X
О
ся в потепц. яме (рис. 1, а). При включении элвктрич. поля напряженностью Л1 к нач. потенц, энергии электрона V0(a:), находящегося н точке х, добавляется потепц. энергия е#.г, где е ≈ заряд электрона, Вследствие этого потснц. яма становится асимметричной ≈ с одной е╦ стороны образуется потепг;. барьер коночной ширины
Г =0
Рис. 1. Диаграммы потенциальной Энергии ндектрона н свободном пространстве без поля (а) и при наличии поля (б).
(Рис. 1, б), сквозь к-рый электрон может «просочиться», т. е, будет иметь место туннельный эффект и будет возможна ионизация с нижнего (основного) уровня атома.
Вероятность W(V, 8} тунпслирования электрона сквозь потепц. барьер определяется ф-лой:
v
I
fa\>
где V (х} = Уц(х)-\-еЕх и £ ≈ соответственно потепц. и полная энергия электрона, т ≈ его масса. Вероятность туппелирования W(V, £) релко увеличивается при уменьшении площади барьера над прямой х\х^, Это происходит при увеличении напряж╦нности поля Е или при повышении энергии электрона в атоме 8 к.- л. др. способами (напр., при тулпслировании электронов с возбужд╦нных уровней). Так, вероятность И. н. атома водорода из осн. состояния достигает заметной величины лишь при Я~10Й В/см, а из возбужд╦нных состояний ≈ уже при £~10G В/см. Экспериментально впервые обнаружена именно полевая ионизация возбужд╦нных атомов: в спектре испускания атомов водорода, находящихся во внеш. электрич. поле напряж╦нностью ~ 10° В/см, было обнаружено уменьшение Интенсивности линий, связанных с квантовыми переходами электронов из наиболее высоких возбужд╦нных состояний в основное. Явление было объяснено тем, что И. п. возбужд╦нных атомов становится более вероятным процессом, чем их излучательный
переход в основное состояние, и свечение этих линий затухает.
Наиб, полно исследована И. п. вблизи поверхности металла, т. к. она используется в полевом ионном микроскопе для получения у вед ичеин ого и зоб р а жения поверхности (см. Ионный проектор].
Металл
Атом
Рис. 2. Диаграмма потенциальной энергии улентрона в сильном электрическом поле у по-иорхиосги металла.
в том случае, когда расстояние атома от поверхности превышает нек-ров критич. расстояние хкр. Это связано с тем, что при обычных томн-рах для осуществления туннельного перехода электрона в металл необходимо, чтобы осп. уровень энергии электрона в атоме был поднят элсктрич. полем хотя бы до уровня Ферми (см. Ферми-энергия) в металле (рис. 2). Если атом приблизится к поверхности на г<якр,то уровень энергии электрона в атоме окажется ниже уровня Ферми в металле и W ризко уменьшится. С др. стороны, удаление атома от поверхности металла при х^>хкр также приводит к резкому уменьшению W. Поэтому И. п. практически имеет место в пределах некоторой области вблизи хкр. В рабочем режиме полевого ионного микроскопа полуширина этой зоны составляет 0,02≈ 0,04 нм.
Явление И. п< применяется также при создании ионных источников для масс-спектрометров. Достоинством таких источников является отсутствие в них накал╦нных электродов, а также то, что в них уда╦тся избежать диссоциации анализируемых молекул. Кроме того, с помощью таких ионных источников можно наблюдать специфнч. хим. реакции, происходящие лишь
в сильных электрич. полях.
Лит.: Мюллер д., Ц о н ь Т., Аитоионняя микроскопия, пер. с англ., М., 1972; и х ж е, Полевая ионная микроскопии, пеленая ионизация и лолешш испарение, пер. с англ., М., 14ЖО. А. I'. Паухювец. ИОНИЗАЦИЯ УДЕЛЬНАЯ (ионизирующая способность) ≈ число пар разноименных носителей электрич. заряда (пар ионов, пар электрон ≈ дырка), создаваемых как непосредственно в столкновениях заряженной частицы (первичная И. у,), так и с уч╦том ионизации вторичными электронами (полная И. у,) на единице длины пути в веществе. И. у. характеризует ионизирующую способность частицы и измеряется но отклику детектора.
Первичная И. у. равна ср. числу ионизирующих столкновений частицы с атомами среды на единице длины пути (х в см). При релятивистских скоростях частиц первичная И. у. описывается выражением;
d'V 22 Z О п а ч ft ч
dx ∙ |32 A I Здесь Л0≈0,1530 МэВ г"1 см2, s ≈ заряд частицы, р^=
= vjc (v ≈ скорость частицы)^ у-^ (1≈р2)~ 1* лоренц-фактор, Z и А ≈ атомный номер и массовое число вещества, р ≈ его плотность. / ≈ величина (близкая к ионизационному потенциалу], #~9≈11 ≈ константа вещества, Д ≈ поправка на поляризацию среды эл,-маггг. полем релятивистской частицы. В области высоких энергий первичная И. у. достигает минимума при у≈ ≈3≈4, испытывает логарифмический релятивистский подъ╦м и выходит на т. п. плато Ферми при y~i/ktent где й>п ≈ плазменная частота среды (рис.). Флуктуации исрнпчной И. у. подчиняются Пуассона распределению. ,.,<, └( Полная И. у. ироиорцпо- см пальпа ионизационным потерям анергии частицы:
ШО 50
20
10
5
2
dx
dx
где W ≈ ср. энергия, затрачиваемая па образование
Зависимость первичной удельной ионизации в инертных газах от P.v для однозарядных релятивистских частиц (I атм., О °С), верхняя крилая относится н Хе.
10
10
10'
кг
Вероятность И. п, у поверхности металла оказывается значительно большей, чем в свободном пространстве при той же напряж╦нности поля, что обусловлено дей-ствисм сил «изображения», снижающих потепц. барьер (CMi Шоштки эффект]. Однако И. п. возможна лишь
эВ в газах, Зч-
одно пары носителе заряда 10 эВ в ионных кристаллах),
Полная И. у. в несколько раз превышает первичную И. у. (см. табл.).
