Упругое рассеяние ионов

Эффективное сечение перезарядки а есть отношение вероятности обмена электроном в единицу времени к плотности потока налетающих частиц А при единичной плотности частиц мишени. Сечение резонансной перезарядки обычно превышает сечение упругого рассеяния иона на атоме даже при тепловых энергиях столкновения. [c.425]

Основным механизмом взаимодействия быстрых нейтронов с веществом является упругое рассеяние на ядрах атомов. В среднем нейтрон передает атому мишени энергию, равную Е/А. Атомы средних или тяжелых элементов, получив энергию от быстрого нейтрона, движутся со скоростью, значительно меньшей скорости внешних орбитальных электронов, поэтому должна происходить не ионизация их, а потеря энергии в основном за счет упругих столкновений с другими атомами твердого тела. В результате только небольшая часть энергии нейтрона теряется на иони- [c.281]

Процессы перезарядки 16, 17 приводят к переходу заряда от одной частицы к другой. Особенно существенна резонансная перезарядка (17), к-рая эффективнее упругого рассеяния, т. к. резонансная перезарядка происходит при прямолинейных траекториях движения иона и молекулы. Резонансная перезарядка определяет параметры транспорта ионов — подвижность и коэф. диффузии (продольной и поперечной по полю) в собств. газе. [c.353]

Рассеяние на примесных атомах. При рассеянии на примесных атомах возмущение 67 обусловлено элект-рич. полем (если примесь заряжена) и деформацией решётки в окрестности примеси. Иногда нужно учитывать обменные силы и магн. момент примеси. В случае заряж, примесей (примесных ионов) в полупроводниках вклад в 67 от деформации решётки несуществен. Т. к. в полупроводнике р Ь(,1 изменение импульса электрона при упругом рассеянии мало, а это значит, что рассеяние на больших расстояниях (г оц) определяется сглаженным потенциалом 67(г). Такой потенциал не зависит от микроструктуры примеси и имеет кулоновский вид [c.276]

ОРР эффективно для анализа элементов со средними и большими атомными массами, когда сечения упругого рассеяния велики. Анализ легких элементов (С, N, О) требует больших суммарных потоков зондирующих частиц. В области атомных масс до примерно 40 атомных единиц массы ОРР позволяет различить отдельные изотопы одного и того же элемента для тяжелых атомов можно различать элементы, отличающиеся по массе примерно на 10 единиц. Анализ распределения химических элементов по глубине по спектрам ОРР с развитием вычислительной техники не представляет серьезной проблемы. В частности, пример программы для анализа химического состава поверхностных, слоев многокомпонентной мишени приведен в работах [215, 216], а иллюстрация ее применения дана в гл. 3 и 4 при обсуждении ионного [c.165]

Прежде чем приступить непосредственно к вычислению проводимости, сделаем одно замечание. Мы отмечали а параграфе 5.1. первого тома (см. также приложение 5Б), что в теории электропроводности могут встретиться два предельных случая. В адиабатическом пределе средний импульс носителей заряда релаксирует значительно быстрее, чем устанавливается равновесное распределение частиц по энергиям или, как говорят, происходит термализация в системе. Такая ситуация возникает, например, в полупроводниках, когда концентрация электронов проводимости и дырок мала, а средний импульс носителей заряда быстро релаксирует из-за их упругого рассеяния на примесных атомах. Как мы видели в приложении 5Б, в адиабатическом пределе необходимо рассматривать процесс релаксации всех моментов одночастичной функции распределения, поскольку упругие процессы рассеяния сами по себе не приводят к установлению равновесного распределения частиц по энергиям. Относительно проще обстоит дело в изотермическом пределе, когда характерное время термализации носителей заряда значительно меньше времени релаксации их полного импульса. В этом пределе достаточно рассматривать лишь процесс релаксации первого момента одночастичной функции распределения, т. е. среднего импульса. В плазме ситуация близка к изотермической, поскольку сильное кулоновское взаимодействие между электронами быстро приводит к термализации электронной подсистемы. Важно подчеркнуть, что само по себе это взаимодействие не меняет полный импульс электронов, который релаксирует только за счет взаимодействия между электронами и ионами. Из-за эффектов экранирования в плазме электрон-ионное взаимодействие является относительно слабым и может быть учтено а рамках теории возмущений. [c.38]

Выше не упоминалось о двух процессах, возникающих при электронном ударе атомного остова — упругом рассеянии электрона и рекомбинации электрона с атомным остовом с испусканием рекомбинационного излучения. Очевидно, что оба этих процесса не приводят к образованию многозарядных ионов. Второй из них приводит к процессу возбуждения сверхвысоких гармоник лазерного излучения (см. разд. 9.7 и гл. XI). Однако в принципе необходимо принимать их во внимание при абсолютизации вероятности Область реализации этих процессов лежит при энер- [c.236]

Сравним теперь предсказания, получаемые в приближении времени релаксации, с результатами, к которым приводит учет более точного столкновительного члена (16.8). Когда нам понадобится конкретное выражение для вероятности столкновений И к.к-, в качестве примера мы будем рассматривать простейший в аналитическом отношении случай упругое рассеяние на неподвижных примесях замещения, расположенных случайным образом в узлах кристаллической решетки. Это отнюдь не искусственный пример, поскольку при понижении температуры рассеяние на тепловых колебаниях ионов (гл. 26) и электрон-электронное рассеяние (гл. 17) становятся все более слабыми, тогда как ни концентрация примесей, ни взаимодействие между электроном и примесью при этом не меняются сколько-нибудь существенно. Следовательно, при достаточно низких температурах в любом реальном образце рассеяние на примесях становится доминирующим механизмом столкновений. Такое рассеяние оказывается упругим, если энергетическая щель между основным состоянием примеси и ее нижним возбужденным состоянием (составляющая обычно несколько электрон-вольт) велика по сравнению с квТ. Это приводит к двум следствиям а) число возбужденных ионов примеси, которые при столкновениях могут передавать энергию электронам, оказывается очень малым и б) очень мало число пустых электронных уровней, лежащих настолько низко, что они способны принять электрон, когда он потеряет значительную энергию, переведя ион примеси из основного состояния в возбужденное. [c.320]

Книга, перевод которой предлагается ныне вниманию читателя, посвящена теории электронных и фононных явлений переноса в твердом теле. Исключение вопросов, связанных с ионной проводимостью, кажется оправданным по соображениям как идейного единства книги, так и размера ее. Менее естественно принятое в книге ограничение только омической областью и в основном статическими полями. Однако и в настоящем своем виде монография Займана охватывает весьма широкий круг вопросов от классической динамики решетки до электропроводности тонких пленок. Подробное содержание книги видно из оглавления. Стоит, однако, обратить внимание на то, что в ней рассматриваются не только традиционные задачи, вроде вычисления подвижности в рамках изотропной модели с упругим рассеянием, но и задачи, до сих пор в книгах по теории твердого тела должным образом не освещавшиеся, например рассеяние носителей тока в аморфных телах, определение вида поверхности Ферми по гальваномагнитным и другим данным и т. д. [c.5]

Мандельштам предположил, что флуктуации плотности в кристаллах и жидкостях, о которых идет речь в теории рассеяния Эйнштейна, в действительности являются реальными акустическими волнами Дебая. Иными словами, флуктуации плотности в кристалле имеют периодичность, определяемую частотами этих волн. Мы можем рассматривать данные волны как стоячие или как бегущие. В первом случае кристалл можно представить как пространственную дифракционную решетку, состоящую из системы сгущений и разрежений плотности (система стоячих воли), и рассеяние света на такой решетке должно быть подобным рассеянию рентгеновских лучей обычной кристаллической решеткой. Различие заключается в том, что рассеяние света происходит па периодических сгущениях и разрежениях плотности, а рассеяние рентгеновских лучей — на периодически расположенных атомах, ионах или молекулах. Дебаевский спектр упругих волн включает частоты 10 °—10 Гц, т. е. относится к гиперзвуковой области. [c.122]

В высокотемпературной области (Г бв), в жидких металлах, где энергия тепловых колебаний ионов Шв много меньше энергии рассеяния электронов kT, последние игнорируют движение ионов и рассеиваются упруго. Следовательно, в этом случае S( QI) представляет собой в уравнении (6.9) статический структурный фактор, определяемый в экспериментах по рентгеновской или нейтронной дифракции. Однако нельзя игнорировать эффект неупругого рассеяния электронов за счет тепловых колебаний ионов. Поэтому, в уравнении (6.9) 5( ) нужно заменить на 00 — [c.205]

Предположим, что отдельный ионный центр рассеивает электрон из состояния к в состояние р. Будем рассматривать только такой случай, когда рассеяние упругое, т.е. электроны могут переходить из одного состояния в другое только с одной и той же энергией. Расчеты выполняем довольно просто при помощи нестационарной теории возмущения Дирака. Таким образом, напишем зависящее от времени уравнение Шредингера [c.57]

Стремление ионной атмосферы Н-катионита к рассеянию в растворителе и способность ее в процессе такого рассеяния совершать работу повышения концентрации водородных ионов в пограничном электронейтральном растворе кислоты может трактоваться как упругость ионной атмосферы Н-катионита. Величина этой упругости в момент возникновения ионной атмосферы (или, что то же самое, в момент ее исчезновения, так как процесс диссоциации ионита является обратимым) может быть названа упругостью диссоциации ионита. [c.477]

Рис. Э. Дифференциальное сечение упругого рассеяния ионов О на ядрах 31 при энергии ионов — 34,8 МэВ в зависимости от угла рассенния в (в системе центра масс).

Оси. вклад вП. иона в чужом газе вносит упругое рассеяние иона на нейтральной частице (атоме, молекуле), характер к-рого определяется полярп-зац. взаимодействием заряда иона с наведённым дшю-ле т нейтральной частицы. При этом велтгчина ц выражается через поляризуемость нейтральной частицы а соотношением [c.666]

ОПТЙЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ ЯДРА — полуфеноменоло-гич, метод описания упругого рассеяния адронных объектов на ядрах. Налетающей на ядро частицей может быть адрон (нуклон, я-или К-мезоны ит, д,), лёгкое ядро (дейтрон, а-частица) или тяжёлый ион. Исторически О. м, я. возникла как теория, описывающая рассеяние нуклонов на ядрах. Для атого случая она наиб, обоснована теоретически и имеет наилучшее соответствие с экспериментом. Согласно О. м. я., нуклон рассеивается ядром, как потенциальной ямой, онисываемой выражением, содержащим мнимую часть, соответствующую поглощению нуклона. Комплексный ядерный потенциал, действующий на нуклон, ваз. оитич. потенциалом (ОП). Распространение нуклона в поле с таким потенциалом аналогично прохождению света через полупрозрачную среду с комплексным показателем преломления (отсюда и назв. модели). Действит. часть ОП V (г) определяет коэф, преломления среды, а мнимая — коэф. поглощения. [c.434]

Упругие столкновения ионов плазмы друг с другом приводят к их рассеянию, попаданию в конус потерь и выходу из пробкотрона. Расчёты показывают, что определяемое этим процессом время х жвзви плазмы в пробкотроне может быть оценено по ф-ле [c.490]

Упругие С. а. в газах иля слабоиоинзов. плазме определяются переноса процессами. Испытываемые частицами С. а.— акты рассеяния на др. частицах — препятствуют их свободному движению. Наиб, существенно на перемещение частицы влияют те С. а., в к-рых направление её двнжевня заметно меняется. Поэтому коэф. диффузии (перенос частиц), вязкости (перенос импульса), теплопроводности (перенос энергии) и др. коэф. переноса газа выражаются через эфф. сечение рассеяния атомов или молекул этого газа на большие углы. Аналогично подвижность ионов связана с сечением рассеяния иона на атоме или молекуле газа на большие углы, а подвижность электронов в газе или электропроводность слабоионизов. плазмы — с сечением рассеяния электрона на атоме или молекуле газа. [c.691]

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]

Пучки нуклонов получают па ускорите.ч.чх заряженных частиц. Протоны (р) непосредственно ускоряются в камере ускорителя. Пучки нейтронов (н) получаются в результате т. н. перезарядки ускоренных протонов на ядрах мишени. Пол,чризованные пучки быстрых протонов получаются при рассеянии протонов ядрами мишени. При энергиях в неск. сотен Мэе поляризация протонов, упруго рассеянных ядрами, для нек-рых углов рассеяния составляет 70—100%. Разрабатываются методы получения поляризованных пучков нуклонов с помощью поляризации ионов до ускорения с последующим ускорением, а также при использовании поляризованных мишеней (см. Поляризованные ядра). [c.84]

Р а с е я н и с тяжел ы х ионов. Надежные эк( периментальные рег ультатьг по угловым рас-иреде ич1иям упруго рассеянных ядрами тяжелых ионов (таких, как и др.) появились лишь [c.519]

Наряду с прямой задачей расчета сечений рассеяния частиц и /Па по известному закону их взаимодействия U (г) нередко возникает необходимость решения обратной задачи рассеяния, т. е. задачи о восстановлении вида рассеивающего потенциала U (г) по экспериментальным данным об упругом рассеянии частиц. Рассмотрим простейшую задачу о восстановлении вида потенциала взаимодействия сталкивающихся частиц (например, атомов или ионов) по известной из опыта зависимости угла рассеяния х от энергии Е при заданном L, предполагая, что искомый потенциал поля отталкивания и (г) является монотонной функцией г, обращающейся в нуль при г-> оо (обратная задача рассеяния Хойта). [c.134]

Упругие С. а. определяют переноса явления в газах или слабоионизов. плазме. Испытываемые ч-цами С. а.— акты рассеяния на др. ч-цах — препятствуют их свободному движению. Наиболее существенно на перемещение ч-цы влияют те акты рассеяния, в к-рых направление её движения заметно меняется. Поэтому коэффициенты диффузии (перенос ч-ц), вязкости (перенос импульса), теплопроводности (перенос энергии) и др. коэфф. переноса газа выражаются через эфф. сечение рассеяния атомов или молекул этого газа на большие углы. Аналогично подвижность ионов (см. Подвижность ионов и электронов) связана с сечением рассеяния иона на атоме или молекуле газа на большие углы, а подвижность эл-нов в газе или электропроводность слабоиони-зованной плазмы — через сечение рас- [c.725]

ФАЗОН, см. в ст. Флуктуон. ФАЗОТРОН (синхроциклотрон), циклич. резонансный ускоритель тяжёлых заряж. ч-ц (протонов, ионов), в к-ром управляющее магн. поле постоянно во времени, а частота ускоряющего ВЧ электрич. поля меняется. Движение ч-ц в Ф. происходит по раскручивающейся спирали (как в цикло оне). См. Ускорители. ФАЗЫ РАССЕЯНИЯ, вещественные параметры, характеризующие упругое рассеяние ч-ц см. Рассеяние микрочастиц. [c.802]

Данные, приведенные в табл. 5, показывают, что среди щелочных металлов особое положение занимает натрий, у которого отношенне наблюдаемого сопротивления к вычисленному имеет самое низкое значение. (Калий находится на втором месте, но очень близок к натрию.) Этот результат можно рассматривать как доказательство того, что у натрия относительная энергия взаимодействия имеет минимальное значение. По-видимому, он свидетельствует также о том, что натрий лучше всех других металлов соответствует идеализированной модели свободных электронов . Бардин [97, 98] несколько улучшил модель рассеяния и показал, что результаты исследования натрия хорошо согласуются с развитой им теорией. Данные, относяш иеся к калию, находятся в удовлетворительном согласии с теорией, в то время как рубидий и цезий обладают сопротивлением, которое значительно превосходит теоретическое значение. Бардин учел тот факт, что когда поны смеш ены из своих положений равновесия упругими волнами, распространяющимися в решетке, то они создают при этом возмущенное распределение зарядов, которое в свою очередь вызывает рассеяние электронов проводимости aMif электроны проводимости имеют тенденцию группироваться таким образом, чтобы компенсировать нарушенное распределение зарядов. Это явление можно назвать динамическим экранированием. Конечно, и в статических условиях электроны имеют тенденцию экранировать заряды ионов, а с этой точки зрения модель Блоха соответствует но существу почти полному экранированию зарядов ионов. Действительно, ири полном отсутствии экранирования иона, рассматриваемого как точечный заряд, потенциальная энергия электрона вблизи него была бы равна—е 1г при наличии экранирования потенциальная энергия электрона убывает с расстоянием быстрее, а именно по закону—(е //-)й [48,37] (стр. 86). В модели Блоха подразумеваетс>], что ири этом получается формула (17.1). Из приближенной теории [c.195]

МОДУЛЯЦИЯ КОЛЕБАНИЙ — изменение разл. характеристик колебаний, медленное по сравнению с их периодом (см. Модулированные колебания). МОДУЛЯЦИЯ СВЕТА (модуляция оптического излучения) — изменение по заданному закону во времени амплитуды (интенсивности), частоты, фазы или поляризации колебаний оптич, излучения. Применяется для управления световыми пучками с целью передачи информации при помощи оптич. сигналов или для формирования световых потоков с определ. параметрами. В зависимости от того, какая характеристика подвергается изменению, различают амплитудную, фазовую, частотную или поляризационную М. с. Для излучений видимого и ближнего ИК-диапааонов (Ю —8-10 Гц) возможны частоты модуляции с верх, пределом до 10 — 10 Гц. Естественная М. с. происходит при испускании света элементарными излучателями (атомами, ионами) независимость испускания такими излучателями фотонов и различие в частоте последних приводит к тому, что излучение содержит набор частот и флуктуирует по амплитуде, т. е, является амплитудно-частотно-модулированным. Естеств. частотная М. с. происходит также при неупругом рассеянии света на внутримолекулярных колебаниях (см. Комбинационное рассеяние света) и на упругих волнах в конденсиров. средах (см. Мандельштама — Бриллюана рассеяние). В обоих случаях рассеянный свет содержит частоты, отличные от частоты падающего света. [c.183]

В неидеальных кристаллах закон сохранения квазиимпульса может не выполняться при элементарных процессах превращения магнонов, и поэтому могут происходить несобственные двухмагнонные процессы уничтожения маг-нона однородных колебаний и рождения вырожденного с ним (имеющего ту же частоту) магнона с кФй (рис. 4), Такие процессы можно назвать процессами рассеяния магнонов на неоднородностях. Неоднородностями могут являться химические неоднородности—флуктуации распределения ионов по узлам кристалла упоминавшиеся выше вариации направлений кристаллот рафич. осей в поликристаллах неоднородные упругие напряжения геометрические неоднородности— поры и шероховатости поверхности образцов. Последний вид неоднородностей играет большую роль в случае образцов из совершенных монокристаллов получение упоминавшихся выше малых значений ДЯ требует тщательной полировки поверхности образцов. [c.308]

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]

В противоположном случае, когда акол и ( шл) не малы, при столкнове НИИ колеблющегося электрона с атомами и ионами могут возникать различ ные вторичные эффекты (упругое и неупругое рассеяние электронов, его рекомбинация). Эти столкновения, в частности, могут приводить к транс формации колебательной энергии электрона в кинетическую дрейфовую энергию. В разд. 3.2. уже указывалось, что все эксперименты проводятся в условиях, когда вторичные эффекты исключены из-за малой плотности атомной мишени. Однако имеется один случай, когда вероятность столк новения колеблющегося электрона не зависит от плотности мишени — это процесс столкновения колеблющегося электрона, образованного при ионизации атома, с собственным атомным остовом (ионом) при линей ной поляризации излучения. Действительно, при линейной поляризации излучения электрон совершает колебательное движение вдоль вектора поляризации и после точки поворота возвращается к точке, в которой он был вырван из атома. [c.72]

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]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...