Запорожец  Издания 

0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 [ 37 ] 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78 79 80 81 82 83 84 85 86 87 88 89 90 91 92 93 94 95 96 97 98 99 100 101 102 103 104 105 106 107 108 109 110 111 112 113 114 115 116 117 118 119 120 121 122 123 124 125 126 127 128 129 130 131 132 133 134 135 136 137 138 139 140 141 142 143 144 145 146 147 148 149 150 151 152 153 154 155 156 157 158 159 160 161 162 163 164 165 166 167 168 169 170 171 172 173 174 175 176 177 178 179 180 181 182 183 184 185 186 187 188 189 190 191 192 193 194 195 196 197 198 199 200 201 202 203 204 205 206 207 208 209 210 211 212 213 214 215 216 217 218 219 220 221 222 223 224 225 226 227 228 229 230 231 232 233 234 235 236 237 238 239

где у - коэффициент, больший единицы и учитывающий роль электронной оболочки иона.

Поскольку в плазме обычно Пе=п,, можно считать, что Ь-Пе.

Оценки показывают, что поглощение непрерывного излучения очень невелико и в большинстве разрядов не превосходит нескольких процентов. Это дает возможность использовать измерения спектральной плотности непрерывного фона и его распределения по сечению разряда для определения температуры разряда и ее распределения по сечению [0.9, 4.3, 0.5].

Многочисленные сравнения показывают, что имеются значительные расхождения между теорией и экспериментом. В частности, на опыте наблюдается некоторая зависимость 6.„ от частоты, теоретически рассчитанные значения систематически оказываются в 3-10 раз меньше экспериментальных. Эти факты свидетельствуют о неполноте теории Унзольда. Л. М. Биберман и Г. Э. Норман на основе квантовомеханических расчетов получили выражение, более строго )читывающее экранирующее действие электронных оболочек ионов на торможение электронов. Оно зависит от частоты и температуры, и им следует заменить коэффициент у в формуле Унзольда. Кроме того, теория не учитывает взаимодействия электронов с внешней оболочкой нейтральных атомов. Соответствующие оценки для ртутного разряда ВД, выполненные Л. М. Биберманом и В. Э. Романовым, показали, что при учете этого процесса получается хорошее совпадение теории с экспериментом. Таким образом, оказалось, что этот эффект играет заметную роль и его необходимо также учитывать. Более подробно, а также библиографию см. в [0.5].

Соотношение излучения линий и непрерывного фона зависит от условий разряда и характера расположения уровней в атоме. У атомов с глубоким расположением резонансного уровня возбуждения 1/рез~ (1/2)1/», и поэтому срзвнитбльно разреженной последовательностью уровней (в основном элементы I, II и частично III групп таблицы Менделеева) преобладает линейчатый спектр. У атомов с высокорасположенным резонансным уровнем LJрез (2/3) иi, и поэтому плотным расположением остальных уровней вблизи границы ионизации (например, инертные газы, кроме Не, галогены), а также у атомов с высокой мультиплетностью уровней (например, частично элементы III группы, элементы IV группы и др.) преобладает излучение непрерывного спектра. Библиография по этому вопросу приведена в [0.5 и 0.9].

. 4.5. ИЗЛУЧЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИНИЙ ПРИ НАЛИЧИИ ПОГЛОЩЕНИЯ

Выше было показано, что если не учитывать поглощения, то наибольшую мощность излучения должны иметь резонансные линии. В то же время они должны наиболее сильно поглощать- ся, поскольку концентрация нормальных атомов, которые могут их поглощать, как правило, на несколько порядков выше концентрации возбужденных. Чем выше потенциалы возбуждения



верхнего и нижнего уровней, при переходе между которыми излучается спектральная линия, тем меньше концентрации возбужденных атомов на этих уровнях и, следовательно, меньше как мощность излучения линии, так и вероятность ее поглощения. Окончательный результат зависит от конкретного значения всех факторов, определяющих излучение и поглощение соответствующей спектральной линии. Так, например, у разрядов в парах ртути, кадмия, цинка при высоком давлении относительный выход резонансных линий очень мал по сравнению с выходом нерезонансных. Наоборот, у разрядов высокого давления в парах натрия и других щелочных металлов относительный выход резонансных линий весьма велик и может достигать 30-40%.

Излучение спектральных линий при наличии поглощения может быт1 рассчитано по методу, изложенному в § 2.6.

Расчет плотности потока излучения через элементарную площадку dS. При размещении площадки на поверхности разрядной трубки (а вообще - излучающего объема) этот расчет позволяет найти излучение, выходящее наружу. При размещении площадки внутри объема он позволяет найти плотности потоков излучения в любой точке объема - необходимые для решения уравнения баланса энергии столба (см. § 4.7, 4.9).

Воспользуемся для этих расчетов методом Максвелла - Майера (см. § 2.5). Рассмотрим случай длинного однородного столба разряда с цилиндрической симметрией. Расположим площадку dS на расстоянии г от оси перпендикулярно наибольшей плотности потока в данной точке. Из соображений симметрии ясно, что площадка будет направлена перпендикулярно радиусу. Далее запишем плотность потока, дошедшего из элементарного объема dV до точки г без поглощения (рис. 4.8). Весь поток, прошедший через площадку dS, в точке г определяем путем интегрирования по всему излучающему объему, принимая за начало координат точку г расположения площадки. Элементарный объем в данном случае удобно брать в следующем виде: dV-ldffdldz. В результате для плотности результирующего чистого потока, равной разности плотностей потоков наружу и внутрь площадки, получим

Ризл(-) = -4 J J J ev(2,&,/)cosdGJx]rfdd/dv. (4.51)

где 6v - спектральная плотность объемной мощности излучения в точке с координатами г,

При цилиндрической симметрии

It/2

11-J = J COS (}) exp (- at/cos ф) йф; (4.52)





Рис. 4.8

Рис. 4.9

Рис. 4.8. Схема, поясняющая расчет плотности потока излучения

Рис. 4.9. Схематическое изображение замены фактического распределения температуры по сечению двухступенчатой моделью:

----фактические Т(г) и s{r);

- двухступенчатая модель распределения

Т(г); / - зона I; - зона II Г

Х= \ K(%)dV.

(4.53)

Интегрирование по / ведется вдоль прямой / от /=0 (точка г) до /==/ - пересечения прямой с разрядной трубкой. Из рис. 4.8 видно, что

/ = г cos &-f К Гтр - (г sin &)1

Для интегрирования по v и получения плотности чистого суммарного потока излучения надо знать зависимости Bv и kv от частоты в каждой точке сечения разряда.



0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 [ 37 ] 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78 79 80 81 82 83 84 85 86 87 88 89 90 91 92 93 94 95 96 97 98 99 100 101 102 103 104 105 106 107 108 109 110 111 112 113 114 115 116 117 118 119 120 121 122 123 124 125 126 127 128 129 130 131 132 133 134 135 136 137 138 139 140 141 142 143 144 145 146 147 148 149 150 151 152 153 154 155 156 157 158 159 160 161 162 163 164 165 166 167 168 169 170 171 172 173 174 175 176 177 178 179 180 181 182 183 184 185 186 187 188 189 190 191 192 193 194 195 196 197 198 199 200 201 202 203 204 205 206 207 208 209 210 211 212 213 214 215 216 217 218 219 220 221 222 223 224 225 226 227 228 229 230 231 232 233 234 235 236 237 238 239