Флюктуации заряда

Другой вид взаимодействия, приводящего к отрицательным отклонениям от идеальности, является результатом флюктуаций заряда в растворах макроионов. Этот эффект был рассмотрен в разделе 14е и для растворов, находящихся в изоэлектрическом состоянии (средний заряд Z макроионов равен нулю), не содержащих никаких ионов соли, были выведены соответствующие [c.342]

В этом случае флюктуации тока или заряда называются линейными флюктуациями и могут рассматриваться теорией линейного шума. [c.81]

Формула (13,2) показывает, что чем меньше выбранные нами промежутки времени Дт, тем больше средний квадрат наблюдаемых флюктуаций эмиссионного тока. Кроме того, этот средний квадрат оказывается стоящим в простой зависимости от величины эле- ментарного заряда е. Согласно теореме Фурье кривую, изображающую зависимость силы эмиссионного тока от времени, можно рассматривать как результат сложения отдельных синусоидальных колебаний. Если пропустить эмиссионный ток через колебательный контур, то этот контур будет резонировать на те слагающие колебания тока, период которых равен собственному периоду колебаний контура. Нечто подобное происходит и в усилителе. Каждый усилитель действует до некоторой степени избирательно с большим коэффициентом усиления к для одних длин волн и с меньшим для других. Кривая зависимости к от частоты усиливае- [c.51]

Теория, о которой только что шла речь, основана на предположении, что выход каждого электрона из катода и его передвижение к аноду под действием электрического поля совершенно не зависят от одновременного выхода из катода других электронов. Но между электронами действуют кулоновские силы отталкивания. Поэтому выход каждого электрона мешает выходу и передвижению к аноду следующих за ним электронов. Только при малых плотностях эмиссионного тока допустимо предположение о полной случайности распределения эмиссии отдельных электронов ка по новерхности катода, так и во времени, и имеет место точное воспроизведение в анодном токе флюктуаций эмиссии на катоде. Наличие пространственного заряда уменьшает дробовой эффект. Теория подавления или депрессии дробового эффекта учитывает также то обстоятельство, что в режиме, соответствующем наклонной части вольтамперной характеристики анодного тока при наличии пространственного заряда, вызываемые дробовым эффектов флюктуации анодного напряжения долн иы оказывать на электронный ток уменьшающее дробовой эффект влияние. [c.52]

При наличии внешнего ионизатора разряд при и=и развивается дальше независимо от флюктуаций режим, при котором начинается перестройка пространственных зарядов, уже перейдён. Отсюда заключаем, что [c.255]

Дробовой эффект не является единственным видом электронных флюктуаций, приводящих к появлению шумов на выходе усилителя и ограничивающих возможность очень большого усиления, и далеко не всегда представляет собой главную причину этих шумов. Вследствие атомистического строения всякого электрического заряда флюктуация электрического тока имеет место в любом проводнике. Как показывает теория, средняя энергия этих флюктуаций, носящих название теплового эффекта, равна [c.126]

Выход больщого числа электронов из катода вследствие Т-процессов представляет собой явление, подчиняющееся законам статистики. В числе электронов выходящих за какой-либо малый промежуток времени М яз элемента поверхности катода As, будут происходить флюктуации. Временные случайные увеличения 1 будут происходить также под действием случайных внешних ионизующих факторов. При таком случайном увеличении Пг произойдёт и флюктуация плотности разрядного тока. Плотность тока увеличится увеличится одновременно и плотность пространственного заряда, а следовательно, и искажение поля. Условный анод окажется перемещённым в точку Л г величина L станет меньше, напряжённость поля у катода — больше. Из экспериментальной кривой а, приведённой на рисунке 180, [c.436]

Таким образом, как следствие рассматриваемой флюктуации плотности разрядного тока, ионизационное нарастание в течение некоторого, хотя и короткого, времени будет больше единицы. За это время, вызванное случайной флюктуацией, увеличение м вызывает дальнейшее увеличение плотности тока, следовательно, и дальнейшее возрастание плотности пространственного заряда и величины JA. Ход изменения а приводит при сравнительно боль- [c.436]

По аналогии с обычным зажиганием разряда в отсутствии интенсивного внешнего ионизатора мы должны заключить, что в момент резкого увеличения тока в рассматриваемом случае также происходит характерная для зажигания разряда перестройка пространственных зарядов. Перестройка и в этом случае вызывается неустойчивостью стационарного режима и флюктуациями разрядного тока. Возникает вопрос о том напряжении I/, при котором такая неустойчивость имеет место. [c.446]

Принципиальный интерес представляет расчет флюктуаций тока, обусловленных случайным характером образования зарядов в объеме камеры и сбора их на электродах. Простейший расчет статистических флюктуаций тока строится на представлении о совершенно случайном распределении во времени дискретных актов образования зарядов. Статистику таких процессов описывают законом Пуассона, а значение флюктуации случайной [c.47]

Флюктуации процесса сбора зарядов в режиме тока насыщения можно не учитывать, так как при работе камеры в этом режиме все образующиеся заряды собираются на электродах и время их сбора много меньше реальных значений постоянной времени детектирования, [c.48]

При анализе флюктуаций тока в режиме тока насыщения мы рассматривали лишь процессы образования зарядов, считая сбор зарядов полным и практически мгновенным. В режиме тока проводимости необходимо учитывать, что часть зарядов рекомбинирует в объеме камеры детектора. Доля собираемых зарядов, строго говоря, случайная величина. Поэтому при детектировании в режиме тока проводимости требуется учитывать флюктуации доли собираемых зарядов. [c.161]

Формула (5,51) описывает биномиальный закон распределения вероятностей числа собираемых зарядов. Расчет флюктуаций случайных величин, подчиняющихся этому закону, широко известен [32]. Поэтому мы запишем без вывода [c.163]

Отсюда флюктуации тока при строго постоянном значении числа образующихся зарядов равны [c.163]

Проанализируем полученную формулу. Важно определить, какой из двух рассматриваемых процессов — образование зарядов или их рекомбинация — определяет в основном статистические флюктуации в режиме тока проводимости. Как и следовало ожидать, с приближением к току насыщения (/ф->-/нас) флюктуации тока определяются главным образом флюктуациями числа образующихся зарядов, так как второе слагаемое под корнем в формуле (5.55) стремится к нулю. В этом случае [c.163]

При малых же степенях насыщения (/ф//нас<1) определяющими могут стать флюктуации доли собираемых зарядов, так как при /ф->0 первое слагаемое уменьшается пропорционально /ф, а второе -- V /ф- [c.164]

Из выражения (5.58) следует, что при /нас//ф><7г +2 основную роль играют флюктуации доли собираемых зарядов, а при /нао//ф< + 2 — флюктуации числа образующихся зарядов. Ранее отмечалось, что оптимальным по чувствительности и линейности является такой режим детектирования, при котором /ф 0,85/нас, т. е. по крайней мере /нас//ф< 2. Значение же д +2 всегда много больше 2, так как [см. формулу (2.25) и далее [c.164]

В режиме тока проводимости колебания плотности газа, связанные с изменениями температуры и давления, будут вызывать флюктуации не только числа образующихся зарядов, но и доли собираемых зарядов у, . Когда излучение р-источника полностью поглощается газом, колебания плотности газа не должны вызывать флюктуаций числа образующихся зарядов, потому что, хотя изменение плотности газа и влияет на длину пробега Р-частицы, число пар ионов, образующихся на полной длине пробега, при этом не изменяется. Доля же соби- [c.164]

Флюктуации тока должны быть максимальны в области максимальной чувствительности тока проводимо-сти к изменению плотности газа. При малых же значениях доли собираемых зарядов (/ф//нас 0) должно наблюдаться падение флюктуации, так как само значе- Рис. 41. Зависимость фонового [c.165]

Повыщение активности источника пр приводит к увеличению сигнала электронозахватного детектора и флюктуаций тока. Важно знать, как влияет увеличение активности источника на порог чувствительности Смин-Пусть флюктуации тока определяются лишь статистикой образования и сбора зарядов, т. е. напряжение питания, температура, давление и состав газа-носителя достаточно хорошо стабилизированы. В этих условиях флюктуации тока проводимости описываются формулой (5.56). Если опыты с разными источниками про- [c.165]

Расчет флюктуаций зарядов по Кирквуду и Шумакеру носит более общий характер, чем тот, который был приведен здесь, и этот расчет в принципе приложим к растворам, содержащим макроионы с зарядом, отличающимся от 2=0, как в присутствии, так и в отсутствие малых ионов. Предыдущие уравнения вытекают из него как предельный случай. Кирквуд и Шумакер показали, что отрицательный вклад флюктуаций зарядов в величину химического потенциала при 2=0 быстро уменьшается при добавлении малых ионов, и при ионной силе, равной 0,1, он будет превзойден вкладом, обусловленным эффектом исключенного объема, что приведет к положительным отклонениям от идеальности. Влияние флюктуации заряда при 2, отличающемся от нуля, будет также, по-видимому, замаскировано из-за большого положительного значения второго вириального коэффициента (табл. 10), обусловленного эффектом Доннана. [c.272]

Экспериментальные условия получения данных табл. 11 были такими, при которых вклад доннановского члена 1000Z t i/4m3M2 в величину В должен быть пренебрежимо малым. Вследствие высокой ионной силы отрицательный вклад флюктуаций зарядов также должен быть малым и, следовательно, величина В должна почти полностью определяться только членом исключенного объема, согласно уравнениям (12-11) или (12-13). Для шаров, независимо от молекулярного веса [c.273]

Энергия, выделившаяся в полупроводниковом детекторе, тратится на образование носителей заряда в виде свободных элекфонов и дырок, которые собираются на электродах. Обычно образуется так много носителей, что статистическими флюктуациями их числа можно пренебречь. Однако полный собираемый заряд очень мал, и детектор нужно подключать к усилителю с боль- [c.108]

Флюктуирующий дипольный момент в атоме аргона создает флюктуацию электрического поля вокруг атома, которая вызывает смещение заряда в соседнем атоме. Смещения должны быть в фазе с флюктуациями. Сила, действующая со стороны флюктуирующего поля на смещенный заряд, в среднем не будет равна нулю, потому что имеется стремление со стороны флюктуирующего диполя и индуцированного диполя [c.257]

Приведем пример, позволяющий уяснить, что такое нелинейные флюктуации. Рассмотрим простой электрический контур, состоящий из конденсатора С, диссипативного элемента R и находящийся в равновесии с термостатом с температурой Т, Пусть R = onst, тогда I — F-характеристика определяется законом Ома, так что отклик системы на приложенную разность потенциалов V линеен Это значит, что заряд Q конденсатора подчиняетбя закону [c.81]

Кирквуд и Шумакер действительно предполагали, что распределение зарядов в среднем почти совершенно симметрично и что наблюдаемые дипольные моменты полностью или главным образом возникают за счет флюктуаций в распределении зарядов. Заряды белковых молекул обусловлены диссоциацией кислых и основных групп, таких, как [c.132]

Следует отметить, что те же самые соображения верны и при расслютрении дипольного момента. В каждый момент времени в растворе будут находиться молекулы, отличающиеся друг от друга распределением зарядов. Таким образом, все молекулы растворенного вещества в белковом растворе будут иметь различные дипольные моменты, и любое измерение поэтому должно давать какую-то среднюю величину. Отсюда следует, что измерения диэлектрической проницаемости очевидно в соответствии с уравнением (6-17) дадут нам среднее значение квадрата дипольного момента, т. е. х , но не квадрат среднего значения момента ц. Таким образом, величины р,, приведенные в табл. 3, по существу, представляют собой величины ( а, ) . К.ирквуд и Шумакер рассчитали значения этого параметра, предполагая такое распределение зарядов, при котором р,=0. Они нашли, что корень квадратный из средней величины квадрата момента, обусловленного флюктуациями в распределении зарядов, представляет величину порядка 500-10-1" абг. эл.-ст. ед., что полностью объясняет значения всех моментов для молекул, приведенных в табл. 3, исключая Р-лакто-глобулин. [c.133]

В числе электронов, выходящих за какой-либо малы11 промо жуток времени из поверхности катода, будут нроисходить флюктуации. Временные случайные увеличения будут проиг ходить также под действием случайных внешних ионизующих фа .-торов. При таком случайном увеличении произойдёт и увели чение плотности разрядного тока. При увеличении плотности ток увеличится одновременно и плотность пространственного заряда, а следовательно, и искажение поля. Условный анод окажется перемещённым в точку А2, величина Ь станет меньше, напряжённость ноля у катода—больше. [c.248]

Таким образом, как следствие флюктуация плотности разряд ного тока ионизационное нарастание в течение некоторого, хотя 1С короткого времени будет больше единицы. За это время вызван [ое случайной ф.пюктуацией увеличение п вызывает дальнейше о увеличение плотности тока, а следовательно, и дальнейшее возрастание плотности пространственного заряда, искажения поли [c.248]

Причиной дробового эффекта является не просто атомистическое строение электрических зарядов. Если бы все электроны вылетали из катода равномерно через одинаковые промежутки времени один за другим, то при обычно применяемой силе термоэлектронного тока с катода усилительной лампы вследствие малой величины элементарного заряда электрона эта прерывистость была бы совершенно незаметна из-за весьма малого периода пульсаций тока, периода, соизмеримого с периодом световой волны в видимой части спектра. Но дело в том, что выход большого числа электронов из катода как при термоэлектронной, так и при всех других видах электронной эмиссии совершается по законам случайных явлений, причём выход одного электрона не зависит от выхода другого. Поэтому число электронов, покидающих поверхность металла за малый промежуток времени Дт, не будет постоянным, а будет подвержено таким же коичебаниям или флюктуациям , как, например, число молекул газа, заключающихся в небольшом объёме. Промежутки времени, протекающие между моментами вылета отдельных электронов, бывают самые различные, и величины их распределяются по законам случайных явлений. [c.121]

Формула (78) показывает, что чем меньше выбранные нами промежутки времени Дт, тем больше средний квадрат наблюдаемых флюктуаций эмиссионного тока. Кроме того, этот средний квадрат оказывается стоящим в простой зависимости от величины элементарного заряда е. Следующий путь приводит к количественной проверке теории дробового эффекта. Согласно теореме Фурье кривую, изображающую зависимость силы эмиссионного тока от времени, можно рассматривать как результат сложения отдельных синусоидальных колебаний. Если пропустить эмиссионный ток через колебательный контур, то этот контур будет резонировать на те слагающие колебания тока, период которых равен собственному периоду колебаний контура. Нечто подобное происходит и в усилителе. Каждый усилитель действует до некоторой степени селективно с большим коэфф1щиентом усиления k для одних длин волн и с меньшим для других. Кривая зависнмости к от частоты усиливаемых колебаний носит название частотной характеристики усилителя. Вид частотной характеристики усилителя зависит от его настройки. Вызванные дробовым эффектом колебания тока усиливают при помощи усилителя с острой селективной настройкой. По амплитуде колебаний на выходе усилителя судят об амплитуде колебаний компоненты данной частоты в исследуемом дробовом эффекте и таким образом проверяют формулу (78), отожествляя Дт с периодом колебаний [241]. [c.122]

Для иллюстрации как выделения отдельных частот дробового эффекта при помощи селективно работающего усилителя, так и всего явления дробового эффекта в целом приводим на рисунке 57 осциллографические записи дробового эффекта фотоэлектронной эмиссии [258]. Рядом с каждой серией кривых приведена графически частотная характеристика усилетеля. Кривые масштаб времени представляют собой снятые для сравнения осциллограммы простых синусоидальных колебаний. Мы обрисовали методику этих измерений лишь схематически. Теория описанного метода устанавливает зависимость колебаний напряжения на входном сопротивлении усилителя от флюктуаций эмиссионного тока при том или другом характере нагрузки, а также зависимость амплитуды на выходе выпрямителя от этих флюктуаций и от свойств усилителя, в частности от хода его частотной характеристики [242]. Результаты теории позволяют определить величину элементарного заряда в из измерений различных компонент дробового эффекта с неменьшей точностью, чем другие современные методы определения е. Метод определения амплитуды ка- [c.122]

Если же рри некоторых других уачовиях, несмотря на очень тщательную постановку эксперимента, измерения приводят к другим, менее точным, а иногда и просто ошибочным значениям е, то это значит, что в этих новых условиях имеют место явления, не учтённые теорией. Одно из этих явлений — депрессия дробового эффекта. Теория, о которой только что шла речь, основана на предположении, что выход каждого электрона из катода и его передвижение к аноду под действием электрического поля представляет собой в полной мере случайное явление и совершенно не зависит от одновременного выхода из катода других электронов. Но между электронами действуют кулоновские силы отталкивания. Поэтому выход каждого электрона мешает выходу и передвижению к аноду следующих за ним электронов. Только при малых плотностях эмиссионного тока приложимо предположение о полной случайности распределения эмиссии отдельных электронов как по поверхности катода, так и во времени, и имеет место точное воспроизведение в анодном токе флюктуаций эмиссии на катоде. Наличие пространственного заряда заметной величины уменьшает дробовой эффект. Теория депрессии дробового эффекта учитывает также то обстоятельство, что в режиме, соответствующем наклонной части вольтамперной характеристики при наличии пространственного заряда, вызываемые дробо- [c.124]

Ионизационное усиление — лавинообразный процесс. Флюктуации тока в целом определяются не только статистическим характером излучения р-частиц и образования первичных зарядов, но и статистическим характером а-процессов. Расчет флюктуаций коэффициента ионизационного усиления описан в работах [19, 32]. В обоих случаях расчет проводили при условии постоянства начального тока, т.е. полагали, что ток в режиме насыщения является нефлюктуирующим. [c.91]

Необходимо рассматривать три последовательных процесса, определяющих ток" излучение -частиц, ионизацию и сбор зарядов. Флюктуации, вызываемЕле первыми двумя процессами, нам известны. Поэтому можно упростить задачу, сведя ее к анализу двух последовательных процессов образования зарядов и их сбора. Будем считать, что флюктуации количества образующихся зарядов Nio за время At известны и описываются формулой (2.24). [c.161]

В формуле (5.47) слагаемые под знаком корня определяют квадраты флюктуаций тока, вызванных флюктуациями числа образующихся зарядов в отсутствие флюктуаций доли собираемых зарядов (первое слагаемое) и флюктуациями доли собираемых зарядов в отсутствие флюктуаций числа образуюищихся зарядов (второе слагаемое). Первое из слагаемых легко преобразуется с учетом того, что величина е (Л го)/А равна квадрату флюктуации тока насыщения [см. формулу (2.24)] [c.162]

Второе слагемое в целом описывает флюктуации тока при строго постоянном значении числа образующихся зарядов. Оно может быть рассчитано следующим образом. [c.162]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология