1626435917-d26f9677b92985e7688f24b5e74711ce (844351), страница 113
Текст из файла (страница 113)
5. 35. Р1ег се Я. К., ТЬеогу вид (Уеяки о1 Е!сс1гои Всвгиз, 2д ед.. Рписе(ои, (4. У., 1954, с!х 9. 36. Ье11е! С. 8., НсгвЬ М. Ы., Кегг О. Е. (в иечзгн). 37 21 р 1 Е. С., Р!суз. Ксч. (в печати). 38. Р Ь е1 р ь А. ч'., В гасу и 3. С., РЬув. Кос, 88, 102 (!952). 39. В!о и 81 М. Л., Р!сув. Кеч., 83, 1078 (1951). 40. К в в нег Тсс. Н., Как ег ь чц Л., В 1 си с!1 М. А., Р!суз. Кес. Ьец., 7, 321 (19И). 41.
В с о и д с М. Л., РЬув. Кес., 93, !!36 (!954). 42. Г з1 ге Л. С, С Ь в яр 1 а и К. 5. %.„Рагун. Ксч., 113, 1 (1959) 43. М о 1 Ь з Ь у М. Л, Ь е и и а и .!. Л., Ргос. РЬув. Зос., 80, 626 (1962). 44. О з Ь в ги Н. 3, М111с1в1з с! 1 'с'. К., Р1суз. Кес., И2, 1435 (!963). ГЛЛВЛ 11 ЭНЕРГЕТИЧЕСКОЕ РАСПРЕДЕПЕНИЕ И СКОРОСТИ ДРЕЙ4>А ЭЛЕКТРОНОВ Данная глава посвящена вопросу об энергетическом распределении и скоростях дрейфа медленных электронов в газах при наличии внешних электрических полей. Под медлеипыыи электронами мы будем понимать электроны с энергией ниже нескольких десятков злектронвопьт. В движении электронов и "ионов, очевидно, много общего, но в силу ряла факторов, о которых будет говориться ниже, имеются и весьма существенные различия, так что эти лва типа частиц целесообразно рассматривать отдельно.
Ввиду того что значительная часть сведений о повелении электронов получена при изучении пх диффузионного движения„мы решили отложить вопрос об электронах ло того, как будут изложены явления диффузии (в гл. 10), и не рассматривать вопрос о движении электронов сразу же после гл. 9, посвященной анализу движения ионов. й 1.
Различия между движением электронов н ионов в газах Вследствие своей малой массы электроны быстро набирают энергию в электрическом поле и теряют малую часть энергии прн упругих столкновениях с молекулами. Поэтому электроны могут быстрее ионов набирать энергию в электрическом поле и накапливать ее в промежутках между столкновениями до тех пор, пока оиа не достигнет такого уровня, при котором уже велика вероятность неупругих столкновений.
Даже при сравнительно слабых внепших полях средняя энергия электронов„ движущихся в газе, может заметно превышать тепловую энергию молекул газа. Притом энергетическое распределение электронов не является максвелловским, если не считать очень низких значений величины Е/р.
Электроны отличаются от ионов и эффективными сечениями столкновений. В большинстве газов сечения упругого рассеяния электронов сильно зависят от энергии электронов, тогда как зависимость от энергии соответствующих эффективных сечений знегггтическое глопгвдвлкнне и скогостн лгепчкэлектгонов Рц для ионов выражена весьма слабо (см. гл. 4).
Что касается различий в сечении неупругих столкновений, то они также значительны. Возбужление электронных уровней под действием бомбардирующих алек~роков часто оказывается существенным уже при энергиях менее 1О зв, а возбуждение колебательных и вращательных уровней в молекулярных газах оказывается возможным при энергиях значительно ниже ! за. В обычных условиях электроны очень часто достигают такой энергии. Энергетический же порог (в лабораторной системе) соответствуюшпх вилов возбуждения под действием ионов значительно выше, чем для электронов, а максимумы кривых сечений возбуждения лежат в обласпи энергии, значительно превышавших пора~оные (см.
гл. 6). Следовательно, в обычных газокинетических условиях энергия ионов недостаточна для сильно~о возбуждения. В силу сказанного анализ движения электронов в газах оказывается более «рудным, чем анализ движения ионов. В гл. 9, 5 2, и. «а», 1, приведен ряд простых формул для полвижности заряженных частиц. Эти формулы часто используются для приближенной оценки скоростей дрейфа электронов.
Но если мы рассмотрим те прелположения, па основании которых они были выведены, с учетом сказанного выше, то станет ясно, что опи должны давать лишь очень грубые оценки. Ведь даже само понятие полвижности лишь с болыпими вговорками применимо к электронам, нбо прн заданном лавленин лрейфовая скорость электронов обычно не пропорциональна напряженности электрического поля. Чтобь| результаты соответствовали действительности, необхолимо пользоваться более сложными теориями и вычислять скорость лрейфа как функцию напряженности электрического поля. Такие расчеты дают скорость дрейфа и функ функцию энергетического распределения.
Более того, как будет показано в $ 4 данной главы, скорость лрсйфа опрелеляется п о расчетной функции распределения. Но прежде чем рассматривать эту теорию, следует остановиться на некоторых методах эксперимента, используемых при исследовании медленных электронов в газах, и привести ряп полученных с их помощью данных. 9 2, Экспериментальные методы исследования медленных влек~ропан в газах Большая часть наших свелений о повелении мелленных электронов в ~азах получена в результате исследований диффузии электронного облака в газах. Рассматриваемыми ниже методами можно получить данные об энергии хаотического дпижеш1~1 б92 ГЛАВА Н электронов и измерить их скорости дрейфа.
По этим данным на основе кинетической теории можно рассчитать среднюю длину свободного пробега электронов, частоту столкновений и сечение передачи импульса, а также среднюю энергию, теряемую электронами при столкновениях с молекулами газа. Общие методы таких расчетов изложены Хаксли и Кромптоном (1] н Лебом (2), которые ссылаются при этом на оригинальные работы.
Леб (2) и Хили и Рид (3) приводят очень много экспериментальных данных. Сведения подобного рода широко используются в физике плазмы, газовой электронике и при исследованиях верхних слоев атмосферы. а. Диффузионный метод Таунсенда. Один из наиболее важных и эффективных методов исследования поведения медленных электронов в газах предложен Таунсеидом в начале этого века. Он применяется и в настоящее время. Метод позволяет определять среднюю энергию и скорость дрейфа, по которым можно рассчитывать частоты столкновений, средние энергетические потери и др.
1. Определение средней энергии. В гл. 10, $2, было выведено соотношение (!0.2.4) для заряженных частиц, движущихся сквозь газ, с молекулами которого они находятся в тепловом равновесии: Лги'2 Р2 где еТ/' — подвижность, Я вЂ” коэффипиент диффузии, е — заряд частицы, йгг — плотность заряженных частиц и р; — парциальное давление заряженных частиц. Подвижность выражается через скорость дрейфа ол и напряженность электрического поля Е по формуле ВТГ"=ог/Е, а из предположения о тепловом равновесии следует равенство й/2/р,=1//2Т, где /2 — постоянная Больцмана, а Т вЂ” температура газа.
Следовательно, при условии равновесия справедливо соотношение АТ (1 1.2.!) Если заряженные частицы — алек~раны, то данное соотношение следует видоизменить, учитывая, что, вообще говоря, такие частицы не находятся в тепловом равновесии с газом. Поскольку величина ЛТ в формуле (1!.2.!) прямо пропорциональна средней энергии хаотического движения заряженных частиц, находящихся в тепловом равновесии с газом, то можно предположить, что при отсутствии равновесия то же соотношение запишется так: 2!И" ' (1 1.2.2) энеРГетическОе РАспРеделение и скОРОсти дРейФА элГктРОИОВ 593 где величина Т1, равная отношению средней энергии хаотического движения электронов к средней энергии молекул, называется энерггги2ескил1 каэффиг/иентол~ Таунсенда. Из формулы (1!.2.2) видно, 1то, измерив отношение иг к Я, можно определить среднюю энергию хаотического движения электронов. Наконец, если определить отдельно ог, то можно найти Фиг.
11.2.1. Схеме модифицироилнного прибора Таунсенда для определе- ния отношения скорости лрейфл электрона к коэффициенту диффузии, коэффициент диффузии электронов. Формуле (!1.2.2) можно придать иной вид: чАТ (1 1.2.3) 91, е Величина Я/еЯ" имеет размерность энергии и иногда называется характеристической энергией электронов ($ 5 настоящей главы). На фиг. 1!.2.1 изображен современный Вариант прибора Таунсенда для измерения Ог/Я. Слева на фигуре показана схема диффузионной камеры, В которой имеется нить накала Г, катод С, охранные кольца 6 и сегментированиый анод А. Вид анода в плане показан справа. В катоде имеется отверстие диаметром ! лсн, высота прибора составляет несколько сантиметров.
Давление газа в приборе равно нескольким миллиметрам ртутного столба, а вдоль оси прибора создается однородное электрическое поле. Для исключения паразитиых электрических полей катод и анод покрыты золотом. Нить накала непрерывно испускает электроны, которые устремляются к катоду. Электроны, прошедш21е сквозь отверстие О, медленно дрейфуют по направлению к аноду, диффундируи при этом. Измерив отношение /(=/1/(/2+/2), где /2 н ЗЗ И. Лзиисдиииили глава ц /з — токи, регистрируемые на внутренних сегментах анода, можно определить расходимость электронного пучка прн его движении в камере. (Для того чтобы пе сказывалось влияние объемного заряда, эти токи должны быть ниже 10сн а.) Хаксли, предложивший данную геометрию прибора, решил приближенно задачу о диффузии и показал [Ц, что Й 1 ах!и М д где 6 и с( — расстояния, отмеченные на фиг.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
