1626435917-d26f9677b92985e7688f24b5e74711ce (844351), страница 124
Текст из файла (страница 124)
В то же время радиус «) был определен по формуле (!2.4.22), и при «)»А величина ХР,/3/27=-4/5. Тем ие менее в качестве грубого приближения можно предположить, что выражение (12.4.37) остается справедливым даже в случае йдо/ЙТ.--1. Далее, если замепить в этом выражении мпщкитель 9/8 едипицеи и воспользоваться тем, что .У-=-В-/2Т, то можно записать лУ г1л 2У В 12 («) >> А; « = — «)) =и П«М ( П,, + = — = — — ) )!! +- = г, 22Я )й Г9 Теперь становится возможпыл) записать формулы (!2 4.38) и (12,4.34), примепимые первая при высоких, а вторая при пизких давлеи)шх, в одипа козой форме: 65»6 глава м с~ при атмосфср юм давлсш!н и л» вЂ” 82 ° 1 В и !1 г, ' . " .
Чпч! ' "с ь бн!!алась в сОГласии чнчшга й. вьгб. м по-видимому, справе ливы С ' а ', Р)»г о том, что рекомб!» ' а ', 1!) ', ! ' »Р!!Пируют ионы атомарНесмот я и, 11 . и наличие' мнОГОчпслениых 'и х упршцающих предпоатапсоиа и снгра»!нченпые воз ' СРВВИЕЩ!Я С Э!ШПСОИМЕнт ГО результаты .альнымп дапиымн, е ают мост меж т о высоких давлений, к »'ду областями низких н различными теориями Т 1, которые прежде оппсыва.г лись порознь двумя ми омсона и Ланжевена.
нн пьг то т и ' ПОЛ'ЮЕ ЮЫ~Д н атансона с экспе гв ргвшптальными дансомнптельно, но и е.с! !Р дскчзываел!ая ею зави, епия представляется правильной. б. Ра агсиациониая рекомбина . Ип бипацнн избыток зперг ' 1' р д ц1оиной рекомция щ! а нз ! дается в виде электро. а ргин рекомбипи ю нх ру цс ионов высвобожи ктромагннтпого изпучен! я ггл комбинации (ф рмула (12 3 2)) Х +У вЂ” нл»~ -(-йг» необхо и д м радиационный переход между в, сОсГОяииями моле!»)лг,! Л ).
Ос' сос1оянне псрехсгда Л, ПРНЧЕМ КО»ШЧНОС " кнм, что цп молекула в пе ва.гь па ионы Х" и У . ч и лншь при бескопе шом пнин. !(оэффнссыпт ' ' и и радиационной рекомби ит примерно так же, как это делалось в гл. 8, лз 2, случае радиационного захвата э. времена жизни обычны б та электрона. Изме лекул показывают, что л х воз уждепгпхх сос 'таяний атомов и мочто л "1 р ' и ипацин пара что для радиационной екомби ! !Оа яжепных ионов должна обладают тепловыл!н сек. Если же пге '. Е 1 '.гсположит!н что ионы л!н энергиями, соответств '1ог и тет!перату1»е то !и с(Р таковы, что время, пеоб ' едпие скорости (около 10п равного диамет!Р)' обы» ео ходимое для прохож»е чпОй молекулы„оказыв" г» сек., »ля такоГО и!РОМ СРку1'на В Р ность излучения фотосг» ° - ! ! с снстелгы составняет а при деза!стиваци!! с гек» О сея=-.10"', что соотве циенту рекомбинации 10'" с "' ц ' слг;сек.
Радиацпош»ая Ре!. !ия ионов с энергиями больше шеи скоростью. Поэтом ч алыче тепловых и онсх г. ому можно сделать вь!во, ч л днацпОППОГ (гскомбинац' '! о цпи весьма незначительна Область краине пизкнл давл 'г давлений) п такой рекомбнпи с Н Ицнсй МО.КНО, Пы<ОМВ»НЛЦИЯ как правило, пренебречь по сравпенцю с процессами рекомбинации в присутствии третьей частшсы и взаимной нейтрализации в. Взаимная нейтрализация. Ка!с уже говорилось ранее, рекомбииацпя положнтелы!ых и отрицательных ионов прп давлениях выше пескснькнх миллиметров ртутного столба пронсходвт преимущсствеш»о в результате процессов с участием трех частиц, причем третья частица служит для передачи ей избытка эпсргии, При меньших же давлениях станов!пся существе!шым процесс взаимной нейтрализации (фо!Рл!У»!а (12.3,3.)) — т) при котором гшергня рекомбинации переходит в знергшо возбужде!и!я электронных состояш!й нли кш!еп!ческую энергию нейтральных атомов или в то н другое.
НейтТ»алпзация происходит в результате перезарядка! электрон иона У- может захватываться па один нз уровней атома Х, причем нейтральный атом У остается в любом состоянии, удоьлетворягощем закону сохранения энергии. Но для иекспорьв пар конечных состояний Х и У вероятность осусцествлеш!я перезарядки обладаег резким максимумом (5]. ))ерная количественная теория процесса взаимной нейтрализации была опубликована Бейтсол! и г»!Осси [!011') в 1943 г.„ а затем в литературе появился еше целый ряд аналогияпь)х расчетоп'). Теорию этого процесса лучше всего рассматривать, исходя нз пересечения кр»шых потенциальной энергии молекул').
На фиг. !24.2,а показаны вычисленные в нулевом приближении кривые потепц!шльпой энергии для двух электронных состояний молекулы ЛВ. диссоцпнру!ошей на отдельные атомные состояния Л! ! В, н Лг+Ва. (В данной залаче правая часть кр!шой (11 соогветствует попам Х' и У-, а правая часть кривой !!а описывает нейтральные атомы Х и У в возбужденных состояниях.) Допустим, что в отсутствие взапмодепствия эти кривые пересекаются в точке 5. Если же эти состояния такОВн. что Опи мОГ)т Взаимодействовать то это Обстоятсльство приведет к изменению диаграммы поте!»циальпой энерпш; получится пара кривых (фиг. 12А.2, б), которые уже более не пересекаются.
Таким образом, кривая ггб Оп!шывает свойства системы Л,+В, при малых расглоянипх между ядрами и системь! Л,+В» при больших расстогишях. Для кривой (ТСР ситуация !) Ои. также 1!7!. х) Пм иаи,"Рисе)Р !)6 !9! а) О. аосителыю ирине»х потек»»наин»гой анерги». »»олм»)л си гл. 6, й »6, В» н)Р»гс о иыгссе »сипи н!»!»н»нх и п»апиноа н»йтралнааиин рпссиотреп и пиите Мисси и Барто!»а 161, стр. 44,» н 62О 42 и маада» нсл, гекомВИИАЦИЯ ( — щаи,) '!и~~~ 1 Р 1 ! (д!'®) Ж вЂ” ~'~П ) (12.4.46) (12.4.47) (12 А.48) вя ГЛАВА и обратна, Э о ратна, Это означает„что если атомы Л и В в с Ле и В~ адиабатически (т.
е. б то взаимодействие межд пимп б т. е. ~ескопечно медленно) сб ме ду пимп будет описываться кривой Пб. лижепии же этих атомов (в тех же состояниях того, что вблизи Я система перейдет с Пб на 16. Ре с ,(о,), а вероятность того, что 'тема б)дет следовать вдоль г " Пб, ~ риной,— через 1 — Р. После аг"'Олние мемду ядрам Он) яь л г.
!2А.2. Кривые па потенциальной енергек полек л е взаимолейетвяя (а) л црк каллч ллчкл езлняолейетвия (д) Щ !71. лекул е отсутствие того как расстояние между атомами станет правление их относит тапет минимальным, наительного движения меняется на о я снова появляется некоторая ве о на обратное аким о разом, если представить себе, что бескон удаленные друг от друга атомы б сительной скорост ю т мы с лижаются с к опечной отпо- ность обнаружить раз ь о„а затем снова аля уд яются, то вероят- А и В азделепиые атомы в начальных состояниях и В, равна, следовательно, ! — 2Р(1 — Р), тогда к их в состояниях Ал и В 1 ующая вероятность того, что атомы в т от друга в нейтральных " р состояниях, величина мала или близка к е Первая возможность отвечае б чаю чает адиа атическом сл чаю медленного сближения атом в, атомов, вторан — очень слабом вз, ч действию двух молекулярных й.
(В имодействие обращаетс, 5 х состояни . ( п е еле, о г щ ется в нуль, кривые в точке 5 каются, как показано на фиг. 12.4,2,а 5 пересеиг...,а, и при меньших расстоя- мшшются обозначениями.) Максимальное значение реняях , льтирующей вероятности перехода равно 1/2. Вероятность перехода Р можно вычислить по формуле Ландау „а . — Ценера (20), которая дается ниже. Пусть (/е(Д) и П (Р) — две потенциальные функпии в нулевом приближении, а Пя(Д) — потенциальная энергия перехода ()1 означает рас,тояние между ядрами). Потенциальные функции монлно вГяразить через электронные волновые функции нулевого порядка ф и фб П,= ~ ф,"1»ф,еИ; У,= ~ ~,)»ф,л(т; Уп=- ~ ф,*(»1р,г(т, (12А.45) гпе )»= )»(», )х) — соответствующая энергия взаимодействия сталкивающихся атомов, а интегрирование выполняетсяпоэлектронным координатам г.
Будучи выражена через этн величины, вероятность имеет вид В этой формуле все величины, в том числе и относительная ско- рость атомов о„, берутсн в точке пересечения )г=-)ге. ЕслиЬЕ— разность энергии между двумя кривыми при бесконечном уда- ленин ядер, то Ке является решением уравнения Результат Ландау — Цепера (12.4.46) был получен в предположении, что относительное движение атомов происходит вдоль линии, соединяющей их центры. Если же атомы обладают отличным от нуля относительным моментом количества двингепия, то в функции Пе и (/г вводится дополнительный член !(!+1)йл)8плЛ!Яз, где ̄—.
приведенная масса этих атомож Добаво шый член уменьшает величину относительной скорости ва которая определяется теперь из равенства ! е Х()+!)Лл — А4,ю, = Е~ — (7,— где Ее — кинетическая энергия относительного движения прн бесконечном удалении и в начальном состоянии. Сколько-нибудь заметная вероятность перехода, связанная с относительным движением для случая Я=Рте, отсутствует, когда мала величина о„определяемая равенством (12.4А8). ! о же самое можно сказать, если правая часть этого равенства отрицател ь на. ббо глава м в силу зависимости вероятности Р От * " ., ! дььижения Ооеик с!!с)ем сечение! еко, за сч!'.т взянмььОЙ неЙП)ализяцььи ! * !.
ч ьхн. )алпзяцни у, должно равня)ЬСЯ СУмме 7,== У 2Р5(1 — Р!) 7„3 (12.4.49) 57„, обозначает здесь максималь относи!енино!о момен)я 11(1+1))577)72Л ' льное пярциальное сеч д синя систсььы (состоя относительного аиж делается равенством ! и;) со скоростью и . В . ,. Волновое число я опре- где М,— приведенная масса М! и Я В упомянутой уже работе Бейтса и Месси,'16,' авто ) меняли эту !сори!о для описани ния реакции 0 " + 0 — 0*+ 0'.
П 7оскольку точно определить взаимо ейств ви на орами потенциальных ф ню ий ь* ьпались д 'иствительное значение ьпались вычислить е" заимной нейтрализации. Тем не м ем не менее им удя- ! аиболе веро тньье о к величины этого коэффи ьье конечные состояния атомов. Онь к выводу, что при комнатной темпе ат ' коэффициента достигает 10 ' с а)5 рядок выше.
Было установле гает с»ь сек и может оказатьс ся иа по- после которого лена, что наиболе у атомов остается относит более вероятен переход, энергия около 1 яв и )и бе Мад)ки (Л) также ~и~ни~ кочфф и нт эффициент взаимной нейтрализации , пользуясь полукласснческим льетодом па 7м . ударения, и получил результат!! согляс у ощисся с результатами К сожалению, в настоящее ! * данных по взаимно" ' ! ., * Впемя нет э с ц, с катар~ми мои!но было бы Й нейтрализа пи, результаты теоретических расчетов.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
