Электрон в поле постоянного потенциала

Если поместить в коллоидный раствор электроды, соединенные с источником постоянного тока, то частицы двигаются по направлению к полюсу, имеющему заряд, простивоположный заряду внутренней обкладки двойного слоя. Достигнув электрода, частицы, разряжаясь, прилипают к его поверхности. Часть ионов внешней обкладки двойного слоя (ближайшие к ядру мицеллы) увлекаются вместе с коллоидной частицей, а часть движется к другому полюсу. Потенциал поверхности движущейся в электрическом поле частицы (на рис. 57 она примерно соответствует обведенной пунктиром) называется электро-кинетическим и обозначается буквой С (дзэта), а самое явление движения частиц в электрическом поле называется электрофорезом (катафорезом — в случае движения частиц к отрицательному полюсу). Движение жидкости под влиянием электрического поля, например через гель, называется электроосмосом. Это электрокинетические явления. Они находят разнообразное применение в технике. Электрофорезом пользуются для покрытия вольфрамовых катодов диоксидом тория ТКО , для нанесения алундовых покрытий на вольфрамовые спирали подогревателей в подогревных катодах, для нанесения высокодисперсных частиц карбонатов щелочноземельных металлов на вольфрамовые или никелевые керны при изготовлении оксидных катодов электронных ламп (см. гл. XI). [c.178]

Принцип действия электрофильтра основан на ионизации молекул газа, заряде образовавшимися ионами взвешенных в газе частиц и перемещении последних в электрическом поле к осадительным электродам. Содержащий взвешенные частицы газ пропускается через неоднородное электрическое поле постоянного напряжения, создаваемое двумя разноименно заряженными электродами с большой разностью потенциалов. Одним из электродов может являться провод, вторым — окружающая его труба, внутри которой движется газ, подлежащий очистке. Применяются также пластинчатые электроды. В зоне, прилегающей к электроду с малой поверхностью, градиент потенциала максимален, и здесь при определенной величине напряжения получается коронный разряд (явление неполного пробоя). В зоне короны образуется огромное количество ионов и электронов. Двигаясь под действием сил поля, а также участвуя в беспорядочном движении газовых молекул, онд сталкиваются со взвешенными пылинками и капельками и сообщают им свой заряд. Те из частиц, заряд которых противоположен по знаку заряду коронирующего электрода, движутся к нему и разряжаются. Частицы же, несущие одноименный заряд, наоборот, отталкиваются от него и устремляются к противоположному электроду, на котором они осаждаются, выходя, таким образом, из потока газа. [c.239]

ЭЛЕКТРОН В ПОЛЕ ПОСТОЯННОГО ПОТЕНЦИАЛА [c.27]

Мы видели, что дискретность уровней в металле исчезает по мере увеличения его размера. Можно ожидать поэтому, что наличие малых потенциальных ящиков внутри металла должно привести к дискретности уровней. Однако в металле нет отдельных разделенных ящиков. Наоборот, для металла характерна легкость перехода электрона от одного атома к другому. Поэтому следует считать постоянный потенциал некоторым приближением к истинному. К этому потенциалу добавляется сравнительно малое периодическое поле. Мы должны рассмотреть, что нового внесет такое поле, как возмущение решения, полученного для постоянного потенциального поля. [c.504]

Это уравнение носит название уравнения Томаса—Ферми. Оно позволяет определять распределение плотности электронов и их энергию. Так как при выводе использовалось распределение энергии электронов в постоянном потенциальном поле, то уравнение (XXИ 1.16) не применимо в тех случаях, когда на расстоянии порядка длины волны электрона потенциал заметно изменяется, например на малых расстояниях от ядра. [c.515]

На самом деле электроны двигаются в периодическом поле, так как около каждого положительного иона существует потенциальная яма. Поэтому собственная функция электронов должна отражать как движение между положительными ионами, так и вокруг ионов. Если расстояния между ионами стремятся к бесконечности, то электроны сядут на свои орбиты около положительных ионов. Существует грубая аналогия между движением электрона в металле и колесом. Электрон и движется поступательно и вращается вокруг ионов. Поступательное движение мы описали методом постоянного потенциала (картины плоских волн). [c.638]

Покажите, что решения уравнения Шредингера для электрона, движущегося по кольцу радиуса а в поле постоянного нулевого потенциала, имеют вид [c.31]

При частотах питающего напряжения ниже нескольких сотен герц характеристики периодического разряда мало отличаются от соответствующих характеристик разряда постоянного тока. Правда, при этом в начале каждого полупериода может происходить новый пробой. Действительно, на низкой частоте после обращения внешнего поля в нуль заряды могут успеть рекомбинировать раньше, чем поле вновь в достаточной степени вырастет, причем разряд будет гаснуть дважды в период. Чем выше частота, тем меньшая доля зарядов успевает рекомбинировать за время существования недостаточного для поддержания разряда поля. Поэтому потенциал повторного зажигания разряда падает с ростом частоты. При частоте выше нескольких килогерц состояние разряда, как целого, почти не успевает измениться за полупериод и степень ионизации остается практически постоянной. С дальнейшим ростом частоты амплитуда колебаний электронов становится много меньше расстояния между электродами. Процессы на электродах перестают играть роль. Появляется возможность возбуждения разряда не только в реакторах с внутренними электродами, но и (при диэлектрическом корпусе реактора) с помощью наружных электродов или индуктора. При индукционном возбуждении разряда возбуждающее поле максимально у стенок разрядной трубки. Это оказывает влияние на условия баланса электронов и тем самым — на локальные и усредненные характеристики плазмы 16]. Однако надежные экспериментальные данные, позволяющие корректно сравнить свойства плазмы индукционного разряда и разряда постоянного тока, нам не известны. [c.342]

При описании процессов в плазме величину энергии, необходимую для ионизации атомов и молекул, иногда называют потенциалом ионизации 1Р. В буквальном смысле потенциал ионизации характеризует разность потенциалов, которую должен пройти электрон в постоянном электрическом поле, чтобы приобрести энергию, достаточную для отрыва электрона от атома или молекулы [1]. В данном справочнике не рассматриваются процессы в электрических полях поэтому во избежание недоразумений величина 1Р выступает далее в качестве меры энергии ионизации. [c.21]

Величина потока пропорциональна соответствующей обобщенной силе. Например, при протекании постоянного тока по проводнику поток электронов i (сила или плотность тока) пропорционален градиенту электрического потенциала т. е. напряжению электрического поля вдоль проводника [c.111]

Электростатические силы, возникающие л ежду диполями, постоянными и индуцированными, характеризуются двумя основными параметрами — постоянным дипольным моментом д и поляризуемостью а (способностью электронных оболочек к деформации при воздействии электрического поля). Характерным параметром дисперсионных сил является основная (характеристическая) частота дисперсионного спектра колебаний атома vo hvo /, где /г — постоянная Планка / — ионизационный потенциал. [c.123]

Когда тонкая смачивающая пленка отделяет а-фазу от газовой, математические рещения получаются в той же форме, что и уравнения (3.63) и (3.71). Лишь постоянная скорости г- о уменьшается в соответствии с уравнением (3.19). Прн этом предполагается, что сама смачивающая пленка не способствует перемещению атомов водорода вдоль стенки поры. Однако можно хорошо себе представить, что в. ходе электрохимической реакции по уравнению (3.24) между о-фазой и смачивающей пленкой происходит обмен атомами водорода и электронами, а благодаря этому вдоль стенки поры образуется электрохимический двойной слой. В связи с большим электрическим сопротивлением пленки можно предполагать, что в каждой точке стенки поры разность электрических потенциалов двойного слоя находится в равновесии с существующей в этом месте активностью атомов водорода в о-фазе. Тогда при анодной нагрузке наряду с градиентом активности в о-фазе, который является движущей силой диффузии хемосорбированных атомов водорода, образуется также и градиент электрического потенциала в обкладке двойного слоя (со стороны пленки). Под влиянием этого электрического поля ионы движутся в смачивающей пленке и тем самым поддерживают перемещение атомов водорода в о-фазе. Поэтому можно ожидать, что при смоченной поверхности придется считаться с большим коэффициентом диффузии вдоль стенки поры, чем в случае чистой диффузии атомов водорода в с-фазе. [c.127]

Напомним, что если частица (электрон) движется в поле постоянного потенциала вдоль оси х и i/= onst, то уравнение Шредингера для этого случая можно написать так [c.280]

Внещний электростатический потенциал положителен, так как ион N03 имеет отрицательный заряд. Функцию V можно разложить по мультиполям в ряд, расходящийся на бесконечности. Первый член этого ряда постоянен и не дает вклада в интеграл уравнения (12), поскольку перемещение электрона из одного места в другое в поле постоянного потенциала не участвует в работе взаимодействия. Вопрос о том, какие из последующих членов дают вклад в интеграл взаимодействий, решается в зависимости от их свойств симметрии и свойств симметрии сдвига плотности заряда Например, переход [c.388]

В последуюш их двух главах исследуются решения уравнения (1.12) для относительно простых случаев электрон в поле постоянного потенциала и электрон в сферически симметричном кулоновском поле (атом водорода). На этих примерах будут проиллюстрированы основные свойства квантовомеханических систем. Прежде чем обсуждать более сложные и тонкие вонросы теории валентности (гл. 7—18), рассмотрим в гл. 6 более детально фундаментальные полон ения квантовой механики. [c.25]

К числу металлов с низкой электронной проводимостью окислов принадлежат алюминий, титан, цирконий, тантал, известные своей способностью подвергаться оксидированию при высоких анодных потенциалах (см. 6 этой главы). Что касается растворения металла в пассивном состоянии, то оно существенно отличается от перехода в раствор ионов металла на активном участке поляризационной кривой. Это отличие прежде всего количественное. При сохранении постоянного потенциала анодной ток в пассивной области обнаруживает тенденцию к постепенному и очень медленно идущему уменьшению, снижаясь до крайне низких значений порядка Ь "а/см . Такой спад тока растягивается на длительные промежутки времени. Поэтому приводимые значения плотности тока в пассивном состоянии следует рассматривать как довольно условные величины, относящиеся к какой-либо определенной выдержке металла при заданном потенциале. Отличие процесса перехода в раствор ионов металла в пассивной области от активного растворения заключается в том, что такой переход протекает в три последовательные стадии. Одной из них является переход катионов металла в окисную пленку. Далее следует миграция ионов под действием электрического поля катионов — к раствору, а анионов кисло-юда или ионов гидроксила — к границе раздела окисел — металл. Наконец, последняя стадия представляег переход катионов из окисной пленки в раствор, т. е. самый процесс растворения пленки. Скорость каждой из трех этих стадий зависит от потенциала, и на этом основании процесс растворения металла в пассивном состоянии можно рассматривать как электрохимический. В противоположность этому в классической теории пассивности принимается, что ионы пассивного металла поступают в раствор в результате химического растворения материала пассивирующей окисной пленки в окружающем электролите. [c.202]

Рассмотрим несколько характерных задач, в решениях которых проявляются особенности квантовой механики частиц. Наиболее простой (и грубой) моделью металла является модель потенциального ящика, о котором уже шла речь в гл. VIII. В этой модели пренебрегают периодичностью поля ионов, в котором двигаются свободные электроны металла, и принимают, что внутри металла существует некоторый постоянный потенциал более низкий, чем вне поля. Этот потенциал для каждого электрона создается притяжением к положительным ионам и отталкиванием от всех остальных электронов. [c.302]

В самой простой и крайне грубой модели металла расчет энергии металлической решетки проводится на основе учета кинетической энергии электронов по формуле, выве-Д61Ш0Й ранее с помощью статистики Ферми. Потенциальная энергия при этом рассчитывалась на основе учета электростатического взаимодействия положительных ионов с равномерно распределенными электронами. Таким образом, расчет как кинетической, так и потенциальной энергии, проводится в приближении постоянного потенциала поля, в котором двигаются внутри металла электроны. [c.638]

Поскольку электроны удерживаются в металле, для их извлечения необходимо совершить некоторую работу и, следовательно, энергия ер должна быть отрицательна. Это не протшоречит тому, что в теории свободных электронов р = h kp/2m > 0. Просто в теориях, предназначенных для расчета объемных характеристик и использующих модель бесконечного металла, выбор аддитивной постоянной в электронной энергии остается совершенно произвольным здесь этот выбор осуществлен в предположении, что энергия низшего электронного уровня равна нулю. При таком выборе для удержания электронов внутри металла потенциальная энергия электрона снаружи кристалла должна быть большой положительной величиной (больше ер). Здесь мы однако воспользовались традиционным в электростатике выбором аддитивной постоянной — потенциал считается равным нулю на больших расстояниях от металлического образца. Значение этой константы не существенно при определении объемных характеристик, но при сравнении энергии электронов внутри и снаружи кристалла необходимо либо явно учесть такое слагаемое, либо отказаться от предположения, что потенциал равен нулю вдали от металла. В самом деле, условием отсутствия суммарного заряда на поверхности кристалла является выражение О = J Spdz (где р — объемная плотность заряда), которое не приводит к появлению электрического поля. Однако эмиссия электронов за пределы кристаллической решетки создает возможность появления такого заряда, и потенциал будет стремиться не к нулю, а к некоторой величине Wg, равной работе переноса электронов через образовавшийся двойной слой (см. рис. 2.3). [c.39]

I. Схема термов щелочных элементов. Электронные оболочки атомов ш.елочных металлов Ы, Ма, К, КЬ, Сз и Рг имеют одинаковое строение — вне заполненных оболочек находится один электрон в состоянии П8. Основным термом является терм Заполненные оболочки очень прочны, так как их строение такое же, как и у атомов благородных газов. По этой причине спектры атомов ш,елочных металлов определяются исключительно переходами внешнего, наиболее слабо связанного электрона. Эффективное поле, в котором движется этот электрон, центрально-симметрично, поскольку заполненные оболочки всегда имеют равные нулю полный орбитальный момент и полный спин. На больших расстояниях эффективное поле совпадает с кулоновским полем заряда е, так как электроны замкнутых оболочек экранируют поле ядра. На малых расстояниях (вблизи ядра) экранировка не имеет места, и роль заполненных оболочек сводится к созданию некоторого постоянного потенциала. Таким образом, [c.56]

В следующей главе мы сформулируем задачу движения N электронов в поле ядра и увидим, что существует предел для числа электронов с заданным значением п1, которые могут существовать в атоме. Когда в атоме имеется максимальное число электронов с заданным значением п/, то мы говорим об этом, как об образовании заполненной оболочки (см. раздел 5 гл. VI). Если мы гл г л гг, г с водорово- имеем атом, в котором все элек- .....троны, кроме одного, находятся на заполненных оболочках, то тогда описание взаимодействия электронов значительно упрощается и схема уровней энергии в хорошем приближении оказывается такой же, как у отдельного электрона, движущегося в центральном поле (раздел 10 гл. VI). Это эффективное центральное поле для лишнего электрона снаружи заполненных оболочек есть результирующее поле ядра и остальных электронов. Таким образом, для нейтрального атома эффективное центральное поле на больших расстояниях от ядер имеет вид—e / и равно — Ее 1г)+С на малых расстояниях, где С — постоянный потенциал в начале координат, обязанный электронам в заполненных оболочках. [c.142]

Рис. 21. (a) Корреляционная диаграмма для d-орбиталей в полях симметрии 4/11 и 1>зд показаны уровни кристаллического поля (5) энергии из расчета с учетом электронов для ряда высоколежап] их МО Pd l4 (заполненные я-орбитали лигандов симметрии a g и баи также имеют энергии около —6 эВ, но они не показаны) включен постоянный потенциал, обусловленный катионами молекулы KaPd l (энергии взяты из работы [111]).

При обработке результатов требуется внести еще одну поправку, связанную с самим спектрометром. Обычно в спектрометрах с секторным анализатором найденная экспериментально форма линии определяется отклонениями в электронно-оптической системе и в электростатическом поле, а не шириной щели и, таким образом, основными опытными данными являются площади полос, т. е. числа фотоэлектронов, относящихся к данной колебательной компоненте спектра. В случае когда при записи спектра фиксируется изменение момента (отклонение в магнитном поле под углом 180°, меняется напряженность Я) или кинетической энергии (электростатическое поле с отклонением на 127°, меняется потенциал У) электронов при постоянной ширине щели, ширина спектральной области, проходящей через щель, возрастает с увеличением напряженности фокусирующего поля (т. е. Н или V). Для того чтобы определить величину, пропорциональную истинному потоку электронов в области пика, необходимо разделить величину измеряемого тока на значение Я или V в данной точке. Учет этой поправки изменяет результат в направлении, противоположном действию поправки на непостоянство з 1 (см. выше), так что в небольшом интервале энергии (например, 1 эв в области 10 эв) обе поправки практически компенсируют друг друга, в результате чего фюто-электронные спектры очень близки к графикам для факторов Франка — Кондона. [c.98]

В результате плоскость чертежа оказывается разбитой на большое число криволинейных полос, лежащих каждая между двумя эквипотенциальными линиями. Силовые линии поля находят, проводя на том же чертеже семейство кривых, ортогональных к найденным эквипотенциальным линиям. Для построения траектории, описываемой электроном при его движении в данном поле, принимают потенциал в пространстве между двумя экви-иотенциальными поверхностями постоянным и равным полу-сумаме потенциалов на этих поверхностях. Пусть электрон перехо-дитиз полосы/, в которой потенциал равен (рис. 61), в полосу II, в которой потепциал равен и движется в полосе I под углом к нормали (угол падения). После перехода через граничную поверхность между областями I VI II тангенпиальная компонента его скорости останется неизменной, величина полного вектора [c.183]

Обратимся к траектории электрона в гпо.гстой электронной. шнзе. Проведём через центр электронной линзы плоскость нернендикулярную к оси линзы (рис. 63), п назовём её для крат-ности средней плоскостью. Расстояние главных плоскостей электронной линзы от средней плоскости принимается равным расстояниям точек пересечения прямолинейного продолжения той части каждого из главных лучей, которая параллельна оси линзы, и касательной к главному лучу в точке пересечения им оси (или соответствующего прямолинейного продолн ения луча, если фокус лежит в области постоянного потенциала вне поля линзы). Поэтому, хотя траектория электрона в электронной линзе и яв-.чяется криволинейной, построение изображения, даваемого электрической линзой, производится так же, как в геометрической оптике. Таким образом, основной задачей теории электронных. шнз является нахождение фокусных расстояний и / g и расстояний Pj и главных плоскостей и Н от центра линзы. [c.187]

Наряду с развитием аналитических методов, учитывающих влияние различных факторов на точность определения потенциала ионизации и потенциала появления, проводились различные усовершенствования аппаратуры для устранения или сведения до минимума эффектов объемного заряда электронного пучка, разброса электронов по энергиям, провисания электростатических полей в ионный источник. Один из наиболее простых методов, с помощью которых может быть уменьшен разброс электронов по энергиям 295], состоит в следующем (рис. 43). Электроны, эмитируемые катодом, ускоряются и направляются в ионизационную камеру под действием потенциала 1/ь Промежуточный электрод / находится под отрицательным потенциалом Уя но отношению к катоду благодаря этому предотвращается попадание в ионизационную камеру электронов с малой энергией. Возрастание ионного тока, наблюдаемого при снижении абсолютного значения Уп на А д (1 1 остается постоянным), представляет собой ионный ток, образуемый моноэнергетичными электронами в диапазоне Лйя- Если абсолютное значение больше, а меньше, то обе эти величины однозначно определяют энергию электронов, образующих наблюдаемую разность в ионном токе. Если разность ионного тока выразить как функцию Ум, сохраняя Ук постоянным, то вблизи потенциала ионизации она становится равной нулю. Подобную схему без особого труда можно осуществить на обычном источнике типа Нира. [c.177]

Мы уже рассматривали. ранее (см. гл. XIII и XXI) простейшую модель металла, в которой каждый электрон движется независимо от других в некотором потенциальном поле, созданном всеми положительными ионами и остальными электронами. В простейшем приближении этот потенциал описывается моделью потенциального ящика, т. е. принимается постоянным внутри металла. [c.502]

ДЛЯ галогенидов щелочных металлов. Отметим, что энергия решетки возрастает по мере уменьшения размеров катиона или аниона. Например, она систематически возрастает в рядах Lil, LiBr, Li l, LiF или sF, RbF, KF, NaF, LiF. В первом из этих рядов происходит последовательное уменьшение размеров галогенид-иона (при постоянном ионном заряде), а во втором ряду — уменьшение размеров иона щелочного металла. Наблюдаемые изменения энергии решетки на самом деле обусловливаются не только электростатическим притяжением ионов, которое характеризуется ионным потенциалом. Определенную роль играют и такие факторы, как изменение сил отталкивания между ионами с зарядами одного знака, а также степень деформации ионов под действием окружающего их электрического поля. Оба эти фактора в свою очередь в какой-то мере зависят от взаимного расположения ионов в кристалле и от их ионного потенциала (подробнее об этом см. гл. 10). Данные факторы проявляются не столь заметно при сопоставлении энергий решетки различных галогенидов щелочных металлов, но приобретают важное значение при сравнении свойств веществ, состоящих из ионов с более высоким ионным потенциалом или имеющих не такое электронное строение, как у атомов благородных газов. В рассматриваемом случае налицо преобладающая роль ионного потенциала. [c.131]

В одном из известных методов определения молекулярного веса с помощью масс-спектрометра с одной фокусировкой магнитное поле прибора поддерживают постоянным, а соответствующие ионные пучки фокусируют, изменяя потенциал отталкивающей пластины. В идеальном случае масса иона, сфокусированного на коллекторе, обратно пропорциональна ускоряющему ионы потенциалу, т. е. Мп е) [а 1Уг , где Мп — масса иона единичного электронного заряда, аУп — ускоряющий ионы потенциал. В соответствии с этим = VЕсли величины ускоряющих" потенциалов 1 и Уг могут быть точно измерены, а величина М1 точно известна, то М2 удается определить с большой точностью. Однако на практике при использовании обычных масс-спектрометров с одной фокусировкой проблема, как правило, значительно усложняется, в основном вследствие существования других потенциалов в ионном источнике, необходимых для фокусирования ионного пучка и формирования ионов в трубку. В общем указанные потенциалы не претерпевают равномерных изменений при варьировании ионизационного потенциала, поэтому описанные выше простые измерения становятся недостаточно точными. Эту трудность удается преодолеть путем выведения всех небольших градиентов потенциала из ионного источника, как это делается при точных измерениях ионизационного потенциала [102]. Однако это сопряжено с понижением чувствительности прибора, так что исследуемый ионный пучок удается обнаружить лишь с трудом. Кроме того, для многих соединений высокого молекулярного веса напряжения, ускоряющие ионы, должны быть по возможности малыми. В некоторых случаях также понижается чувствительность секторных приборов при низких ускоряющих потенциалах, что в сочетании с указанным выше эффектом часто мешает использованию рассматриваемого метода. [c.12]

Распыление диэлектрических мишеней производят в диодной системе, но не при постоянном потенциале, а на высокой (10 МГц) частоте. Если к диэлектрической мишени приложить постоянный отрицательный потенциал, положительные ионы за короткий промежуток времени после подачи потенциала создадут на поверхности положительный заряд. Поле этого заряда скомпенсирует первоначальное поле отрицательного электрода и распыление прекратится. Поэтому для распыления необходимо удалять положительный заряд о поверхности диэлектрической мишени, что достигается приложением к мишени высокочастотного потенциала. В положительный полупериод мишень подвергается бомбардировке электронами, квтврые нейтрализуют положительный поверхност- [c.147]

Первоначально ДЭЗ применяли при постоянном напряжении питания иа потенциальном электроде. Затем для сбрра электронов стали применять короткие импульсы потенциала с более длительными интервалами между ними. Потенциалов о амплитудой 50 В и длительностью 0,5 мкс бывает обычно достаточно, чтобы собрать все присутствующие в детекторе электроны, и недостаточно, чтобы начался сбор отрицательных ионов на аноде. При интервале между импульсами длительностью около 100 мкс теряется не более 5% электронов, выделенных источником излучения, за счет рекомбинации и диффузии к стенкам детектора. Чтобы стандартизировать распределение электронов было предложено термализовать их, для чего включать электрическое поле только на короткое время (1 мкс). За это время все электроны успевают собраться на коллекторе и процессы прилипания электронов к молекулам идут в отсутствие электрического поля, т. е. когда электроны имеют, как и молекулы газа, практически тепловую энергию. [c.171]

На рис. 15.1 и 15.2 изображен прибор, в котором магнитное поле отклоняет пучкп на 60°. Указанная форма магнита используется в нескольких типах промышленных масс-спектрометров однако и другие углы также обеспечивают хорошую фокусировку, поэтому некоторые фирмы изготовляют 90- и 180-градусные приборы. Существуют приборы, в которых разделение по массам проводится путем изменения потенциала V при постоянной напряженности магнитного поля Я в других приборах осуществляется обратный принцип. Оба метода имеют одинаковую эффективность. Сигнал, получаемый коллектором, усиливается электронным усилителем и приводит в действие регистрирующий механизм, На рис. 15.3 показал современный прецизионный масс-спектрометр, а на рис. 15.4 — трубка 60-градусного спектрометра. [c.227]

Полное описание комбинированного вакуумного ультрафиолетового монохроматора и масс-спектрометра было дано Харцлером, Инграмом и Моррисоном [992, 993]. В основу их монохроматора была положена конструкция, описанная Сия [1816] и Намиока [1466]. Эта конструкция обладает большим преимуществом для масс-спектрометрии, поскольку входная и выходная щели, а также решетка строго фиксированы, и направление дифракции появляющегося луча всегда постоянно. Длина пропускаемой волны определяется при этом только угловым расположением решетки. Схема ионного источника показана на рис. 37. Окошко из фтористого лития толщиной 1 мм отделяет лампу от монохроматора. Так как выходная щель монохроматора расположена очень близко к ионизационной камере, а последняя имеет потенциал 4-3 кв по отношению к земле, то и щель должна находиться под таким же потенциалом. Это уменьшает количество и энергию фотоэлектронов, которые могут образовываться с внутренней стороны щели и попасть в ионизационную камеру. Дополнительно к этому, непосредственно за щелью со стороны ионизационной каме]зы, имеются две дефлекторные пластины, при помощи которых создаются поля для любых электронов или ионов, образующихся там. Интенсивность света контролируется следующим образом свет входит во вторую камеру и падает на поли- [c.130]