Популярное

Мифы о звукоизоляции



Как построить дом из пеноблоков



Как построить лестницы на садовом участке



Подбираем краску для ремонта



Каркасные дома из дерева


Главная » Перестройка фотоэлектрона

1 2

боте [1 ] для случая отрицательного иона.

На рис. 1 5 сравнивается распределение W1 = Am2 + Bm2 для eN = 3.02 эВ, рассчитанное с функциями (36) с распределением W, рассчитанным с функциями, полученными суммированием в (33) (эта зависимость показана на рис. 9). В обоих случаях интегрирование в (30) проведено до r = 400 ат.ед.


0.5 1.0 1.5 2.0 2.5

104 Рисунок 15. Сравнение распределения плотности вероятности Am2 + Bm2 = W1 регистрации ФЭ в конечном состоянии для энергии ФЭ в промежуточном состоянии 3.02 эВ, рассчитанное на функциях N 1(r) = 7rDNN(r)e ra(r) и kN 1(r) = nDN-kN(r)e ra(r) из (36) с распределением (W), рассчитанном на функциях NN (r) и kNN (r) из (33).

e(m2 ), эВ

При сравнении значений W и W1 видим хорошее согласие их абсолютных значений во всей области спектра. Наибольшие отличия обусловлены, в основном, неточностью численных функций N(r) и kN(r) из-за больших значений AEn - 0.92y вблизи eN. Отсутствие значений функции kN1 (r) для r < r0 (см. рис. 14а) практически не сказывается на значениях Bm=<mkN1 >.

5. Средние энергии ФЭ в конечном состоянии.

а) Промежуточное состояние в функции конечного состояния. Выделим функцию промежуточного состояния из (27) в виде:

YD n n > El +Y2

(37)

где А^2 T (En2 +Y2)2

1 , т. е. радиальная часть N0> нормирована на единицу.

Л

Средняя энергия ФЭ в состоянии K-lN0> при <~111~> = en8nq равна Л Л 2N2 N Л N

(38)

n (El +Y 2)2

Здесь h1 - оператор полной энергии ФЭ в потенциале конфигурации K np>. Последнее

примерное равенство в (38) очевидно для состояний сплошного спектра даже при зависимости Dn от en ввиду симметричности и исключительной локальности суммы в (38).

В первом столбце таблицы 2 приведены значения e1 = eN из равенства W(K0 + coN) = W(K-1) + eN. При этом e(3p+) = -2.96 эВ. Во втором столбце таблицы 2 приведены значения eN(1 s-1), рассчитанные по (38) с функциями NN(r). Как и следовало ожидать, для en > e(3p) энергии ФЭ в состоянии (37), рассчитанные с численными функциями N(r), практически совпадают с eN.



£1 = £N

£n(1s-1)

£3 (1s-1)

£4(2p-1)

£5(2p-2)

£6

§£41

§£51

§£61

§£53

3.021

3.020

3.136

3.159

1.930

1.870

0.138

-1.091

-1.150

-1.206

2.052

2.052

2.174

2.196

.902

0.853

0.144

-1.150

-1.199

-1.272

1.050

1.050

1.178

1.200

-.188

-0.250

0.15

-1.238

-1.300

-1.366

0.479

0.479

.611

0.633

-.829

-0.925

0.154

-1.308

-1.403

-1.44

-0.014

-0.014

.123

0.143

-1.400

0.157

-1.386

-1.523

-0.078

-0.079

.059

0.079

-1.475

0.157

-1.397

-1.534

-2.96

-2.96

-2.93

-2.893

-8.257

0.067

-5.30

-5.33

-109

-218

б) Зависимость энергии ФЭ в конечном состоянии от канала распада. Представим часть функции (27) конечного состояния, соответствующую одному из каналов распада в виде:

<P(En)> = {vpVsEnfАEn; (X E+K 1> + [VАEnX(AmK-2mkffm> + вmK-

2т ffm>)]}.

Для £N << £(3p) энергии из (38) существенно больше £N. Для этих состояний значения всех средних энергий следует рассматривать как ориентировочные, так как радиальные части в (33) получены с ограничением суммирования £ < 320 эВ.

В столбце 3 табл. 2 представлены средние энергии ФЭ в воображаемом промежуточном состоянии K-1Nff2>. Эти значения рассчитаны с помощью функций N (r) и kN(r) при условии <Щ(г)Щ(г)> = 0 по формуле:

£3(1 s-1) = A2<N~2 h 17Ч~2> = A2[<N h 1Nff> + <kN h 1kN>] = A2X D£п , (39)

где N2(r) = AX Dп|ff > и A2X D = 1. (39а)

Эти средние энергии соответствуют модели промежуточного состояния, в котором состояния

Л

K-1ff > с энергией ФЭ, равной <ff h1ff > = £п, появляются с вероятностями D2, /(Е2 + у2). При сравнении этих данных со значениями £N(1 s-1) видим, что во всех случаях £3(1 s-1) больше, что обусловлено тем, что вклад состояний с £ >> £N в (39) больше, чем в (38). Наиболее сильно эта разница проявляется для £N <<£(3p+). Для состояний с £N = -0.01 4 и -0.078 эВ энергии £1(1 s-1) > 0, т.е. в этих случаях средняя энергия ФЭ в промежуточном состоянии относится к сплошному спектру.

Таблица 2. Средние энергии (£,-, эВ) в промежуточном и в конечном состояниях.



Выделим из нее составляющую (квадратные скобки), описывающую ион Кр >, ФЭ и ОЭ в состояниях K 2mEm(y\m)>, которую при m> = л]АЕт m> представим в виде:

~ р(Е^)> = A{S(r J2 K 2mi~m> + EE-K 2m~m>]}. (40)

m n En + Y n En + Y

При условиях: E<m~> = 1, <~h2~> = E<~ ~ > <m h2m>, <E~mE~m+g> = 80q,

mm л

<kEmkEmJrq> = 50q, <EmkEm+q> = 0 и h2m> = emm> средняя (e) одноэлектронная энергия ФЭ в состоянии (Ea равна

eN = <~р| 1фр> = A2[<N h2A~> + <kN~ h2k>] .(41)

Здесь h2 оператор полной энергии ФЭ в потенциале конфигурации К >, включающий кинетическую энергию, взаимодействие с ядром, кулоновское и обменное взаимодействия ФЭ

л

с электронами остова Кр 2>. В случае радиационного распада h2 оператор полной энергии ФЭ в потенциале конфигурации 1s22s22p5>. В (40) Щрхр- нормирована на единицу, т.е.

~ ~ ~ ~ D2

<фрфр> = A2[<i~7V> + <ki~ki~>] = A2E 2 + 2 = L

n En + Y

В столбце 4 табл. 2 приведены средние е4(2р-1) энергии ФЭ в канале радиационного распада (2p 1s). При сравнении (столбец 7) значений е4(2р-1) со значениями е1 видно, что

е4(2р-1) всегда больше е1. Разница энергий е4(2р-1) и e3(1s-1) небольшая и обусловлена разлил 1 л 1 чием h2 в конфигурации 2p и h в конфигурации 1s . На рис. 14б показана разница локальных частей потенциалов для ФЭ в конфигурациях 2p 1> и 1s 1> и она сильнее всего проявляется для состояний с eN << е(3р), для которых радиальные части kN(r) локализованы внутри атома.

В столбце 5 табл. 2 приведены значения eN = e5(2p 2). рассчитанные по формуле (41) для канала распада Кр > = 1 s 2s 2p > с использованием численных функций N(r) и kN(r). При сравнении этих энергий с eN (столбец 8) видно, что для eN > e(3p+) они ниже eN. Эта раз-

ница энергий обусловлена тем, что в остове К > ФЭ слабее экранирован от ядра, чем в остове К 1>. Как видно из рис. 1 4а, локальные части потенциалов для ФЭ в конфигурациях 2p

2 2

> и 2s > отличаются слабо и, следовательно, средние энергии ФЭ во всех каналах безрадиационного распада будут отличаться слабо.

В столбце 6 табл. 2 приведены средние энергии ФЭ в конечном состоянии (их значения указаны на рис. 5 столбиками), рассчитанные из формулы e6E (Am + Bm ) = Ee m (A2m + B2m )

со значениями m и В„г, полученными с численными функциями N(r) и kN(r). Разница зна-

чений е6 и е5(2р ) обусловлена, в основном, тем, что при расчете энергий с радиальными частями N(r) и kN(r), есть неточность, обусловленная суммированием методом столбиков с переменным шагом АЕ вблизи энергий eN.



0 5 10 15 20 25 £ эВ

На рис. 16 номером 1 обозначены сдвиги 8е63 = £6 - £3 из табл. 2, а номером 5 обозначены данные столбца 10 табл. 2. Номером 2 обозначены сдвиги энергий 8е2, рассчитанные по формуле

б£2 = [<N 1 h2- h1N 1> + <kN 1 ii2- h1kN~ 1>]/(<N # 1> + <kN 1kN 1>) (42)

л л

при h2- h1 = AV(r), где AV(r) - разность потенциалов, изображенная на рис. 14а, радиальные части N 1> и kN 1> из (36).

Цифрой 3 обозначены сдвиги энергий 8е3, рассчитанные так же, как и 8е2, но с AV(r) = 1 /r, т. е. не учтен вклад в изменение потенциала, обусловленный перестройкой элек-

-1 -2

тронов остова при переходе от конфигурации K-1> к K-2> и не учтено, что разность потен-


Столбцы (8) и (9) показывают, насколько средняя энергия ФЭ в конечном состоянии после безрадиационного распада 1 s- вакансии меньше энергии £N.

В столбце 10 табл. 2 приведены значения 8е53 = £5 - £3, в которых ошибки суммирования функций N(r) и kN(r) компенсируются. Эти данные показывают, как отличаются энергии ФЭ в конечном состоянии (40) и в воображаемом промежуточном (39а) состоянии K-1N~2>.

Для дискретного состояния K-13p> можно проследить зависимость сдвигов одноэлек-тронной энергии ФЭ в 3р- состоянии от приближения расчета. В конфигурации

1 1 2 6 2 0 6

11 s 3p( P)2s 2p > энергия равна е1 = -3.674 эВ. В конфигурации 11 s 2s 2p 3p> энергия равна е2 = -10.385 эВ (в обоих случаях одноэлектронные функции остова взяты из начального состояния K0>). В конфигурации 1s13p(1P)2s22p6>, полученной в ХФ приближении, энергия равна е3 = -2.955 эВ. В конфигурации 1s22s02p63p>, описанной в ХФ приближении, энергия равна е5 = -9.821 эВ. Энергия 3р- электрона, описанного неперестроенной радиальной частью из конфигурации K 3p >, в конфигурации 1s 2s 2p >, описанной в ХФ приближении, £5 = -8.261 эВ.

Результаты расчетов, приведенные в табл. 2, стимулируют исследование зависимости изменений средних энергий ФЭ при оже распаде вакансии в более широком интервале энергий.

На рис. 16 приведены зависимости сдвигов средних энергий ФЭ в зависимости от при-

-1 -2 ~

ближения описания изменения потенциала для ФЭ в конфигурациях K np> и K m Em>.

Рисунок 16. Сдвиг (8е) средней энергии ФЭ и положения пиков относительно £N при переходе от промежуточного состояния в конечное, рассчитанный в разных приближениях.



циалов от 1s и 2p электронов отличаются от 1/r внутри атома. Так как внутри атома

1/r > AV, то &3 > 8Е2.

Цифрой 4 обозначены результаты расчета

~, ~ , ~ ,~ а(а2 + k2), а2 + к2 , ч

8е4 = <7~4 1/ri~4>/<i~4i~4> = --2-- ln-, (43)

где а = у/к, N4(r) равно N~(r) из (35) и AV(r) = 1/r. При £N >> у б£4 = -ln(1 +

т.е. б£4 медленно уменьшается с увеличением £N. Например, при £N = 272 эВ величина б£4 = 0.315 эВ.

В случае 4 во-первых, электрон от r = 0 движется с постоянной скоростью (kN), средний радиус функции N4(r), равный kN /2у, меньше, чем во всех других случаях; во-вторых, AV = 1/r в этом случае самое большое. Эти два фактора и объясняют, почему б£4 самое большое.

Все способы расчета показывают сильное (примерно до £N = 5 эВ), а затем слабое уменьшение б£ при увеличении £N. При больших £N сдвиги средних энергий приблизятся к б£4, так как в связи с увеличением средних радиусов функций N(r) и kN(r) с ростом £N оба приближения для линии 4 будут играть все меньшую роль.

В экспериментах легче измерить не сдвиг средней энергии, а сдвиг пика распределения вероятностей W(£m) ФЭ или ОЭ. Линия 6 представляет зависимость сдвига пика распределе-

ния W6(£m) ~ Am +Вт (см. рис. 9), рассчитанного с численными функциями (33), а линия (7) -зависимость сдвига пика распределения W7(£m), рассчитанного с функциями (36). Эти данные показывают, что сдвиги пиков распределений f(£m) существенно меньше сдвигов средних энергий.

Результаты исследования изменения средней энергии ФЭ при переходе от состояния с вакансией в 1 s2- оболочке к конечным состояниям, возникшим после безрадиационного распада вакансии, позволяет предположить следующую модель ионизации 1 s - оболочки. После поглощения фотона формируется промежуточное состояние K-1N~2>, в котором средняя энергия ФЭ равна £3 из табл. 2. (Заметим, что такое промежуточное состояние не присутствует ни в каких формулах раздела А.) Для расчетов вероятностей поглощения 1s - оболочкой фотона coN это состояние должно быть описано с наибольшей точностью. (В частности, надо полностью учесть перестройку электронов остова и столкновение ФЭ с электронами L- оболочки.) За время жизни вакансии ФЭ не успевает уйти далеко от атома (средние радиусы (рис. 8) функций N~(r) и kN~(r) равны /ср = кср /2у). После вылета из атома быстрого ОЭ (энергия ОЭ в Ne порядка 30 ат.ед.) радиальная часть N2(r) не изменяется, но энергия ФЭ изменяется на A£n = A2[<N~ h2- h 1 N~> + <kN~ h2- h1kN>].

В результате подстройки к новому потенциалу и представления функции ионизированного атома в виде разложения (29) получается сложная зависимость от £т вероятности появления конечных состояний Kp mEm>, но средняя энергия ФЭ будет на A£N меньше, чем средняя энергия в промежуточном состоянии.



о

х

6. Функция промежуточного состояния в функции конечного состояния.

Проанализируем вклад в функцию конечного состояния первого слагаемого формулы (27), которое представим в виде л\ЪЕт А^Л^. Во-первых, структура этого слагаемого в

функции конечного состояния не зависит от того, является ли ~ 1(£)> в (24) смесью состояний или функцией и не зависит от того, перестроился ФЭ, или нет. Во-вторых, с уменьшением ЪЕт его вклад в полную норму (27) и в полную энергию состояния VPN(E> стремится к нулю. В-третьих, как видно из рис. 8, радиальная часть N(r) уменьшается с ростом r, следовательно, ФЭ, зарегистрированный далеко от атома, полностью соответствует второму слагаемому функции конечного состояния (27).

Если радиальную часть анализируемого слагаемого (27) записать в виде K-1N~0(r)> = А2K-1N(r)<Гra(r)> (использована формула (36)), то зависящая от r вероятность обнаружить состояние K-1N~0> в конечном состоянии равна:

W(r) = А22Л~2(г)<Г2г(Х(г)> где a(r) = y/k(r).

Здесь имеется ввиду, что вероятность состояния K-1N~0(r)> в зависимости от r определяется вероятностью обнаружения ФЭ в состоянии N0(r) в зависимости от r.

Наши исследования взаимосвязи радиальной части N0(r) при ионизации атома с распадом промежуточного состояния привели к следующим результатам.

Во-первых, мы предположили, что вероятность обнаружить ФЭ (а, соответствен-

f(r)

0.6 0.4 0.2 0.0

f(A0) 0.8

0.6 0.4 0.2 0.0

1 1

1 1 1 1 1

j (0.5)

wN(r) = 2 e- 2raN (r) nk(r)

i :---

-1-1- . -1-=

б) W (r)

\ fN(r) =

W (r )

(0.5) --=

> . I

. --- Г :--1

150 r, ат.ед.

..I 1

1 1 1

1 1 1

--------- 0.5

-3 -

-10 J

-2yAt

... ................e

1 . 1

A t = t - L

Рисунок 1 7. а) Зависимость WN(r) =

nk (r)

2ra n ( r )

б) Зависимость f(r) = W(r)/W(r0) от r для £N = 0.5, 3 и 10 эВ.

в) Зависимость f(At) для тех же значений £N. Пунктиром приведена зависимость f(At) = e~2yAt для функций (35). Время t = 200 соответствует r = 75, 140 и 200 ат.ед. для £N = 0.5, 3 и 10 эВ, соответственно.

но, и состояние K N0(r)>) в координате r 2

равна W(r) = e-2ra(r). Эти зависимости

nk (r )

приведены на рис. 7а, из которого следует, что вероятность обнаружить ФЭ на расстоянии r от ядра растет с ростом r до значений rmax = 13.2, 11.7 и 9.9 ат.ед. для £N = 0.5, 3 и 10 эВ, соответственно, а затем уменьшается.

Значение W(r) в точке r0 = 1 0 ат.ед. обозначим W(r0) (ФЭ на r = 1 0 ат.ед. уже полностью вышел за атом), время нахождения ФЭ в r0 обозначим t0. На рис. 1 7б, показаны зависимости от r отношений fN(r) = W(r)/W(r0) для тех же £N.

Второе предположение состоит в том, что ФЭ из r0 перемещается в r за время



ik(r)

т.е. волновому числу k(r) придан смысл скорости радиального движения ФЭ. На

основе этих предположений зависимость fv(r) преобразована в зависимость fv(At), которая показывает относительную вероятность обнаружить состояние K-1N~0(r)> в конечном состоянии в зависимости от At = t - t0. На рис. 17в приведены fN(At) для £N = 0.5, 3 и 10 эВ, а также f(At), соответствующая ФЭ, движущемуся от ядра с постоянной скоростью. В послед-

-2у

(r - r0)

нем случае fN(r) = e k к преобразуется в f(At) = e~2yAtтак как r-r0 = k(t-t0).

Таким образом, в случае ионизации отрицательного иона зависимость fN(r) точно преобразуется в зависимость f(At) = e~2yAt для r больше размеров иона независимо от £N. Внутри иона fN(At) будет иметь вид fN(At) для t < t0, показанный на рис. 17в. Из рис. 17в видно, что с ростом энергии ФЭ для r > r0 зависимость fv(At) приближается к зависимости e~2yAt при 2у = 0.23 эВ, т.е. к стандартной зависимости вероятности распада состояния K-1> от време-

Пока ФЭ находится внутри атома, вероятность присутствия состояния K-1N0> в конечном состоянии некоторое время растет, что мы связываем с увеличением вероятности появления вакансии в 1 s- оболочке на основе следующих соображений.

л 0 1 л

После поглощения фотона cc возникает состояние D t K > = K- D t 1s>> =

-1 - л л

= K ф t(r)>, где ф;( r) = Dt 1s>. На рис. 18 показана зависимость Ф(г) для Dt, взятых в фор-

л л л

ме длины (Dr), скорости (Dv) и ускорения (D a ). Во всех случаях функция Ф(г) имеет средний радиус меньше 0.5 ат. ед.

Таким образом, после поглощения фотона 1s-электрон получил энергию c , и изменил свою угловую часть на Y1mY00> , т.е. стал электроном р- симметрии, при этом радиальная часть Ф^г) осталась локализована вблизи ядра, особенно для Ф^г).

Эта локализация ФЭ внутри атома после поглощения фотона вносит неопределенность в понятие момента времени возникновения вакансии. После перехода Dt K0> = K-( -)> одно состояние 1s- свободно, т.е. формально открывается канал корреляций электронов остова N1l1N2l2 1s£lj,. но потенциал для электронов L-оболочки практически не изменился, и в области 1 s2 оболочки находится электрон ф( r). Эти обстоятельства мешают реализации корреляций

N1l1N2l2 ->1 s£lр. Присутствие вблизи ядра электрона в состоянии ф( r) вносит существенную разницу в про-

о о

0.2 0.0

20 0

15 1



i(r) pjr)

Фa(r) = P1s(r)

0 !-

.5 1.

Рисунок 18. Зависимость Ф,(г)

r, ат.ед. л

= D г 1s>

при разных формах оператора D.



цесс распада 1 s- вакансии при K- захвате, когда 1 s электрон уходит в ядро, и в области 1 s оболочки нет одного электрона, несмотря на то, что изменение потенциала для электронов L-оболочки оба раза слабое.

Возможно, что рост fN(At) для t < t0 как раз и передает динамику развития во времени состояния K-1(J)( f)>, состоящую в выходе медленного ФЭ из атома с рассеянием на потенциале иона K-1> и перехода состояния K 1ф( т*)> в состояния XX (ф^ОЭ. Разложение

этого состояния по базису наблюдаемых конечных состояний и представляет функция (29). Таким образом, вероятность существования состояния K-1(J)( f)> (в смысле свободного 1s-состояния) некоторое время возрастает, при этом возрастает разэкранировка вакансии в 1 s2 оболочке для L- электронов. Чем больше энергия ФЭ, тем быстрее (рис. 17в) он выходит из атома, соответственно, канал корреляций N1l1N2l2 1s£lj приводящий к исчезновению состояния K-1№0>, полностью открывается раньше. Влияние рассеяния ФЭ вне атома на потенциале 1/r при увеличении £N будет меньше сказываться на фактическом существовании 1s вакансии.

Если рассуждения этого раздела, связывающие зависимость присутствия состояния K-1№0> в конечном состоянии со временем жизни 1 s- вакансии, правильные, то следует развить качественные представления о ФЭ, создающем помехи для распада вакансии. Результатом влияния ФЭ на время фактического появления вакансии является изменение закона распада, что проявляется в отличии контура спектра ФЭ на рис.9 от дисперсионного. Чем мед-

<Kp El H K > , тем сильнее будет форма спектра ФЭ (а, соот-

ветственно, и ОЭ) отличаться от дисперсионной.

Предварительные оценки показали, что взаимодействие ФЭ с ОЭ в конечном состоянии, столкновения ФЭ и ОЭ с электронами L- оболочки, взаимодействие между разными каналами распада, перестройка радиальных частей электронов остова также приводят к отличию формы оже спектра от дисперсионного, т.е. всем этим процессам можно сопоставить аналог сил, мешающих распаду вакансии и изменяющих стандартный закон распада.

Кроме этого, можно предложить отделить томсоновское рассеяние фотонов coN на всех электронах атома Ne от реэмиссии (Np - 1s), называемой упругим недисперсионным рассеянием на 1 s2 оболочке, в следующем эксперименте.

Атомы Ne с фиксированной скоростью летят вдоль оси х. В точке х = 0 они облучаются фотонами с энергией coN, коллимированными щелью Aх. После взаимодействия с 1s оболочкой возникает состояние K-1(J)( f)>, которое может распадаться радиационным переходом ф( f) - 1s в состояние K0> с излучением рассеянного фотона. При учете взаимодействия состояний K-1n> с состояниями K + со i > функция конечного состояния (при слабой зависимости Dn от £n) вместо (26) имеет вид:

¥N> = [nXX D 2K0 + k со n > + 2> n D п|Ф n>]-(1 + n2 XX D 2)-1/2 (44)

n n n



Если предположить, что томсоновское рассеяние проходит только в области Ах, где фотоны сталкиваются с электронами атома Ne, то реэмиссия ФЭ в 1s оболочку возможна все время, пока в функции (44) есть составляющая К-1Л~0> Таким образом, в результате реэмис-сии атомы будут излучать фотоны k65 > и существенно далеко удалившись от области Ах.

Выводы.

1. Распад 1s- вакансии не влияет на вероятность исчезновения фотона при учете только одноэлектронных переходов. Его влияние проявится при учете перестройки радиальных частей функций остова при переходе от конфигурации К > к К > и затем к Кр >, а также при учете двухэлектронных корреляций в начальном состоянии в каналах N1l1N2l2 - nsenlp.

2. Анализ возможности перехода от сколь угодно густого (но дискретного) базисного спектра конечных состояний к непрерывному спектру мы не смогли осуществить без дополнительных предположений для получения вероятности обнаружить ФЭ или ОЭ с определенной энергией в конечном состоянии. Во-первых, это может быть связано с тем, что после замены сплошного спектра дискретным и решения ВУ некоторые свойства полученных собственных энергий и собственных функций H0 нельзя предельным переходом сделать совпал

дающими с решением H0 \/е> = £\/е> для сплошного спектра. Во-вторых, наша неудача может быть связана с тем, что мы рассчитываем энергии ОЭ в конечном состоянии, а в эксперименте измеряются импульсы ОЭ.

3. Захват медленного ФЭ в дискретные состояния происходит при любом способе расчета, но при условии когерентности всех lkEn>, а о.в-

так

конфигурациях

0.4 0.2


Кр mEm(r\n)>, входящих в разные состояния

Ф n(EN)>, он наибольший и приводит к новому качественному результату, который отчетливо виден на рис. 19. Как видно из рис. 19, при уменьшении eN (W(K0 + coN) = W(K-1) + eN) при некоторых eN прекращается фотоэффект, т.е. ФЭ не вылетает из атома, а полностью захватывается в связанные состояния. В этом случае спектр

ОЭ будет состоять из узких линий (ширина которых больше ширины конкретного состояния К- mEm> на ширину щели для фотона плюс аппаратурное искажение), соответствующих состояниям Кр m > с ФЭ в дискретных состояниях. В спектре ФЭ будут наблюдаться только ФЭ с энергией eN, соответствующие радиационному распаду вакансии.

4. Выполненный анализ процесса поглощения фотона с учетом распада вакансии приводит к локализованной функции ФЭ в промежуточном состоянии К-1 N >, входящем в виде

Рис. 19. Доля вероятности остаться ФЭ в сплошном спектре при ионизации 1s2 оболочки Ne и Ar в зависимости от средней энергии ФЭ в промежуточном состоянии.

в



слагаемого в функцию конечного состояния. При этом вид этой функции не зависит от того, перестраивается или нет ФЭ при распаде вакансии. Правдоподобность такой функции зависит от того, можно или нет складывать радиальные части в собственных дифференциалах

°?1(En)> из (24).

Мы не смогли проанализировать работы, посвященные влиянию взаимодействия после столкновения на спектры оже- и фотоэлектронов, так как знакомы с этой проблемой только по текстам [6, 7]. В связи с этим мы с удовольствием уступаем все приоритеты не только тем, кто уже опубликовал результаты, изложенные в работе (или аналогичные им), но и тем, кто считает эти результаты очевидными.

Мы благодарим Петрова И.Д., Лагутина Б.М. и Кочура А.Г. за полезное обсуждение результатов.

Литература.

1. J. Tulkki, G.B. Armen, T. Aberg, B. Crasemann, M.N. Chen. Z. Phys.D. 5, p.241-252 (1987)

2. G.B. Armen, J. Tulkki, T. Aberg, B. Crasemann. J. Phys. 48, C9-479 (1987)

3. А. Зоммерфельд. Строение атома и спектры , М., Гос. изд. техн.-теорет. лит. 1956, т.2. -696 стр.

4. А. Мессиа. Квантовая механика. Т.1. М.: Наука. Гл. ред. физ.-мат. лит., 1978. - 480с.

5. В.Ф. Демехин, Ф.В. Демехин, А.Г. Кочур, Н.В. Демехина. Журнал структурной химии. Т. 39. № 6. с. 1001-1012. (1998)

6. U. Fano. Phys. Rev. Vol. 124, №6, p.1876-1878. (1961)

7. Каразия Р. Введение в теорию рентгеновских и электронных спектров свободных атомов. Вильнюс: Мокслас, 1 987. - 276 с.

8. АмусьяМ.Я. Атомный фотоэффект. М.: Наука. Гл. ред. физ.-мат. лит., 1987. - 272с.

9. Сухорукое В.Л., Демехин В.Ф., Тимошевская В.В., Лаврентьев С.В. Опт. спектроскопия.

47, c. 228 (1 979)

10. В.Ф. Демехин, Н.В. Демехина. XVI Конф. Фунд. ат. спектроскопия (ФАС- XVI). Москва. с. 109-110 (1998)





1 2
© 2017 РубинГудс.
Копирование запрещено.