Заряды на напряженности поля

Рис. 106. Распределение пространственных зарядов и напряжённости поля у катода тлеющего разряда.

При исследованиях напряжённости поля в тёмном катодном пространстве наблюдают отклонения пучков катодных лучей в поле разряда или пользуются расщеплением спектральных линий в электрическом поле. Последний метод не искажает разряда введением посторонних тел или пучка электронов, но применим лишь ирх сильных полях и, следовательно, лишь в случае аномального катодного падения. Приводим на рис. 106 кривую распределения напряжённости поля, снятую этим способом, и вытекающую отсюда кривую распределения пространственных зарядов. [c.265]

Вид вольтамперной характеристики фотоэффекта, то-есть ход кривой, воспроизводящей зависимость фототока с катода от разницы потенциалов между катодом и улавливающим электроны анодом, определяется в случае чистых металлических поверхностей, кроме геометрической конфигурации электродов, распределением скоростей среди эмиттированных фотоэлектронов и контактной разницей потенциалов между электродами. Вследствие малой плотности фототока ограничивающее ток действие пространственных зарядов весьма незначительно и ток достигает насыщения уже при очень малой величине истинной разницы потенциалов между катодом и анодом (сумма наложенной извне и контактной разницы потенциалов). В случае сложных катодов внешнее поле влияет на эмиссию, и вольтамперная характеристика сложнее. Насыщение тока наступает и для чистых металлов лишь при сравнительно большой разности потенциалов между катодом и анодом в тех случаях, когда вследствие формы катода и анода напряжённость поля у поверхности катода настолько различна в различных точках, что при малой разнице потенциалов между анодом и катодом пространственные заряды не рассеиваются в местах наименьшей напряжённости поля у катода и ограничивают здесь плотность тока. [c.132]

Значительно более чувствительный метод обнаружения объёмной фотоионизации основан на рассеянии положительными ионами пространственного заряда, лимитирующего ток с раскалённой металлической нити [774]. Схема прибора показана на рисунке 103, где W — тонкая нагреваемая током вольфрамовая проволока, СС — сетчатый анод, О — гальванометр. Напряжение между катодом и анодом соответствует точке вольтамперной характеристики, в которой последняя имеет большую крутизну. Появление положительных ионов при облучении находящихся в приборе паров щелочных металлов или газов вызывает увеличение напряжённости поля около катода и возрастание электронного тока. Это возрастание значительно потому, что ионы движутся в поле во много раз медленнее электронов и, пока ка- [c.224]

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]

Распределение поля у катода. Излучение катодных частей тлеющего разряда. Механические силы на катоде. Из ряда работ по изучению распределения поля в области катодного падения следует, что напряжённость поля имеет наибольшее значение вблизи катода и уменьшается в сторону тлеющего свечения в области последнего напряжённость поля имеет минимум. При этих исследованиях используются простые зонды, наблюдения отклонения пучков катодных лучей в поле разряда, а также измерения эффекта Штарка (расщепление спектральных линий в электрическом поле). К сожалению, последний метод, не искажающий разряда введением посторонних тел или пучка электронов, применим лишь при сильных полях и, следовательно, лишь в случае аномального катодного падения. Приводим на рисунке 202 кривую распределения напряжённости поля, снятую этим последним способом, и вытекающую отсюда кривую распределения пространственных зарядов [1423, 1512]. [c.463]

У положительного острия лавина электронов бежит из области малой напряжённости поля в область большой напряжённости, и поэтому нарастание лавины электронов весьма эффективно. К тому же электроны тут же уходят в анод (положительное остриё). В пространстве перед этим остриём остаётся лишь заряд положительных ионов, значительно усиливающий здесь поле и как бы удлиняющий остриё. То же повторяется и дальше при пробеге новых лавин из разрядного промежутка по направлению к уже образовавшемуся каналу-острию. Иная картина имеет место у отрицательного острия. Лавина, распространяющаяся от такого острия, пробегает сперва область большей напряжённости поля, затем меньшей. Поэтому рост лавины гораздо менее интенсивен, чем в случае положительного острия. Положительный заряд около самого острия возрастает вследствие имеющих здесь место у-процессов, вызывающих развитие новых лавин. Эти положительные заряды, правда, усиливают поле около отрицательного острия, но только на небольшом протяжении между остриём и зарядом. Дальше заряд положительных ионов ослабляет напряжённость ноля. Таким образом у положительного острия условия для образования и развития искровых каналов много благоприятнее, чем у отрицательного. Отсюда разница во внешнем виде каналов и в минимально допустимой напряжённости внешнего поля. [c.564]

Величина К зависит, в свою очередь, от вероятности ионизации газа излучаемыми головкой лавины фотонами в активном объёме, т. е. от распределения напряжённости поля, создаваемого положительным пространственным зарядом головки лавины, и, следовательно, зависит от плотности этого заряда. Величина К зависит также от коэффициента поглощения j- ионизующего газ коротковолнового излучения. Коэффициент р. зависит от давления газа. Таким образом, в условии пробоя играет роль ещё один [c.567]

Напряжённость поля, создаваемая положительным зарядом головки лавины (после того как электроны удалились на анод), [c.568]

Однако искажение поля пространственными зарядами происходит не только в области ионизации (от нуля до d), где развивается самостоятельный разряд, но и во внешней области. Это искажение происходит в сторону увеличения напряжённости поля во внешней области разряда. По мере развития пробоя на коронирующий слой приходится всё меньшая и меньшая доля общего напряжения, приложенного к разрядному промежутку. Вследствие этого ионизационное нарастание сперва перестаёт увеличиваться, а затем вновь уменьшается до значения единица, и режим разряда становится устойчивым при сравнительно слабом токе. Для поддержания более сильного тока нехватало бы напряжения, приходящегося на коронирующий слой. Поэтому кривая, пробегаемая ионизационным нарастанием х, не имеет такого высокого максимума, как в случае плоских электродов, когда на область развития электронных лавин приходится почти полностью напряжение между электродами. [c.599]

В коронирующем слое имеются свободные электроны и положительные ионы. На некотором расстоянии от оси провода напряжённость поля понижается настолько, что в воздухе наравне с электронами появляются отрицательные ионы. Так как вследствие быстрого движения электронов соответствующий им пространственный заряд очень мал по сравнению с пространственным зарядом положительных ионов, то мы упрощаем задачу, принимая, что скорость движения электронов пропорциональна Е. Происходящая отсюда неточность в оценке плотности отрицательного пространственного заряда не имеет суше-, ственного значения. Подвижности электронов, положительных п отрицательных ионов, ток, приходящийся на долю каждого рода частиц и плотность пространственного заряда обозначим соответственно через Ке, Кр, К , 4, /р, / , р , Обычное соотношение между током и плотностью пространственного заряда даёт [c.604]

Первый член правой части (738) соответствует электростатическому полю между электродами при отсутствии пространственных зарядов и при напряжённости поля на поверхности провода, равной Ео. Следующие слагаемые малы по сравнению с первым и являются поправочными членами, учитывающими искажение поля в коронирующем слое при наличии коронного тока. Во всех встречающихся на практике случаях можно ограничиться учётом [c.608]

В случае положительного коронного разряда Ео оказывается несколько меньше, чем Е1-. Так как в коронирующем слое положительной короны преобладает положительный пространственный заряд, то на всём протяжении этого слоя Д( г)>0, и напряжённость поля больше, чем В результате кривая распределения напряжённости поля в случае положительной короны лежит так же близко к кривой = как и в случае отрицательной короны, но пересекает эту кривую лишь один раз и на наружном участке коронирующего слоя идёт выше, чем г случае отрицательной короны. Поэтому граница коронирующего слоя г=г.1, Е=--Е , а = 0) лежит при прочих равных условиях дальше от коронирующего провода, чем при отрицательной короне диаметр коронирующего слоя 2r больше ). [c.611]

Таунсенд допускает, что искажение поля пространственными зарядами не велико. Если бы этого искажения совершенно не было, то гЕ, согласно выражению для напряжённости поля в цилиндрическом конденсаторе [c.612]

V, Е, f — абсолютные величины потенциала, напряжённости поля и плотности пространственного заряда. [c.612]

Полагаем, согласно формуле (746) для напряжённости поля, пользуясь формулами, справедливыми при отсутствии пространственных зарядов, [c.613]

С точки зрения теории Таунсенда-Роговского корона имеет место при переходе разряда из несамостоятельного в самостоятельный в том случае, когда напряжённость поля у поверхности внешнего цилиндра меньше предельной величины необходимой при данной плотности газа для ионизации частиц газа соударениями с ними свободных электронов. Если при напряжении //г на электродах, соответствующем условию перехода разряда в самостоятельный, Е > Е , то пробой разрядного промежутка произойдёт до конца. Если Е <,Е — объёмный заряд внешней области разрядного промежутка ограничивает ток развивающегося самостоятельного разряда, то мы имеем незавершённый пробой в виде коронного разряда. [c.641]

Теоретические значения предельного заряда лСд и Хц и число элементарных зарядов X, фактически оседающих во внешней области коронного разряда за промежуток времени т на сферической проводящей частице радиуса а, при напряжённости поля Ед и концентрации нонов п [c.715]

Холодная эмиссия. Сог.ласно формуле (4,27) эмиссионный ток г ири малом Т очень мал. С другой стороны, внешнее поле, уменьшая работу выхода, увеличивает эмиссионный ток. Спрашивается, нельзя лп настолько увеличить внешнее поле, чтобы эмисснонный ток достиг заметной величины при температуре металла порядка комнатной. Опыт показывает, что подобное явление действительно имеет место. Если в вакууме поместить на очен1. близком расстоянии один от другого два металлических электрода п постепенно увеличивать наложенную между ними разность потенциалов, то вакуум, как бы высок он ни был, пробивается. Однако формула (6,8) к этому случаю не приложима, и при комнатной температуре электронная эмиссия наблюдается при напряжённостях поля, в 100 раз меньших, чем вытекает из этой формулы. Это явление называют холодной эмиссией. Оно не находит объяснения, если рассматривать любое явление электронной эмиссии только как выход электронов из металла благодаря перескакиванию наиболее быстрых из пих через потенциальный барьер на границе металла. Такое рассмотрение основано на представлении об электроне как о частице, обладающей электрическим -зарядом и массой и двигающейся в электрическом поле по законам классической электродинамики и механики. [c.36]

Однако решение задачи о лавинных разрядах путём использования вычисленных таким образом значений а, а также и значений а, полученных экспериментально, требует существенной оговорки. Дело в том, что и теоретические подсчёты и экспериментальные определения по методу Таунсенда относятся к значениям коэффициента а в постоянном поле, при котором соотношение между ажЕ1р является однозначным. Между тем, за исключением случая слабых токов несамостоятельного разряда между двумя параллельными друг другу плоскими электродами, на пути движения электрона а не остаётся постоянным. Кроме того, движение электронов как направленное, так и беспорядочное нельзя рассматривать как установившееся и строго соответствующее значению Е в данной точке, за исключением тех случаев, когда Е меняется от точки к точке очень медленно. Поэтому при строгом количественном решении задачи о лавинных разрядах в значения а, полученные указанным выше путём, надо вводить соответствующие поправки. Поправки тем больше, чем быстрее изменяется напряжённость поля с изменением расстояния от катода. Это относится, конечно, не только к разрядам между электродами, создающими неравномерное поле, но и к искажению поля пространственными зарядами. Тем не менее, теория лавинных разрядов в первом приближении, не учитывающая этих поправок, приводит к существенным, качественно правильным выводам. Поэтому данное приближение в очень большом числе практически важных случаев вполне приемлемо. [c.241]

У положительного острия лавина электронов бежит из области малой напряжённости поля в область большой напряжённости поля, и поэтому нарастание лавины электронов очень эффективно. Электроны тут же уходят на анод, и в пространстве перед остриём остаётся лишь заряд полон ительных ионов, значительно усиливающий здесь поле и как бы удлиняющий остриё. То же повторяется и дальше при пробеге новых лавин из разрядного промежутка но направлению к уже образовавшемуся каналу—острию. Иная картина имеет место у отрицательного острия. Лавина, распространяющаяся от такого острия, пробегает сперва область больше напряжённости поля, затем меньшей. Поэтому рост лавины гораздо менее интенсивен, чем в случае положительного <5стрия. Положительный заряд около самого острия возрастает. Этот заряд усиливает поле около отрицательного острия, но только на небольшом протяжении между остриём и той областью, где сосредоточен положительный заряд. Дальше заряд положительных ионов ослабляет напряжённость поля. Таким образом [c.359]

Однако искажение поля пространственными зарядами происходит не только в области коронируюгцего слоя, где развивается самостоятельный разряд, но и во внешней области. Это искажение происходит в сторону увеличения напряжённости поля во внешней области разряда. По мере развития пробоя при постоянной разности потенциалов С/д на коронирующий слой приходится всё меньшая и меньшая до.пя общего напряжения С/д, приложенного к разрядному промежутку. Вследствие этого режим разряда становится устойчивыхМ ири силе тока во много раз меньшей, чем в случае иробоя в равномерном иоле, приводящего к возникновению тлеющего разряда. [c.372]

Совсем иное имеет место в газах. Ионы в газах не представляют собой обязательно составные части молекул данного газа. В газах встречаются самые разнообразные ионы положительно и отрицательно заряженные отдельные атомы, целые заряженные молекулы, а также заряженные комплексы атомов, которые никогда не встречаются в свободном состоянии при химических реакциях. В газах не происходит выделения отдельных составных частей газа на электродах с переходом их в другое агрегатное состояние, как это имеет место в электролитах, и мы обычно не замечаем переноса того или другого вещества через газ. В газе ионы отдают свои заряды электродам и диффундируют обратно Б газ в виде нейтральных частиц. Ионы в газах обряг зуются не только под действием внешних ионизаторов, но и вследствие целого ряда атомарных элементарных процессов в объёме газа и на поверхности электродов — процессов, тесно связанных с прохождением разрядного тока через газ. При самостоятельном разряде роль этих процессов значительно больше, чем роль внешнего ионизатора, и для поддержания разряда последний становится излишним. При наличии этих процессов, а также вследствие уноса ионов током и их нейтрализации на электродах концентрация ионов и свободных электронов в газе зависит от силы тока и напряжённости поля в разряде. Это обстоятельство в свою очередь является причиной несостоятельности закона Ома в газах и причиной сложного вида вольтамперных характеристик различных типов газового разряда. [c.18]

За последние годы большое значение в технике приобрела работа электровакуумных приборов в импульсном режиме. При этом оказалось, что в таком режиме, когда эмиссия катода происходит при наличии сильного поля и длится лишь короткое время, плотность эмисснонного тока, которую способны давать оксидные катоды, во много раз больше, чем в стационарном режиме, и доходит в некоторых случаях до ста ампер с 1 см . Эта плотность тока ограничена лишь пространственным зарядом (см. гл. IX) вплоть до напряжённости поля на катоде, при которой происходит явление разрушения катода, получившее название искрения и представляющее собой своеобразный пробой оксидного слоя. Опыт показывает, что эмиссионная способность катода начинает падать с момента наложения импульса, то-есть, что происходит утомление катода, снижающее в конечном итоге эмиссию до значения последней при постоянном режиме [2449]. [c.118]

Главная роль пространственных зарядов в газовом разряде только в некоторых отдельных случаях заключается в ограничении тока (например, коронный разряд). В тех случаях и в тех областях разряда, в которых мы имеехм наличие свободных электронов и положительных ионо-в при сравнительно сильном поле, концентрация положительных ионов больше, чем концентрация электронов, так как электроны при прочих равных условиях движутся в поле быстрее положительных ионов и скорее покидают разрядный промежуток. Поэтому результируюший пространственный заряд в таких областях разряда оказывается положительным. Этот положительный пространственный заряд обусловливает распределение напряжённости поля в разрядном промежутке и те]и определяет характер и условия протекания разряда. Такова роль положительного пространственного заряда и катодных частях тлеющего разряда, в канале начальной стадии искрового разряда, в коронирующем слое коронного разряда. Вследствие положительного знака результирующей плотности пространственного заряда кривая распределения потенциала в этом случае направлена своей выпуклостью не вниз (к оси абсцисс), как на рисунке 130, а вверх (к оси ординат), как это следует из уравнения Пуассона и из известного положения дифференциальной геометрии. [c.298]

Согласно старой теории короны и формуле Пика, начальная напряжённость поля короны не должна зависеть от расстояния между электродами. Из условия (723) вытекает некоторая зависимость Е/,. от этого расстояния (за исключением случая разряда между двумя коаксиальными цилиндрами), если за распределение поля в начальный момент возникновения короны принимать электростатическое распределение, не искажённое пространственными зарядами. В случае разряда между цилиндрическим проводом и параллельной последнему плоскостью опыт показывает, что Е] сильно возрастает с увеличением расстояния провода от плоскости как в случае отрицательной [2021], так и в случае положительной короны, причём эго возрастание во много раз больше, чем следует из условия (723). Чему следует приписать такую большую зависимость начальной напря- [c.603]

На внутреннем участке коронирующего слоя Ь = 0) отрй дательных ионов нет, число электронов ничтожно мало. На наружном участке коронирующего слоя [Ь > 0) по мере приближения к внешней границе этого слоя концентрация отрицательных ионов начинает преобладать над концентрацией положительных. Поэтому по мере удаления от поверхности провода напряжённость поля Е 1ПО абсолютной величине сперва меньше, потом, когда Д [Ег) становится >0, — больше, чем соответствует отсутствию пространственных зарядов при том же о-В результате кривая , соответствующая наличию коронного тока (кривые II—III рис. 270), два раза пересекает кривую [c.609]

Сличение этой формулы, представляющей собой обобщение обширного экспериментального материала, с формулой Пика для случая провод — цилиндр показывает, что в случае двух коронирующих проводов начальная напряжённость поля меньше, чем в последнем случае. При расстоянии между двумя цилиндрическими коронирующими проводами радиуса Го, равном 2Н, начальная напряжённость поля коронного разряда также меньше, чем для случая провод (того же радиуса) на расстоянии Н от плоскости, являющейся вторым электродом. Если между двумя коронирующими проводами напряжение ровно в 2 раза больше, чем между проводом того же радиуса и плоскостью, то, несмотря на то что электростатическое поле (при отсутствии пространственного заряда) было бы одно и то же, коронный ток между двумя проводами много больше, как это иллкютрируют кривые рисунка 273. Элементарное объяснение такого поведения Е /, 1. I при двух коронирующих проводах ионы противоположного [c.622]

Смотреть страницы где упоминается термин Заряды на напряженности поля: [c.10] [c.150] [c.150] [c.313] [c.372] [c.374] [c.379] [c.380] [c.19] [c.392] [c.502] [c.561] [c.599] [c.619] [c.619] [c.624] [c.689] [c.18] [c.65] [c.227] [c.25] [c.265]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология