1tom - 0281.htm
351
~т└л^ обладает грань {100}, наименьшим ≈ {НО}. Максимумы на зависимости а (£п) и 6 {<?,,) объясняются тем, что при увеличении <?п козф. а л 6 сначала возрастают ни сч╦т увеличения oniinix потерь зпергии первичными :);ю]<тролами в зона выхода истинно вторичных
Si-O-Cs
на страж, ч
О 2
4 5 8 10 12 14 16 186п,кзВ
Рис. 0. Записи мости а (£п) [для Cstor, CaO левый масштаб, СаО
(100) ≈ правый млспттаО].
электронов и :ia сч╦т роста i\\ и ширины самой :.юны выхода, С дальнейшим ростом £п (при £п>£п/«) толщина X уже по зависят от £п, а 6└ и S уменьшаются из-за уменьшения общего кол-ва анергии, передаваемой пср-вилньши и пеупруго отраж╦нными электронами электронам вещества п зоне выхода.
Угловая зависимость коэф. (т(<р), т| (ф) и 6(<р) при £п>0,3 кэВ Полос резко выражена для больших £п и веществ с малыми Z. При <р≈ 89° абс. значения t| для всех веществ (1,75 ≈ 0,9. С ростом ф максимум па кривой а (£п) становится более широким и смещается в сторону больших £п. Для диэлектриков т| с ростом <р всегда возрастает, а а при ^п^1 кэВ либо возрастает,
либо оста╦тся неизменным или уменьшается. В области £П~'М кэВ длл поликристаллов г от <р не зависит, а для монокристаллом кривые г (ф), "Л (Ф) и a ((р) имеют структуру, зависящую от Ф и грани кристалла. Е╦ осн. максимумы наблюдаются при углах, совпадающих с направлениями плотной упаковки. Для монокристаллов полупроводников при снижении электронного сродства кривые о (£п) и б (£п) испытывают инверсию (на месте максимумов появляются минимумы).
Рие, 7. Угловое распределение упруго и псупруго (штриховая крииал) отраж╦нных электронов при £п, равных (в кйН): 1 ≈ 0,1;
2 ≈ 0,2; 3 ≈ 0,3- '∙ ≈ 0,ti; Г> ≈ O.ii; крипыр сдвинуты вверх для Be
1^^
YV-
I \\___^2 /1
150 90 30 и, град
на 2,0, Си на
<),(>
и Ад на 1,4-
Угловое распределение истинно вторичных электронов
/(д) при £п>1 кпВ и (f<;00≈85° приблизительно коси-нусоидалъиис. При £Г1>0,1 кэВ (независимо от ф) угл. распрсделотн! упруго отраж╦нных электронов (рис, 7) обладает ту кой же дифракц. структурой, зависящей от
£└ it Z, как и сочеиис упругого рассоттпл олектропов на атом«, по с мепыпеи контрастностью из-за кратною рассепиня пек-poii части электронов (для An ~ 30%). Угл. расщ>еделоние неупруго ]»ассеяппьтч электронов для л╦гких веществ {Be, A1) ≈ косииусондилыюе при ty---() и сильно вытянуто в зеркальном направлении при Ф_.50≈85° (м а л о у г л о в о е рассеял и о). При й'п^г! кэВ длл жмцестн со среднимir тг большими Z наблюдаются электроны рассеянные как на малые углы (при больших ф)? так и на углы -"ISO0.
Т. к. неупругов отражение обусловлено упругим взаимодействием электронов с атомами тв╦рдого тела и их последующим торможением бея существ, изменения направления движения (модель непрерывных потерь), то угл. распределение неупруго рассеянных электронов отражает особенности угл. распределения упруго отраженных.
Полном теории В. э. э. пока не существует. Отд. особенности В. а. э. описываются либо в рамках квпнтоно-мехаиич. приближения (упругое рассеяние электронов, возбуждение внутренних истинно вторичных электронов), либо в рамках ни метил, ур-ния Болытмапа (транспорт внутренних истинно вторичных электронов и их размножение ≈ каскадный процесс}. Особенности В, э. э. молокристаллов объясняются с помощью теории дифракции электронов,
Применение, В, э. э. используется для усиления электронных потоков в УЛ.-вакуумных приборах (вторичные и фотоэлектронные умножители, у сил ители яркости изображения и т. д.), для записи информации в виде потепц. рельефа на поверхности диэлектрика (эл?.ктроиш>-лучеб1&е приборы]. В. 0. Э. играет также важную роль ъ работе ряда высокочастотных приборов. В ряде случаев В. э. э.≈ «вредный» эффект, напр, при зарядке стекла к диэлектриков л эл.-вакуумных приборах.
Лит.: Добрецов Л. Н-, Г о м о ю н о п а М. B.v Эмис-сисшнан йлектршшка, JM-, 1966; В р о н ш т о и н И, М., Фрайман Б. С., Вторичная электронная эмиссия, М., 19е»; Афанасьев А. Г., Бронштейн И. М., Упругое отражение электронов и вторичная электронная эмиссия Gsl при ма;]ых аиергинх вторичных етшктронов, «Изв. АН СССР, тер. фил.», 1973, т. 37, ╧ 12, с, 2492; их же, Распределение вторичных электронов по энергиям д_мя Csl и KI, «ФТТ», 1076, т. 18, с. 1129; Ш у л ь м а н А. Р,, Фридрихов С. А., Вторично-эмиссионные методы исследования твердого тела, М., 1077; Ь р о н ш т е и н И. М., Стотяароь В. М., Ноныя данные об угловом и энергетическом распределении вторичных электронов, «Или. АН СССР, сер. фин.», 197У, т. 43, ╧ 3, с. 500; К о р a G л <t в В. В., М а и о р о и А. А.т Анизотропия эмиссии вторичных и оже-олектропов для монокристаллов со сниженной работой выхода, там же, с. 635.
И. М. Ьрон-штейн, В. В. Корш5л?в,
ВТОРИЧНОЕ КВАНТОВАНИЕ ≈ метод рассмотрения квантовой системы, при к-ром роль независимых переменных играет число частиц в виданном состоянии, В. к. иоипикло при рассмотрении нерслятивмстоких систем, состоящих иа тождественных частиц. Для бовс-частиц (подчиняющихся статистике Бпяе ≈ Эйнштейна) мотод В. к, развит в 1927 П. Дираком (P. Dirac, 1927) и в том же году II. Иорданом (P. Jordan) и О. Клейном (О. Klein), для ферми-частиц (подчиняющихся статистике Ферми ≈ Дирака) ≈ Ю. Битером (Е. Wigncr) и Иорданом (1928). Этот метод поаиоляст рассматривать системы с большим числом степеней свободы и системы с переменным числом частиц. Аппарат В. к. имеет широкое применение в статистич. физике н квантоиой теории ноля, где рассматриваются процессы с рождением и уничтожением частиц.
В. к. нерелятивистскнх систем. Рассмотрим кваптово-механич. систему из N невзаимодействующих частиц, находящихся во внеш. ноле. Пусть ^(l), ^2(l)> ∙ ∙ ∙ ~ нек-рая полная система одгючастичпых волновых ф-ций (| включает в себя как пространств, координату jt, так и спиновую неременную к). Они могут, напр., соответствовать стационарным состояниям одной частицы во внеш. поле. Можно ввести полную систему многочас-тичпых полисных ф-ций ел од. образом. Пусть Лг,- ≈ число частиц в состоянии %. Тогда состояние системы
Ш
О
X
т X
а О
со
357
")
}
