Фотоионизация квантовых ям

Перейдем к расчету оптического поглощения, сопровождающего процесс фотоионизации квантовых ям в MQW-структуре с периодом а + Ь) и площадью S. Для перехода из состояния i= ,v = l,k ) в состояние / = с, Е , к j) дипольный матричный элемент равен (по аналогии с формулой (3.13)) [c.58]

Расчет коэффициента поглощения при таких переходах полностью аналогичен описанной выше процедуре для процесса фотоионизации квантовой ямы (см. формулы (3.62)—(3.68)) и приводит к результату [c.64]

В одной из работ описывается процедура, позволяющая интерполировать и экстраполировать имеющиеся экспериментальные и теоретические значения сечений фотоионизации в диапазоне энергии квантов от 30 до 10 000 эВ для 94 элементов периодической таблицы. На основе квантовой теории дисперсии из сечений фотоионизации найдены уникальные данные об атомных факторах рассеяния и /г в мягком рентгеновском диапазоне. [c.317]

Если известно сечение поглощения и квантовый выход фото-ионизации, то по силе ионного тока можно найти величину падающего светового потока. Введем следующие обозначения I — длина ионизационной камеры, 01 — сечение фотоионизации, [c.212]

Таким образом, для проведения относительных измерении яркости надо знать зависимость коэффициента поглощения газа и квантового выхода фотоионизации от длины волны. Для аб- [c.212]

Введем следующие обозначения и — ионный ток с т-й пластины, у — квантовый выход фотоионизации газа, а — сечен,из поглощения, Ь и Ь — расстояние между пластинами и их длина, Фп — световой поток у входа в камеру. Тогда [c.214]

Квантовый выход фотоионизации инертных газов 215, 216 [c.428]

Перемешивание штарковских компонент объясняет эффект подавления фотоионизации, обнаруженного в эксперименте [4.47]. Атом бария каскадно возбуждался в ридберговские состояния с главными квантовыми числами п = 25 и 35. В этой же области пространства, где осуществлялось возбуждение, имелось постоянное электрическое поле с напряженностью 100 В/см. В постоянном поле ридберговские уровни расщеплялись на штарковские мультиплеты, причем расщепление было линейно по напряженности поля. Под действием излучения мощного лазера с частотой, значительно превышающей энергию связи электрона в указанных ридберговских состояниях, возникал процесс фотоионизации из штарковских компонент. Результат эксперимента состоит в том, что вероятности фотоионизации из компонент состояния с п = 25 меньше, чем из компонент состояния с п = 35. [c.104]

Отметим, что учет плазменных эффектов устраняет отмеченную выше расходимость коэффициента поглощения, соответствующего фотоионизации резонансных квантовых ям. Для нерезонансных квантовых ям в полосе фотоионизации плазменные [c.60]

Рис. 13. Полоса фотоионизации для квантовых ям с одной подзоной размерного квантования.

Число обратных процессов актов фотоионизации атомов , пребывающих в п-ж квантовом состоянии, квантами с частотами от V до у- -+ равно [c.228]

При ш > < Г в сильном поле, как и в слабом поле, происходит однофотониая ионизация (фотоионизация) квантовой системы. [c.59]

Двумерные электроны имеют больше каналов внутризонно-го поглощения, нежели трехмерные. В квантовых ямах возможны межподзонные (7) и внутриподзонные (2) оптические переходы, а также процессы фотоионизации квантовых ям (i), сопровождаемые переходами из размерно-квантованных дискретных состояний в надбарьерные состояния непрерывного спектра. Переходы между различными подзонами размерного квантования из к -зоны в с-зону 4, 5), вызываемые светом с tUu > Eg, могут порождать целое семейство полос межзонного поглощения. [c.37]

В квантовых ямах конечной глубины (О < К < да) наряду с дискретными подзонами Е еу существует континуум делокализо-ванных состояний с энергиями выше края ямы. Свет с достаточно большой энергией квантов может вызывать переходы электронов из основной подзоны Еех=Е1 + Ь к 12т) в континуум. Такие переходы по аналогии с процессами в атомах будем называть фотоионизацией квантовых ям (в дальнейшем кавычки опускаем). [c.55]

Сечение фотоионизации из возбуждённых состояний убивает с ростом гл. квантового числа п нропорц. п (для п З). Сечение фотоиопизации Оф связано с коэф. [c.195]

Просветление среды в области резонансного поглощения может быть связано со штарковским сдвигом частоты квантового перехода в поле эл.-магн. волны (см. Штарка эффект). Кроме того, причиной П. а. могут явиться также фотофиз. и фотохим. превращения в среде под действием падающего излучения (фотоионизация, фото диссоциация, хим. реакции), приводящие к уменьшению общего числа частиц, поглощающих на заданной частоте. [c.150]

При измереини световых потоков фотоумножитель не применяется. Он необходим только для измерений квантового выхода фотоионизации. [c.211]

Непрерывный спектр. Сечение фотоионизации основного состояния 65 5 атома цезия было измерено Дитчборном [3], [4]. Среди возбужденных состояний были выделены первые три 6р Р°, и 75 5, для которых сечения фотоионизации были рассчитаны по формуле Берджесса—Ситона 5], полученной методом квантового дефекта. Фотоионизация остальных возбужденных состояний, расположенных выше указанных, рассчитывалась по интегральной формуле Бибермана—Нормана [6], для которой множитель (v, Т), [c.303]

Фотоиоиизация и туннельный эффект. Основные закономерности процесса фотоионизации (или, следуя более современной терминологии, однофотонной ионизации) атомов и молекул хорошо известны [1—5]. Для описания зтого процесса используется теория квантовых переходов. Вероятность фотоионизации в соответствии с золотым правилом Ферми описывается соотношением [c.57]

Угловые распределения электронов, испущенных в процессе фотоио низации, содержат больше информации об основных элементах динамики процесса, нежели полная вероятность фотоионизации. Например, при одно фотонной ионизации связанного состояния атома с орбитальным моментом I угловое распределение содержит интерференционный член между конеч ными состояниями непрерывного спектра с орбитальными моментами I +1 и / 1, который отсутствует в выражении для полного сечения фотоио низации. Действительно, при фиксированном угле вылета электрона, т.е. фиксированном векторе импульса конечного состояния, орбитальное кван товое число не является сохраняющимся, и волновая функция конечного состояния (например, плоская волна) представляется в виде суперпозиции состояний с различными орбитальными квантовыми числами. При инте грировании по углам интерференционные члены пропадают из за ортого нальности различных сферических функций друг другу. [c.153]

Фотоионизация из высоковозбужденных классических состояний электрона в атоме. Хорошо известно, что для описания ридберговских состояний электрона в атоме применима классическая механика. Классическая модель электрона, вращающегося вокруг ядра по кеплеровой орбите, тем лучше отражает реальную ситуацию, чем больше энергия возбуждения электрона, т.е., чем больше главное квантовое число электрона п. При этом если орбитальное квантовое число I мало, то орбита электрона имеет вид вытянутого эллипса, в фокусе которого находится атомный остов. [c.267]

Так как речь идет о фотоионизации высоковозбужденных (ридберговских) СОСТОЯНИЙ, то напряженность Fan атомного поля в данном случае численно невелика. Как известно [10.44], напряженность постоянного электрического поля, при которой ридберговский электрон переходит из связанного в свободного СОСТОЯНИЯ за атомное время, описывается приведенным выше выражением (10.5). Уже для главного квантового числа п = 10 величина Fan = Ю В/см. Любая величина, превышающая Fan, является сверхатомной напряженностью для ридберговского состояния атома. [c.270]

На рис. 12 представлены результаты расчета коэффициента поглощения при фотоионизации резонансных (кривая 1) и нерезонансных (кривые 2—4) квантовых ям. На рис. 13 представлен спектр внутризонного поглощения для квантовой ямы с одним уровнем размерного квантования (расчет и зксперимент). В такой яме наблюдается только полоса фотоионизации. На рис. 14 представлены результаты расчета спектра внутризонного поглощения для квантовой ямы с двумя уровнями размерного квантования, где одновременно могут наблюдаться и межпод-зонное поглощение, и полоса фотоионизации. Из-за того что уровень Egi очень близок к уровню барьера, узкий симметричный пик межподзонного поглощения сливается с широкой полосой фотоионизации и результирующая кривая поглощения имеет вид асимметричного пика. Именно такой спектр наблюдался экспериментально в MQW-структуре с соответствующими параметрами (см. ниже рис. 17, а). [c.60]

Берджесс и Ситон [13], используя одноэлектронные полуэмпириче-ские волновые функции, найденные с помощью метода квантового дефекта ), получили общее выражение для сечения фотоионизации произвольного атома или иона. [c.237]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...