Энергетические спектры фотоэлектронов

Пример расчета. В качестве примера применения метода Флоке отметим расчет энергетического спектра фотоэлектронов, образующихся при ионизации основного состояния атома водорода импульсом лазерного излучения с максимальной интенсивностью 8 10 Вт/см и длиной волны 608 нм [2.26]. Длительность импульса составила 500 фс. Эти условия соответствуют данным эксперимента [2.27 . [c.49]

Если лазерный импульс является длинным, то энергетический спектр фотоэлектронов зависит от природы пондеромоторного ускорения электронов между точкой их образования и точкой, где они покидают область фокуса. [c.171]

Энергетические спектры фотоэлектронов. Из результатов раздела 7.5 следует, что пороговая интенсивность /ар варьируется в широких пределах от 10 до 10 Вт/см в зависимости от степени нелинейности пороговой ионизации и вида атома. Различие между пороговой и критической интенсивно стями гораздо меньше, чем этот диапазон. Например, на рис. 7.9 приведены типичные экспериментальные спектры, полученные [c.184]

Рис. 7.9. Электронные энергетические спектры фотоэлектронов при ионизации атома ксенона излучением с длиной волны 1064 нм и интенсивно стью

Роль поляризации лазерного излучения. Зависимость энергетических спектров фотоэлектронов от поляризации лазерного излучения проявляется двояко во-первых, максимум распределения смещается к большим энергиям для циркулярной поляризации в сравнении с линейной поляризацией (т.е. к большим значениям надпорогового числа фотонов). [c.186]

Экспериментальные данные о прямой многофотонной ионизации атома водорода. При исследовании прямой многофотонной ионизации атома водорода имеют место две принципиальных трудности, которые уже обсуждались в начале этой главы. Первая заключается в возможности динамических резонансов, а вторая — в возможности надпороговой ионизации. Возможность ионизации относительно слабыми полями позволяет минимизировать влияние этих эффектов. Однако в этом случае только ионизация с небольшим числом поглощенных фотонов может наблюдаться. Кроме того, трудно приготовить мишень из газа водородных атомов, так как обычно большинство частиц находятся в форме молекул. Следовательно, можно заключить, что надежные экспериментальные данные могут быть получены только путем измерений энергетических спектров образованных фотоэлектронов. В таких спектрах можно разделить процессы пороговой и надпороговой ионизации. Промежуточные динамические резонансы и диссоциативная ионизация молекул водорода могут быть также выделены. [c.123]

Фотоэлектронная спектроскопия. Вследствие высокой плотности ПЭС на атомарно-чистых поверхностях полупроводников, традиционные полевые методы изучения их энергетического спектра становятся мало пригодными. Они совершенно неприменимы к металлам. В этих случаях одним из основных методов исследования энергетического спектра атомарно-чистых поверхностей твердого те- [c.163]

На второй стадии часть электронов из-за неупругого рассеяния теряет энергию. Поэтому информацию об энергетическом спектре электронных состояний несут только те электроны, которые достигли поверхности без соударений с решеткой. На рис.5.7 показан характер универсальной для различных твердых тел зависимости средней длины свободного пробега электрона /о от его энергии. Видно, что в области энергий Е= 10-100 эВ /о < 1 нм, и, следовательно, энергетическое распределение эмитированных электронов отображает электронную структуру только приповерхностного слоя кристалла. Энергии квантов /ту г 10—100 эВ соответствуют ультрафиолетовому диапазону, поэтому соответствующий вариант методики называют ультрафиолетовой фотоэлектронной спектроскопией УФС), в отличие от рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии. [c.165]

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]

В методе РФЭС анализируется энергетический спектр рентгеновских фотоэлектронов, выходящих с глубины 5—25 А в случае металлов или с глубины 40—100 А в случае органических и полидюрных материалов. Точное положение пиков энергетического спектра фотоэлектронов зависит от соединения, в которое входит анализируемый элемент (химический сдвиг). Источник рентгеновского излучения должен быть монохроматическим с энергией, достаточной для ионизации внутренних электронов исследуемых элементов. Как правило, используются дублеты / а,-излучений Mg и А1, имеющие среднюю энергию 1253,6 и 1486,6 эВ соответственно. Спектры фотоэлектронов регистрируют преимущественно электростатическими, а не магнитными анализаторами, чтобы исключить влияние рассеянных магнит- [c.28]

В недавних работах измерялись РФЭС кластеров Аи [108], Pd, Ft, Rh и Ir 11091. Рисунок И иллюстрирует изменение вида энергетического спектра фотоэлектронов, выбиваемых фотонадш разной энергии, по мере увеличения плотности покрытия углеродной подложки атомами золота. Левая колонка (а) относится к изолированным атомам Аи, правая (g) — к массивно.му металлу. При покрытии 2-10 атомов/см кластеры Аи, содержащие 5 100 атомов, имеют средний диаметр 19 А. С увеличением плотности покрытия до 5.10 5 атомов/см- кластеры начинают коалесцировать, образуя частицы. Спектр. массивного золота можно подразделить на три области 1) S—/5-зону между уровнем Ферми (Ер = 0) и 2 эВ 2) первую d-зону между 2 и 4 эВ и 3) вторую d-зону между 5 и 8 эВ. Соотношение интенсивностей с1-зон зависит от энергии используемых фотонов. Характерной особенностью атомов и малых кластеров Аи является соизмеримость интенсивностей первой и второй d-полос. Перех% к металлическим свойствам частиц сопровождается резки.м ослаблением интенсивности второй d-полосы при низкой энергии фотонов. Аналогичные результаты получены также при исследовании эмиссии фотоэлектронов из частиц Pd диаметром 20 А под действием УФ-излучения гелиевой газоразрядной лампы [110]. [c.29]

В качестве пересчетной схемы был использован прибор Калина . Изменение энергетического спектра Со ° в зависимости от толщины стального препятствия, помещаемого между источником излучения и кристаллом сцинтнлляционного счетчика, было исследовано с помощью спектрометра. В левой части спектра, кроме пиков, соответствующих энергии в 1,17 и 1,33 мэв, имеется непрерывный участок, соответствующий мягкому рассеянному излучению и шумам фотоумножителя. С увеличением толщины препятствия существенного изменения формы спектра не происходит, изменится только площадь спектра, что соответствует уменьшению скорости счета импульсов. Часть спектра, соответствующая мягкому рассеянному излучению и шумам фотоэлектронного умножителя, не чувствительна к изменению толщины препятствия. [c.316]

Основными экспериментальными фактами, позволяюп] ими сделать второй вывод, — о роли процесса перерассеяния фотоэлектронов — являются наличие плато в энергетическом спектре и наличие быстрых элек-тронов лишь при линейной поляризации излучения (когда фотоэлектрон через половину периода лазерного поля может вернуться к атомному остову и упруго рассеяться на нем), а также максимальная энергия элек-тронов 10 кол — она может быть приобретена в процессе движения элек-трона к атомному остову, выбиванию им второго электрона с передачей энергии последнему, и в процессе движения второго электрона обратно на бесконечность после (е 2е)-процесса. Соответствуюш ая теория изложена в разд. 3.5, хотя там она относилась к режиму упругого рассеяния при туннельной ионизации, а не к (е — 2е)-процессу в промежуточном режиме, как в изложенных выше экспериментах. Сечение (е 2е)-процесса для быстрых электронов медленно убывает с энергией этих электронов и имеет порядок нескольких долей от геометрического сечения. [c.194]

Дополнительным аргументом в пользу определяюш ей роли перерассеяния фотоэлектрона на атомном остове явились результаты эксперимента 7.60], в котором наблюдался процесс надпороговой ионизации атома водорода. Условия проведения этого эксперимента были аналогичны описанным выше условиям экспериментов с многоэлектронными атомами. Использовалось излучение с частотой 2 эВ и интенсивностью до I = Ю Вт/см при длительности импульса в 40 фс. Зарегистрированные при этом электронные энергетические спектры суш ественно отличаются от описанных выше — не наблюдается явно выраженное плато и нет быстрых электронов. Причина состоит в том, что в данном случае (е — 2е)-процесс невозможен из-за отсутствия второго электрона, а упругое рассеяние назад быстрого (единственного) электрона атома водорода имеет малое сечение. [c.194]

Таким образом, энергетический спектр быстрых электронов, образуемых линейной поляризованным излучением субатомной интенсивности при надпороговой ионизации многоэлектронных атомов в основном отражает процесс ускорения фотоэлектрона в поле лазерного излучения до и после его перерассеяния на атомном остове, а не процесс поглогцения небольшого числа надпороговых фотонов, как в случае более слабого поля, в последнем случае пондеромоторная энергия мала, и быстрые электроны отсутствуют. [c.194]

Различные оценки, а также данные этого эксперимента, относящиеся к энергетическим спектрам образующихся фотоэлектронов (ширины электронных пиков), показывают, что все электронные состояния в области локализации состояния Ъд остаются изолированными, и квазиконтинуум ридберговских состояний не возникает. [c.283]

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]

Теоретические расчеты энергетического спектра атомарночистых поверхностей, естественно, проводятся для однородной идеальной монодоменной структуры и содержат ряд допущений модельного характера. Критерием правомерности тех или иных схем расчета обычно считают согласие с данными фотоэлектронной спектроскопии. При этом часто не учитывают двух основных осложнений, которые возникают при интерпретации экспериментальных данных, типичных для этой методики. В первую очередь это касается вопроса об однородности исследуемых поверхностей. Идеально однородной поверхности с моноэнергетическими уровнями ПЭС должен соответствовать узкий пик эмитированных с этих уровней электронов. В подавляющем большинстве измерений эмиссии на самых различных материалах мы наблюдаем либо квазинепрерывное энергетическое распределение, либо достаточно размытые по энергии всплески эмиссии — см., например, рис.5.12. Правые пики на этом рисунке связывают с собственными ПЭС, но причиной подобных всплесков тока фотоэмиссии может являться и наличие макроскопических де- [c.175]

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]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...