2. Основные положения векторной модели атома. Природа возникновения тонкой структуры атомных термов. Схемы сложения моментов.

Сущ-т векторная модель, кот. на качественном уровне рассматривает систему энергетических уровней атома. С экспериментальными данными можно воссоздать энергетический спектр:

Собственные значения операторов моментов колич-ва движений (Мl) интерпретируется векторами с длиной = собственному значению. Т.е. магнитное взаим-ие в а представляется как сложение механических моментов. В результате получается полный механический момент, кот. харак-ет энергетич-ое состояние атома.

Например, есть 2 е ; вектора Мl1, Мs1; Ml2, Ms2.

Для их сложения

1) LS- схема сложится в: Мl1+Ml2= Мl; Мs1+Ms2=Ms;

Мl+ Ms=Mj- полный момент атома

Т.е. Мl=∑ Мl (сумма по i); Мs=∑ Мs (сумма по i); Mj =Мl+ Ms

Ml=h*√l(l+1); Мs=h*√s(s+1)( √ - корень); Mj=h*√j(j+1)

2) JJ схема сложится:

Мl1 ≠Мs1= Mj1; Ml2+ Ms2= Mj2; Mj1+ Mj2+…= Mj

J=/L+S/+/L+S-1/+…/L-S/.

J=2S+1 – степень расщепления уровня.

Выбор схем сложения моментов определяется соотношением энергетических взаимодействий м/у магнитными моментами: собственное орбитальное взаимодействие (вектор Мl) со спин. спиновым взаимодействием.

Если спин. сп. взаимод-ие > сп. орбитального —> LS-схема.

Если сп. сп. взаим-ие < сп. орбит. —> JJ схема

LS-схема описывает сложение атомов и електронов, у кот. во внешней электронной оболочке находится до 5 е.

Линии спектра водорода имеют тонкую структуру:

Т.е. каждая из линий состоит из нескольких очень близко расположенных (расстояние сотых долей ангстрема для линий, кот. расположены в видимой части спектра.)

Теорема Зоммерфельда: объясняет число и расположение частей тонкой структуры. Но в ней есть противоречия при рассмотрении влияния на структуру линий внеш. магнит. поля. Поправку на это внес Лирак. Он принял некоторую энергию Е для стационарных (основных) состояний атома.

7. Классификация взаимодействий частиц в газе. Следствия из законов сохранения энергии и импульса при парных столкновениях. Упругие и неупругие столкновения

Газ является изолятором: состоит из атомов и молекул. Чтобы в газе появился ток надо: 1. Создать заряженные частицы; 2. приложить внешнюю разность потенциалов.При столкновении частиц формируется их характер взаимодействия.

1. Ударные столкновения: Е взаимодействия частиц резко ↑ при их сближении на малые расстояния, и резко ↓ при их удалении.

2. Статические столкновения, при кот. Е взаимодействия частиц ≡ с Есамих частиц на расстояниях, значительно превышающих размеры частиц.

Ударные:

А) а1+а2 – нейтральн. Частицы, расстояние мало.

Б) е+а – быстрый е¯ с атомом. Действует кулоновское взаимодействие на малых расстояниях

В) е+u – м/б ударным (Е е¯ – высока, u ≡ c E u) и статистич., если u медленный - на большом расстоянии и получается искаженная траектория е¯.

Также ударные столкновения делятся:

1. Упругие: ∑Е кинетич. Частиц после столкновений и перед = const: Е01+Е02=Е1+Е2. Являются наиболее массовыми в газоразрядной плазме.

2. Неупругие: изменяется состояние или структура взаимодействующих частиц. Возбуждение частиц или ионизация.

Неупругие столкновения делятся:

1. 1-го рода - ∑Е кинетич. Частиц после столкновений ↓. е¯+а→е+u+е (ионизация). Видно, что е отдал энергию атому, а атом испустил е – отдал энергию.

2. 2-го рода : Кинетиц. Энергия после столкн. в е ↑: а+е→а+е¯. Потенц. энергия атома передается при столкновении электрона.

Вероятность упругих столкновений больше неупругих. Для следствий из законов допускаем: парное столкн.является состоявшимся, если при взаимодействии частиц меняются их состояния, скорости или траектории. Берем с-у центра масс (начало координат в центре масс взаимодействующих частиц)

U=(m1v1+m2v2)/(m1+m2) – скорость центра масс.

U1=v1-U=v1- (m1v1+m2v2)/(m1+m2)=m2(v1-v2)/(m1+m2)

V=v1-v2- относительная скорость движения частиц.

Приведение масс 2-х частиц.

μ= m1*m2/(m1+m2) →U1= μv’/m1; аналогично U2=v2-U=- μv/m2; U’1= μv’/m1, U’2= - μv”/m2, получаем, что Eкин= (m1*U1*U1)/2 + (m2*U2*U2)/2 + ((m1+m2)*U*U)/2= μ*v*v/2+((m1+m2)*U*U)/2;

m*v*v/2 – кин. Энергия относительного движения частиц; ((m1+m2)*U*U)/2 – Eк движ.центра масс.

Неупругое столкновение: m*v*v/2=mv’*v’/2 + Wij – закон сохр.энергии.

Упругое столкновение: Wij=0, сама Ек=const, а мен. относительно v1 (Wij – энергия изменения квантового состояния частиц, т.е. возбуждения и ионизации не произошло).

Закон сохранения импульса гласит, что сумма импульсов до столкновения = сумме имп. После столкновения : m1U1+m2U2=m1U’1+m2U’2. (Импульс не имеет, т.к. он считается виртуальным, следует нет массы)

m1 * μv/m1 + m2(-μv/m2)= m1 * μv’/m1 - m2*μv’/m2. Сокращаем m1 и m2 в обеих частях уавнения.

v-v=v’-v’, следовательно 0=0.

Но, если столкновения неупругие, то присутствует Wij. Екин относительного движения:

Wij< μ*v*v/2 – sinθ* sinθ*m1*m1*U*U/2μ

Wij расходуется на изменения квантового состояния частиц – иониз-ия, возбуж-ие, поглощ-ие. Wij не может быть больше Екин относит-но движ. U. Екин> Wij – упругое, Wij>Екин – неупр. и упруг.

18. Дуговой разряд. Характерные признаки и классификация дуговых разрядов. Продольное и радиальное распределение параметров и элементарные процессы.Дуговой разряд является частным случаем четвёртой формы состояния вещества — плазмы — и состоит из ионизированного, электрически квазинейтрального газа. Присутствие свободных электрических зарядов обеспечивает проводимость электрической дуги. Д.р. относится к разрядам, в которых присутствует объемный положительный заряд, определяющий распределение потенциала м/у электродами. Основным отличием Д.р. от тлеющего является низкое значение прикатодного падения потенциала. Плотность тока Д.р. меняется от 1 А/см*см до 1000 А/см*см. Все Д.р. подразделяются на самостоятельные и несамостоятельные. Классифицируются по изменению на катоде на две группы:1) термические дуги (дуги с накаленным катодом, в кот. основным видом эмиссии электронов с катодом является термоэлектронная эмиссия); 2) Автоэлектронные дуги или дуги с холодным катодом. Термоэлектронные дуги к несамостоятельным разрядам. Автоэлектронные дуги к самостоятельным разрядам.Дуговой разряд классифицируется по роду среды, в которой горит дуга:

• Дуги в атмосфере газа или смеси газа. (В таких дугах электроды изготавливаются из термостойких материалов)

• Дуги в парах материала электродов.

Самостоятельный Д.р. может быть получен из тлеющего путем увеличения тока разряда. Переход в форму дуги сопровождается изменением внешнего вида разряда. Катодные части тлеющего разряда преобразуются в три области: 1) катодное пятно; 2) область положит-го пространственного разряда; 3)головная страта и затем положительный столб дуги.Если дуга горит в свободном пространстве при горизонтальном расположении электронов, то вследствие конвекционных потоков положительный столб изгибается и принимает форму дуги. Для того, чтобы стабилизировать положительный столб дугового разряда используется несколько способов:

• стабилизация диэлектрическими стенками (разряд зажимают в трубке, и положительный столб принимает форму цилиндра). Такой способ используется в лампах ДРЛ.

• Стабилизация потоком газа или жидкости.

• Стабилизация электродами, когда создаются условия для короткой дуги, т.е. малое расстояние между электродами. Такой способ используется в лампах ДРШ (дуговая ртутная шарообразная).

Элементарный процесс в прямом столбе разряда.

СТОЛБ - часть столба тлеющего разряда между анодным и фарадеевым тёмными пространствами. В области П. с. электропроводность максимальна, а напряжённость электрического поля минимальна; объёмный заряд отсутствует. Ионизация (прямая или ступенчатая) осуществляется электронным ударом, а уход заряж. частиц (в радиальном направлении) - в осн. амбиполярной диффузией. При значениях параметра pd (p - давление газа, d - диам. разрядной трубки), меньших нек-рого критического, скорость ионизации резко падает, а уход заряж. частиц возрастает настолько, что поддержание существования П. с. становится невозможным. Критич. Значение pd сильно зависит от рода газа; так, в гелии оно ~10²торр-см, в парах ртути ~10^-1торр ·см. В П. с. при низких давлениях, когда длина свободного пробега ионов λ>d осуществляется режим "свободного падения" ионов на стенку. Теория П. с. для такого режима создана И. Ленгмюром (I. Langmuir) и Л. Тонксом (L. Tonks). При давлениях торр и осуществляется диффузионный режим. Теория П. с. для таких условий создана В. Шоттки (W. Schottky). При дальнейшем повышении p всё большую роль начинают играть объёмные потери заряж. частиц в разл. процессах рекомбинации. С повышением p или тока наблюдается также контракция газового разряда .

С увеличением давления газа и с увеличением плотности тока температура по оси положительного столба, отшнуровавшегося от стенок разрядной трубки, поднимается все больше и больше. Процессы ионизации начинают принимать характер, всё более и более соответствующий чисто термической ионизации. Средняя кинетическая энергия электронов плазмы приближается к средней кинетической энергии частиц нейтрального газа. Плазма становится близкой по своим свойствам к изотермической плазме. Всё это позволяет решать задачу о нахождении различных параметров разряда, в том число продольного градиента поля в зависимости от плотности разрядного тока, на основании термодинамических соотношений.