Ионизационное равновесие

Тепловое ионизационное равновесие. Формула Саха. При достаточно высокой температуре (когда химическое соединение уже полностью диссоциировано) столкновения атомов газа приводят к их ионизации. При этом часть атомов распадается на положительный ион /1 и электрон е. Одновременно с этим происходит и обратный процесс рекомбинации, в ходе которого ион и электрон соединяются в нейтральный атом. При равновесии оба эти процесса идут с одинаковой скоростью. Уравнение реакции имеет вид [c.199]

Применим к этому тепловому ионизационному равновесию одноатомного газа закон действующих масс и найдем степень ионизации а газа (определяющую отношение числа ионизованных атомов к общему числу всех атомов) в зависимости от давления, температуры и индивидуальных параметров его. [c.199]

Уравнение ионизационного равновесия [c.150]

Таким образом, уравнение ионизационного равновесия приводит к соотношению между Те и pR по существу тем же путем. [c.150]

Ионизационное равновесие 150 Ионные лазеры 353 [c.550]

Допустим, что нас интересует ионизационное равновесие при заданных температурах Те и Th. Тогда взаимодействие между подсистемами соответствует реакции [c.99]

После рассмотрения некоторых трудностей, связанных с применением оптических методов, небезынтересно выяснить существование других, неоптических, методов для определения высоких температур. В частности, степень ионизации газа, являющаяся отчетливо выраженной функцией температуры, может быть в принципе использована для ее измерения. К сожалению, однако, ионизационное равновесие зависит также от ряда других параметров. [c.300]

Ионизационное равновесие определяется формулой Саха [c.300]

С НИЗКИМ потенциалом ионизации (например, Ма в Не) могут получаться более высокие значения Ре- В чистом газе Ре зависит от давления самого газа. Поэтому ионизационное равновесие можно использовать для определения температуры только в том случае, если известно электронное давление. Это редко имеет место на практике, хотя в астрофизике находят удовлетворительные приближенные значения. [c.301]

Используя концентрации электронов Пе для аргона, находящегося в термически неравновесном состоянии, легко рассчитать по выражению (47) зависимость температуры атом-ионного газа от плотности тока для различных постоянных температур электронов Те = (7—12) 10 К (рис. 78, б). Концентрации электронов вычислялись в соответствии с уравнениями ионизационного равновесия, полученными Саха и А. В. Потаповым [63]. Кривые, приведенные на рисунке, характеризуют гипотетический случай, когда с изменением плотности тока увеличивающийся или уменьшающийся теплообмен плазмы с окружающей средой или со стенкой дугового канала обеспечивает поддержание постоянной температуры электронов. [c.140]

Учитывая слабую связь между температурами электронов и тяжелых частиц неравновесной аргоновой плазмы, можно с точностью 500 К определить по кривым рис. 78, б зависимость температуры электронов от плотности тока (рис. 78, в). Так, например, если вычислена по формуле А. В. Потапова [63], то при плотности тока 1,5-10 А/см независимо от температуры тяжелых частиц можно считать = 10 К, а при / 4-10 А/см Те = 9-10 К. Полученная зависимость справедлива для степени неравновесности Т /Г>1,5 и Т>3-10 К. Как следует из рис. 78, в, кривая, полученная с использованием уравнения ионизационного равновесия по А. В. Потапову, в отличие от уравнения Саха, в данной области параметров лучше согласуется с экспериментальными данными. [c.140]

Значения плотности и теплосодержания смесн газов Аг -Ь Не и Аг + 0 приведены в табл. 28—31. Данные для других газов указаны в работе [85]. Теплосодержание термически неравновесной аргоновой плазмы, вычисленное по уравнению ионизационного равновесия Потапова [63], представлено в табл. 32. 208 [c.208]

РАВНОВЕСИЕ ИОНИЗАЦИОННОЕ — равновес ное состояние ионизованного газа. Осуществляется при достаточно высоких темн-рах, когда столкновения частиц газа сопровождаются ионизацией. [c.262]

Константа ионизационного равновесия Кр,кг см [c.96]

Чтобы вывести формулу для ионизационного равновесия с учетом кулоновского взаимодействия, поступим так же, как и в 5. Запишем полную свободную энергию системы в виде [c.187]

Влияние кулоновских поправок на сдвиг ионизационного равновесия в аргоне при Г = 45 000° К и р 10 — 10 атм рассмотрено в работе [14]. Это влияние оказалось довольно заметным, в то время как поправки К термодинамическим функциям не превышали 1%. [c.189]

Легко убедиться в том, что величина Ге характеризует и время релаксации для приближения к ионизационному равновесию путем первого механизма (6.57). Точнее, при (Ng) — Л е < ( е), время релаксации, [c.330]

Условия, при которых атомы мгновенно нагреваются до высокой температуры, после чего начинается ионизация, осуш ествляются в ударной волне. Кинетике ионизации во фронте ударной волны и установлению ионизационного равновесия за фронтом будут посвяш ены 10, 11 гл. VII. [c.341]

При температурах за фронтом ударной волны порядка 15 ООО— 20 000° К газ заметно ионизован. Установление ионизационного равновесия при таких температурах является наиболее медленным из релаксационных процессов, и именно оно определяет ширину фронта волны ). [c.390]

Остановимся подробнее на вопросе о нарушении ионизационного равновесия при расширении газа и покажем, как можно приближенно установить момент нарушения равновесия (излагаемый ниже метод был предложен одним из авторов [17]). [c.446]

Предположим, что в начале температура газа была высока и атомы были многократно ионизованы. При охлаждении расширяющегося газа электроны садятся на свои места в атомы и степень ионизации уменьшается. Пусть ионизационное равновесие нарушается только в стадии достаточно сильного расширения и охлаждения, когда садятся на свои места последние электроны, т. е. когда идет процесс, обратный первой ионизации атомов. Газ к этому моменту разлетается уже практически инерционно, с постоянной скоростью, т. е. плотность изменяется как 1/г . Механизмы рекомбинации электронов и ионов подробно обсуждались [c.446]

НАРУШЕНИЕ ИОНИЗАЦИОННОГО РАВНОВЕСИЯ 447 [c.447]

Особенностью атома лития по сравнению с водородом является низкий потенциал ионизации — 8,6 10 Дж (5,4 эВ). По этой причине атомы лития существуют в плазме только при сравнительно низких температурах. Используя формулу Больцмана (5.4) для распределения атомов по возбужденным состояниям и уравнение Саха (5.6) для ионизационного равновесия, можно найти, что оптимальная температура возбуждения, например, для линии Б1 413,2 нм ( возб = 7,7-10 Дж или 4,8 эВ) составляет всего 4500 К. Концентрация электронов, получаемая по этой линии, соответствует зонам источника света, имеющим примерно такую же температуру. [c.274]

Применим к этому тепловому ионизационному равновесию рдноатомного газа закон действующих масс и, найдем степень ионизации а газа (определяющую отношение числа ионизованных [c.136]

Перенос тепла в ионизованном газе осуществляется как за счет нейтральных, так и заряженных частиц. При этом в слабоионизованном газе вклад положительных ионов в теплопроводность относительно невелик, поскольку значения энергии, переносимой ионом и нейтральным атомом, сопоставимы, а доля ионов относительно мала. Электроны, скорость которых значительно превышает скорость тяжелых частиц, вносят заметный вклад в теплопроводность плазмы уже при малых степенях ионизации ]Лт/Л/ (та — масса электрона М—масса атома, иона). При этом, поскольку обмен энергией электронов с атомами мал ( mlM), вклады в теплопроводность нейтральных частиц и электронов аддитивны. Наряду с этим определенный вклад в теплопроводность равновесного ионизованного газа вносит процесс установления ионизационного равновесия [c.436]

Плазма как смесь частиц с различными зарядами и масса.ми находится в термодинамическом равновесии, если в ней соблюдается газокинетическое, дмссоциацнонное и ионизационное равновесие, а процесс излучения подчиняется законам излучения абсолютно черного тела. Такое состояние имеет место при равновесии, которое устанавливается в закрытых системах с запертым излучением при протекании прямых и обра тных процессов по одному и тому же пути с одинаковыми скоростями. Так, при ионизации электронным ударом А -+ с 12 А -ре -Ь е обратный процесс, (рекомбинация) должен происходить при тройных соударениях, а фотоионизации А - -/гv)T А + - -Ч- с должна соответс 1 вовать рекомбинация с излучением. [c.392]

Взаимовлияние излучения и вещества характерно для излучающей плазмы. Действителыю, с одной стороны, само излучение обусловлено ускорением частиц и его спектр формируется их тепловым движением, а с др. стороны, радиац. потери плазмы ограничивают её темп-ру, т. е. интенсивность движения частиц. В горячей разреженной плазме И. п. имеет определяющее значение также и в формировании распределения ионов по кратностям ионизации (см. Ионизационное равновесие), а для данного Z/ — по возбуждённым уровням. Эти распределения вместе с максвелловским распределением электронов по скоростям (к-рое обычно легко поддерживается их частыми взаимными столкновениями и потому не искажается излучением) образуют полный набор излучателей для ЛИ, ТИ, ФИ и ЦИ. В свою очередь, частицы плазмы влияют на форму излучаемых спектров, приводя к уширению спектральных линий, й на распространение излучения в среде (см. ниже Запирание излучения, а также Перенос излучения). Наиб, полным взаимовлияние плазмы и излучения оказывается для ЛИ дискретность спектра предопределяет его чувствительность к многообразным уширяющим воздействиям электронов и ионов, а ко1[центрацня излучающих электронов на возбуждённых уровнях в сильной степени определяется скоростью радиац. процессов девозбуждения и возбуждения. [c.108]

ИОНИЗАЦИОННОЕ РАВНОВЕСИЕ стационарное состояние ионизованного ra ia (плазмы), при к-ром каждой кратности ионизации соответствует вполне определённая доля полного числа атомл1>1х частиц. И. р. устанавливается в стационарных условиях за счёт баланса совокупности прямых и обратных процессов — ионизации и рекомбинации ионов и электронов, И бо. 1ЬШИнстве лаб. н астрофиз. источиик оп плазмы И. р. определяется гл. обр. столкновениями атомов и ионов с электронами. [c.187]

К. и. играют важную роль в низкотемпературной плазме. Они смещают ионизационное равновесие в плазме. К. и. эффективно образуются в газоразрядной плазме низкого давления, в частности в газоразрядном лазере па yi apnOM газе (СО). Многообразие их сортов наблюдается нри низкой темп-ре, в частности в криогенной плазме. [c.373]

В сильноточных разрядах с термоамиссионвым катодом п сильноточных дуговых разрядах вдали от электрода устанавливается не. только почти однородное, но также и почти равновесное состояние либо для всей плазмы в целом, либо в отдельности для электронов и твжёлой компоненты (атомов, и ионов). В этом слу-чае под П, я. понимают явления в области между электродом и почти равновесной плазмой, в к-рой последовательно релаксируют приэлектродные возмущения. В этой области устанавливаются квазинейтральность плазмы, максвелловские ф-ции распределения за-ряж. частиц, ионизационное равновесие, выравниваются темп-ры электронов и тяжёлой компоненты плазмы. Релаксация приэлектродных возмущений происходит на определённых характерных длинах (длины свободного пробега, длины установления квааинейтральностп п т. п.), к-рые можно рассмотреть на примере плазмы с достаточно большой концентрацией электронов, реализующейся, напр., в сильноточных разрядах, [c.122]

Из уравнений Шотки и Тонкса — Ленгмюра можно получить весьма интересный результат, если заметить, что должно выполняться условие равновесия, согласно которому скорость образования электрон-ионных пар должна быть равна скорости рекомбинации этих пар на стенках трубки (уравнение ионизационного равновесия). Нетрудно показать, что скорость образования электрон-ионных пар Wi является функцией электронной температуры, т. е. Wi = Wi Te) (см. задачу 3.14). Действительно, ионизация происходит при соударениях с наиболее высокоэнергетическими электронами в распределении, и число таких электронов резко увеличивается с ростом Те. Следует ожидать, что скорость рекомбинации на стенках Wr зависит от отношения радиуса трубки R и средней длины свободного пробега ионов, т. е. от произведения R на давление газа р [Wr = Wr pR)]. Если теперь записать [c.150]

Вычисления термодинамических функций газов и параметров за фронтом ударной волны при температурах в десятки и сотни тысяч градусов, когда атомы многократно ионизованы, связаны с чрезвычайно громоздкими расчетами ионизационного равновесия. Такие расчеты в настояш ее время, по суш еству, сделаны только для воздуха. Для практических целей желательно иметь простой способ, который позволял бы произвести быстрые приближенные расчети для любого газа в широком интервале температур. Такой метод,- обеспечивающий вполне достаточную для многих целей точность, был предложен Ю. П. Райзером (1959). [c.212]

Если ударная волпа распространяется в пеионизованном газе, то опережающее ударную волну излучение приводит к образованию свободных электронов перед скачком уплотнения. Как мы увидим в 13.3, присутствие даже нескольких свободных электронов перед скачком температуры ионов и нейтральных частиц способствует более быстрому установлению ионизационного равновесия за скачком уплотнения. Этот эффект, в частности значение изменения фотоэлектрического эффективного сечения в зависимости от частоты фотона, рассмотрен Ветзелом [161. [c.457]

Расчет состава термически неравновесной плазмы в боль-ш1шстве случаев проводится с использованием уравнения ионизационного равновесия Саха, в котором температура ионизации заменяется температурой электронов. Это не всегда дает правильные результаты, особенно когда температура электронов значительно превышает температуру тяжелой компоненты плазмы. Для расчета состава термически неравновесной плазмы может 206 [c.206]

Расчеты ионизационного равновесия показывают, что при каждой паре значений температуры и плотности в газе присутствуют в значительном количестве ионы только двух-трех зарядов (см. 7 гл. III). Каждый из этих ионов вносит свой вклад в непрерывное поглощение, участвуя как в связанно-свободных, так и в свободно-свободных переходах. Те же расчеты свидетельствуют о том, что в газе не слишком большой плотности потенциалы ионизации ионов, присутствующих в большом количестве, всегда гораздо больше, чем кТ. Например, в воздухе с плотностью в 100 раз меньшей, чем нормальная, средний потенциал ионизации ионов I (соответствующий ионам со средним при данных температуре и плотности зарядом) примерно в И раз больше, чем кТ. Следовательно, кванты с энергиями /IV, в 3—5 раз превышающими кТ, которые играют главную роль в переносе лучистой энергии, поглощаются не с основного, а с возбужденных уровней ионов. Как и в случае нейтральных атомов, это может служить основанием для перенесения на многозарядные ионы формул, выведенных для водородоподобных атомов. Более того, для многозарядных ионов приближение водородоподобности является даже более оправданным, чем для нейтральных атомов, так как поле атомного остатка многозарядного иона тем ближе к кулоновскому, чем больше заряд остатка . [c.238]

В условиях, близких к равновесию и при небольших степенях ионизации Ме/Ма (6-бХр —Ц2кТеУ, ПрИ обыЧНЫХ ПЛОТНОСТЯХ газа больцмановское распределение по возбуждениям устанавливается всегда быстрее, чем ионизационное равновесие. В рассмотренном примере с аргоном при Ма = 1,7-1018 см , Те = 13 000° К, Тр/Т 5000. Времена могут оказаться сравнимыми только в начале процесса ионизации, когда число электронов гораздо меньше равновесного. [c.333]

При вычислении скорости ионизации атомов и молекул электронным ударом в работе [97] использован метод объединения возбужденных и ионизованного состояний в одну группу. Этот метод, предложенный в работе Л. М. Бибермана и К. Н. Ульянова [99], мон№т оказаться полезным и при рассмотрении других вопросов, связанных с нарушением ионизационного равновесия. Он состоит в следующем. [c.397]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...