Распределение по скоростям фотоэлектронов

Рис. 49. Распределение по энергиям фотоэлектронов, выбиваемых квантами (X 2000 — 3000 /-) из металлической поверхности, в зависимости от их относительной энергии Г, —энергия, соответствующая максимальной скорости [19].

РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ФОТОЭЛЕКТРОНОВ ПО СКОРОСТЯМ [c.59]

Таким образом, фотоэлектронный метод обладает в принципе разрешающей способностью в 10 эв, а при применении молекулярных пучков газов, подвергающихся ионизации (это позволяет уменьшить расширение линии, связанное с тепловым распределением молекул по скоростям), — до 10 эв. В связи с этим, в принципе, можно наблюдать не только колебательные, но и вращательные уровни. В действительности обычно даже колебательная структура в связи с расширением линии (см. случаи а) и в) в пункте 4) оказывается часто размытой. Тем не менее, наличие колебательной структуры в спектре является существенным моментом в интерпретации спектра. [c.14]

Вид вольтамперной характеристики фотоэффекта, то-есть ход кривой, воспроизводящей зависимость фототока с катода от разницы потенциалов между катодом и улавливающим электроны анодом, определяется в случае чистых металлических поверхностей, кроме геометрической конфигурации электродов, распределением скоростей среди эмиттированных фотоэлектронов и контактной разницей потенциалов между электродами. Вследствие малой плотности фототока ограничивающее ток действие пространственных зарядов весьма незначительно и ток достигает насыщения уже при очень малой величине истинной разницы потенциалов между катодом и анодом (сумма наложенной извне и контактной разницы потенциалов). В случае сложных катодов внешнее поле влияет на эмиссию, и вольтамперная характеристика сложнее. Насыщение тока наступает и для чистых металлов лишь при сравнительно большой разности потенциалов между катодом и анодом в тех случаях, когда вследствие формы катода и анода напряжённость поля у поверхности катода настолько различна в различных точках, что при малой разнице потенциалов между анодом и катодом пространственные заряды не рассеиваются в местах наименьшей напряжённости поля у катода и ограничивают здесь плотность тока. [c.132]

Различно обозначенные на рисунке 61 точки относятся к различным V. Для различных металлов сложные кривые распределения похожи друг на друга. Та энергия, которой обладает наибольшее число электронов, равна примерно 0,4 максимальной энергии (определяемой по закону Эйнштейна). Та скорость, которой обладает наибольшее число фотоэлектронов, равна примерно 0,6 максимальной скорости. О распределении скоростей среди фотоэлектронов смотрите также [415]. [c.136]

ТОЙ НИТИ, имеют некоторое распределение скоростей (соответственно и энергий), и из этого облака нужно отобрать при помощи электронной линзы электроны, скорости которых лежат в пределах выбранного энергетического интервала [1—3]. Во-вторых, для получения спектра, линии которого можно было бы непосредственно связывать с I определенных орбита-лей, нужно выделить электроны, выбитые из молекул исследуемого вещества непосредственно первичными электронами, что требует введения довольно сложных вспомогательных устройств. Основная причина этого затруднения состоит в том, что при соударении с молекулой исследуемого вещества первичный электрон (в отличие от фотона) не отдает всю свою энергию Ер молекуле, а рассеивается с меньшей энергией Ев. Энергия, равная разности Ер — ), передается молекуле и может быть затрачена на удаление электрона с одной из связывающих орбиталей с кинетической энергией Ер — Еа — /), где I — соответствующий потенциал ионизации орбитали. Таким образом, изучать энергетический спектр только выброшенных из атома электронов не имеет смысла, поскольку разность (Яр — ) может, вообще говоря, иметь любое значение, так что электроны, выбитые из определенной орбитали заданного вещества, могут обладать весьма различными кинетическими энергиями. Чтобы получить полезные данные, в этих условиях необходимо изучать одновременно с фотоэлектронами рассеянные первичные электроны. [c.15]

Методы определения распределения фотоэлектронов по скоростям и методы определения 5 порога фотоэффекта. Для опреде- ления распределения фотоэлектронов по скоростям применяется метод отклонения электронов в магнитном поле и метод задерживающего потенциала. [c.133]

Все рассмотренные методы характеризуются точностью 0,1 эв для ионов, у которых кривые эффективности ионизации аналогичны по форме кривым для инертных газов. При использовании специальной аппаратуры для получения моноэнергетического пучка электронов интерпретация ионизационных кривых значительно упрощается и становится возможным обнаружить их тонкую структуру, которая смазывалась при использовании электронов, неоднородных по энергии. Если допустить, как это сделал Никольсон [1485], что все ошибки обусловлены различием форм кривых эффективности ионизации, а это различие является следствием неодинакового участия высших энергетических уровней ионов в образовании ионизационных кривых, то точность определения будет возрастать при использовании любого метода, обеспечивающего возможность исследования тонкой структуры кривой. В ранней работе Ноттингема [1524], использовавшего энергетически однородный электронный пучок, была выявлена тонкая структура кривой эффективности ионизации ртути вблизи ионизационного потенциала. Было также показано, что если для ионизации использовать не термические электроны, а фотоэлектроны, тонкая структура проявляется более отчетливо [1631,1969] несмотря на то, что аппаратура не предусматривала возможность анализа по массам. Недавно Кларк [346] использовал для получения моноэнергетического пучка электронов 127-градусный электростатический селектор по скоростям он показал, как с изменением распределения электронов по энергиям изменяется кривая, которая в большинстве случаев становится прямолинейной с небольшим изгибом по мере приближения к потенциалу появления. В наиболее благоприятных случаях возможно получить результаты с точностью 0,02 эв, не зависящие от чувствительности регистрации в диапазоне от 10 до 1. [c.480]

Рис. 61. Сложная кривая распределения фотоэлектронов по скоростям.

Измерение значения средней скорости жидкости в рассматриваемой точке (1) потока происходит следующим образом. Луч лазера 7, попадая на модулятор 8, раздваивается на два луча, которые с помощью линзы 9 фокусируются в заданной точке потока. Падающий и отраженный от микрочастиц свет объективом 10 собирается на фотокатод фотоэлектронного умножителя II. Усиленный фотоэлектронным умножителем сигнал поступает на вход селективного вольтметра 12, в котором происходит развертка сигнала по спектру частот. Спектр сигнала, снимаемый с цифрового вольтметра 13, характеризует плотность распределения вероятностей д и) мгновенной скорости движения и жидкости в точке пересечения зондирующих лазерных лучей. По формуле (2.2), зная вид функции д и), вычисляют среднее значение скорости ш в рассматриваемой точке. [c.23]

Проблема распределения напряжения на делителе в ФЭУ является в самом деле довольно сложной, поскольку необходимо учитывать достаточно противоположные требования, имеющие различный вес в зависимости от области применения метода [38—40]. Так, например, равномерное деление напряжения дает максимальное значение М большее напряжение на первых динодах приводит к низким статистическим флуктуациям М и времени пролета большее напряжение на последних дииодах дает лучшую линейность и т. д. В канальных электронных умножителях (КЭУ) и микроканальных пластинах (МКП) делители напряжения представляют собой слой внутреннего сопротивления, который и дает вторичную эмиссию. Усиление можно преднамеренно довести до насыщения [40, 43], чтобы уменьшить его флуктуации. В канальных электронных умножителях это можно использовать при работе в режиме счета фотонов, в котором информация об амплитуде оказывается ненужной. С другой стороны, в микроканальных пластинах амплитудная информация может сохраняться до тех пор, пока вероятность наличия более чем одного фотоэлектрона на канал за время пролета будет незначительной. Очевидно, это ограничивает максимальное среднее значение мгновенной скорости фотонов, которое может быть обработано линейно. [c.523]

Определение математического ожидания диаметра частиц и его среднего квадратичного отклонения. Для проведения оценок осредненных скоростей частиц и их средних квадратичных отклонений по методике, описанной в работе [22], необходимо знание средних диаметров частиц, а также их отклонений. Проводя измерения скоростей частиц при некоторых фиксированных значениях чувствительности ЛДА (определяемой, прежде всего, величиной подаваемого на фотоэлектронный умножитель (ФЭУ) напряжения), мы фактически исследуем не скорости всей совокупности полидисперсных частиц, распределение которых подчиняется нормальному закону, а скорости частиц, нормальное распределение которых усечено слева. Вследствие описанного обстоятельства измеряемые значения статистических характеристик движения частиц оказываются отличными от их действительных значений (анализ этого факта будет проведен ниже). [c.69]

Теоретическое разрешение, возможное в экспфименте УФС, где определяются энергии связывания валентных электронов, обсуждалось Тернером [31]. Напомним, что измерения проводятся в газовой фазе. Разрешение в спектре УФС ограничивается скоростью движения молекулы-мишени в сочетании со скоростью движения фотоэлектрона (фактически это явление аналогично доплеровскому уширению) величиной эВ. Если вместо камеры, заполненной газообразным веществом, использовать пучок молекул-мишеней, то можно достичь разрешения 10 эВ. В случае пучка распределение молекулярных скоростей относительно источника более однородно. Вклад в ширину спектральных линий УФС за счет времени жизни возбужденного состояния [c.334]

Методы определеиия распределения фотоэлектронов Ю скоростям и методы определения порога фотоэффекта. Для определения фотоэлектронов по скоростям иногда примеияется ме- [c.58]

Пеупругое рассеяние может быть изучено экспериментально, если между рассеивающим образцом и детектором поместить анализатор скоростей электронов с достаточной разрешающей способностью. Применение энергетического анализатора позволяет произвести раздельное изучение упругого и неупругого рассеяния, а также охарактеризовать интенсивность иеупруго рассеянных электронов как функцию двух переменных — энергетических потерь электронов в рассеивающем объекте п угла рассеяния (или изменения импульса налетающего электрона). Эти данные дают возможность изучить полный спектр энергетических потерь электронов прп разных углах рассеяния, связанный прежде всего с возбуждением электронных состояний молекул (а при высоком разрещении анализатора — с колебательными н даже вращательными состояниями), а также определить угловую зависимость полного неупругого рассеяния НЛП его отдельных компонентов, отвечающих определенным энергетическим переходам. Эти данные позволяют не только находить энергии отдельных электронных (пли других) состояний и дополнять данные оптической н фотоэлектронной спектроскопии, но и получать в полном объеме ту богатую экспериментальную информацию относительно электронных энергий и распределения за- [c.261]

Однако эти рассуждения нельзя переносить, как это дедае Де Бур, на термоэлектронную эмиссию подобных же к Термоэлектронная эмиссия вызывается не возбуждением из а тепловой энергией всей кристаллической решётки. Этот цесс может быть правильно представлен лишь путём рассм ния всей кристаллической решётки со всеми её электрона как это было произведено для металлов в 5. При этом внутренность этой решётки и перенос в ней электронов не будут уже иметь второстепенного значения. Механизм эмиссии ою ного катода может быть поэтому представлен лишь по анало с представлением о механизме эмиссии металлов, с учётом, нечно, особенностей оксидного <уюя как химического соедийс-ния. Правильность этих соображений подтверждается тем, то скорость термоэлектронов, эмиттированных оксидным катод не однородна, как в случае фотоэлектронной эмиссии, а дает, как показали Демский [155], а также Гейнце и Гасс [21 максвелловским распределением. [c.329]