Измерение скорости дрейфа электронов

Для измерения скорости дрейфа электронов в чистом этилене и в этилене с добавлением малых количеств паров воды был применен метод определения времени пролета [36]. Результаты приведены а рис. 144. На линейном участке кривых (вплоть до величины /Р = 0,1 скорость дрейфа электронов в смеси, содержащей пары воды (количество которых f выражено как парциальное давление воды, деленное на сумму парциальных давлений воды и этилена), равна [c.156]

Аппроксимация результатов экспериментальных исследований по измерению скорости дрейфа электронов в газе дипольных молекул под воздействием электрического поля. [c.71]

На рис. 61 приведены измеренные величины скоростей дрейфа электронов в различных газах. При увеличении Х1Р возрастают как v , так и с, но результаты получены в [c.194]

На рис. 143 представлены результаты некоторых измерений зависимости скорости дрейфа электронов от напряженности приложенного поля Е и давления Р [29—33]. Влияние температуры на скорость дрейфа электронов [34] характеризуют данные табл. 65. Взаимосвязь скорости дрейфа W и коэффициента диффузии электронов К характеризуют следующие данные [35] . [c.155]

Поэтому еще в работах [111, 334] предлагалось находить сечения методом последовательных приближений. Вначале выбирается набор сечений в нулевом приближении. С помощью этого набора сечений численным интегрированием уравнения Больцмана находятся ФР электронов по скоростям, по которым рассчитываются коэффициенты диффузии и скорости дрейфа электронов в электрическом поле. Полученные значения сравниваются с результатами измерений в широком диапазоне изменения параметра i/N в электронных роях. В случае расхождения расчетных и экспериментальных значений вносятся поправки в исходный набор сечений. Вся процедура повторяется до тех пор, пока не достигается согласие расчетных и экспериментальных значений коэффициентов диффузии и скоростей дрейфа электронов во всем диапазоне. Расчеты показали, что использованные транспортные коэффициенты определяются низкоэнергетической частью ФР, так что по ним можно уточнить только транспортные сечения и сечения вращательного и колебательного возбуждения. Для подбора сечений электронного возбуждения молекул предлагалось использовать измеренные экспериментально коэффициенты скорости ионизации и неупругих процессов возбуждения (если такие данные имеются). Но сравнение результатов такого подбора сечений с результатами прямых экспериментов с пересекающимися пучками показало, что такая процедура (по существу, решение обратной математической задачи) является неоднозначной. Она дает хорошие результаты только в том случае, когда форма зависимости сечения от энергии достаточно хорошо известна. Например, было уточнено абсолютное значение сечения колебательного возбуждения молекул азота [349], впоследствии подтвердившееся прямыми измерениями. В то же время попытка подобрать сечения электронного возбуждения оказалась весьма неудачной [350, 351]. [c.81]

Перейдем, далее, к рассмотрению движения ионов в неоднородных полях, когда- -1 не пренебрежимо мало по сравнению с X. Следует иметь в виду, что подвижность может быть строго определена только в том случае, если соблюдаются равновесные условия для движения ионов. Эти условия состоят, например, в том, что ионы должны иметь такую же скорость беспорядочного движения, что и молекулы газа, или что они должны терять при соударении в среднем определенную часть своей энергии и возмещать ее за счет поля. Ионы, начавшие движение с нулевой скоростью, должны пройти определенное расстояние и испытать несколько столкновений, прежде чем будут достигнуты равновесные условия. Это означает, что подвижность, измеренная в однородных полях вблизи точек, откуда ионы начинают свое движение, должна быть большей, так как ионы не рассеиваются, а только ускоряются в направлении поля. Подобно этому ионы, двигающиеся в неоднородных полях, никогда не находятся в равновесии с полем. Например, в убывающих полях скорость дрейфа будет, вообще говоря, много больше, чем скорость, соответствующая постоянному полю в этой же точке (см. электроны в неоднородных полях). В сильно неоднородных полях скорость дрейфа иона, вероятно, определяется разностью потенциалов, пройденной ионом на длине свободного пробега. [c.123]

Чтобы выяснить, когда имеет смысл пользоваться коэффициентом а/р, необходимо рассмотреть движение электронов в опытах по измерению ajp. В обычных условиях опыта катод эмиттирует фотоэлектроны, которые ускоряются однородным полем и образуют электронное облако. Облако движется в газе, находящемся при расширяясь при этом вследствие диффузии и электростатического расталкивания. Электроны движутся в направлении поля со скоростью дрейфа, которая, вообще говоря, мала по сравнению с хаотическими (тепловыми) скоростями, приобретаемыми при частых упругих столкновениях или неупругих столкновениях с малой потерей энергии. Хаотическая и дрейфовая скорости, соответственно с и находятся между собой в определенном соотношении [c.194]

Измерение площади пика. Для измерения площади пика применяют интеграторы. Применявшиеся ранее электромеханические интеграторы не получили распространения в связи со сложностью их конструкции, недостаточной надежностью и лишь незначительно меньшей погрешностью по сравнению с ручными Методами первичной обработки результатов анализа. Значительно меньшая погрешность достигается при применении электронных цифровых интеграторов с автоматической коррекцией дрейфа нулевой линии и автоматической печатью площади и времени удерживания каждого пика. Эти интеграторы обладают высокой чувствительностью, скоростью счета и позволяют проводить приближенное автоматическое интегрирование частично разделенных пиков. Применение электронного цифрового интегратора делает определение площади пика не зависящим от характеристик регистратора и исключает один из источников погрешностей количественного расчета хроматограмм. [c.379]

Рис. 70. Измерение скорости дрейфа электронов. ДЗЮТ НЗ ПОЛОЖИТелЬ-

Скорость дрейфа электронов в молекулярных газах не может быть вычислена на основании (4.21), считая = onst, так как даже при наименьших значениях Xjp число неупругих столкновений довольно велико. В этом можно убедиться, например, путем измерений коэффициента х в зависимости от [c.130]

До сих пор рассмотрение кинетики реакций диссоциации ионов основывалось на совершенно косвенных данных. Естественно, было бы весьма заманчивым провести прямые измерения скоростей реакций, чтобы показать, что наблюдаемое соответствие не есть чистая случайность, что оно не является следствием применения настолько гибкой теории , нри помощи которой можно объяснить любые закономерности в масс-спектрах. Такие измерения можно провести на импульсном время-пролетпом (ВП) масс-сиектрометре. Прибор такого типа описан Катценштейном и Фрид-ландом [14] и Уайли и Мак-Ларепом [15]. Принцип действия прибора чрезвычайно прост. В эквипотенциальном пространстве происходит ионизация газа электронным импульсом. Спустя время ti выталкивающий импульс направляет ионы в пространство, где они ускоряются и поступают в эквипотенциальное пространство дрейфа. Для ионов, ускоренных до одной и той же энергии, время прохождения пространства дрейфа обратно пропорционально корню квадратному из массы иона. Простейшая коллек- [c.276]

Действительно, на основании ряда зондовых измерений можно было предположить, что перед катодом накапливается положительнр,1Й пространственный заряд настолько значительный, что потенциал пространства в этой области оказывается много выше напряжения разряда и во всяком случае выше, чем самый низкий потенциал возбуждения. Вопрос о том, как возникает этот пространственный заряд и каким образом электроны приобретают энергии, достаточные для преодоления тормозящего действия отрицательного поля между пространственным зарядом и анодом, до сих гюр остается открытым. Ток на анод в этом случае может протекать через эту область только прн условни, если диффузионная скорость дрейфа будет превышать скорость дрейфа в отрицательном поле последнее возможно лишь прн значгггельных градиентах концентрации и высоких температурах электронов. Экспериментальные факты, выдвигаемые в подтверждение такой схе п,1, неубедительны. Например, предпола1ается, что существует ограниченная область высокого положительного потенциала, в которой наблюдается интенсивное свечение ( огненный шар ) и которая не пропускает электронов, так что ток, текущий на анод, должен был бы огибать область этого свечения. Другое объяснение предполагает ускорение электронов столк-новения. ш второго рода (глава 3, 3). [c.296]

В слаботочных дугах отсутствует сколь-либо значительное гидроди-наМ Ичеокое течение, и ионы движутся от анода к катоду под действием электрического поля. Для поддержания этого постоянного потока ионов, необходимого с точки зрения электрической нейтральности столба дуги, если исключить эмиссию ионов с анода, связанную с его абляцией, должно происходить образование ионов в тонком слое, прилегающем к аноду. В соответствии с данными Хокера и Беза [Л. 8] образование ионов в этом слое может происходить либо за счет ионизации полем, либо за счет термической ионизации. В первом случае падение потенциала в этом слое должно быть равно по крайней мере первому потенциалу возбуждения (полагая ступенчатую ионизацию) газа, образующего атмосферу дуги во втором случае падение напряжения в слое меньше, чем первый потенциал возбуждения. В обоих случаях для получения ионов необходима затрата определенной энергии электрического поля. Эта энергия поля передается электронам, в результате чего они приобретают способность производить ионы путем столкновения. Однако, так как соотношение между числом электронов и числом ионов, проходящих через произвольное сечение столба дуги, пропорционально отношению скорости дрейфа, то только незначительная доля электронов (менее 1%) участвует в процессе ионизации. Большая часть электронов проходит через прианодный слой, не отдавая тяжелым частицам вновь полученную энергию. Таким образом, в слаботочных дугах практически энергия поля прианодного слоя передается аноду путем соударения электронов. Согласно Хокеру и Безу [Л. 8] толщина прианодного слоя, образованного отрицательным пространственным зарядом, имеет порядок величины одного свободного пробега электронов (от одного до нескольких микрон). Это значение толщины хорошо согласуется с величиной, измеренной Блоком и Финкельнбургом [Л. 9] с помощью зонда согласно их измерениям толщина слоя равна 2 мк. Непосредственно я 115 [c.115]

Для обработки полученных кривых по уравнению (2.210) необходимо знать зависимость концентрации электронов от величины разрядного тока. Эта зависимость приведена на рис. 2.22, на котором кривая 1 построена но результатам обработки ионных ветвей зондовых характеристик по способу, предложенному в [219] в предположении, что а = njrie 2, где п — концентрация отрицательных ионов, а также по результатам измерения пло-ш,адей под кривыми функции распределения электронов по энергиям. Кривая 2 (рис. 2.22) рассчитана по измеренной средней плотности тока разряда и скоростям дрейфа, взятым из [220], по полученным значениям E/N, При токах ниже 50—70 мА обе кривые дают линейное увеличение Пе с ростом [c.105]

Предполагают (96, 97], что у радиационных электретов и ко-роноэлекуретов, полученных исключительно инжекцией носителей зарядов извне, стабильность зарядов обусловлена дрейфом инжектированных носителей в полимере. Например, при облучении полимерной пленки электронами низкой энергии последние проникают на - 0,7 мкм в глубь пленки. Если на пленку нанести электроды и их закоротить, электроны будут двигаться к близлежащему электроду — к облучаемой поверхности. Если электроды разомкнуть, электроны будут двигаться в противоположную сторону. Измеряя термостимулированные токи в таких пленках, определяют подвижность носителей, глубину ловушек. Подвижность носителей определяют и по изотермическому разряду. Полагают, что инжектированные заряды захватываются и мелкими, и глубокими ловушками. С ростом температуры заряжения (в короне) глубина ловушек увеличивается, что и способствует более длительному сохранению зарядов. Поэтому с повышением Т п скорость спада зарядов, например в ФЭП-тефлоне, снижается [67]. Измерения термостимулированных токов указывают на дискретность распределения ловушек. Поэтому рост стабильности электретов при повышении Т п стали oбъя ня Ii большим захватом в глубоких ловушках и меньшим в мелких. [c.68]

Измерение площадей пиков (или величин, пропорциональных площади) получило большее распространение, чем измерение высот. Это, видимо, связано, во-первых, с тем, что при использовании высот пиков линейный диапазон несколько меньше, чем при использовании площадей, и, во-вторых, с большей зависимостью высот пиков от параметров опыта. В то же время следует отметить, что измерение высот полнее удовлетворяет требованиям, предъявляемым к измерениям пиков, — метод прост, дешев, обладает хорошей воспроизводимостью. При расчете пиков, частично разделенных или выходящих на хвосте соседних пиков, воспроизводимость гораздо выше, если для расчета использовать высоты, а не площади. По данным Динса [2], воспроизводимость в случае измерения высот полностью разделенных пиков была лучше, чем в случае измерения площадей даже при использовании электронного интегратора с автоматической коррекцией дрейфа нуля. При использовании высот пиков для расчета количественного состава следует иметь в виду, что воспроизводимость результатов повышается с увеличением постоянства скорости газа-носителя и скорости ввода пробы. [c.162]

Датчик термоанемометра с пульсирующей нитью также устанавливается на фиксированном расстоянии от стенки, иногда до 10 мм. Данный метод базируется на известном принципе, основанном на измерении местной скорости путем определения времени пробега теплового импульса (тепловой метки), генерируемого периодически нагреваемой электрическим током нитью [188]. Дрейфуя вместе с потоком, тепловой импульс регистрируется одной из двух дополнительных чувствительных проволочек, которые устанавливаются на одинаковом фиксированном расстоянии от обтекаемой поверхности, располагаясь под прямыми углами к пульсирующей нити по каждую сторону от нее. По времени задержки между посланной и принятой тепловыми метками можно определить величину местной скорости. В качестве термометра сопротивления обычно используется платиновая проволока диаметром 2—5 мкм, закрепленная на токоподводах датчика. Такой инструмент может быть использован в высокотурбулентных течениях, включая области, в которых направление течения меняется по знаку. Вместе с тем датчики такого типа весьма громоздки, непросты в эксплуатации, а сама электронная схема сложна и частотный диапазон системы довольно узкий. Все это существенно ограничивает применение импульсного термоанемометра в практике эксперимента. Детали конструкции таких датчиков и возможные ошибки измерений изложены в [21, 179]. [c.52]