Быстрые электронные состояния

Быстрые электронные состояния (БС). Эта группа состояний располагается в частично разупорядоченном слое самого полупроводника — рис.6.7. Поэтому она находится в хорошем электрическом контакте с его разрешенными зонами характеристические времена обмена зарядами составляют при комнатной температуре X/J = 10" -10 с. БС в значительной мере определяют параметры эле- [c.198]

Рис.6.20. Энергетический спектр быстрых электронных состояний на окисленной поверхности германия 1 — исходное состояние поверхности 2 — после накопления протонов 3, 4 — после оптического заряжения ловушек окисной пленки ЛД и ЛД соответственно 5 — после одновременного заряжения ЛД и ЛД б — после совместного действия накопления протонов и оптического заряжения ЛД [26]

Соотношение (16.7) справедливо для всех систем, для которых распределение по подуровням возбужденного состояния не зависит от частоты возбуждающего света и вообще от способа возбуждения. Кроме того, для выполнения соотношения (16.7) необходимо выполнение ряда дополнительных условий — отсутствие в системе поглощающих, но не люминесцирующих примесей, отсутствие невозбуждающего поглощения и т. д. Следует отметить, что соотношение (16.7) применимо не только для электронно-колебательных спектров сложных молекул, но и для любых других систем, состоящих из двух подсистем быстрой и медленной. Необходимо только, чтобы время перераспределения энергии внутри медленной подсистемы значительно превосходило длительность возбужденного состояния быстрой подсистемы, как это имеет место у сложных молекул, где рассматриваются переходы между колебательными подуровнями нижнего и первого возбужденного электронных состояний. В сложных молекулах между актами поглощения и испускания света происходит довольно быстрое перераспределение энергии по колебательным степеням свободы, в результате чего перед актом испускания устанавливается равновесное (температурное) распределение по колебательным уровням возбужденной молекулы. В то же время подобное равновесие электронных состояний не имеет места — в возбужденном электронном состоянии имеется значительный избыток молекул. [c.368]

Универсальное соотношение Степанова. На основании изложенного и с учетом многочисленных экспериментальных фактов, в частности независимости контура полосы флуоресценции от частоты возбуждающего света, можно утверждать, что у сложных молекул между актами поглощения и испускания света происходит очень быстрое перераспределение энергии по колебательным степеням свободы. Поэтому перед актом испускания устанавливается температурное равновесие по колебательным уровням возбужденной молекулы. Однако полное равновесие в системе отсутствует, так как в возбужденном электронном состоянии имеется значительный избыток молекул. [c.254]

Люминесценция — один из широко распространенных в природе видов излучения. Она возникает в результате поглощения веществом энергии возбуждения и перехода его частиц из нормального в возбужденное электронное состояние. Обычно возбужденные частицы очень быстро, за время 10 —10 с, теряют свою избыточную энергию и возвращаются в нормальное невозбужденное состояние. Такой переход может осуществляться безызлучательно путем передачи энергии возбуждения окружающей среде в виде тепла или с излучением, которое и будет называться люминесценцией. [c.168]

Формулы (14) и (15) позволяют вычислить эффективное сечение атома водорода, ведущее к переводу его из нормального в п-е состояние. Метод пригоден для быстрых электронов (приближение Борна). Вообще говоря, быстрым можно считать падающий электрон, если его скорость v удовлетворяет условию (г /и) 1, где а — скорость порядка скорости электрона, движущегося внутри атома. [c.470]

Действительно, эта быстрая релаксация приводит к термализации молекулы в верхнем электронном состоянии. Следовательно, вероятность заселенности данного колебательного уровня этого состояния определяется выражением (2.176). Поэтому в простых молекулах заселяется преимущественно низший колебательный уровень. [c.97]

Устойчивость непроводящего состояния может быть нарушена в диэлектриках с помощью сильного электрического поля, которое ускоряет освобождающиеся электроны (или дырки) до такой энергии, при которой они уже не могут быть захвачены поляризацией диэлектрической среды и переведены в малоподвижное состояние. Быстрые электроны вызывают ударную ионизацию, концентрация носителей заряда лавинно нарастает, что в конечном итоге приводит к электрическому пробою — изолятор превращается в проводник. [c.43]

Исследования особенностей поведения быстрых электронов, испускаемых при радиоактивном распаде урана, принесли и новые открытия в механике. Эти исследования обнаружили совершенно новое явление, неизвестное до тех пор. Оказалось, что ускорения, получаемые электроном, зависят не только от действия окружающих тел, но и от состояния движения самого электрона (от его скорости). [c.109]

Ферми при этом будет расширяться до тех пор, пока не достигнет границы зоны Бриллюэна, после чего при дальнейшем добавлении электронов число имеющихся в наличии электронных состояний начинает быстро уменьшаться, по мере того как добавляемые электроны сосредоточиваются в области более высоких значений энергии (фиг, 2,а). Предположим, что энергетические зоны не [c.225]

Однако в спектре проявляется довольно ограниченное число таких переходов. Это связано с тем, что существует принцип Франка — Кондона, который формулируется следующим образом. При переходе молекулы из одного электронного состояния в другое перераспределение электронной плотности происходит настолько быстро, что расстояние между более тяжелыми ядрами не успевает измениться. [c.73]

Существенный прогресс в фотоэлектрических измерениях был достигнут в 40—50-е годы, когда в практику начали широко внедряться фотоэлектронные умножители (ФЭУ). Основной недостаток вакуумных фотоэлементов — малая величина вырабатываемых ими электрических сигналов — преодолевается в ФЭУ усилением фототока с помощью вторичной электронной эмиссии. Это явление заключается в освобождении электронов из металла или полупроводника при бомбардировке поверхности пучком быстрых электронов. Отношение числа освобождаемых электронов к числу падающих на поверхность, называемое коэффициентом вторичной эмиссии, зависит от скорости и угла падения пучка электронов, вида и состояния поверхности и для некоторых веществ может достигать [c.460]

Понятие квантового выхода фотолюминесценции приобретает эвристический смысл только в тех случаях, когда спектр испускания не зависит от частоты возбуждающего света. С подобной ситуацией мы сталкиваемся в сложных системах, в которых спектр испускания возникает при переходах только с самого нижнего из возбуждённых электронных состояний и не зависит от запаса колебательной энергии, полученной при возбуждении. В таких системах вероятности внутримолекулярных неоптических переходов значительно превосходят вероятности соответствующих оптических переходов, быстро происходит процесс внутримолекулярного перераспределения энергии и перед актом испускания света молекула оказывается в состоянии 2 (см. рис. 1.2, а), практически независимо от способа возбуждения. [c.28]

О дальнейших стадиях восстановительного процесса можно судить с уверенностью на основании результатов исследования полусферических областей с возбужденными атомами неона. Естественной реакцией дуги на увеличение катодного падения должно явиться увеличение эмиссионного тока катода с одновременным увеличением средней энергии электронов, поступающих в плазму из области катодного падения. Эти потоки быстрых электронов способны вызвать усиленную ионизацию ртутного пара даже в условиях начавшегося снижения его концентрации, тем самым положив начало активизации дуги. Ее заключительной стадией, от которой зависит исход данного критического состояния, является усиленная бомбардировка катода положительными ионами. Результатом этого увеличения притока энергии к катоду при благоприятном стечении обстоятельств должно явиться новое бурное вскипание катода с последующим восстановлением нарушенных условий высокой плотности пара в катодной области дуги. [c.131]

В результате электрического разряда между электродами 4 и 5, расположенными в камере, возникают быстрые электроны, переводящие газовые молекулы в возбужденное состояние. Возвращаясь в исходное состояние, эти молекулы образуют кванты света, который, проходя через оптическую систему 6, S и 9, фокусируется на свариваемом изделии 10, расположенном на сварочном манипуляторе с пультом управления 11 и при высокой концентрации энергии осуществляется локальное расплавление кромок свариваемого изделия. Измеритель мощности проходного 12 и калориметрического типа 13 позволяет контролировать параметры процесса. [c.366]

Рис.6.16. Энергетический спектр быстрых электронных состояний на реальной (о и б), термически окисленной (в) поверхностях монокристаллов кремния и в аморфном кремнии (г). Цифры у кривых соответствуют на рис. а) использованию разных трави-теяей и температур вакуумирования на рис. б) химическому модифицированию поверхности. Пункгирные пики (в) — плотность состояний от дислокаций в объеме кремния [26,30]

Для сварки также часто применяют газовые лазеры, рабочим телом которых является смесь газов. Такие лазеры возбуждаются электрически51 разрядом. Типичной конструкцией такого лазера является заполненная смесью газов трубка, ограниченная с двух сторон строго параллельными зеркалами непрозрачным и полупрозрачным (рис. 89, б). В результате электрического разряда между введенными в трубку электродами возникают быстрые электроны, которые переводят газовые молекулы на возбужденные уровни. Возвращаясь в основное состояние, эти молекулы образуют кванты света совершенно так же, как и в твердотельном лазере. [c.167]

Теория явления показывает, что первые переходы сопровождаются испусканием электронов Оже, а при переходе из состояния 2р в состояние Is испускаются у-кванты. Так как радиусы р,-мезонных орбит известны, то может быть подсчитана и энергия испускаемых у-лучей. При этом значение ( т)теор оказалось очень чувствительным к функции распределения заряда в ядре. Например, для ядра свинца с точечным зарядом ( т)теор в три раза больше, чем при равномерном распределении заряда внутри сферы радиусом R = ГоА при Го = 1,3- Ю- з см. Поэтому, измеряя (ЕтЬксш можно оценить радиус ядра и найти величину Го. Такие измерения были сделаны в опытах Фитча и Рейн-вотера и дали для Го тяжелых ядер значение 1,20- 10- см, близкое к результату, полученному из опытов по рассеянию быстрых электронов (ср. с 3). [c.555]

Формирование электронных полос поглощения и люминесценции происходит в результате наложения этих двух статистических распределений распределения вероятностей соответствующих электронно-колебательных переходов (конфигурационное распределение) и распределения молекул по колебательным уровням исходного электронного состояния [тепловое распределение). Форма контуров, образующихся полос поглощения и люминесценции, изображена соответственно в левой и правой частях рис. 67. В отли--чие от полосы поглощения полоса люминесценции построена так, что в коротковолновой ее части происходит гораздо более быстрее падение интенсивности свечения, чем в длинноволновой. [c.173]

Для люминесцирующих молекул при изменении длины волны возбуждающего света в пределах электронной полосы поглощения спектр люминесценции не зависит от длины волны возбуждающего света. Эта независимость обусловлена быстрой (но сравнению с временем жизни возбуждённого электронного уровня) релаксацией энергии по колебат.-вращат. иодуровням электронного состояния. В частности, при возбуждении -- в длинноволновой части спект- ралъной полосы поглощения нек-рая часть энергии люминесценции приходится на более коротковолновую антистоксовую область. В этом случае возбуждающий квант hvg атом поглощает из возбуждённого колебат. состояния [c.108]

ВОЛНЫ ЗАРЯДОВОЙ ПЛОТНОСТИ в металлах— периодич. перераспределение в пространстве электронного, ионного и суммарного зарядов, обусловленное малыми периодич. смещениями попов около их поло кений равновесия в кристаллич. решётке [1]. Состояние с В.з.п. обнаруживается по рассеянию рентг. лучей, быстрых электронов и нейтронов для него характерно присутствие дифракц. пиков исходной решёт- [c.331]

Требуемое нач. состояние К, п. может быть создано др. способом, иаир. при помощи импульсного безэлект-родного разряда либо пучка быстрых электронов. К. п. может быть получена также при быстром и глубоком адиабатич. расширении плазмы в сверхзвуковых соплах. [c.492]

Мин. энергия, требуемая для эмиссии электрона при фотоэлектрич. эффекте, при вторичной электров-ной эмиссии, когда эмиссия происходит не в результате спонтанного теплового возбуждения за счёт внутр. энергии тела, а под действием впеш. источника (света, быстрого электрона), в общем случае отличается от Р. в., к-рую поэтому для определённости называют термоэлектронной Р. в. В металлах и сильно легированных (вырожденных) полупроводниках, в к-рых верх, уровень заполненных электронами состояний совпадает с фотоэлектрич. Р. в. совпадает с термоэлектронной Р. в. Но в сравнительно чистых полупроводниках верхний заполненный уровень совпадает с краем валентной зоны, к-рый во мн. случаях ниже р, вследствие чего фотоэлектрич. Р. в. больше термоэлектронной Р. в. [c.194]

ФРАНКА—КОНДОНА ПРИНЦИП—утверждает, что электронные переходы в молекулах происходят очень быстро по сравнению с движением ядер, благодаря чему расстояние между ядрами и их скорости при электронном переходе не успевают измениться. Ф.— К. п. соответствует адиабатическому приближению и основан на приближённом разделении полной энергии молекулы на электронную энергию и энергию движения ядер (колебательную и вращательную), согласно Борна—Оппенгеймера теореме. По Ф.— К. п. в простейшем случае двухатомной молекулы наиб, вероятны электронные переходы, изображаемые вертикальными линиями на диаграмме зависимости потенц. энергии от межъядерного расстояния для двух комбинирующих электронных состояний (см. рис. 3 при ст. Молекулярные спектры). Впервые Ф.— К. п. сформулирован Дж. Франком (1925) на основе полуклассич. представлений, а Э. Кондон дал (1926) его квантовомеханич. трактовку. [c.372]

Первое отличие состоит в том, что функция формы полосы флуоресценции заменена на функцию J формы полосы поглощения. Второе отличие касается физического смысла функции Ano(uib, o,t)- В случае флуоресценции функция ni описывает число молекул пришедщих в возбужденное синглетное состояние, т. е. совпадает с функцией, определяющей согласно формуле p t) = rii t)/Ti двухфотонный коррелятор. Наоборот, в формуле (13.3) присутствует функция Дпо(шь, ojq, t), описывающая число молекул, ущедших из основного электронного состояния. В случае, когда мы принимаем во внимание только основное и первое возбужденное синглетное состояние, разницы между ними нет, потому что все возбужденные молекулы автоматически отсутствуют среди невозбужденных. Однако практически все органические молекулы описываются трехуровневой энергетической схемой (рис. 3.3), где между основным и возбужденным синглетным уровнями имеется триплетный уровень, присутствие которого сильно изменяет ситуацию. После электронного возбуждения происходит интеркомбинационный безызлучательный переход молекулы с возбужденного синглетного уровня на триплетный. Времена этого процесса находятся в наносекундной шкале, а переход с триплетного уровня на основной синглетный уровень происходит на три-девять порядков медленнее. Поэтому синглетно возбужденные молекулы очень быстро переходят на триплетный уровень, где и находятся весьма долго. Следовательно, хотя в синглетном возбужденном состоянии молекулы отсутствуют, провал в населенности основного состояния все же имеется, т, е. функция Ano wb, u)o,t) в формуле (13.3) отлична от нуля. Провал будет существовать до тех пор, пока молекула находится в три-плетном состоянии. Это время доходит до секунд. Именно долгое существование провала Ащ шь, шо, О населенности основного состояния и быстрое исчезновение ni возбужденных молекул после выключения возбуждающего [c.172]

Исследование структуры малых частиц можно проводить многими методами, применяемыми при изучении поверхности твердого тела (см. [103]). Однако наиболее распространены методы электронной Оже-спектроскопии (ЭОС) [1041 и рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии (РФЭС) [105[. По существу оба этих метода основаны на выбивании электрона из К- L- или М-оболочки атома налетающим быстрым электроном либо рентгеновским у-квантом. Образующаяся вакансия немедленно заполняется электроном с более высокого энергетическо1 о уровня. При этом атом остается в возбужденном состоянии, энергия которого может освободиться двумя путями испусканием характеристического рентгеновского излуче- [c.27]

Вот как писал Габор о своем состоянии в те годы В то время я очень интересовался электронным микроскопом. Это был удивительный прибор, который давал разрешение в сто раз лучше, чем оптический микроскоп и тем не менее не оправдывал надежд на разрешение атомов кристаллической решетки. Длина волны быстрых электронов (около 0,05) Абыла для этого достаточной, но электронная оптика оказалась довольно несовершенной. Наилучшая электронная линза, которая могла быть изготовлена, по оптическим характеристикам была сравнима с дождевой каплей, а не с объектом оптического микроскопа и никогда не могла быть усовершенствована. Теоретический предел электронного микроскопа оценивался в то время в 4 Л, что было в два раза хуже величины, требуемой для разрешения атомов кристаллической решетки. На практике же достижимый предел не превышал 12 А. Эти пределы вытекали из необходимости ограничивать угловую апертуру электронной линзы до нескольних миллирадиан. При такой апертуре сферические аберрации равнялись дифракционному пределу разрешения. Увеличение апертуры вдвое приводило к уменьшению дифракционного предела в два раза, но при этом сферические аберрации возрастали в восемь раз. Регистрируемое в этих условиях изображение получалось безнадежно размытым. После длительного размышления над этой проблемой я в один из прекрасных весенних дней 1947 г. неожиданно нашел ее решение . Оно появилось из-за необходимости исправления сферической аберрации электронных линз. [c.42]

В конденсированной фазе взаимодействия атомов и молекул между собой значительно сильнее, чем в газовой фазе. Эти взаимодействия тормозят свободное вращение и приводят к тому, что молекулярные колебания и электронные возбуждения могут очень быстро дезактивироваться. Скорость дезактивации между первым возбужденным электронным уровнем и основным уровнем может принимать значения 10 с , а для переходов между возбужденными электронными уровнями она может достигать значений 10 с . Причиной этой электронной дезактивации служат колебательные движения в окрестности возбужденней молекулы. Поэтому при электронной дезактивации преимущественно возбуждаются колебания молекулы или колебания окружающей решетки, так называемые фононы. Скорость релаксации колебательных уровней Скол может в основном электронном состоянии принимать значения до 10 с , а в возбужденных электронных состояниях — до 10 с . [c.32]

На рис. 1.8 в качестве примера представлены также электронные уровни органической молекулы и соответствующие переходы. На основании рис. 1.8 и указанных численных значений можно сделать следующий вывод. Если молекула возбуждается на более высокий колебательный подуровень уровня 5ь то вследствие колебательной релаксации она очень быстро, т. е. примерно за 10- с, переходит в бесколебательное состояние. (Если колебательные кванты сравнимы с то вместо перехода в бесколебательное состояние установится равновесное распределение в состоянии 5i с соответствующим заселением возбужденных колебательных уровней.) Из бесколеба-тельного состояния уровня 5] молекула релаксирует с типичным временем жизни 10 с на возбужденные колебательные уровни основного электронного состояния. Это колебательное возбу- [c.32]

Конфигурационное вырождение имеет место почти во всех молекулах, содержащих одинаковые ядра. Чем ниже структурная симметрия молекулы, тем, вообще говоря, больше степень конфигурационного вырождения, которая очень быстро увеличивается с ростом размеров молекулы. Простые симметричные молекулы, такие, как.ЗОг или ВРз, в основных электронных состояниях не имеют конфигурационного вырождения, так как для каждой из них имеется только одна пронумерованная форма. Однако возможно, что SO2 в возбужденном электронном состоянии имеет неодинаковые равновесные длины связей если это действительно так, то в таком возбужденном электронном состоянии молекула может иметь две равновесные конфигурации с различной нумерацией ядер, показанные на рис. 9.3, и каждый уровень может быть конфигурационно дважды вырожден, если между этими формами нет туннельного перехода. Интересно, что для асимметричной молекулы S 02 компоненты пар уровней, на которые расщеплялись бы эти пары за счет туннелирования, относятся к таким типам симметрии, что ядерный статистический вес одного из подуровней пары равен нулю (поскольку ядра 0 являются бозонами), а, следовательно, расщепление не может проявляться. Таким образом, туннельный переход вызывает сдвиг, но не расщепление уровней (см. рис. 5 в работе [98]), и хотя каждый колебателыю-вращательный уровень обладает двукрат- [c.225]

Альтернативным (взаимоисключающим) подходом к вычислению свойств переноса электронов в жидких металлах является вычисление электронных состояний, т. е. зонной структуры для разупорядоченной системы. Несмотря на то что в последние годы в этой области достигли значительного успеха, результаты теоретических расчетов пока невозможно сравнивать с экспериментальными данными. Более детально этим занимался Кьюзак [291]. Большая часть опубликованных работ была проделана с моделью одномерной цепочки жидкости, в которую разупорядочение вносили только, изменяя межатомный промежуток. Такие модели, не способные дать нужные результаты для сравнения с действительной жидкостью, могут помочь найти методы вычисления для использования в более точных аппроксимациях [298, 299, 323, 325]. Результаты, полученные Мейкинзоном и Робертсом [325], показывают, что энергетический разрыв может быть даже при нарушении дальнего и ближнего порядков, но он быстро закрывается, когда степень разупорядочения увеличивается. [c.109]

Первые попытки применения квантово-механической теории энергетического состояния электронов в диэлектриках и полупроводниках к интерпретации фотохимических и фотоэлектрических явлений в щелочно-галоидных кристаллах принадлежат П. С. Тар-таковскому [71]. На основе имевшихся в то время экспериментальных данных и общих соображений об энергетических уровнях в кристаллах Тартаковским впервые была построена схема энергетических уровней для ряда щелочно-галоидных соединений с учетом локальных электронных состояний различных центров окраски. Анализируя электронные переходы между различными уровнями энергии кристалла, можно было объяснить ряд оптических и фотоэлектрических свойств окрашенных кристаллов ще-лочно-галоидных соединений с единой точки зрения. Однако в отличие от полупроводников, для которых свет в области их фундаментального поглощения является фотоэлектрически активным, в щелочно-галоидных кристаллах не наблюдается внутреннего фотоэффекта под действием света в области первой полосы собственного поглощения. По этой причине попытки применения зонной теории к толкованию всей совокупности явлений, связанных с собственным поглощением, фотопроводимостью и люминесценцией щелочно-галоидных кристаллов наталкивались на существенные затруднения. Некоторые фундаментальные экспериментальные факты относительно свойств окрашенных щелочно-галоидных кристаллов не получили объяснения ни в энергетической схеме Тарта-ковского, ни в подобных более всеобъемлющих схемах, предлагавшихся позднее. В частности, оставалась совершенно непонятной сама возможность образования в кристалле столь устойчивой окраски под действием света или рентгеновых лучей, какая в действительности наблюдается у щелочно-галоидных кристаллов. В самом деле, при образовании в процессе фотохимического окрашивания свободных электронов, локализующихся затем на уровнях захвата, в верхней зоне заполненных уровней энергии должны образоваться свободные положительные дырки. Вследствие диффузии этих дырок в верхней зоне заполненных уровней вероятность их рекомбинации с электронами, локализованными в центрах окраски, должна быть достаточной, чтобы кристалл быстро обесцветился даже в темноте. Между тем, известно, что окраска кристалла весьма устойчива и сохраняется в темноте очень продолжительное время. Возможность локализации положительных дырок в предлагавшихся квантово-механических моделях не рассматривалась. [c.30]

Различают непрерывный и линейчатый спектры рентгеновского излучения. Непрерывный спектр связан с излучением быстрого электрона при его торможении в теле антикатода. При увеличении ускоряющего напряжения U и, следовательно, кинетической энергии электронов mv t2 = eU) коротковолновая граница этого тормозного излучения смещается (максимальная энергия и.злучаемых рентгеновских квантов Йш равна кинетический энергии eil бомбардирующих электронов) и, кроме того, появляются узкие максимумы (характеристическое излучение). Длины волн этих дискретных линий зависят от того, какой химический элемент использован в качестве материала антикатода. Электрон, бомбардирующий антикатод, обладает большой кинетической энергией и мижет выбить электрон с внутренней оболочки атома. В результате атом оказывается возбужденным и может совершить квантовый переход в основное состояние с испусканием кванта электромагнитной энергии. Благодаря бшыпий разности энергий основного состояния и состояния с возбуждением электрона внутренней оболочки для всех атомов с атомным номером Z порядка 10 или больше это излучение принадлежит рентгеновской области спектра. [c.9]

Радиационное структурирование экструдированного листа позволяет исключить прорыв стенок ячеек газами, образующимися в процессе разложения порообразователя, поскольку при температуре его разложения (200—210 °С) несщитый полиэтилен практически не имеет сколько-нибудь существенной прочности. Являясь термопластичным полимером, полиэтилен при такой температуре переходит в вязкотекучее состояние. Облучение его быстрыми электронами приводит к образованию поперечных связей. Таким способом повышается прочность полиэтилена при температуре разложения порообразователя и создается возможность удержания газов в ячейках материала. [c.210]

Значительно более определенным представляется вопрос о причинах увеличения продолжительности существования дуги в присутствии газовой среды, в чем известную роль сыграли опыты с неоном, описанные в 29. При относительно низких давлениях среды ее влияние на дугу сводится ксыючительно к повышению эффективности восстановительного механизма без заметных признаков увеличения ее устойчивости в точном смысле этого слова, о чем можно судить по характеру изменения кривой 0(/). Это и понятно. При низких давлениях газовая среда не изменяет существенно условий в пределах самого функционирующего катодного пятна, где концентрация нейтральных и заряженных частиц достаточно высока и контролируется самим разрядом. Заметную роль она может приобрести лишь при критических состояниях дуги, сопровождающихся резким уменьшением концентрации атомов ртути в катодной области разряда и повышением катодного падения. В этих критических обстоятельствах атомы газа, возбуждаемые быстрыми электронами, могут заметно способствовать повышению интенсивности ионизационного процесса, производя ионизацию ртутного пара посредством ударов второго рода и внося, таким образом, свой вклад в процесс восстановления дуги. На облегчение условий восстановления разряда из его переходной формы в присутствии газовой среды указывает не только установленное нами повышение вероятности положительного исхода, выражающееся в увеличении показателя степени -фо согласно соотношению (16), но и заметное сглаживание импульсов напряжения на осциллограммах, снятых в присутствии газа. [c.142]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...