Étude de l'émission électronique secondaire du Ge ;Influence de la température

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Étude de l’émission électronique secondaire du Ge ;Influence de la température

L. Touzillier, J. Faure-Bandet

To cite this version:

L. Touzillier, J. Faure-Bandet. Étude de l’émission électronique secondaire du Ge ;Influence de la température. Journal de Physique, 1971, 32 (7), pp.547-552. �10.1051/jphys:01971003207054700�.

�jpa-00207109�

ÉTUDE DE L’ÉMISSION ÉLECTRONIQUE ^SECONDAIRE

DU Ge ; ^{INFLUENCE DE LA} TEMPÉRATURE

par L. TOUZILLIER et J. FAURE-BANDET

Laboratoire de

Physique Expérimentale,

Faculté des

Sciences,

^Toulouse

(Reçu

^{le 30}

juin 1970,

^{révisé le 26}

janvier 1971)

Résumé. ²⁰¹⁴ Nous avons étudié l’émission électronique secondaire du Germanium et déterminé l’influence de la température de la cible sur les taux d’émission et sur les distributions d’énergie ^des

secondaires vrais.

Nous avons proposé ^une interprétation ^des résultats obtenus en considérant les interactions collec- tives et les variations des profondeurs d’émission des secondaires.

D’autre part ^{nous avons} identifié les pics ^{de structure} fine des courbes de distribution d’énergie

comme niveaux finals de transitions interbandes et Auger.

Abstract. ²⁰¹⁴ The true secondary emission from electron bombarded germanium ^is investigated.

The influence of the target temperature upon the yield ^{and the} energy distribution of secondaries is studied.

The results are explained ^{in term} of collective excitations and _escape depths of secondaries electrons.

The structures found on the _energy distribution curves are attributed to final levels of interband and Auger transitions.

Classification

Physics Abstracts : 17.52

I. Introduction. ^- Les

interprétations

de l’émis- sion

électronique

secondaire ont

toujours

^{été difficiles}

en raison d’une part ^{du nombre}

important

de para- mètres mis en

jeu

^{et d’autre} part ^{de l’absence de bases}

expérimentales

^{assez solides. Les} difficultés essentielles de l’étude de ce

phénomène

^sont indiscutablement liées à l’existence de la surface du solide. Grâce à l’utilisation de

techniques

^{modernes et à}

l’emploi systématique

^de l’ultra-vide des

expériences

^nouvelles

et des mesures

plus précises

que par le

passé

^ont pu être réalisées. Il est devenu

possible

^{de mettre en}

évidence des résultats vraiment

caractéristiques

^d’un

solide

donné,

que ^ce soit les courbes de distribution

angulaire

^ou les courbes de distribution

d’énergie ;

le

développement

^{de la}

spectroscopie Auger

^{au cours}

de ces dernières années est d’ailleurs à ce

sujet

^très

significatif.

Nous nous sommes intéressés aux variations des coefficients d’émission secondaire et de distribution

d’énergie

^{en fonction de la}

température

^{de la cible}

dans le cas du

platine

^et du Germanium.

Le

problème

^de l’influence de la

température

^{sur les}

métaux a suscité de nombreuses controverses et n’a pas fait

l’objet

^{de travaux}

récents ;

^{il nous a donc} paru intéressant d’en faire l’étude dans de bonnes conditions

expérimentales.

^{Si sur les} isolants il existe

quelques

^travaux

théoriques

^et

quelques

^résultats

concernant l’influence de ce

paramètre,

^{il n’en existe}

pratiquement

pas ^sur les semi-conducteurs.

II.

Dispositif expérimental.

^- II.I TUBE. ^- Le faisceau d’électrons

primaires

^{est fourni} par ^{un canon}

électronique

^du type

électrostatique

fonctionnant en

régime continu ;

^sa

géométrie

^est

analogue

^{à celle}

décrite _par Bazhanova

[1 ]. L’énergie

des électrons peut varier dans les 2

plages

^{75-200 eV et} 150-3 000 eV.

Le courant

primaire

^{a été choisi de}

^10-’

^A pour limiter les effets de

charge d’espace

^{et de}

charge

^{des surfaces.}

Les électrons secondaires sont recueillis _par un

collecteur

hémisphérique ;

^une

grille

^en

tungstène joue

le rôle de

grille

^d’arrêt pour les électrons tertiaires.

Le

porte-échantillon,

^{constitué d’un tube fermé à}

une extrémité _par un

cylindre plein

^{en cuivre sur}

lequel

est encastrée la

cible,

^{forme un vase} de Dewar. En utilisant de l’azote

liquide

^{et une} résistance montée

sur stumatite on peut ^{faire varier}

rapidement

^la

tempé-

rature de la cible entre - 150 OC et 600

OC,

^valeur

qui

ne peut ^être

dépassée

par suite de la

présence

^{de la}

soudure cuivre-inox.

L’ensemble de ce

dispositif

^est

placé

^{dans une}

enceinte où une

pression

résiduelle inférieure à

10-10

^mm

Hg

^{est obtenue}

après dégazage

^{à 400 OC}

par pompage

ionique

^et

cryosublimation

de titane.

II . 2 MESURES. ^- La mesure des coefficients d’émis- sion secondaire est effectuée _par une méthode

précé-

demment décrite

[2].

Pour

analyser

^le spectre

d’énergie

^des secondaires émis nous utilisons la méthode du

champ

retardateur

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01971003207054700

548

qui

^{ne donne} pas directement la courbe de distribu- tion

d’énergie

^{mais sa courbe}

intégrale.

Dans la méthode de dérivation _que nous avons

utilisée

[3]

^on superpose à la différence de

potentiel

cible-collecteur des

impulsions

^{de 100 mV}

(durée :

1 _ms,

fréquence

^de

répétition :

³⁰

Hz).

^{A ces}

impul- sions, correspondent

^{sur le} collecteur des variations de courant

qui représentent

^{sous forme} échantillon- née la courbe de distribution cherchée.

Un montage

symétrique

^{a été} utilisé pour éliminer les effets des

capacités parasites

cible-collecteur et

collecteur-masse. Les

impulsions

^de courant sont

amplifiées

par

l’amplificateur symétrique

^{TX 100}

(Tranchant Electronique).

La restitution de la courbe sous forme continue est obtenue par ^un

extrapolateur

d’ordre zéro

(capacité C3

^et transistor à effet de

champ

^UC

714).

^Un

amplifi-

cateur monté en

adaptateur d’impédances

permet

d’attaquer l’enregistreur (Fig. 1).

FIG. 1. - Schéma du dispositif électronique ^de dérivation.

III. Résultats. ^- III.1 PLATINE. - L’ensemble de

l’appareillage

^{a été testé en étudiant} l’émission secon-

daire du

platine.

^{Les résultats}

obtenus,

^{taux d’émis-}

sion et distribution

d’énergie,

^{sont en accord avec}

ceux obtenus par

Mayer

^{et Holzl}

[4].

Contrairement aux résultats anciens obtenus par

Sternglass [5]

^et

probablement

liés à des

désorptions

de gaz, ^nous n’avons constaté aucune modification de l’émission

électronique

secondaire du

platine

^en

fonction de la

température

dans l’intervalle - 150 °C 400 °C. Les courbes de distribution

d’énergie

^sont

aussi

indépendantes

^{de la}

température

^{des cibles.}

Les résultats sont

reproductibles

^{et l’on} peut conclure

qu’il n’y

^a pas d’effet de

température

^sur

l’émission

électronique

secondaire du

platine.

III .2 GERMANIUM. - Les mesures ont été réalisées

sur des monocristaux de Germanium de type ^n, 50 Q. cm et face III. Les cibles ont été

nettoyées

^au

CP4,

rincées à l’acide

fluorhydrique

^et recuites à

600 °C,

^{à une}

pression

résiduelle de 10 -10 ^mm de

Hg

suivant une

technique

^décrite par Farnsworth

[6].

Les rendements d’émission secondaire ^en fonction de

l’énergie

des électrons

primaires

^{et les} distributions

d’énergie

^des secondaires sont en accord avec les résultats de

Palmberg [7] qui

^{utilise un} bombardement d’ions

Argon

pour le nettoyage ^{des cibles.}

- Iniuence

^{de la}

température

^dans l’intervalle 20 °C 400 °C. - La

figure

^{2 montre les variations}

FIG. 2. ^- Variation du taux d’émission secondaire du Ge

en fonction de l’énergie ^des primaires ^{à deux} températures

différentes.

obtenues à 2

températures

différentes du coefficient

global

d’émission secondaire 6 en fonction de

l’énergie

des électrons

primaires Ep.

Nos

expériences

^{ont montré}

qu’il

^{n’existe aucune}

variation du coefficient Q pour des

énergies

inférieures à 200 eV. Par contre pour des

énergies supérieures

^à

cette valeur la variation relative de 2,5

%

^{entre 20°C}

et 400°C est

indépendante

^de

l’énergie.

^{Un résultat}

analogue

^a

déjà

été obtenu _par Johnson et Mc

Kay [8]

sur le Germanium et

Gornyi

^{et Reisakas}

[9]

^{sur le}

Ge02.

Sur la

figure 3, qui

^{est relative à nos mesures,} appa-

FIG. 3. ^- Modification des courbes de distribution d’énergie

du Ge en fonction de la température. Energie des électrons

primaires ^{500 eV.}

raît la modification des courbes de distribution d’éner-

gie

^{obtenues avec un faisceau}

primaire d’énergie

500 eV. La variation relative de Q peut ^être

évaluée,

dans ce cas, par

comparaison

des surfaces délimitées par les deux

courbes ;

^{le résultat obtenu est en} très bon accord avec la détermination directe

précédente.

D’autre part ^cette

figure

permet ^{de voir une dimi-} nution relative de l’effet de

température

pour des secondaires

d’énergie supérieure

^{à 5 eV et la}

dispari-

tion

complète

^{de cet effet} pour des secondaires d’éner-

gie supérieure

à 11 eV. Des mesures en fonction de la

température,

pour diverses valeurs

d’énergie

^des

secondaires,

permettent ^{de mieux mettre en évidence}

ce résultat

(Fig. 4).

FIG. 4. ^- En ordonnés

En abscisses Es énergie ^des secondaires.

- Influence de

^la

température

^{aux bass’es}

tempéra-

tures. ^-

Malgré

^la

présence

^du panneau

cryogénique, l’absorption

^de gaz ^sur la surface des cibles

perturbe

en

général

^{les mesures. La}

perturbation

^{constatée est}

identique

^{à celle} que l’on obtient

lorsqu’on

^modifie

le travail de sortie du Germanium.

Lorsque

^{les mesures sont} effectuées

rapidement

aucune variation du travail de sortie

n’apparaît

^sur

les courbes de distribution

d’énergie.

^{On ne constate}

dans ce cas aucune modification de l’émission électro-

nique

secondaire entre 20 °C et - 150 °C.

- Pics de structure

fine.

^{- Les courbes de distri-}

bution

d’énergie présentent

^{un certain nombre de}

pics

de structure fine

(Fig. 5).

^{La méthode} de dérivation utilisée permet ^de déterminer les

caractéristiques (largeur

^et

position)

^{de ces}

pics.

Certaines de ces structures

apparaissent

^{avec la même}

position

^en

énergie

^{sur les résultats} obtenus par Weber ^et Peria

[10]

et

Palmberg [7].

^{Cet auteur a réalisé ses}

expériences

^en

utilisant des recouvrements de sodium destinés à réduire la hauteur de la barrière de

potentiel.

^On peut ^donc observer à basse

énergie

^des

singularités qui

nous ont

permis

^de

compléter

^le spectre ^des

pics

^du

Germanium dans ce domaine

d’énergie.

FIG. 5. ^- Pics de structure fine du Ge dans le domaine de l’émission secondaire « vraie ».

Nous avons fait varier

l’énergie

du faisceau

primaire (100

eV à 1 000

eV)

^{et nous avons constaté une}

faible variation des

caractéristiques

^des

pics.

^{Mais la}

plage d’impact

du faisceau ^sur la cible varie en gran- deur et en

position

^avec

l’énergie

^des électrons inci- dents. Or des modifications d’émission secondaire

sont observées

lorsque

^à

énergie primaire

^constante

on

déplace l’impact

^{sur la cible. Il est donc}

difficile,

dans ces

conditions,

^{de discuter ces résultats.}

Nous avons

regroupé

^{dans le} tableau ci-dessous l’ensemble des résultats obtenus. Les

énergies

^sont

comptées

par rapport ^{au sommet} de la bande de

valence,

le travail de sortie du Germanium étant choisi

égal

^à

4,8

eV, ^{valeur obtenue en}

photoémission

par Allen et Gobeli

[11].

TABLEAU 1

Les

pics, V,

^{VI et VII}

n’apparaissent

^{que sur les}

résultats de

Palmberg [7].

Nous n’avons pas observé de variation de la

position

ou de la

largeur

^{de ces}

pics

^{avec la}

température.

^Ce

résultat est à

rapprocher

^de celui obtenu _par Palm-

berg

^{et Rhodin}

[12]

concernant un

pic Auger

^{de l’or}

dans l’intervalle de

températures

⁷⁷ OK, ^{800 OK.}

IV. Discussion des résultats. 2013 IV.l GÉNÉRALITÉS.

- Les

interprétations

^de l’émission

électronique

secondaire font intervenir la succession des _{3 proces-}

sus suivants :

- création de secondaires internes par suite de l’interaction des électrons

primaires

^{avec les électrons}

du réseau,

- le transport ^{de ces} secondaires vers la surface,

- leur interaction

particulière

^{avec la surface.}

550

Diverses théories ont été

proposées

^{utilisant cette}

description

^{et traitant}

particulièrement

^{l’un de ces}

trois processus.

L’étude de l’interaction du faisceau

primaire

^avec

les électrons du réseau, ^dans

l’approximation

^des

électrons libres ou dans

l’approximation

^{0. P. W.,}

conduit à des distributions

angulaires

^{en contradic-}

tion avec les résultats

expérimentaux.

Il semble que ^ce désaccord entre théorie et

expérience

^{soit dû moins à}

l’approximation

^utilisée

qu’au

^fait que l’on ne tient pas compte de la contribution des électrons réfléchis

inélastiquement

^à l’émission

électronique

^secondaire

vraie. Les résultats

expérimentaux

^montrent que cette contribution est

prépondérante [13].

Les

phénomènes

^de transport ^{sont décrits} par

l’équation

^de Boltzmann. Cailler

[14]

^{a obtenu sur les}

métaux des résultats en accord avec les

expériences

surtout en ce

qui

^{concerne les} secondaires de basse

énergie.

Dans le cas des isolants la

description

^{à l’aide du}

processus de transport ^{conduit à des résultats}

qui

^sont

confirmés par

l’expérience.

^En

particulier

^Dekker

[15]

a fait une étude

théorique

^{en fonction de la}

tempéra-

ture que des résultats

expérimentaux

récents de Stuchinskii

[16]

^{et Borisov et Gnuchev}

[17]

confirment.

Dans le cadre de cette

description

l’excitation des secondaires est due à une interaction

électron-électron,

et le transport ^{à des} interactions

électrons-phonons ;

les secondaires

proviennent

^de

profondeurs

^de

quel-

ques centaines

d’Angstrôms

alors que les interactions

auxquelles

^ils

participent

^{ont des} libres parcours moyens d’une dizaine

d’Angstrôms

^{avec des} pertes

d’énergie

de l’ordre de

0,05

^eV.

Dans le cas des métaux et des semi-conducteurs on

admet

généralement

que les

profondeurs

^{d’émission}

des secondaires ne

dépassent

pas

quelques

^dizaines

d’Angstrôms.

^{Dans le cas du} Germanium les

profon-

deurs maximales d’émission obtenues

expérimentale-

ment sont de 28 A

Segal [18]

Bronshtein et Frai-

man

[19].

^De

plus

^les secondaires créés par les réfléchis

inélastiquement

^{sont émis à}

partir

^{de zones}

proches

^de

la

surface ;

^{or la notion de} transport ^{n’a de sens} que si

l’épaisseur participant

^à l’émission est

grande

par rapport ^{au libre} parcours moyen de l’interaction.

En

conséquence

^{il semble} que les courbes de distri- bution

d’énergie

^obtenues pour les semi-conducteurs ne

soient _pas fondamentalement le reflet du _processus de transport ^{et de} l’interaction avec la

surface,

^ainsi

que cela est

généralement

^{admis. Le but de notre}

travail est de montrer que c’est là une

explication possible

des résultats obtenus en fonction de la

température.

IV. 2 INFLUENCE DE LA TEMPÉRATURE. ^- L’effet de

température

que nous avons observé n’est pas dû à une modification du travail de sortie : on ne cons-

tate en effet aucune modification du travail de sortie

sur les courbes de distribution

d’énergie.

^De même, la

température n’agit

pas ^sur le processus d’excitation :

nous n’avons pas pu ^{mettre en} évidence une variation du coefficient des rétrodiffusés en fonction de ce

paramètre.

^{Nous en déduisons} que la

température agit

^sur le processus de transport. ^Il résulte donc de l’étude des résultats obtenus _que les secondaires dont

l’énergie

^est

supérieure

^{à 11 eV}

(16

eV si l’on

repère

les

énergies

par rapport ^{au haut de la bande de}

valence)

n’ont pas

participé

^{à un} processus de transport.

Soulignons

que des électrons dont

l’énergie

^{dans le}

solide est

supérieure

^{à 16 eV ont une}

énergie

^suffisante

pour exciter un

plasmon

^{de volume}

(hco,

⁼

^{16 eV pour}

le

Ge).

^Cette perte

d’origine collective, qui

^{est d’ailleurs}

la perte

principale

observée dans le spectre ^des pertes

discrètes,

^{a été mise en} évidence ^en réflexion pour des

énergies supérieures

à 40 eV par

Gornyi [20]

et en transmission _par Pradal

[21].

^{Pour des}

énergies plus faibles,

^{de l’ordre de}

grandeur

^de

l’énergie

^du

plasmon

^de

volume,

^cette interaction a été étudiée par

Quinn [22] qui

^{obtient un libre} parcours moyen

théorique

^{de 10}

A.

Une valeur

analogue

^{est obtenue}

en

extrapolant

^{dans le domaine des basses}

énergies

^les

calculs de Ferrell

[23 ].

L’influence de cette interaction sur

la

photoémission

^et l’émission

électronique

^secondaire

n’a été observée _que dans le cas des métaux alcalins.

En

rapprochant

^{nos résultats de ceux de}

Mayer

^et Holzl

[4]

^{il semble}

qu’à partir

^{de 16 eV les}

profondeurs

d’émission des secondaires

diminuent ;

^on peut ^donc éliminer pour ^{eux toute}

possibilité

^de transport.

Parmi les secondaires émis il en existe

qui

^ont

parti- cipé

^{à un processus de} transport ^avant leur émission

FIG. 6. ^- Courbe de distribution d’énergie ^des secondaires n’ayant pas subi l’influence de la température : a) ^{avant franchis-}

sement de la surface ; b) après franchissement de la surface.

et pour

lesquels

^{il y a} influence de la

température,

que l’on retrouve à basse

énergie.

Mais il existe

aussi,

un nombre

important

^de secondaires émis sans avoir

participé

^{à un}

phénomène

^de transport par suite de la contribution des réfléchis

inélastiquement

^{à l’émis-}

sion secondaire.

Nous pensons obtenir la contribution totale des électrons non diffusés à l’émission secondaire ^en

extrapolant

^{la courbe}

expérimentale

^{obtenue du côté}

des

grandes énergies,

par rapport ^à

A,

^{dans la}

région

des faibles

énergies.

^{En admettant} que l’influence du travail de sortie est la même sur tous les

électrons,

nous déduisons de la courbe

(a) (Fig. 6)

^{la courbe}

(b)

donnant le nombre d’électrons émis sans diffusion

après

franchissement de la surface. Nous nous sommes

affranchis du

problème

^de l’interaction des secondaires

avec la barrière de

potentiel

^en utilisant les résultats de

Palmberg [7] qui

^nous permettent ^{d’obtenir avec}

une certaine

approximation

l’émission du Germanium avant franchissement de la surface.

IV. 3 IDENTIFICATION DES PICS DE STRUCTURE FINE.

- L’émission

électronique

secondaire est considérée

comme le résultat de l’excitation des électrons du solide _{par le} faisceau

primaire.

^L’étude

théorique

^{de la}

réponse

^{du solide} peut s’effectuer dans un formalisme

analogue

^à celui de la

réponse

^{du solide sous bombarde-}

ment de

photons. L’analyse

^des pertes

d’énergie

^des

faisceaux d’électrons d’une

part

^{et celle des}

spectres optiques

^d’autre part, aboutissent à des fonctions permettant d’identifier les transitions

électroniques

et

optiques

^à

partir

^d’un modèle de structure de bandes.

Nous avons

essayé d’interpréter

^les structures obser- vées dans les courbes de distribution

d’énergie

^du

Germanium en utilisant les résultats de

photoémission.

Des travaux récents dans ce domaine ont montré que pour certains cristaux la conservation du vecteur d’onde n’est pas ^une

règle

^{de sélection}

importante.

Berglund

^et

Spicer [24]

^{ont été conduits à} définir des transitions non directes. Cette

interprétation

^ne peut s’étendre à tous les

résultats,

les transitions directes et non directes coexistent en

général

^{dans les semi-}

conducteurs du type ^{Ge et Si}

Spicer

^{et Eden}

[25].

En émission

électronique

secondaire cette notion a été utilisée _par Cailler

[14]

^et par Kane

[26].

Pour identifier les

pics

obtenus à basse

énergie

^nous

avons utilisé les travaux de

Philipp

^et Ehrenreich

[27].

Roessler

[28]

pour les spectres

optiques,

^{Allen et}

Gobeli

[11 ] Cohen

^et

Philipp [29]

pour la

photoémis- sion,

^Herman

[30]

pour la structure de bandes et les densités d’états de la bande de valence et de la bande de conduction.

Pic 1. - Etant donné

l’amplitude

^{de ce}

pic

par rapport ^{au fond}

continu,

^{il nous}

paraît

peu

probable qu’il puisse

^{être dû à une} transition interbande. Nous l’attribuons à la transition

Auger M,VVV,

^{avec le}

niveau

Mlv

^à 31,8 ^{eV du haut de la bande de}

valence,

valeur

qui

^ne

correspond

^pas exactement à la valeur donnée _{par la}

spectroscopie

^X

(27 eV).

Pics II et III. ^- Ils

pourraient correspondre

^{à des} pertes

d’énergie

collectives des électrons associés au

pic Auger précédent (11

^eV

plasmon

^de

surface,

16 eV

plasmon

^de

volume).

Ce genre

d’interprétation

a été

proposé

par

Taylor [31]

^{Mularie et Rusch}

[32]

pour

expliquer

^la

présence

^de structures satellites de certains

pics Auger.

Mais dans notre cas

l’énergie

^du

pic Auger

^{est bien}

inférieure à celle des

pics

^des

expériences précédentes.

De

plus

^la

température

n’a pas d’effet sur la

position

du

pic

^à

9,5

^{eV. Or}

Meyer [33]

^{observe du côté des} pertes ^{discrètes un}

déplacement

^du

pic

^du

plasmon

^de

l’ordre de

0,2

^{eV entre la}

température

^{ambiante et}

400 °C en accord avec la modification de la densité

électronique. Quand

^au

pic

^à

14,8

^{eV un} recouvrement

de la surface _{par des} atomes

étrangers

^{ne modifie} pas

sa

position

^alors que le

pic

^de

plasmon

de surface du côté des pertes ^{discrètes est} fortement influencé _par l’état de la surface. En

conséquence,

^{nous ne} croyons pas

qu’une

^telle

interprétation

^soit

possible.

Nous pensons

plutôt

que le

pic II, correspond

^{à une}

transition

Auger

^{mettant en}

jeu

^{le niveau}

Mlv

^{et un}

niveau de la bande de valence

correspondant

^{à un}

deuxième maximum de la densité

d’états,

^{calculé à}

7,5

eV par Herman

[30],

que ^nous situons à

8,5

^eV.

Le

pic

^{III moins}

large

que les

précédents pourrait

être attribué à la transition

X4 --> Xs

^dont

l’énergie

^est

13 eV

[30].

^{On trouve} effectivement une

singularité

à 13-14 eV dans les spectres

optiques [28]

^{et à}

13,2

^eV dans le spectre ^des pertes ^{discrètes obtenu en réflexion} par

Gornyi [20].

Pics IV et V. ^- Ils ont été obtenus

également

^en

photoémission

par Allen ^et Gobeli

[11],

^ce

qui

^les

associe à des transitions sur la droite 1, ^{ne conservant} pas

rigoureusement

^{le vecteur}

d’onde ;

ils correspon- dent à des maximums de la densité d’états de la bande de conduction.

Pic VI. ^- On l’observe

également

^en

photoémis- sion ;

^il peut ^{être attribué à la} transition directe

L3 - L3

^de

5,4 eV ;

^néanmoins

l’interprétation

^en

transition non directe est

également possible.

Pic VII. ^- Il

apparaît

^{sur les} courbes de Palm-

berg [7], lorsque

^le recouvrement de sodium est de l’ordre d’une

monocouche ;

^sa

position correspond

^à

celle du maximum de la courbe de distribution d’éner-

gie

^{du sodium}

^{massif ;}

^nous pensons donc _que ce

pic

n’est pas

caractéristique

du Germanium.

Conclusion. ^- Nous avons mis en évidence l’effet de la

température

^sur l’émission

électronique

^secon-

daire du Germanium. Tous les résultats obtenus peu- vent

s’expliquer

par l’influence des excitations col- lectives sur les

profondeurs

d’émission des secondaires

et par la contribution des électrons réfléchis inélasti- quement.

552

Nous avons pu voir

également

que les distributions

d’énergie

^des secondaires

présentent,

^{comme celles}

des

photoélectrons,

^des

singularités

^{en liaison avec la}

structure

électronique

du solide.

Remerciements. - Les auteurs remercient Mon- sieur Pradal Directeur de recherches au C. N. R. S.

qui

s’est intéressé à ce travail et avec

qui

^{ils ont tou-}

jours

^{eu de} fructueuses discussions.

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