Розанов Л.Н. Вакуумная техника 1990 (1065500), страница 9
Текст из файла (страница 9)
Теплопроводность газа в высоком вакууме между двумя поверхностями с температурой Тг и Ть используя (1.13), можно записать й виде цозр Ет= — с!,гп(Т, — Т,) А. (3.21) 4 Преобразовав (3.21) с учетом уравнения газового состояния (1.10) и выражения для сг (3.16), получим Ет = — Л.
(6Т/бх) А, (3.22) где Ла' — коэффициент теплопроводности газа при высоком вакууме: т. е. коэффициент теплопроводности при высоком вакууме пропорционален давлению. Более точное выражение, полученное в молекулярно-кинетической теории, (3.24) 87 (у — 1) отличается от (3.23) для двухатомных газов на 20%. Если при соударенни молекулы газа с поверхностью не происходит полного обмена энергии, т. е. коэффициент аккомодации по- 48 верхностей переноса меньше единицы, то уменьшение теплового потока в (3.22) учитывается множителем а/(2 — а), где а — коэффициент аккомодации для обеих поверхностей переноса.
Таким образом, окончательное выражение для коэффициента теплопроводности газа в высоком вакууме можно записать в виде Теплопередачу излучением в высоком вакууме можно рассчитать по формулам (3.!8) ... (3.20). В области среднего вакуума конвективный теплообмен рассчитывают по формулам (3.10) ... (3,12), а коэффициент теплопроводности газа может быть приближенно определен по выражению л„е (9у — 5) че„,е Л вЂ” —, (3.26) е!+к!+ее 4(Е+кз+ег) (2 — а!) (9у — 5) ь. (2 — аг) (9у — 5) 2аз(у+1) ' 2аг(у+1) Здесь аз, аг — коэффициенты аккомодации поверхностей переноса; Š— длина свободного пути при средней температуре. Для приближенных расчетов можно принять, что йззждг Е.
Значения а для различных газов н материалов подложки приведены в табл. 3.2, а коэффициенты теплопроводностн — в табл. З.З. Таблица 32 Коэффициеиты аккомодеции ири 800 К Учитывая, что /.=Е!/р, преобразуем (3.26) и получим Л =Ар/(В+ р), где А= (9у — 5) т)су/4; В (9у — 5) [(2 — а!) аг + (2 — аг) а,) 5! 2 (у + 1) о а!аз Уравнение (3,27) справедливо в широком диапазоне давлений.
При р .'е В оно переходит в (3.17), а при р-з-0 — в (3.25), На рис. 3.3 49 Таблица ЗЗ Козффициеитм тепнопроводпостн о Кгзркгг А ИИ ВгниК) Гази с), здж((кг к) г . кдж/(кг К) 2,4 2,4 1,45 1,6 1,6 !4,2 4,65 16,8 показаны зависимости теплового потока в Различных газах от давления. Ег, 3 3.3. ЭлектРические явления в вакууме Прохождение электрического тока через газы при приложении разности потенциалов связано с перемещением электронов и положитель- и)' ных ионов. При отсутствии электрик) и и г дп, ческого полЯ энеРгетическое РаспРе- 3 3 3 деление электронов, ионов и нейтральных молекул одинаково, иин теплового потока через раарежениия газ Среднюю длину свободного пути Прк А-) мг.
и-) и. АГ-(ав К оо фор. элентронов В вакууме можно ВЫЧИС- итзо (з.зг) кзк: ( — зояороаа, г — зоз. Ить тан ( Е Как И я л О формуле (1.44). Учитывая, что масса и диаметР электрона значительно меньше, чем у молекулы газа, формулу (1.44) можно упРостить: (3.28) п паз("з(4 здесь па — концентрация молекул газа; п(тз — эффективный диаметр молекулы газа; Е, — средняя длина свободного пути электронов. Сравнивая (3.28) с формулой для определения средней длины свободного пути молекул газа (1.38), можно заметить, что длина свободного пути электронов не зависит от их концентрации, а при одной и той же концентрации молекул газа длина свободного пути 50 )чз Оз СОз Аг Н,О Не Хе Нз Воздух 1,03 0,92 0,85 0,52 !,95 5,36 1,05 13,8 1,01 0,73 О,бб 0,66 0,3! 1,47 3,13 0,68 10,2 0,72 1,06 1,06 0,98 1,8 0,63 0,57 1,27 0,274 100 электронов в 5,8 раза больше, г,гго ()с' чем у молекул газа или положительных ионов. ь'тнт Ионизация молекул остаточ- 2)) ных газов с образованием свободных электронов и положительных ионов возможна при воздействии на молекулу а-, б- илн у-излуче- Иб А' н ния с энергией, превышающей Б энергию ионизации соответствующих газов (табл.
3.4). уа() и()П Наиболее часто для ионизации остаточных газов используется Р и с. 3.4. Зависимость эффективно- сти ионизации молекул газов злекэпектРоннан бомб Р'(нРовка тр„ннов бомбардировкоя от у,кора Процесс ионизацин остаточных к)п(его напряжения газов характеризует эффективность ионизации молекул е, т. е. число пар ионов, образованных одним электроном на пути в 1 м при давлении 1 Па. Зависимость в от ускоряющего напряжения (рис. 3.4) имеет характерный максимум, соответствующий энергиям электронов 100...150 эВ.
Молекулы с большим атомным числом имеют более высокие значения эффективности ионизации. Таблица 3.4 Энергии ионизации о, н, со Аг Но 12,6 ! 3,6 14,1 15,8 24,6 14,5 Энергия ионнзацин, зВ Под действием разности потенциалов 11, ионы и электроны дополнительно к тепловой энергии 3йТ(2 получают энергию (7()„где (7 — элементарный заряд. Температура среды, сообщающая частицам энергию, равную энергии движения заряженных частиц, под воздействием электрического поля Т= 2(7(74 (3)с) .
Можно подсчитать, что электроны, ускоренные разностью потенциалов 1 В, имеют такую же энергию, как при температуре 7800 К без электрического поля. Электропроводность газового промежутка при самостоятельном Разряде (без дополнительных ионизирующих излучений) зависит от давления. Газ всегда содержит свободные электроны, появляющиеся, например, при взаимодействии с космическим излучением.
При низком вакууме в связи с малой длиной свободного пути эти электроны под воздействием электрического поля не успевают приобрести энергию, необходимую для ионизации молекул газа. ЭлектРопроводность газа в таких условиях мала. 51 т —— При высоком вакууме в связи с малым количеством заряженных частиц электропроводность газового промежутка еще меньше. ~рг В области среднего вакуума наблюдаются наибольшие значения электропроводности газа.
В этих условиях свободные электгд ' /а' сн Iр'пп'а л роны Осуществляют ионизацию рис. 3.5. Зависимость прозивно- молекул остаточных газов, а обго напрнжения от произведения разующиеся при этом вторичные давления газа на Расстояние меж- электроны поДДерживают самО- ду электродами стоятельный разряд Электросопротнвление газового промежутка может характеризоваться пробивным напряжением У,р, которое зависит от природы газа, расстояния между электродами и давления. Пробивное напряжение зависит от произведения давления газа на расстояние между электродами, а не от каждого из этих параметров в отдельности.
Зависимость пробивного напряжения от произведения рс(, где И вЂ” расстояние между электродами, показано на рис. 3.5 и имеет характерный минимум в области среднего вакуума. Эта зависимость известна под названием кривой Пашена. Прохождение электрического тока через разреженные газы в области среднего вакуума сопровождается свечением газа, зависящим от рода газа и давления, Это явление используется для качественного определения давления и состава газа.
При давлениях порядка 10з Па разряд появляется между электродами в виде тонкого шнура, который при давлениях около 1О' Па заполняет всю разрядную трубку. При этом в разряде от катода к аноду можно выделить несколько характерных областей: катодное темное пространство (Астона); светящийся слой, создающий катодное свечение; темное пространство (Крукса); зона отрицательного свечения; темная зона (Фарадея); положительный столб; анодное темное пространство. Положительный столб имеет интенсивное свечение, по цвету которого можно судить о роде газа, заполняющего разрядный промежуток„.воздух светится голубым цветом, кислород — желтым, азот — оранжевым, гелий — розовым, пары воды — голубовато-белым, аргон — фиолетовым, неон — красным.
и 3.4. Диффузия в газах В низком вакууме уравнение стационарной диффузии молекул газа имеет следующий вид: Р„= — 0 Яп)бх), (3.29) 52 де 1) — коэффициент диффУзии; г(п~г)х — гРадиент концентрации; Є— плотность потока частиц в направлении, противоположном градиенту концентрации. Рассмотрим однородный газ, состоящий из молекул одного типа. В условиях низкого вакуума через плоскость, перпендикулярную направлению потока частиц с обеих сторон из слоев, удаленных на расстояние, равное средней длине свободного пути, согласно (1.13), проходят два встречных потока, разность которых и определяет скорость диффузии: Р„= — (и' — п") = — — 2Т. —, оаэ „тат дл (3.30) 4 4 дх где п' и п" — концентрации газа в слоях, удаленных от рассматриваемой плоскости на Е.
Сравнивая (3.29) и (3.30), получим выражение для коэффициента самодиффузин в низком вакууме: Й,=И /2. (3.31) Воспользовавшись формулами (1.10), (1.18) и (1.39), имеем зп .зп О,= лПпг~ рд (7+С) Таким образом, коэффициент самодиффузии в области низкого вакуума обратно пропорционален давлению. Температурная зависимость коэффициента самодиффузии определяется множителем Тагз (Т+С), который можно записать в виде Т", где х изменяется от 1,5 при Т»С до 2,5 при Т~С, т. е. коэффициент самодиффузии увеличивается с повышением температуры газа.
Точное значение 1),, рассчитанное в соответствии с молекулярно-кинетической теорией, практически совпадает с результатами расчетов по формуле (3.31). Для смеси двух газов с концентрациями п~ и пз в связи с тем, что п=пг+пз=сопз(, можно записать дл~ длт длг длз — + — =0; — + — =0 дх дх дг дз откуда следует равенство коэффициентов диффузии первого газа во втором Т),з и второго в первом ))з~'. Т)~з — — Т)з~=Т)а. Коэффициент взаимной диффузии Р, двух газов при нязком вакууме рассчитывается по формуле Здесь с(г и Нз — эффективные диаметры молекул газа с массой пт1 н пгт, определяемые по формуле (1.40).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
