ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 09.04.2024
Просмотров: 278
Скачиваний: 3
молекул является причиной свечения, сопровождающего разряд в газе.
Различие энергий возбуждаемых электронных уровней молекул (см. табл. 1.1) определяет различие частот ѵ и энергий /гѵ, излучаемых молекулами фотонов при переходе в нормальное состояние. Чем боль ше энергия фотонов, тем более вероятно их поглощение молекулами газа с возбуждением соответствующих электронных уровней или (при достаточной энергии фотонов) с ионизацией молекул. Наличие не скольких составляющих излучения газового разряда, резко различно поглощаемых газом, обнаружено в условиях коронного разряда Кравасом и Дешеном и в условиях искрового разряда — Ретером.
Изменение (убыль) числа фотонов на расстоянии х от точки излу чения
|
^УѴф = —рУѴфДѵ, |
(1.15) |
где р,— коэффициент |
поглощения излучения |
газом; Л/ф — число фо |
тонов на расстоянии х от точки излучения. |
|
|
Интегрируя (1.15) |
и учитывая начальные условия (при а = 0 |
|
^ф = Л/ф0), имеем |
^Ф = ЛГФ0<Г -. |
(1.16) |
По данным Ретера, при нормальном давлении: для воздуха р = 1,8 см~1; для водорода р=0,9 слг-1; для кислорода р = 5 см~1.
При изменении относительной плотности воздуха б коэффициент поглощения
Р = Ц о б , |
“ (1-17) |
|
где До— коэффициент поглощения |
при б0=1. |
|
Увеличение влажности воздуха |
приводит к увеличению |
коэффи |
циента поглощения излучения в газе.
§ 1.8. ТЕРМИЧЕСКАЯ ИОНИЗАЦИЯ ГАЗА
Под термической ионизацией газа понимаются все процессы иони зации, обусловленные тепловым состоянием газа: 1) освобождение электрона при соударениях между молекулами, кинетическая энер гия которых при высоких температурах может быть достаточной для этого; 2) фотоионизация газа за счет излучения молекул, возбужден ных либо в результате их столкновения, либо в результате столкнове ния с молекулой электрона, появившегося в газе вследствие первого процесса; 3) ионизация при столкновениях электронов с молекулами газа.
Молекулы газа движутся с различными скоростями (максвеллов ское распределение скоростей). Однако число молекул, движущихся со •скоростями, значительно превышающими среднюю скорость, мало, поэтому при комнатной температуре ионизация вследствие теплового движения молекул практически отсутствует. Рост температуры и со ответственно кинетической энергии молекул приводит к увеличению вероятности ионизации при их столкновении.
Относительная роль перечисленных процессов термической иони зации газа изменяется при изменении температуры. Одновременно
J8
происходит и обратный процесс у— рекомбинация положительных ионов с электронами. Интенсивность ионизации определяется только температурой, рекомбинация же происходит тем более интенсивно, чем больше заряженных частиц находится в объеме газа.
Поэтому с течением времени должно установиться равновесное сос тояние, при котором число возникающих и рекомбинирующих частиц в единицу времени равно друг другу. Равновесное состояние харак
теризуется определенной степенью ионизации газа п,„ т. е. отношением концентрации ионизованных молекул па к общей концентрации мо лекул в единице объема /гм. Степень ио низации газа при произвольной темпе ратуре Т определяется уравнением, по лученным индийским физиком Саха,
|
|
М, |
|
|
|
|
|
|
: 2,4 -10 4 Т~'ъexp I |
|
|
|
|
|
|
|
|
кТ |
|
|
|
|
|
|
|
|
О- 18) |
|
|
|
|
где U(— потенциал |
ионизации газа, в; |
|
|
|
|
||
р —сумма |
парциальных давлений |
всех |
Рис. 1.7. Зависимости |
степени1 |
|||
составляющих газа, |
мм pm. cm.; k — по |
||||||
стоянная Больцмана: qe—заряд |
элек |
диссоциации |
кислорода (/), азо |
||||
та (2) и ионизации воздуха (3) |
|||||||
трона, к. |
высоких |
температурах |
моле |
от температуры |
при |
/7=760' |
|
При |
мм |
pm. |
cm. |
|
|||
кулы газа диссоциируют, причем сте |
|
|
|
|
|||
пень диссоциации |
также определяется |
уравнением |
(1.18), где вме |
||||
сто потенциала ионизации Ut подставлен потенциал Ua. Поскольку энергия связи атомов в молекуле меньше, чем энергия связи электрона с молекулой (см. табл. 1.3), то ионизируется газ, находящийся частичн» или полностью в атомарном состоянии.
|
|
|
Т а б л и ц а 1.3 |
Молекула |
Энергия диссоциации, |
Атом |
Энергия |
эв |
ионизации, эв |
||
о . |
5,17 |
о |
13,6 |
N 2 |
9,77 |
N |
14,5 |
Для смеси газов должна быть решена система уравнений (1.18), составленных для каждой компоненты в отдельности.
На рис. 1.7 приведены кривые зависимости степени диссоциации' кислорода, азота и ионизации воздуха от температуры. Как видно из кривых, при температуре воздуха, например 6000 °К, молекулы ки слорода полностью диссоциированы, а азот находится в основном в. молекулярном состоянии.
§ 1.9. ОСВОБОЖДЕНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ С ПОВЕРХНОСТИ МЕТАЛЛОВ
Энергия, необходимая для освобождения электронов с поверх ности металла, может быть сообщена ему различными способами: 1) об лучением поверхности металла коротковолновым излучением (фото эффект с поверхности металла); 2) наложением сильного внешнего поля (холодная или автоэлектронная эмиссия); 3) нагреванием электрода, сопровождающимся увеличением энергии электронного газа; если при этом кинетическая энергия электрона превосходит энергию выхода, то электрон может преодолеть притяжение кристаллической решетки — перескочить через потенциальный барьер (термоэлектронная эмиссия); 4) бомбардировкой поверхности металла частицами (например поло жительными ионами), обладающими достаточной энергией.
Если поверхность металла облучается потоком световых квантов, энергия которых hv превышает работу выхода электрона, последний может быть освобожден из электрода. Предельная длина волны излу чения для этого явления определяется равенством h v — WBaK. Напри мер, предельная длина волны излучения в случае медного электрода (см. (1.14) и табл. 1.2]
b = ch/qeUBm « 1,23-10-74,4 = 2 800 д,
т.е. значительно больше, чем предельная длина волны излучения, иони зирующего газ (см. § 1.7).
При уменьшении длины волны вероятность освобождения электро нов с поверхности металлов быстро возрастает. Квантовый выход элек тронов с поверхности металлов і]к (отношение числа освобожденных электронов к числу падающих фотонов) быстро возрастает при умень шении длины волны. В качестве примера в табл. 1.4 приведены зна чения квантового выхода электронов с поверхности никеля и вольфра
ма при различных длинах |
волны. |
Т а б л и ц а 1.4 |
|
|
|
||
|
Длина |
волны К, |
А |
Металл |
1050 |
740 |
5S4 |
|
|||
Никель . . . . |
0,005 |
0,016 |
0,044 |
Вольфрам . . |
0,007 |
0,020 |
0,050 |
Термоэлектронная эмиссия имеет место при горении дуги. Боль шая плотность тока в дуге определяет высокую температуру ее канала как в газе, так и на электродах. В месте соприкосновения дуги с ме таллом (в катодном пятне) температура достигает нескольких тысяч градусов. При 3000^-4000 °К плотность тока термоэлектронной эмис сии с медного катода составляет 102н-Ю4 а/см'1.
Освобождение электронов с поверхности металлов при ее бомбар дировке положительными ионами может происходить за счет энергии ионов. Оченьмедленные положительные ионы могут освобождать
электроны с поверхности металла за счет потенциальной энергии в ■том случае, когда эта энергия по крайней мере в два раза больше энер гии выхода электрона из металла. Действительно, если один из элек тронов с поверхности металла перейдет на внешнюю орбиту иона, то при этом выделится энергия, равная разности между энергией иони зации и энергией выхода Для того чтобы выделившейся энергии было достаточно для извлечения из металла еще одного элек трона, который попадает в газ как свободный, необходимо выполнить
соотношение |
т. е. |
Г ,.> 2Й 7ВЫХ. |
(а) |
W i - W ^ W ^ , |
|||
Из сравнения табл. 1.1 и 1.2 |
видно, |
что в большинстве |
случаев |
энергия ионизации газов по крайней мере в два раза превышает рабо ту выхода электронов из металлов, так что условие (а) выполняется. Тем не менее вероятность освобождения электрона с поверхности металла при ударах положительных ионов чрезвычайно мала и имеет порядок 10“3-М 0-4, т. е. освобождение одного электрона с поверхно сти металла происходит в результате ударов 103-М 04 положительных нонов.
Холодная эмиссия с поверхности металлов наблюдается при на пряженностях поля свыше 300 кв/см, которая может быть достигнута лишь в специальных условиях, например в вакууме или на очень тонких остриях.
Зависимость плотности тока от напряженности поля на поверхно сти металла получена на основе квантовой теории Фаулером и Нордгеймом. Согласно квантовомеханическим представлениям электрон
обладает |
свойствами |
волны с длиной |
|
|
|
|
|
|||||
|
|
|
Яе= /г/теое, |
(1.19) |
|
|
|
|
|
|||
где Іг — постоянная Планка; тв—мас |
|
|
|
|
|
|||||||
са |
электрона; |
ѵе— скорость электро |
|
|
|
|
|
|||||
на. При этом электрон может прохо |
|
|
|
|
|
|||||||
дить |
сквозь |
потенциальный барьер, |
|
|
|
|
|
|||||
если его ширина соизмерима с длиной |
|
|
|
|
|
|||||||
волны А.е и плотность тока электрон |
Рис. |
1.8. К |
вычислению |
коэффи |
||||||||
ной |
эмиссии |
|
|
|
|
|
циента |
прозрачности |
D |
|||
где |
/„ — плотность |
тока, которая имела |
бы |
место, если бы все сво |
||||||||
бодные электроны |
могли покинуть катод (при D = l); |
D —коэффи |
||||||||||
циент |
прозрачности, |
равный |
квадрату |
амплитуды |
электронной |
|||||||
волны |
за |
пределами |
барьера; |
Е — напряженность внешнего |
поля; |
|||||||
^вых = ^вых/9г [^вых— работа |
выхода электрона с верхнего энерге |
|||||||||||
тического |
уровня |
(рис. 1.8)]; |
U0 = W0 qe— полная глубина «потен |
|||||||||
циальной ямы» для электронов в металле. |
потенциального барьера |
|||||||||||
|
При отсутствии внешнего поля ширина |
|||||||||||
равна |
бесконечности |
(см. рис. |
1.8) и ток автоэлектронной эмиссии |
|||||||||
равен |
нулю. Наложение внешнего поля приводит к изменению кон |
|||||||||||
21
