В классической теории проводимости металлов

1. Закон Ома.Пусть в металличе- ском проводнике существует электри- ческое поле напряженностью Е = const. Со стороны поля заряд е испытывает действие силы F= eЕ и приобретает ус-

корение . Таким образом, вовремя свободного пробега электро- ны движутся равноускоренно, приобре- тая к концу свободного пробега ско- рость

где (t) — среднее время между двумя последовательными соударениями элек- трона с ионами решетки.

Согласно теории Друде, в конце сво- бодного пробега электрон,сталкиваясь с ионами решетки, отдает им накоплен- ную в поле энергию, поэтому скорость его упорядоченного движения стано- вится равной нулю. Следовательно, средняя скорость направленного дви- жения электрона

(103.1)

Классическая теория металлов не учитывает распределения электронов по скоростям, поэтому среднее время (t) свободного пробега определяется сред- ней длиной свободного пробега и средней скоростью движения электро- нов относительно кристаллической ре- шетки проводника, равной (и) + (v) ({и} — средняя скорость теплового дви- жения электронов). В § 102 было пока- зано, что (v) (и), поэтому

Подставив значение (t) в формулу (103.1), получим

Плотность тока в металлическом проводнике по(96.1)

откуда видно, что плотность тока про- порциональна напряженности поля, т.е. получили закон Ома в дифферен- циальной форме [ср. с (98.4)]. Коэффи-

Если п —концентрация электронов, то в единицу времени происходит n(z) столкновений и решетке передается энергия

(103.5)

которая идет на нагревание проводни- ка. Подставив (103.3) и (103.4) в (103.5), получим энергию, передаваемую ре- шетке в единице объема проводника заединицу времени,

(103.6)

Величина w является удельной теп- ловой мощностью тока (см. § 99). Ко- эффициент пропорциональности меж- ду w и Е2 по (103.2) есть удельная про-

циент пропорциональности j и Е есть не что иное, как удельная прово- димость материала

(103.2)

которая тем больше, чем больше кон- центрация свободных электронов и средняя длина их свободного пробега.

2. Закон Джоуля К концу свободного пробега электрон под дей- ствием поля приобретает дополнитель- ную кинетическую энергию

(103.3)

При соударении электрона с ионом эта энергия полностью передается ре- шетке и идет на увеличение внутренней энергии металла, т. е. на его нагревание. Заединицу времени электрон испы- тывает с узлами решетки в среднем (z)

столкновений:

(103.4)

водимость % следовательно, выражение

(103.6) — закон Джоуля — Ленца в диф- ференциальной форме [ср. с (99.7)].

3.Закон Видемана —Франца. Ме- таллы обладают как большой электри- ческой проводимостью, так и высокой теплопроводностью. Это объясняется тем, что носителями тока и теплоты в металлах являются одни и те же части- цы — свободные электроны, которые, перемещаясь в металле, переносят не только электрический заряд, но и при- сущую им энергию хаотического (теп- лового) движения, т.е. осуществляют перенос теплоты.

Видеманом и Францем в 1853 г. экс- периментально установлен закон, со- гласно которому отношение теплопро- водности (X) к удельной проводимос- ти для всех металлов при одной и той же температуре одинаково и увели- чивается пропорционально термодина- мической температуре:

где (3 — постоянная, не зависящая от рода металла.

Элементарная классическая теория электропроводности металлов позво-

лила найти значение где

к — постоянная Больцмана. Это значе- ние хорошо согласуется с опытными данными. Однако, как оказалось впос- ледствии, это согласие теоретического значения с опытным случайно. Лоренц, применив к электронному газу статис- тику Максвелла — Больцмана, учтя тем самым распределение электронов по скоростям, получил что при-

вело к резкому расхождению теории с

опытом.

Таким образом, классическая теория электропроводности металлов объяс- нила законы Ома и Джоуля — Ленца, а также дала качественное объяснение закона Видемана — Франца. Однако она помимо рассмотренных противоречий в законе Видемана — Франца столкну- лась еще с рядом трудностей при объяс- нении различных опытных данных. Рассмотрим некоторые из них.

Температурная зависимость сопро- тивления. Из формулы удельной про- водимости (103.2) следует, что сопро- тивление металлов, т.е. величина, об- ратно пропорциональная должна воз- растать пропорционально [в (103.2) от температуры не зависят, а

(и) л/г]. Этот вывод электронной те- ории противоречит опытным данным, согласно которым R Г (см. § 98).

Оценка средней длины свободного пробега электронов в металлах. Что- бы по формуле (103.2) получить со- впадающие с опытными значениями, надо принимать значительно боль- ше истинных, иными словами, предпо- лагать, что электрон проходит без со- ударений с ионами решетки сотни меж- доузельных расстояний, что не согласу- ется с теорией Друде — Лоренца.

Теплоемкость металлов.Теплоем- кость металла складывается из тепло- емкости его кристаллической решетки и теплоемкости электронного газа. По- этому атомная (т.е. рассчитанная на 1 моль) теплоемкость металла должна быть значительно больше атомной теп- лоемкости диэлектриков, у которых нет свободных электронов. Согласно зако- ну Дюлонга и Пти (см. § 73), теплоем- кость одноатомного кристалла равна 3R. Учтем, что теплоемкость одноатом- ного электронного газа равна Тогда атомная теплоемкость металлов должна быть близка к Однако опыт доказывает, что она равна т. е. для металлов, так же как и для диэлек- триков, хорошо выполняется закон Дюлонга и Пти. Следовательно, нали- чие электронов проводимости практи- чески не сказывается на значении теп- лоемкости, что не объясняется класси- ческой электронной теорией.

Указанные расхождения теории с опытом можно объяснить тем, что движение электронов в металлах под- чиняется не законам классической ме- ханики, а законам квантовой механики и, следовательно, поведение электро- нов проводимости надо описывать не статистикой Максвелла — Больцмана, а квантовой статистикой. Поэтому объяснить затруднения элементарной классической теории электропроводно- сти металлов можно лишь квантовой теорией, которая будет рассмотрена в дальнейшем. Надо, однако, отметить, что классическая электронная теория не утратила своего значения и до насто- ящего времени, так как во многих слу- чаях (например, при малой концентра- ции электронов проводимости и высо- кой температуре) она дает правильные качественные результаты и является по сравнению с квантовой теорией про- стой и наглядной.

§ 104. Работа выхода электронов из металла

Как показывает опыт, свободные электроны при обычных температурах практически не покидают металл. Сле- довательно, в поверхностном слое ме- талла должно быть задерживающее электрическое поле, препятствующее выходу электронов из металла в окру- жающий вакуум. Работа, которую нуж- но затратить для удаления электрона из металла в вакуум, называется работой выхода. Укажем две вероятные причи- ны существования работы выхода.

1. Если электрон по какой-то причи- не удаляется из металла, то в том мес- те, которое электрон покинул, возника- ет избыточный положительный заряд и электрон притягивается к индуциро- ванному им самим положительному заряду.

2. Отдельные электроны, покидая металл, удаляются от него на расстояния порядка атомных и создают самым над поверхностью металла «электронное облако», плотность которого быстро убывает с расстоянием. Это облако вме- сте с наружным слоем положительных ионов решетки образует двойной элек- трический слой, поле которого подобно полю плоского конденсатора. Толщина этого слоя равна нескольким межатом- ным расстояниям (10~10— м). Он не создает электрического поля во внеш- нем пространстве, но препятствует выходу свободных электронов из ме- талла.

Таким образом, электрон при выле- те из металла должен преодолеть задер- живающее его электрическое поле двой- ного слоя. Разность потенциалов в этом слое, называемая поверхност- ным скачком определя- ется работой выхода (А) электрона из металла:

где е — заряд электрона.

Так как вне двойного слоя электри- ческое поле отсутствует, то потенциал среды равен нулю, а внутри металла по- тенциал положителен и равен Дф. По- тенциальная энергия свободного элек- трона внутри металла равна — еДф и яв- ляется относительно вакуума отрица- тельной. Исходя из этого можно счи- тать, что весь объем металла для элект- ронов проводимости представляет по- тенциальную яму с плоским дном, глу- бина которой равна работе выхода А.

Работа выхода выражается в элект- рон-вольтах (эВ): 1 эВ равен работе, со- вершаемой силами поля при перемеще- нии элементарного электрического за- ряда (заряда, равного заряду электрона) при прохождении им разности потенци- алов в 1 В. Так как заряд электрона ра- вен • 1СГ19Кл,то 1 эВ= • 1СГ19Дж. Работа выхода зависит от химиче- ской природы металлов и от чистоты их поверхности и колеблется в пределах нескольких электрон-вольт (например, у калия А = 2,2 эВ, у платины А =

= 6,3 эВ). Подобрав определенным об- разом покрытие поверхности, можно значительно уменьшить работу выхода. Например, если нанести на поверхность вольфрама (А 4,5 эВ) слой оксида ще- лочно-земельного металла Sr, то работа выхода снижается до 2 эВ.

§ 105. Эмиссионные явления и их применение

Если сообщить электронам в метал- лах энергию, необходимую для пре- одоления работы выхода, то часть элек- тронов может покинуть металл, в ре- зультате чего наблюдается явление ис-

пускания электронов, или электрон- ной эмиссии. В зависимости от спосо- ба сообщения электронам энергии раз- личают термоэлектронную, фотоэлек- тронную, вторичнуюэлектроннуюиав- тоэлектроннуюэмиссии.

1. Термоэлектронная эмиссия— это испускание электронов нагретыми металлами. Концентрация свободных электронов в металлах достаточно вы- сока, поэтому даже при средних темпе- ратурах вследствие распределения электронов но скоростям (по энергиям) некоторые электроны обладают энерги- ей, достаточной для преодоления по- тенциального барьера на границе ме- талла. С повышением температуры чис- ло электронов, кинетическая энергия теплового движения которых больше работы выхода, растет и явление термо- электронной эмиссии становится за- метным.

Исследование закономерностей тер- моэлектронной эмиссии можно прове- сти с помощью простейшей двухэлект- родной лампы — вакуумного диода, представляющего собой откачанный баллон, содержащий два электрода: ка- тод К и анод А. В простейшем случае катодом служит нить из тугоплавкого металла (например, вольфрама), нака- ливаемая электрическим током. Анод чаще всего имеет форму металлическо- го цилиндра, окружающего катод. Если диод включить в цепь, как это показано на рис. 154, то при накаливании катода

и подаче на анод положительного на- пряжения (относительно катода) в анодной цепи диода возникает ток. Если поменять полярность батареи то ток прекращается, как бы сильно ка- тод ни накаливали. Следовательно, ка- тод испускает отрицательные частицы — электроны.

Если поддерживать температуру на- каленного катода постоянной и снять зависимость анодного тока /от анодно- го напряжения U — вольт-амперную характеристику (рис. 155), то оказы- вается, что она не является линейной, т. е. для вакуумного диода закон Ома не выполняется. Зависимость термоэлек- тронного тока от анодного напряже- ния в области малых положительных значений [/описывается законом трех вторых [установлен русским физиком С. А. Богуславским (1883 — 1923) и аме- риканским физиком И.Ленгмюром (1881-1957)]:

где В — коэффициент, зависящий от формы и размеров электродов, а также их взаимного расположения.

При увеличении анодного напряже- ния ток возрастает до некоторого мак- симального значения называемого током насыщения. Это означает, что почти все электроны, покидающие ка- тод, достигают анода, поэтому дальней- шее возрастание напряженности поля не может привести к увеличению тер-

Рис. 154 Рис. 155

моэлектронного тока. Следовательно, плотность тока насыщения характери- зует эмиссионную способность матери- ала катода.

Плотность тока насыщения опреде- ляется формулой Ричардсона —Деш- мана, выведенной теоретически на ос- нове квантовой статистики:

где А — работа выхода электронов из катода; Т— термодинамическая темпе- ратура; С — постоянная, теоретически одинаковая для всех металлов (это не подтверждается экспериментом, что, по-видимому, объясняется поверхнос- тными эффектами).

Уменьшение работы выхода приво- дит к резкому увеличению плотности тока насыщения. Поэтому применяют- ся оксидные катоды (например, никель, покрытый оксидом щелочно-земельно- го металла), работа выхода которых равна 1 — 1,5 эВ.

На рис. 155 представлены вольт-ам- перные характеристики для двух тем- ператур катода: и причем > С повышением температуры катода ис- пускание электронов с катода интен- сивнее, при этом увеличивается и ток насыщения. При U = 0 наблюдается анодный ток, т. е. некоторые электроны, эмиттируемые катодом, обладают энер- гией, достаточной для преодоления ра- боты выхода и достижения анода без приложения электрического поля.

Явление термоэлектронной эмиссии используется в приборах, в которых необходимо получить поток электронов в вакууме, например в электронных лампах, рентгеновских трубках, элект- ронных микроскопах и т.д. Электрон- ные лампы широко применяются в электро- и радиотехнике, автоматике и телемеханике для выпрямления пере-

менных токов, усиления электрических сигналов и переменных токов, генери- рования электромагнитных колебаний и т.д. В зависимости от назначения в лампах используются дополнительные управляющие электроды.

2. Фотоэлектронная эмиссия— это эмиссия электронов из металла под дей- ствием света, а также коротковолново- го электромагнитного излучения (на- пример, рентгеновского). Основные за- кономерности этого явления будут рас- смотрены в § 202.

3. Вторичная электронная эмис- сия— это испускание электронов по- верхностью металлов, полупроводни- ков или диэлектриков при бомбарди- ровке их пучком электронов. Вторич- ный электронный поток состоит из электронов, отраженных поверхностью (упруго и неупруго отраженные элект- роны), и «истинно» вторичных элект- ронов — электронов, выбитых из метал- ла, полупроводника или диэлектрика первичными электронами.

Отношение числа вторичных элект- ронов числу первичных вызвав- ших эмиссию, называется коэффициен- томвторичнойэлектроннойэмиссии:

Коэффициент 6 зависит от природы материала поверхности, энергии бом- бардирующих частиц и их угла падения на поверхность. У полупроводников и диэлектриков больше, чем у металлов. Это объясняется тем, что в металлах, где концентрация электронов проводи- мости велика, вторичные электроны, часто сталкиваясь с ними, теряют свою энергию и не могут выйти из металла. В полупроводниках и диэлектриках из- за малой концентрации электронов проводимости столкновения вторич- ных электронов с ними происходят го-

Курс фнчикн 193

Рис. 156

раздо реже и вероятность выхода вто- ричных электронов из эмиттера возра- стает в несколько раз.

Для примера на рис. 156 приведена качественная зависимость коэффици- ента вторичной электронной эмиссии от энергии впадающих электронов для КС1. С увеличением энергии электро- нов возрастает, так как первичные электроны все глубже проникают в кри- сталлическую решетку и, следовательно, выбивают больше вторичных электро- нов. Однако при некоторой энергии пер- вичных электронов Ь начинает умень- шаться. Это связано с тем, что с увели- чением глубины проникновения пер- вичных электронов вторичным все труднее вырваться на поверхность. Зна- чение бmах для КС1 достигает (для

чистых металлов оно не превышает 2).

Явление вторичной электронной эмиссии используется в фотоэлект- ронных умножителях (ФЭУ), приме- няемых для усиления слабых электри- ческих токов. ФЭУ представляет собой вакуумную трубку с фотокатодом К и анодом А, между которыми расположе- но несколько электродов — эмиттеров 157). Электроны, вырванные из

Рис. 157

фотокатода под действием света, попа- дают на эмиттер пройдя ускоряю- щую разность потенциалов между К и Из эмиттера выбивается элект- ронов. Усиленный таким образом элек- тронный поток направляется на эмит- тер и процесс умножения повторя- ется на всех последующих эмиттерах. Если ФЭУ содержит п эмиттеров, то на аноде А, называемом коллектором, по- лучается усиленный в раз фотоэлек- тронный ток.

4. Автоэлектронная эмиссия— это эмиссия электронов с поверхности ме- таллов под действием сильного внешне- го электрического поля. Эти явления можно наблюдать в откачанной трубке, конфигурация электродов которой (ка- тод — острие, анод — внутренняя повер- хность трубки) позволяет при напряже- ниях примерно 103В получать электри- ческие поля напряженностью примерно 107 В/м. При постепенном повышении напряжения уже при напряженности поля у поверхности катода примерно 105—10б В/м возникает слабый ток, обусловленный электронами, испускае- мыми катодом. Сила этого тока увели- чивается с повышением напряжения на трубке. Токи возникают при холодном катоде, поэтому описанноеявление назы- ваетсятакжехолоднойэмиссией.Объяс- нение механизма этого явления возмож- но лишь на основе квантовой теории.

§ 106. Ионизация газов.

Несамостоятельныйгазовый разряд

Газы при не слишком высоких тем- пературах и при давлениях, близких к атмосферному, являются хорошими изоляторами. Если поместить в сухой атмосферный воздух заряженный элек- трометр с хорошей изоляцией, то его за-

ряд долго остается неизменным. Это объясняется тем, что газы при обычных условиях состоят из нейтральных ато- мов и молекул и не содержат свободных зарядов (электронов и ионов). Газ ста- новится проводником электричества, когда некоторая часть его молекул иони- зуется, т.е. произойдет расщепление нейтральных атомов и молекул на ионы и свободные электроны. Для этого газ надо подвергнуть действию какого-либо ионизатора (например, поднеся к заря- женному электрометру пламя свечи, на- блюдаем спад его заряда; здесь электро- проводность газа вызвана нагреванием).

Таким образом, при ионизации газов под действием какого-либо ионизатора происходит вырывание из электронной оболочки атома или молекулы одного или нескольких электронов, что приво- дит к образованию свободных электро- нов и положительных ионов. Электро- ны могут присоединяться к нейтраль- ным молекулам и атомам, превращая их в отрицательные ионы. Следовательно, в ионизованном газе имеются положи- тельные и отрицательные ионы и сво- бодные электроны. Прохождение элек- трического тока через газы называется газовым разрядом.

Ионизация газов может происхо- дить под действием различных иониза- торов: сильный нагрев (столкновения быстрых молекул становятся настоль- ко сильными, что они разбиваются на ионы), коротковолновое электромаг- нитное излучение (ультрафиолетовое, рентгеновское и корпус- кулярное излучение (потоки электро- нов, протонов, и т. д. Для того чтобы выбить из молекулы (атома) один электрон, необходимо затратить определенную энергию, называемую энергией ионизации, значения которой для атомов различных веществ лежат в пределах 4 —25 эВ.

Одновременно с процессом иониза- ции газа всегда идет и обратный про- цесс — процесс рекомбинации: поло- жительные и отрицательные ионы, по- ложительные ионы и электроны, встре- чаясь, воссоединяются между собой с образованием нейтральных атомов и молекул. Чем больше ионов возникает под действием ионизатора, тем интен- сивнее идет и процесс рекомбинации.

Строго говоря, проводимость газа никогда не равна нулю, так как в нем всегда имеются свободные заряды, об- разующиеся в результате действия на газы излучения радиоактивных веществ, имеющихся на поверхности Земли, а также космического излучения. Эта незначительная проводимость воздуха (интенсивность ионизации под дей- ствием указанных факторов невелика) служит причиной утечки зарядов на- электризованных тел даже при хорошей

Характер газового разряда опреде- ляется составом газа, его температурой и давлением, размерами, конфигура- цией и материалом электродов, при- ложенным напряжением, плотностью тока.

Рассмотрим цепь, содержащую газо- вый промежуток (рис. 158), подверга- ющийся непрерывному, постоянному по интенсивности воздействию иониза- тора. В результате действия ионизато- ра газ приобретает некоторую проводи- мость и в цепи потечет ток, зависимость

Рис. 158

Рис. 159

которого от приложенного напряжения приведена на рис. 159.

На участке кривой А сила тока воз- растает пропорционально напряжению, т. е. выполняется закон Ома. При даль- нейшем увеличении напряжения закон Ома нарушается: рост силы тока замед- ляется (участок АВ) и наконец прекра- щается совсем (участок ВС). Это дос- тигается в том случае, когда ионы и электроны, создаваемые внешним иони- затором за единицу времени, за это же время достигают электродов. В резуль- тате получаем ток насыщения зна- чение которого определяется мощнос- тью ионизатора. Ток насыщения, таким образом, является мерой ионизирующе- го действия ионизатора. Если в режиме О С прекратить действие ионизатора, то прекращается и разряд. суще- ствующие только под действием вне- шних ионизаторов, называются несамо- стоятельными. При дальнейшем уве- личении напряжения между электрода- ми тока вначале медленно (участок CD), а затем резко (участок DE) возрас- тает. Механизм этого явления будет рас- смотрен в следующем параграфе.

§107.Самостоятельный газовый разряд и его типы

Разряд в газе, сохраняющийся пос- ле прекращения действия внешнего ионизатора, называется самостоя- тельным.

Рассмотрим условия возникновения самостоятельного разряда. Как уже ука- зывалось в § 106, при больших напря- жениях между электродами газового промежутка (см. рис. 158) ток сильно возрастает (участки CD и DE на рис. 159). При больших напряжениях возни- кающие под действием внешнего иони- затора электроны, сильно ускоренные электрическим полем, сталкиваясь с нейтральными молекулами газа, иони- зируют их, в результате чего образуют- ся вторичные электроны и положитель- ные ионы (процесс 1 на рис. 160). По- ложительные ионы движутся к катоду, а электроны — к аноду. Вторичные электроны вновь ионизируют молеку- лы газа, и, следовательно, общее коли- чество электронов и ионов будет возра- стать по мере продвижения электронов к аноду лавинообразно. Это является причиной увеличения электрического тока на участке CD (см. рис. 159). Опи- санный процесс называется ударной ионизацией.

Однако ударная ионизация под дей- ствием электронов недостаточна для поддержания разряда при удалении внешнего ионизатора. Для этого необ- ходимо, чтобы электронные лавины

«воспроизводились», т.е. чтобы в газе под действием каких-то процессов воз- никали новые электроны. Такие процес- сы схематически показаны на рис. 160:

Рис. 160

1) ускоренные полем положительные ионы, ударяясь о катод, выбивают из него электроны (процесс 2); 2) положи- тельные ионы, сталкиваясь с молекула- ми газа, переводят их в возбужденное состояние; переход таких молекул в нормальное состояние сопровождается испусканием фотона (процесс 3); 3) фо- тон, поглощенный нейтральной моле- кулой, ионизирует ее, происходит так называемый процесс фотонной иониза- ции молекул (процесс 4); 4) выбивание электронов из катода под действием фотонов (процесс 5).

Наконец, при значительных напря- жениях между электродами газового промежутка наступает момент, когда положительные ионы, обладающие меньшей длиной свободного пробега, чем электроны, приобретают энергию, достаточную для ионизации молекул газа (процесс 6), и к отрицательной пла- стине устремляются ионные лавины. Когда возникают кроме электронных лавин еще и ионные, сила тока растет уже практически без увеличения напря- жения (участок DE на рис. 159).

В результате описанных процессов (1 — 6) число ионов и электронов в объеме газа лавинообразно возрастает и разряд становится самостоятельным, т.е. сохраняется после прекращения действия внешнего ионизатора. Напря- жение, при котором возникает самосто- ятельный разряд, называется напря- жением пробоя.

В зависимости от давления газа, кон- фигурации электродов, параметров внешней цепи можно говорить о четы- рех типах самостоятельного разряда: тлеющем, искровом, дуговом и коронном.

1. Тлеющий разряд возникает при низких давлениях. Если к электродам, впаянным в стеклянную трубку длиной 30 — 50 см, приложить постоянное на- пряжение в несколько сотен вольт, по-

степенно откачивая из трубки воздух, то при давлении — 6,7 кПа возни- кает разряд в виде светящегося извили- стого шнура красноватого цвета, идуще- го от катода к аноду. При дальнейшем понижении давления шнур утолщает- ся, и при давлении Па разряд име- ет вид, схематически изображенный на рис. 161.

Непосредственно к катоду прилега- ет тонкий светящийся слой 1 — первое катодное свечение, или катодная пленка, затем следует темный слой 2 — катодное темное пространство,пе- реходящее в дальнейшем в светящийся слой3 — тлеющеесвечение,имеющее резкую границу со стороны катода, по- степенно исчезающую со стороны ано- да. Оно возникает из-за рекомбинации электронов с положительными ионами. С тлеющим свечением граничит тем- ный промежуток 4 — фарадеево тем- ное пространство,за которым следу- ет столб ионизированного светящегося газа 5 — положительный столб. По- ложительный столб в поддержании раз- ряда существенной роли не играет. На- пример, при уменьшении расстояния между электродами трубки его длина сокращается, в то время как катодные части разряда по форме и величине ос- таются неизменными.

В тлеющем разряде особое значение для его поддержания имеют только две его части: катодное темное простран- ство и тлеющее свечение. В катодном темном пространстве происходит силь- ное ускорение электронов и положи- тельных ионов, выбивающих электро- ны с катода (вторичная эмиссия). В об- ласти тлеющего свечения происходит

Рис. 161

ударная ионизация электронами моле- кул газа. Образующиеся при этом по- ложительные ионы устремляются к ка- тоду и выбивают из него новые элект- роны, которые, в свою очередь, опять ионизируют газ и т.д. Таким образом непрерывно поддерживается тлеющий разряд.

При дальнейшем откачивании труб- ки при давлении Па свечение газа ослабевает и начинают светиться стен- ки трубки. Электроны, выбиваемые из катода положительными ионами, при таких разрежениях редко сталкивают- ся с молекулами газа и поэтому, уско- ренные полем, ударяясь о стекло, вы- зывают его свечение, так называемую катодолюминесценцию. Поток этих электронов исторически получил на- звание катодных лучей. Если в като- де просверлить малые отверстия, то положительные ионы, бомбардирую- щие катод, пройдя через отверстия, проникают в пространство за катодом и образуют резко ограниченный пу- чок, получивший название канало- вых (или положительных) лучей, на- званных по знаку заряда, который они несут.

Тлеющий разряд широко использу- ется в технике. Так как свечение поло- жительного столба имеет характерный для каждого газа цвет, то его использу- ют в газосветных трубках для светя- щихся надписей и реклам (например, неоновые газоразрядные трубки дают красное свечение, аргоновые — синева- то-зеленое). В лампах дневного света, более экономичных, чем лампы накали- вания, излучение тлеющего разряда, происходящее в парах ртути, поглоща- ется нанесенным на внутреннюю повер- хность трубки флуоресцирующим ве- ществом {люминофором), начинающим под воздействием поглощенного излу- чения светиться. Спектр свечения при

соответствующем подборе люминофо- ров близок к спектру солнечного излу- чения. Тлеющий разряд используется для катодного напыления металлов. Вещество катода в тлеющем разряде вследствие бомбардировки положи- тельными ионами, сильно нагреваясь, переходит в парообразное состояние. Помещая вблизи катода различные предметы, их можно покрыть равно- мерным слоем металла.

2. Искровой разрядвозникает при больших напряженностях электричес- кого поля • В/м) в газе, находя- щемся под давлением порядка атмос- ферного. Искра имеет вид ярко светя- щегося тонкого канала, сложным обра- зом изогнутого и разветвленного.

Объяснение искрового разряда дает- ся на основе стримерной теории, со- гласно которой возникновению ярко светящегося канала искры предшеству- ет появление слабосветящихся скопле- ний ионизованного газа — стримеров. Стримеры возникают не только в ре- зультате образования электронных ла- вин посредством ударной ионизации, но и в результате фотонной ионизации газа. Лавины, догоняя друг друга, обра- зуют проводящие мостики из стриме- ров, по которым в следующие моменты времени устремляются мощные потоки электронов, образующие каналы искро- вого разряда. Из-за выделения при рас- смотренных процессах большого коли- чества энергии газ в искровом проме- жутке нагревается до очень высокой температуры (примерно 101 К), что при- водит к его свечению. Быстрый нагрев газа ведет к повышению давления и воз- никновению ударных волн, объясняю- щих звуковые эффекты при искровом разряде — характерное потрескивание в слабых разрядах и мощные раскаты грома в случае молнии, являющейся примером мощного искрового разряда

между грозовым облаком и Землей или между двумя грозовыми облаками.

Искровой разряд используется для воспламенения горючей смеси в двига- телях внутреннего сгорания и предох- ранения электрических линий переда- чи от перенапряжений (искровые раз- рядники). При малой длине разрядно- го промежутка искровой разряд вызы- вает разрушение (эрозию) поверхнос- ти металла, поэтому он применяется для электроискровой точной обработ- ки металлов (резание, сверление). Его используют в спектральном анализе для регистрации заряженных частиц (искровые счетчики).

3. Дуговой разряд.Если после за- жигания искрового разряда от мощно- го источника постепенно уменьшать расстояние между электродами, то раз- ряд становится непрерывным — возни- кает дуговой разряд. При этом сила тока резко возрастает, достигая сотен ампер, а напряжение на разрядном промежут- ке падает до нескольких десятков вольт. Дуговой разряд можно получить от источника низкого напряжения, минуя стадию искры. Для этого электроды

(например, угольные) сближают до со- прикосновения, они сильно раскаляют- ся электрическим током, потом их раз- водят и получают электрическую дугу (именно так она была открыта В. В. Пет- ровым). При атмосферном давлении температура катода приблизительно равна 3900 К. По мере горения дуги угольный катод заостряется, а на аноде образуется углубление — кратер, явля- ющийся наиболее горячим местом дуги.

По современным представлениям, дуговой разряд поддерживается за счет высокой температуры катода из-за ин- тен