分享到:

光电子的初能量分布与角度分布

一.引 言 在讨狳光鼋赣射式鼋子光攀系梳(如像缝换器、骰射式颞微镜和某些雹视管等)成像的品赞陌题畴,不馑先要知道光鼋子的初能量分怖,而且遢滕孩知道光鼋子的角度分怖H1.蹋於前者,文献不少,有理谕的,也确寅胰的.至於角度分怖,只响一些寅暇秸果,一般都假定满足馀弦定律,因此有必要在遭方面造行一些工作.链光鼋子初能量分怖舆角度分怖的研究可以深入了解鼗射‘髋的秸棒和它的袋射横理,运方面的工作是觏亘的,需要大量的寅黢舆理输研究. - 1935年,Rudberg管将光鼍子初能量分怖文献加以穗籍凹J,列皋了徒5穗不同的假我出袋,得出5獯不同的能量分怖公式.敌陪橇表面的位能霈0,刖凿雹子的勤能曰《《(w。一忍")睛,分怖函敷筘(E)。C.E"F(E一九”);其中w,是规合势,F霈费密因子,叫垦入射光的频率,竹的数值因假我不同而不同. 凿T=00K畴,如果目≤E。,遭襄,刀。是常艴封零度暗光鼋子的最大初能量,即刀m=死(”一”o);‰是光陲栖的酶...  (本文共14页) 阅读全文>>

《科学通报》1957年19期
科学通报

光电子的初能量分布与角度分布

利用了Nottingham关于透射系数的耀睑公式tl.”,本文将Du Bridge不考虑反射效应的光电子初能量分布的理输闭加以推广。由于群袖地考虑了表面位垒对黄射出来的电子所起的折射作用,因此本文不光是对渝了光电子的初能量分布与法钱能量分布,而且也对榆了角度分布。这些对渝都假定菠射面是理想的金属表面,没有碎鳞效应;金恳内部的电子浦足费密一狄拉克就舒分布;井假定入射光为固定强度白勺非偏振的单色光。 由此,可以隶得每秒踵自表面面积元ds逸出,其逸出角在a到a+d。之阴,初能量在E到E+dE之朋的光电子数目正比于」_嫂介拼E“万.一一~二,“尸一—_ 尸一丝_X1+召介Tx(i一‘令。,2·)·:sina。。sa而、百,(i)其中拜=h(护一峋) kT凡__二1、二。*__,L--、工币斤~,u/J尸、勿lJ/肠巴赶阅己r二,FoJ刊少L形1~电险杯拍勺缸外阴,。是Nottingham握脆公式中表示反射效应的参量;其他符号均按曹惯用法...  (本文共1页) 阅读全文>>

《科学通报》1957年09期
科学通报

热发射电子的初能量分布与角度分布

在文献中关于热渡射电子的能量分布的公式出现有两种不同的形式,例如Re水nagel〔’〕、^. A.n砧6-:。口〕,纵及作者闭均采用 君 乡(E)=AEe点T dE(1)但Notti摊ham〔‘〕及Hutson〔5琳具IJ采用 l刃P(E)=A,百Ze介T dE(2)其中A,刃为常数;E为电子的初能量;T为热险趣的温度。这两个式子都被靛成是按麦克斯韦分布,融是锥非应孩确定。 在封渝敬射式电子光学仪器的强度分布和分辨本倾时,除了耍知道硬射出来的电子的初能量分布外,还要知范电子的初角度分布,一般都假定此分布按Lambert定律,即余弦定律。我们知范电子自黄射表面的内部打到寻戴表面面积元上是按照余弦定律,那么当电子握表面位垒的折射之后自表面敬射出来的分布为什么仍满足余弦定律呢? 作者利用电子光学折射率的概念靓明了:假如表面内部的电子系按照费密一狄拉克分布,井假定电子逸出时的反射效应与碎鳞效应可以忽略,HlJ自表面面积元逸出的电子能量分...  (本文共2页) 阅读全文>>

《强激光与粒子束》2015年06期
强激光与粒子束

光电子能量角度分布和空间电荷效应对变像管条纹相机的影响

外光电效应探测技术广泛应用于超快诊断仪器中。光电阴极逸出光电子的初始能量、角度不同以及空间电荷效应(SCE)的存在,决定了电子飞行存在着时间弥散。在设计飞秒条纹相机、飞秒衍射系统以及飞秒时间聚焦和准直系统中,电子团的时间弥散限制了仪器时间分辨,它的精确值对仪器的设计很重要。目前飞秒条纹相机和衍射系统研究已经进入几百fs以下范围的研究[1-5],飞秒时间聚焦和准直系统更向200fs以下迈进[6-7],同时也出现了一些相机新设计[8]。但是,在现存的几种计算光电阴极附近时间弥散的方法和式子中,存在着较大不一致性,最大相差3.3倍,这对设计研究工作带来了困惑[1-6,9]。实验室标定系统和理论设计系统通常使用紫外波段,光电子的初能弥散小因而时间弥散小,这样得出的是条纹相机极限时间特性[10-11]。Henke等测量出软X射线入射下金和碘化铯阴极的光电子初能分布并给出了分布模型[12]。在目前惯性约束聚变(ICF)研究中,等离子体辐射的...  (本文共7页) 阅读全文>>

《原子能科学技术》1979年04期
原子能科学技术

关于光子散射能量分布的抽样方法

引青「马 由具有已知分布的总体中抽取简单子样,即所谓由已知分布的随机抽样,在蒙特卡罗方法的问题中占有非常重要的地位。总体和子样的关系属于一般和若干个别的关系,由具有己知分布的总体中抽取简单子样,就是由简单子样中的诸个体的个性来近似地反映总体的共性。 以nz。护为能量单位,其中TIl。为电子的静止质量,。为光速。令光子散射前后的能量依次为a和澎,引人新变量布二了(1 .1沪则二服从如下分布: 厂If了a+1一劣、2,11,1〕 l,二二写.一戈一凡瓜—马十—一一号尸十-一爪厂李,九冈一}人又a)〔\““‘“尸留,- 、0,当i(二簇Za十1,(2 .2)其他点处.其中兀(cc)为归一因子,由下式给出:兀‘·,一〔12(a+1) a2」城2·十1,十争 2(Za+1)2公式确定的。(1 .3)该分布即为光子散射能量分布,是由著名的K]ein一Nishina用蒙特卡罗方法于光子输运问题中都会遇到它。很明显,凡是应 对于光子散射能量分布...  (本文共10页) 阅读全文>>

《安徽师大学报(自然科学版)》1982年01期
安徽师大学报(自然科学版)

从菲涅尔公式推导园孔衍射的能量分布

园孔衍射能量分布已不仅涉及于光学仪器的鉴别率等问题,对光信息的处理,研究孔形光栏的作用,更显得特别重要。 一个平面波的表达式为: 犷=Acos(。t一掩戈+甲) 或犷=Asin(。t一k劣+甲) 用复数表示,则可写为:犷二月exPi(。t一寿况+甲)=UexP‘(cot一存戈)=Ue‘。te一‘“‘(1)式中U=Aet甲是“复振幅”。球面波在距点光源r处,于时间t的挠动表示式为:厂=兰e二。i(。t一。二十中)=兰。一“,。‘,。‘。, r一.r(2)如果我们研究的是某一部分惠更斯波面(次级子波面)在空间某一观察点的作用,则该观察点的相对强度由(1)或(2)式中的复振幅来决定。如果惠更斯波面取得很小(da),则此面元对观察点尸的光挠动为: 谊玉r_i几sdU(P)=一望一」立二一.旦一一〔eos(。,,)一eos(n,s)〕d。(3) 2几犷S(只讨论球面波前这一种较普遍的情况。而且讨论的是波的空间重叠,所以没有涉及砂甲和日州对...  (本文共8页) 阅读全文>>

《应用光学》1983年01期
应用光学

激光晶体材料小角发散能量分布的测定

激光光源的主要特性之一是方向性好,能量高度集中。激光的这一特性开拓了对远距离目标进行激光测距的应用。Nd3+:YAG晶体材料由于增益大、阂值低,适合于低泵浦高效率工作,利于整机小型化,加之热传导率高、硬度大,可在高重复率与连续状态下工作。它正作为一种优质的激光工作物质得到广泛应用。 但是,目前采用提拉生长的Nd“+:YAG晶体,必须在1970℃的高温下连续保持一百多小时的恒温生长,而所掺参质Nd“+的分凝系数又很低(0 .2)。因此在晶体生长过程中很容易出现各种缺陷,从而造成了晶体的不均匀性,不仅艾透射光束产生吸收、散射,而且往往使激光输出产生发散和畸变,严重的发散往往影响激光的有效接收。采用双光路干涉条纹来检验材料的不均匀性,不能反映材料的发散状况,而采用激光斑点远近距离的比较可以定性地了解材料的发散。我们研制的小角发散测量定仪可定量地测定材料的发散角度。 我们知道,一束平行光通过圆孔时,将产生夫朗和弗圆孔衍射,在其焦平面上形...  (本文共3页) 阅读全文>>