононные столкновения. [c.170]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...