1 - Успехи физических наук

УСПЕХИ
ФИЗИЧЕСКИХ
НАУК
ПОД
РЕДАКЦИЕЙ
э. в. ш польского
том
XXIV
ВЫПУСК 2
ГОСУДАРСТВЕННОЕ ИЗДАТЕЛЬСТВО
ТЕХНИКО-1ЕОРЕТИЧЕСКОЙ ЛИТЕРАТУРЫ
МОСКВА
1940
ЛЕНИНГРАД
Адрес редакции: Москва, 2 1 , М. Пироговская, 1 .
1940 г.
Т. XXIV, вып. 2
УСПЕХИ ФИЗИЧЕСКИХ НАУК
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
К ВОПРОСАМ ПРОЗРАЧНОСТИ АТМОСФЕРЫ И ТУМАНОВ
^
И. А. Хвостиков,
_5 \
Москва
Часть I
φ
<"
С
V
МОЛЕКУЛЯРНОЕ РАССЕЯНИЕ СВЕТА
1. Т е о р и я Р э л е я . Отправной точкой современных представлени> о механизме рассеяния света в атмосфере является теория
Рэлея, развитая им в пяти мемуарах 1 , 2 , 3 ,
опубликованных
в 1871—1899 гг. Основные выводы этой теории широко известны;
тем не менее мы остановимся на ее главных пунктах, это необходимо для ясного понимания тех затруднений, которые встречаются
в применениях теории к реальной атмосфере, и тех значительных
улучшен:-й, которые теория испытала в дальнейшем.
Возникновение теории Рэлея связано с вопросом о цвете неба.
Почему ι ебо голубое? Попытки ответить на этот вопрос имеют
свою интересную историю.
Гипотеза, предложенная Леонардо да-Винчи, характерна для
того времени. От Аристотеля и до Ньютона цвет вообще рассматривался ι ак результат „смешения света и тьмы" в той или иной
пропорции. И Леонардо предположил, что голубой цвет неба есть
смесь белого света, отражаемого атмосферой, с чернотой мирового
пространства.
Ньютон, по аналогии с появлением окраски при интерференции
лучей, отразившихся от передней и задней поверхностей прозрачных
предмето[ (например, окраска мыльных пузырей), заключил, что голубой цвет неба возникает благодаря наличию в атмосфере мельчайших капель воды; этот цвет является тем ближайшим к центральном) темному пятну в „кольцах Ньютона" голубым цветом,
который может возникнуть благодаря интерференции4. Объяснение
Ньютона, основанное на аналогии, ошибочно, но, как многое,
оставшееся от Ньютона, ойо признавалось всеми весьма долго —
более полутора столетий.
1
Успехи (физических наук, т. XXIV, вып. 2
166
И. А. ХВОСТИКОВ
Факты, прямо противоречащие взгляду Ньютона, были известны
давно; они относятся к поляризационным свойствам света неба.
Еще в 1811 г. Араго5 открыл, что свет небесного свода частично
поляризован и что эта поляризация наибольшая под углом 90° от
Солнца. С другой стороны, поляризация при отражении была в то
время уже изучена (закон Брюстера был открыт в 1815 г.), и легко
можно было бы показать, что поляризационные свойства небесного
свода не могут быть объяснены, если исходить из взгляда Ньютона
об отражениях от капелек воды.
Тем не менее еще в 1847 г. Клаузиус разделял взгляд Ньютона,
пытаясь даже несколько усовершенствовать теорию. Он показал
расчетом6, что облако, состоящее из капелек малого размера,
должно весьма сильно увеличивать видимые размеры небесных светил. Он показал далее, что можно избегнуть этих затруднений,
если вместо предполагаемых Ньютоном малых капель исходить из
представления о тонкостенных пузырьках большого радиуса.
Суть явления была понята лишь в результате э к с п е р и м е н т а л ь н о г о и з у ч е н и я р а с с е я н и я света мельчайшими частицами. Первые исследования принадлежат Брюке7, который в 1853 г.
выяснил на опыте, что голубой цвет неба может возникать благодаря рассеянию света частицами, слишком малыми, чтобы отражать
зеркально. Он выяснил, что прозрачная среда со взвешенными очень
малыми частицами кажется голубой при освещении белым светом.
Вскоре Тиндаль8, тщательно изучавший это явление, обнаружил,
что голубой свет, рассеиваемый очень малыми частицами, поляризован, причем наибольшая поляризация наблюдалась под прямым углом
к падающим лучам.
Через два года после опубликования результатов Тиндаля Рэлей
напечатал свою первую работу по теории рассеяния1.
В ранних, исследованиях Рэлей исходил из представления о том>
что центрами рас'сеяния служат мелкие посторонние частицы, взвешенные в среде. Рэлей трактовал явление, рассматривая световые
волны как волны в упругом эфире. Позже он дал расчет этого
явления на основе электромагнитной теории света.
Решительный шаг был сделан Рэлеем в работе 1899 г.: он
высказал смелую гипотезу, что центрами рассеяния являются не
посторонние взвешенные частицы, но сами молекулы среды. Поскольку воздух (небо) кажется тем более голубым, чем он чище,
постольку голубой рассеянный свет следует приписывать самому
воздуху3.
Представление о молекулах как о центрах рассеяния света оказало определенное влияние в тот период времени на формирование
молекулярной теории вещества.
Рэлей весьма упростил задачу расчета рассеяния света, предположив, что рассеяние вызывается с ф е р и ч е с к и м и частицами,
размеры которых ч р е з в ы ч а й н о
м а л ы по
сравнению
с длиной волны света.
Если мы имеем однородное и неограниченное электрическое
поле Е, то, внеся в него шарик радиуса а с диэлектрической по-
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
167
стоянной ε, мы получим внутри шарика также однородное поле
с напряженностью
Что касается внешнего по отношению к шарику пространства,
то там поле будет
где £" — поле, создаваемое во внешнем пространстве шариком.
Последнее может быть представлено приближенно полем диполя
с моментом
1
(1)
находящимся в центре шарика.
Если частица очень мала по сравнению
с длиной волны λ, то поле во всех ее точках можно считать одинаковым. Если частица оказывается в поле электромагнитной
волны, то поле Ε (однородное) будет периодмчески переменным. Момент диполя ρ
в формуле (1) тоже будет периодически
Рис. 1
переменным, и, таким образом, з а д а ч а
сводится к излучению диполя.
Предположим, что на частицу падает монохроматическая волна
частоты ω = -^-. Записав уравнение колебания с частотой ω в виде
**»•/
ш
(а)
— o2ie'w=—ω2χ.
(b)
х= Ь ,
имеем для ускорения
х=
Пусть Ρ на рис. 1 —рассеивающая частица, Q — точка наблюдения, отстоящая от Ρ на расстоянии PQ = r. Плоская волна частоты ω распространяется в направлении ОР, так что угол ΟΡζ> = ψ
есть угол рассеяния. Предполагая у частицы Ρ наличие заряда е,
совершающего вынужденные колебания, описываемые формулой (а),
мы можем охарактеризовать .излучение частицы Ρ в точке Q вектором Пойнтинга, направленным вдоль PQ и равным
или, подставляя χ из формулы
получаем:
-χ
° ~
(Ь) и беря среднее по времени,
4
ω
sin2 0 . ,..„
4-ί»/-2 2 v " w '
где ft — угол, образованный направлением радиуса вектора г с направлением колебаний заряда е (моментом диполя). Разложим электрический вектор падающей волны на две составляющие, из которых
I*
168
И. А. ХВОСТИКОВ
одна перпендикулярна к плоскости рассеяния OPQ (направление I
на рис. 1), а другая лежит в этой плоскости (направление II).
Для 1:& = у и sin 0 = 1 , для II:θ == -Ϊ- -j- φ
и
s i n f t = — c o s φ.
Поле (интенсивность) рассеивающей частицы Ρ в точке Q как сумма
обеих составляющих может быть представлено в виде
ύ
или
— 4г.сЗг2
(
2
*'
Для излучения единицы объема вещества мы получим
5
ι — χϊ^2
2
^
^ ч) '
где знак Σ означает обычное суммирование, ибо различные частицы
излучают некогерентно. Но Σ (βζ) есть электрический момент единицы объема, который для достаточно разреженного газа, находящегося в поле Е, будет равен
где μ—показатель преломления среды. Для газа большой плотности или для жидкости в формуле (2) выражение μ.2 — 1 пришлось
3 ( μ 2 — 1)
бы заменить выражением
2
,
.
Из выражения (2) мы получаем
^
„2
ez=
1
. „ Ε,
где
N—число
частиц в единице объема, а следовательно,
Но среднее по времени значение вектора Пойнтинга для падающей волны будет So = -£- Ε2. Следовательно, для отношения
характеризующего рассеивательную способность среды,
—f ,
мы имеем
Это и есть формула Рэлея, показывающая, что коэфициент
рассеяния света убывает пропорционально четвертой степени длины
волны и зависит от угла рассеяния φ. Имеет место, ,следовательно,
чрезвычайно резкая зависимость коэфициентао рассеяния от длины
волны. Если для красного света (λ = 7 000 А) коэфициент рассеяния условно принять равным единице, то для' λ = 6 200 (оранже-
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
169
вый) он будет равен 1,6, для 5 700 (желтый) — 2,2, для 5 200
(зеленый) — 3,3, для 4 700 (синий)—4,9, для 4400 (фиолетовый)—
6,4, а для ультрафиолетовых лучей (λ = 3 0 0 0 А ) — 3 0 , 0 .
Теория Рэлея объясняет голубой цвет неба. Распределение энергии в спектре рассеянного света неба должно определяться кривой,
ординаты которой равны произведению ординат кривых для функций /j (А) И / 2 ( Х ) , где / х — распределение энергии в спектре солнечных лучей, освещающих атмосферу и рассеиваемых ею,
a / 2 = rj- . Конечно, при этом нужно учитывать изменения в спектре,
которые называются поглощением, причем поглощение будет обусловлено и рассматриваемым рассеянием.
2. С п е к т р а л ь н а я п р о з р а ч н о с т ь а т м о с ф е р ы . Только
в середине второго десятилетия текущего столетия удалось экспериментально доказать наличие молекулярного рассеяния света в газах. Из-за малой интенсивности рассеянного света наблюдение этого
эффекта является достаточно трудным. Если наблюдения Тиндаля, писавшего в 1869 г., что тщательно очищенный воздух „не
оказывает никакого действия на свет и подобен в этом отношении
пустоте", были сделаны еще до появления теории Рэлея, то и первые попытки обнаружить светорассеяние чистыми газами, предпринятые современным и столь хорошим экспериментатором, как Вуд,
тоже оказались безуспешными. Основная трудность состоит в том,
чтобы исключить попадание в поле зрения какого бы то ни было
постороннего света. Первые удачные опыты принадлежат Кабанну9, начавшему в 1913 г. эти исследования под руководством
Фабри. Независимо (хотя и несколько позже) подобные эксперименты с успехом осуществили Смолуховский10 и Стрэтт11 (сын
Рэлея). Вскоре и Вуд показал наличие молекулярного рассеяния
света в газах 12 .
Характерно, что результаты всех этих работ излагались авторами под углом зрения „лабораторного воспроизведения голубого неба".
Следует отметить, что проверка вытекающего из закона Рэлея
следствия об обратной пропорциональности коэфициента рассеяния
света четвертой степени длины световой волны особенно затруднительна: необходимое для этого спектральное разложение вызывает
дополнительное ослабление света. В этом отношении принципиальное значение имеют данные о спектральной прозрачности атмосферы,
так как атмосфера может рассматриваться как лаборатория громадных размеров, в которой лучи света проходят толщи газа
в десятки километров, благодаря чему оказывается возможным выявить даже незначительные эффекты.
Лучи Солнца, проходя сквозь атмосферу, ослабляются вследствие
рассеяния. Если-/ох есть интенсивность солнечных лучей длины волны
λ при вступлении в земную атмосферу, а /λ — интенсивность после
прохождения сквозь атмосферу, то их отношение pl = Ji-
опреде-
ляет прозрачность атмосферы. По закону Рэлея ослабление света,
вызванное рассеянием, возрастает с уменьшением λ и следует ожи-
170
И. А. ХВОСТИКОВ
дать, что рх будет заметно убывать с уменьшением λ и притом
по определенному закону.
Но как определить р{? Если Д доступно непосредственному измерению, то / ολ измерить ^посредственно нельзя. Солнечный свет попадает к нам на Землю, лишь пройдя уже сквозь атмосферу:
Из этого затруднения можно выйти путем измерений интенсивности солнечных лучей при разных зенитных расстояниях Солнца.
Принимая массу воздуха, пронизываемого лучом, идущим из зенита,
за единицу, мы получим при косом прохождении лучей сквозь атмосферу большие массы, а именно: при зенитном расстоянии Солнца
Ζ Θ = 20° масса от=1,06, при Z o = 7 0 ° m = 2,99, при Ζ Θ = 8 0 °
т = 5,72 и т. д. Наклон кривой, дающей величину /, при различных т, определит поглощение в атмосфере для т = 1.
Δ
015
(00
0.15
π
-^
ff
——••
flippy J ^ -——
0,10
ΰβ
oas
\ \
400UA
SOOO
6000
Рис. 2
1.0
гр
зр
4.0
Рис. 3
Большая многолетняя серия подобных измерений, результаты
которых стали теперь классическими, была проведена Астрофизической обсерваторией на Моунт Вильсон. Регулярные определения
прозрачности начались с 1905 г. и принадлежат, главным образом,
Фаулю. Во всех без исключения случаях имеет место значительное
уменьшение прозрачности в сторону коротких длин волн. На рис. 2
приведены по средним данным Фауля13 кривые прозрачности атмосферы рх для видимого спектра при различных зенитных расстояниях солнца ZQ (приведено к уровню моря и к полной сухости
воздуха 14 ).
На рис. 3 представлены данные15, позволяющие сопоставить
изменения прозрачности атмосферы по спектру с законом λ~4. По
4
оси абсцисс отложены λ~ (λ измеряется в А), а по оси ординат —
оптические плотности атмосферы A x ==lg-|^ = lg — .
Пунктиром показана теоретическая кривая, соответствующая закону рассеяния λ~4, τ. е. в данном случае просто прямая, проведенная из начала координат. Сплошной линией проведена экспериментальная кривая (по средним за пятнадцать лет данным Фауля10
для вертикального луча на высоте Моунт Вильсон) для коротковолновой части видимого спектра (вне области селективного погло-
171
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
щения парами воды и озоном). Для ориентировки в длинах волн
приводим табличку значений λ~4 для разных λ:
λ
1 0 - " Х-
4
3 838
3 974
4 000
4 127
5 000
4,609
4,009
3,906
3,447
1,600
Данные рис. 3 с несомненностью показывают, что спектральное
поглощение света в земной атмосфере находится в согласии с рэлеевским законом рассеяния λ~4, если наблюдения производить
в условиях чистого воздуха.
Насколько значительно изменяет атмосферное поглощение интенсивность и спектральный состав лучей, проходящих сквозь атмосферу, видно из рис. 4, где приведены кривые распределения энери
5 μ
4ι
ι
гг
у
— - ——
Ж
г
L.—'
ι
"\
4000Λ
SOW
6000
WOA
\
\
ч
s
**.
^*
o,s 0,7 о,9 (/ 1,з (s у
φ
--
Рис. 5.
Рис. 4.
гии в спектре излучения солнца у поверхности земли при различных зенитных расстояниях солнца. На этом графике интенсивности
14
даны в условных единицах .
Имея данные о поглощении света в атмосфере, можно определить
распределение энергии в спектре солнца до вступления солнечных
лучей в земную атмосферу. На рис. 5 приведена кривая (сплошная),
17
вычисленная Абботом, Фаулем и Альдрихом . Пунктирная кривая
показывает распределение энергии в спектре черного тела при
6 000° К, вычисленное по формуле Планка.
Для оценки ослабления луча, идущего горизонтально близ земной поверхности, напомним, что путь вертикального луча сквозь
всю атмосферу эквивалентен пути сквозь слой воздуха при нормальном давлении толщиной 8 км (высота однородной атмосферы).
Таким образом, соотношение кривых для Ζ Θ = 20° (т = 1 , 0 6 ) и
Ζ ο = 80 ο (т = 5,72) на рис. 4 соответствует соотношению поглощения для двух горизонтальных лучей, прошедших пути около 8 и
45 км. Это лишь примерные соотношения для горизонтального луча,
так как слои воздуха близ земной поверхности отличаются меньшей
прозрачностью из-за запыленности, большой влажности и пр.
Молекулярное рассеяние света, вызывающее ослабление прямых
солнечных лучей, обусловливает в то же время большую яркость
всего небесного свода. В результате этого освещение земной по-
172
И. А. ХВОСТИКОЬ
верхности складывается из двух частей: прямого солнечного света
и рассеянного света неба. Ясно, что чем большим будет ослабление
солнечных лучей благодаря рассеянию, тем большей будет интенсивность рассеянного света. Если при зенитном расстоянии Солнца
ZQ = 20° отношение световых потоков от Солнца <I>Q И ОТ неба Φ „
составляет (по данным Кимбаля) 5,7, то при увеличении ZQ ДОЛЯ
света неба заметно возрастает14:
при Z Q = 4 0 ° ^ 2
=
4,0,
при
60° равно 3,0, при 70° равно 1,6 и при 80° равно 1,2.
Подобные характеристики очень важны для вопросов естественной освещенности, ввиду различия спектрального состава солнечного
света и рассеянного света неба. Однако, если поглощение вызывает
значительное уменьшение относительной
Ι,ΰΟ
доли солнечного све8
Δ
та при возрастании
ΟβΟ
Z Q , TO спектральные
•
характеристики это0,80
& ι Ο Ε
го же поглощения
οι
. -гв°=го
обусловливают, наι
jj
оборот, сравнитель'
α 8
ную
устойчивость
спектрального соста0,60
ва дневного света при
изменении ZQ. На
6000
7000/1 рис. 6 представлены
sooo
данные, дающие отРис. 6
носительное распределение энергии в спектре суммарного излучения Солнца и неба при
различных ZQ. ДЛЯ облегчения сравнения кривых между собой их
максимальные ординаты приравнены одной и той же величине. Кривые
построены Раутианом14 на основе измерений Кимбаля18 полной дневной
освещенности на горизонтальной поверхности и освещенности от неба.
Малое изменение спектрального состава суммарного излучения
связано с тем, что при увеличении ZQ возрастает доля излучения
неба, что обусловливает „посинение" света, но благодаря возрастанию поглощения солнечных лучей свет „желтеет".
,.ιΊΓ:
ι
[
1
α
3. П о л я р и з а ц и я н е б е с н о г о с в о д а . Н е о б х о д и м о с т ь
у с о в е р ш е н с т в о в а н и я т е о р и и р а с с е я н и я . По теории
Рэлея рассеянный свет при боковом наблюдении должен быть поляризован. Для интенсивностей iT и iu двух взаимно перпендикулярно
поляризованных компонент (см. рис. 1) мы можем написать:
_
В» ( μ ι - 1 ) 2
где /—интенсивность падающих лучей. При угле рассеяния φ = 90°
мы получим г я = 0 , т. е. рассеянный свет будет полностью поля-
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
173
ризован в плоскости падения (электрический вектор перпендикулярен
плоскости рассеяния). Составляя выражение для степени поляризации ρ
рассеянного света, мы получим
1
„
h—ht
— c o s 2Ч
V
^
* / + *'//
1 Ч-cos» f •
'
Наблюдения над рассеянным светом неба показывают, что условие максимума поляризации при φ = 90° выполняется в с е г д а .
Однако, при этом н и к о г д а не наблюдается полная поляризация.
Поляризация при разных φ была измерена в условиях особо
чистого воздуха на Эльбрусе, на высоте 3 000 м над уровнем
моря 19 . Общий ход кривой соответствует теоретическому (в отношении зависимости от угла рассеяния), максимум поляризации имеет
место при φ = 90°; однако, абсолютные значения поляризации
меньше теоретических.
Наибольшие значения поляризации наблюдаются обычно при
зенитном расстоянии солнца Z Q = 90° (при высоком стоянии солнца
свет, отраженный от поверхности земли, рассеивается в атмосфере
и уменьшает поляризацию20). Наибольшая поляризация была измерена Тихановским21 на горе Ай-Петри, в Крыму: /» = 84,7°| 0 . Из
крайних значений поляризаций, наблюденных в других местах,
можно указать /7=83,4°/ 0 в Сарапуле, Уральской области (Тихановский), /) = 82,0°/0 в Слуцке (Калитин). По многолетним наблюдениям Дорно в Давосе наибольшее значение ρ составляет всего
лишь 80,8°/0.
Можно указать ряд факторов, заведомо понижающих поляризацию рассеянного света неба, но все они не могут обусловить
всей наблюдаемой недостачи поляризации. Вторичное рассеяние
и вообще рассеяние высших порядков дает неполяризованный свет:
каждый данный объем воздуха освещается рассеянным светом атмосферы со всех сторон, преимущественное направление освещения
отсутствует; однако, поляризация рассеянного света зависит от угла
рассеяния.
22
Альгримм построил теорию рассеяния света атмосферой с учетом вторичного рассеяния (1914 г.). Полученные им формулы позволяют оценить деполяризующее действие вторичного рассеяния.
В дальнейшем его теория была значительно усовершенствована,
о чем речь будет ниже; сейчас мы укажем лишь, что деполяризующее действие вторичного рассеяния недостаточно для объяснения
наблюдаемых величин поляризации.
Другим существенным деполяризующим фактором является действие взвешенных в воздухе частиц (пыль, водяные капельки и пр.).
Тихановский провел ряд измерений поляризации при разной влажности и разном содержании пыли (количество пыли определялось
непосредственно пылемером Айткена). По формуле
в
(ρ — степень поляризации, η — число пылинок в 1 см ) из всех,
рядов наблюдений по методу наименьших квадратов определялись
174
•величины аи.-
и. л. хвостиков
и находилось значение р, соответствующее ли-
шенной пыли атмосфере. Далее по формуле
(е — абсолютная влажность) аналогично находилось значение поляризации для „абсолютно сухой» атмосферы23. Расчет Тихановского
•основан на предположении, что если в месте наблюдения я = 0
и е== О, то и во всей части атмосферы, обусловливающей величину
наблюдаемой поляризации, запыленность и влажность тоже равны
нулю. Тихановский нашел />0 —85,6°/ 0 , что тоже слишком мало для
согласования с теорией Рэлея.
Поляризация света, рассеиваемого чистыми газами, была подвергнута тщательному изучению в лабораторных условиях. Исследования Стрэтта (Рэлея), Кабанна, Ганса, Рамана и Рао, Нарайяна,
Мартина и др. привели к установлению фундаментального факта,
что при рассеянии света газами поляризация, при наблюдении
в перпендикулярном к падающему свету направлении, вопреки теории Рэлея, никогда не бывает полной.
Первым открыл этот факт Стрэтт 2 4 * 2 5 в 1918 г. В настоящее
время исследовано 89 газов и паров 2 6 ~ 3 2 > 1 6 и во всех случаях было
найдено ρ <С 100°/0. В табл. 1 приведены данные для некоторых
паров и газов16, причем кроме предельной поляризации
указываются
и соответствующие
значения деполяризации ρ = ~
очевидно, что Ρ = γ^~ и p =
q |)
Данные, приведенные в табл. ^свидетельствуют о фактах первостепенной важности. Для воздуха, даже в особо благоприятных
(лабораторных) условиях, степень поляризации при угле рассеяния
φ = 90° равна 92°/0 вместо 100°/0. С этим связаны те неувязки
в теории поляризации небесного свода, о которых говорилось выше.
Если, далее, деполяризация света, рассеиваемого газами, всегда
отлична от нуля, хотя по теории Рэлея при угле рассеяния φ = 90°
деполяризация ρ должна равняться нулю, то ясно, что теория Рэлея,
верно описывая ряд основных свойств рассеянного света, является
не вполне точной.
Данные табл. 1 указывают на связь величины деполяризации со
структурой молекулы. В самом деле, одноатомные молекулы дают
весьма малую деполяризацию, меньше 0,001. Наоборот, трехатомные
гомеополярные молекулы дают, как правило, весьма большую деполяризацию, около 0,1 и более. Из гомеополярных молекул двухатомные имеют меньшую деполяризацию, * чем трехатомные. Однако,
дело здесь очевидно не в сложности молекулы, так как, например,
сложные молекулы спиртов дают деполяризацию меньшую, чем
.простые двухатомные молекулы кислорода, азота, водорода и др.
175
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
Таблица 1
Название
газа
о
^
s
га
О гз
Ρ
в »/о
100?
Одноатомные молекулы
Не > 8 8 <"6,5
. . . .
. . . .
Ne > 9 8 < 1
. . . .
А
99
0,5
. . .
99
0,5
Кг
. . .
Хе
99
0,5
Гелий
Неон
Аргон
Криптон
Ксенон
Гетерополярные молеку 1Ы
2,0
Пары воды . Н,О 96,1
Аммиак . . . NH 3 97,5
1,3
Окись азота . NO
95,1
2,6
Окись угле96,1
2,1
рода . . . СО
Двухатомные гомеополярные
молекулы
2,7
Водород
н9 94,9
Хлор
С1, 91,9
4,3
Кислород
87,9
6,4
о
"
2
Азот
N, 93,2
3,6
Воздух
92,03 4,15
• — '
1)
При 80— 100°.
2
) При 110—120°.
3
) При 20°,
Название
Я «
о, s~ га
газа
·& м
Ρ
в %
100 ρ
Трехатомные гомеополярные
молекулы
Углекислый
газ . . .
СО 2
82,2
9,8
Окись азотистая .
Ν2Ο
77,8
12,5
Сернистый
cs2
79,4
11,5
углерод .
•
Пары гидроуглеродистых
соединений
CfiH
Бензол').
.
91,96
4,45
С Н
Толуол3 2 ). .
91,7
4,3
Метан )
97,1
1,5
сн
4
Циклогексан
1,0
93,0
CfiHls
6
7
8
Метиловый4)
спирт . . СН3ОН 96,8
Этиловый 5 )
спирт .
С 2 Н 5 ОН 98,2
1,7
0,9
4
) При 65°.
5) При 80°.
Дальнейшее развитие теории рассеяния света показало, что
рэлеевская теория является лишь приближенной. Созданные в дальнейшем более общие теории рассеяния включают в себя теорию
Рэлея как частный случай. Результаты некоторых из них имеют
весьма большое практическое значение. Например, для учения о прозрачности туманов и облаков (в частности, для раздела о прохождении инфракрасных лучей сквозь туманы) теория Рэлея является
совершенно недостаточной. Но даже для совершенно чистой атмосферы правильные величины прозрачности можно вычислить лишь
на основании теории более общей, чем рэлеевская.
Существенно новый взгляд на природу рассеяния света дали
исследования Смолуховского и Эйнштейна, разработавших флук33. 34
Эти исследования были проветуационную теорию рассеяния
дены с целью объяснить явление критической опалесценции.
По мере приближения температуры жидкости к критической
яркость рассеянного света чрезвычайно возрастает. Например, для
эфира вблизи критической температуры интенсивность рассеяния
в 750 раз больше, чем для жидкого эфира при температуре 35°,
и в 20 000 раз больше, чем для_ паров эфира при температуре 35°.
При интенсивном освещении эфира, находящегося в критическом
176
И. А. ХВОСТИКОВ
состоянии, яркость светового пучка, наблюдаемого сбоку, может
2
83
достигать одной свечи с 1 см . Смолуховский в 1908 г. показал ,
что причина явления заключается в быстром увеличении сжимаемости вещества по мере приближения его температуры к критической. При весьма большой сжимаемости две соседние области
жидкости могут по отношению друг к другу быть в состоянии,
мало отличающемся от равновесия даже при большом различии их
плотностей. Благодаря беспорядочному тепловому движению частиц
непрерывно там и здесь возникают группы молекул, образующих
области с плотностью, сильно отличающейся от средней. Вследствие зависимости показателя преломления от плотности, флуктуации этой последней делают среду оптически неоднородной. Вещество, даже весьма прозрачное в обычных условиях, вблизи
критической точки становится мутной средой, сильно рассеивающей свет.
В 1910 г. Эйнштейн34 развил флуктуационную теорию критической опалесценции. Для теории рассеяния света существенно,
что флуктуации плотности, правда меньшей величины, будут иметь
место и при температурах, меньших критической. Теория флуктуации, разработанная Эйнштейном, для случая идеального газа дает
формулу Рэлея. Это обстоятельство, помимо вывода формулы рассеяния другим, независимым, путем на основе иных физических
представлений имеет большое значение еще в следующем отношении. Рэлей, рассчитывая интенсивность света, рассеянного совокупностью молекул, просто складывал интенсивности от отдельных
молекул. Этот прием в рамках рэлеевской теории остается несколько произвольным. Теория Эйнштейна фактически подтверждает
законность этого приема, поскольку в ней уже решается строгая
объемная задача (рассеивающая среда — сплошная) и получается
тот же результат, как и от простого суммирования действия отдельных дискретных рэлеевских центров рассеяния.
Однако, наличие деполяризации рассеянного света не может
быть объяснено рассмотренными теориями. Особенности в структуре
молекул, влияющие на рассеяние света (как это видно из табл. 1),
оставались вне рассмотрения этих теорий. Учет структуры молекул
рассеивающей среды явился отправной точкой дальнейшего развития теории рассеяния. В основу легли идеи Борна 86 об анизотропии молекул (1918 г.). Учет анизотропии молекул позволил разработать более строгую теорию рассеяния света, позволяющую,
в частности, в лучшем согласии с наблюдениями рассчитать оптические свойства чистой атмосферы·. Разработка этой теории принадлежит, главным образом, Кабанну зв > 1б , а применение теории
к атмосфере — Тихановскочу.
Для вопросов, рассматриваемых в настоящей статье, эта теория
весьма существенна, в частности потому, что она позволяет правильно определить абсолютное значение коэфициента прозрачности
чистой атмосферы.
4. Т е о р и я р а с с е я н и я с в е т а с у ч е т о м о п т и ч е с к о й
а н и з о т р о п и и м о л е к у л . Кабанн для вывода формулы рассея-
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
177
ния света с учетом анизотропии молекул 1 5 , 8 е пользуется статической моделью молекулы, соответствующей модели Ланжевена в
теории магнетизма. По этому поводу можно указать, что использование статической модели в теории рассеяния света весьма целесообразно.
Явления, связанные с испусканием света веществом и с сопутствующими этому изменениями в состояниях атома (уменьшение внутренней энергии), и явления, связанные с селективным поглощением
света (увеличение внутренней энергии атомов), требуют введения
динамической модели и представления о квантовом характере изменения энергии. Другая группа явлений, касающихся действия
молекул на распространение света, если не рассматривать частот,
близких к области поглощения, может быть объяснена с помощью
электромагнитной (и даже упругой) теории света, без употребления
квантовой теории, уподоблением молекул резонатору, совершающему
колебания под действием падающего света. При этом сохраняется точность расчетов и полностью используется наглядность подобной модели. Отсутствие в этих явлениях существенных внутриатомных изменений позволяет не вдаваться в существо внутренней динамики атома.
Будем представлять себе молекулу в виде совокупности частиц
(положительных ядер и электронов), связанных друг с другом силами,
стремящимися вернуть каждую частицу в положение равновесия,
если оно нарушено. Силу, возникающую при смещении точки на ΔΓ
из положения равновесия, будем считать равной k-\r. Молекулу
полагаем незаряженной, т. е. сумма положительных зарядов 2 е +
равна сумме отрицательных зарядов 2 е " ·
Центр положительных зарядов Ρ и центр отрицательных зарядов Μ могут совпадать друг с другом (гомеополярная молекула).
Если они не совпадают (гетерополярная молекула), то молекула
имеет постоянный электрический момент. Под действием внешней
электрической силы Е о заряды смещаются. Если в результате этого
центр тяжести положительных зарядов переместился из Ρ в Ρ',
а отрицательных — из Μ в М', то молекула приобретает индуци-.
рованный добавочный электрический момент, равный векторной
сумме моментов
Представим себе систему прямоугольных координат ΟΧΥΖ,
связанную неизменным образом с молекулой, так что положение
точки О и направление осей определяют положение и ориентировку
молекулы. Проекции внешней силы Е а на оси обозначим через Ех,
Еу, Ег, а проекции индуцированного момента — через Р, Q, R.
Вычислим Р, Q, R в функции Ех, Еу, Ег.
Частица молекулы, имеющая координаты (χ., у., zt) и заряд е.,
переместившись в точку (χ^ΐχ.,
y{-\-\yt,
'ζ{-{-Αζ;), сообщае'т
молекуле электрический момент (e.\xt,
e.\y., etΔζ;·). В точке
как бы возникает диполь. В точке А с координатами
178
и. А. хвостиков
(ха, уа, ζα), находящейся на расстоянии rai от диполя, поле имеет
составляющие:
i—ei^χι
+
βι
byt
r
+
at
r
ai
L
et A g /
. (5>
r
at
Выражение для {Еу)а1 и (Ez)ai получается из формулы (5) круговой
перестановкой координат.
Если в точке А находится частица, заряд которой равен еа,
то она смещается из положения равновесия под действием внешней
силы Е о (Ех, Еу, Ег) и всех сил [(Ex)al, {Ey)ai, (E2)J. Если сила,
стр&мящаяся вернуть частицу в ее первоначальное положение равновесия, не зависит от направления смещения частицы, то мы можем
написать:
причем знак суммы 2 распространяется на все t, кроме / = я.
Подставив для [{Ex)ai, (Еу)а1, {Εζ)αί\ их выражения через (е(Ьх,,
е(-Д_у,-, e-ΔΖι) из (5) и написав аналогичные уравнения для всех п.
частиц, образующих молекулу, мы получим 3/г линейных уравнений
с 3/г неизвестными (еа\ха, еа&уа, ea&za)· Решив уравнения, мы найдем интересующие нас компоненты индуцированного момента молекулы как суммы
Σ
Рассмотрим случай, когда эти три компоненты могут быть представлены в виде линейных функций составляющих поля (Ех, Еу, Ег):
(7)
Уравнения (7)' относятся к слабым полям, когда смещения частиц малы по сравнению с расстояниями между частицами (возвращающие силы пропорциональны смещениям). Величины Ах, Вх, . . . , Сг
являются составляющими электростатического тензора деформации.
Коэфициенты Ах, Ву, Сг-—продольные коэфициенты, а остальные
шесть — поперечные коэфициенты.
Если в уравнениях (6) заменить (Ex)ai, (Ey)ai, {Εζ)αί их выражениями из (5), то полученный результат можно записать в виде:
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
179
где
дх—сс
ai
\3(Xt-Xg)*
a i
5
I I
3 \'
g
y _
αϊ
g g
αί
3{Х(-Ха){у,-Уа)
\
5
αϊ
'
3(Xj — Xa) (Zj — Za)
r
ai
--4·
r
aii
rai-
at
..χ —
Ιαί
c
c
αί
„5
'
b(Zi — Zq)(Xi — Xg)
.,V _
5
' ι o/
g c
« '
3(г,· — Za)(yi — ya)
^5
J
Из этих равенств непосредственно видно, что ау = $х, αζ = γχ,.
г
р ^=у->', а следовательно, В г = Л у , С ^ ^ Л ^ , Cy = Bz, т. е. тензор
с составляющими Ах, Вх,...,
Cz симметричен. Обозначим продольные коэфициенты Ах, Ву, Cz просто через А, В, С, а поперечные
ВГ = А=С, CX=AZ=B'
и Сy = Bz=A'.
В новых обозначениях
соотношения (7) примут вид:
(7')·
Рассмотрим эллипсоид, уравнение которого есть
A El + ВЕу + СЩ + 2А'ЕуЕг + 2В'ЕгЕх + 2СЕХЕ„ = а,
(9)
где α — некоторое число.
Если выбрать за координатные оси главные оси эллипсоида, то
в новых переменных коэфициенты А', В', С в уравнении эллипсоида
обратятся в нули. Согласно (7') мы получим
Р=АЕХ, Q=BEV, R = CEZ,
(10)
если под Εχ, Ε' Εζ понимать проекции внешнего поля Е о на новые координатные оси.
С точки зрения оптики это означает, что рассматриваемая нами
модель молекулы (линейная зависимость компонент индуцированного
момента от составляющих внешнего поля) обладает теми же элементами симметрии, как и эллипсоид (9). С молекулой связаны три
направления (главные направления молекулы), обладающие тем свойством, что индуцированный электрический момент молекулы совпадает с направлением внешнего поля, если оно направлено вдоль
одного из этих направлений. Коэфициенты А, В и С равны величине индуцированного момента, если внешнее поле равно единице
и направлено параллельно одному из главных направлений.
Если А= В = С, то молекула изотропна. Неравенство этих,
коэфициентов указывает на оптическую анизотропию молекулы.
180
И. А. ХВОСТИКОВ
Предположим теперь, что внешнее поле Е о не постоянно, но
меняется со временем синусоидально. Если масса частицы равна т,
то сила инерции, которую нужно прибавить к первым членам уравнений (6), будет т-г^^ха,
•баний написать
и аналогично
ω=
γ
для
и мы можем для установившихся коле-
и Δζα
Ь.уа
(Τ—период).
Обозначая
через
частоту падающего света, а через ω α = 1 / ——частоту
собственных колебаний частицы, получим
и аналогично для Д_уа и Δζα.
Сравним между собой величину смещения ΔΛ:' ядра с величиной смещения Δχ" электрона. Если е — заряд электрона, -\-п'е — заряд
ядра, ω' и ω" — собственная частота колебаний ядра и электрона, то
XS
ri_e_
λχ"
nf
—e"m'
Но ω' < ω, если полагать, что молекула освещается видимой радиацией, так как ω' лежит всегда в инфракрасной области спектра;
наоборот, ω"^>ω, так как ω" соответствует ультрафиолетовой
области спектра. Пренебрегая ω' 2 по сравнению с ω2 и ω 2 по
2
сравнению с ω" , получаем
Масса ядра какого-либо атома равна примерно массе атома
водорода, умноженной на удвоенный атомный номер п'', а масса
атома водорода в 1 846 раз больше массы электрона. Поэтому
п'т" ^
1
1
tri ~~ 2-1 846
3 692"
Полагая -у, примерно равной 3, получаем, что смещение ядра всегда,
по крайней мере, в 400 раз меньше
можно практически пренебречь. Таким
товой волны в молекуле происходит
отрицательных зарядов; центр тяжести
неподвижным.
смещения электрона, и им
образом, под действием свесмещение центра тяжести
ядер остается практически
Для одного электрона коэфициент —- 2 будет
порядка
10~'21
CGSE, в чем легко убедиться, если заменить %- через -г- (где с —
скорость света), взять величину — в единицах CGSE и положить
χ = 0,15 μ.
Предположим,
что молекула
освещается солнечными
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
181
лучами. Мы условились рассматривать явления лишь для лучей,
частота которых значительно отличается от резонансной частоты.
Поэтому предположим, что солнечные лучи пропущены сквозь соответствующий светофильтр. Если положить, что светофильтр
уменьшает энергию солнечных лучей в десять раз, то приносимая
лучами энергия будет составлять около 0,2 кал\мин см2. Вычисляя соответствующее этому световому полю значение вектора
Пойнтинга, мы находим для напряженности электрического поля Ε
примерно 10~2 CGSE, или 3 VJCM. ПОД действием этой силы
смещение электрона будет Δ Λ ; = 1 0 ~ 2 1 · £ = 10~ 2 3 СМ. ЭТО смещение очень мало по сравнению с размерами атома (10~ 8 см),
электрона и ядра (10~ 1 3 см), что оправдывает использование принятой нами модели молекулы, удовлетворяющей соотношениям (7).
Эта модель позволяет сразу же рассчитать рассеяние света
отдельной молекулой. Поскольку частота падающего света мала
по отношению к собственной частоте электрона, этот последний
^од действием световой волны будет совершать вынужденные ко. збаиия того же периода и в той же фазе, что и у падающей
1?олны. Центр тяжести отрицательных зарядов молекулы будет колебаться около положения равновесия, и молекула будет вести
сгбя как осциллятор Герца.
Теория Рэлея, имеющая в виду совсем другую модель рассеивающей частицы (изотропный шарик, размер которого α<^λ),
тоже в конечном счете приводит к осциллятору Герца, и мы можем
сразу получить рэлеевскую зависимость коэфициента рассеяния от λ:
пропорциональность λ~4.
Если молекула неподвижна, то индуцированный электрический
момент молекулы М, составляющие которого на координатные оси,
связанные с молекулой, суть (Р, Q, ./?), будет сохранять неизменной свою амплитуду и направление.
Амплитуду линейных световых колебаний рассеянной волны
в точке В на расстоянии г (полагая г^>1) в момент времени
i-\
мы получим, проектируя на плоскость волны вектор
Интенсивность света пропорциональна квадрату
амплитуды,
т. е. ~ λ~4. Но в действительности, благодаря тепловому движению,
молекула все время меняет свое направление и притом беспорядочным образом. Благодаря этому вектор Μ все время меняет
свою величину и направление.
Мы предполагали, что индуцированный момент молекулы пропорционален полю Е. Проекции момента на оси ΟΧΥΖ мы запишем в виде {НЕ, JE, КЕ), причем коэфициенты Р, J, К зависят
только от структуры молекулы и ее ориентировки относительно
внешнего поля. Будем полагать, что падающий луч параллелен
оси ОХ, а падающая волна линейно поляризована, причем Ε параллельно ΟΖ. Если рассматривать рассеяние света в направлении
ΌΥ, то амплитуда световых колебаний в точке В (ОВ = г) в мо2
Успехи физнческих наук, т. XXIV, вып. 2
182
мент t-\
И. А.
ХВОСТИКОВ
будет иметь составляющие -х^НЕ (параллельно оси ОХ)
Ат?
и ^-2 КЕ (параллельно оси OZ). Обозначая через / освещенность, создаваемую на плоскости YZ пучком падающих лучей,
а через il и 1и— освещенности, создаваемые рассеянным светом, ампли4π 2
4π 2
туда колебаний которого равна - ^ КЕ и соответственно -т-„ НЕ,
мы можем написать с точностью до одного и того же множителя:
где черта над алгебраическими выражениями означает, что берется
среднее из этих выражений. Так как между световыми колебаниями
и тепловым движением молекулы нет никакой корреляции, то
среднее из произведения квадратов равно произведению средних
квадратов:
а следовательно,
Полученные формулы рассеяния содержат в1 себе коэфиииенты
Η η К, зависящие от структуры молекулы. Сумма ij-\-it( есть
мера световой энергии, рассеиваемой
в направлении OY молекулой, играющей в данном случае роль точечного
источника света.
Этот свет будет частично поляризованным, причем деполяризация
= ~ = = .
1_
.
Сумму
Н2 -г- К2 =
If*
^
Кабанн 1 5 обозначает че-
она характеризует интенсивность бокового рассеяния света,
т. е. рассеяния в направлении, перпендикулярном к направлению падающего луча. Вычислим теперь рассеяРис. 7
ние света в любом направлении ОМ,
которое мы определим углами (рис. 7) α=<£ΝΟΖ,
$ = 2£М0Х и
γ3
Обозначим через Ρ и R проекции индуцированного электрического момента Μ на два взаимно перпендикулярных направления МР
(нормаль к плоскости ΜΟΖ) и MR (нормаль к ОМ в плоскости МОХ).
pi
Деполяризация света, рассеиваемого в направлении ОМ, равна = ,
и его интенсивность пропорциональна сумме /?2·-{- Р2.
Но
ввиду
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
183
симметрии интенсивность и деполяризация будут одними и теми же
для всех направлений, лежащих на поверхности конуса, описанного
направлением ОМ вокруг вектора световых колебаний Ε падающей
волны (Е параллельно ΟΖ) и имеющего угол при вершине 2γ.
Поэтому и для направления ОМ', лежащего в плоскости ΥΟΖ
и образующего с ΟΖ угол γ, мы имеем
Но
Поэтому
£2 = £ p i = # 2
sin
2 γ _|_ у COS 2 γ _ jfi
Таким образом, интенсивность света,
нии ОМ, будет пропорциональна
sin
2 γ _|_ fj2CQS2
γ.
рассеиваемого в направле-
/ (ϊ) = (К* + Я 5 ) — (К2 — Я») cos2 γ,
а деполяризация будет равна15
Ρ (Υ)
=
l _ ( i — p )cos2 Y '
где р соответствует рассеянию вдоль ΟΥ.
До сих пор мы полагали, что молекула освещается линейно
поляризованным светом. Если вдоль оси ОХ (рис. 7) распространяется пучок естественного света, то можно считать, что вектор Ε
имеет всевозможные направления (все время беспорядочно меняет
свое направление) в плоскости ΥΟΖ.
Так как cos 2 y —cos 2 a-sin 2 {}, то за меру интенсивности рассеянного света можно взять
#з -f- Р*= (Кг + Щ — (К2 — Я 1 ) cos2 a sin2 β.
2
J
Но среднее значение cos α равно / 2 , и для интенсивности света,
рассеянного под углом β к направлению падающего луча, мы получаем меру
/(Р)=
Для бокового рассеяяия в направлении β = i r
Это соотношение делается очевидным, если рассматривать падающий
неполяризованный свет состоящим· из двух взаимно перпендикулярно
поляризованных некогерентных лучей равной интенсивности: вектор Ε
2
в одном из них параллелен ΟΖ и дает в рассеянном свете у К
2
для
составляющей по ΟΖ и -^ Я — по ОХ; в другом Ε параллельно
2*
184
и. А. хвостиков
1
2
ΟΥ а дает в рассеянном свете -^ Н
как по оси ΟΖ, так и по
оси ОХ вследствие симметрии. Для деполяризации при рассеянии
вдоль ΟΥ имеем
„-ттн
р
(13)
Теперь мы можем рассчитать рассеяние во все окружающее
странство, суммируя рассеяние по всем направлениям. Если
элементарный телесный угол вокруг ОМ, то световой поток,
сеиваемый в пределах этого конуса, пропорционален /(β) dQ.
полного потока имеем:
проdQ—
расДля
Последнее выражение получается путем подстановки значений
^ и № , взятых из (12) и (13).
Резюмируем полученные результаты. Если молекула освещается
неполяризованным светом, интенсивность которого /, то:
1. Деполяризация света, рассеянного под углом 90°
и его интенсивность
if
/C2 + №
(14)
2. Для рассеяния под углом β к падающему лучу интенсивность
(
Y ^ )
(16)
и деполяризация
ί17)
3. Для светового
пространство, имеем
нотока, рассеиваемого во все окружающее
8π
2 4- ρ
1 =
"3 / ПРр·
Таковы свойства света, рассеиваемого отдельной изолированной молекулой.
Переходя к совокупности молекул — к гаду,—мы предполагаем
лишь, что газ находится при не слишком большом давлении (подчиняется закону Бойля-Мариотта). В этом случае положение и ориентировка отдельных молекул совершенно случайны: если мы рас
смотрим две соседние молекулы, то положение и ориентировк;
в одной из них не зависят от присутствия по соседству другой
Ясно, что в этом случае нет никакой корреляции между амплиту
дами и фазами индуцированных моментов Μ отдельных молекул.
Следовательно, молекулы освещаемого газа ведут себя как не
когерентные источники света. Поэтому мы можем просто склады
вать интенсивности света, рассеиваемого отдельными молекулами
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
185
Если значком „О" отмечать величины, относящиеся к рассеянию
света каждой из Nv молекул, находящихся в объеме ν, то мы
можем написать
ij = Nvi0I,
1ц = NviOlI,
ρ = ~ = Щ- = Po ·
Коэфициент рассеяния (на единицу объема)
Пусть / есть освещенность поверхности, нормальной к ОХ,
создаваемая пучком света, распространяющимся параллельно ОХ.
Убыль освещенности на протяжении dx будет — d l ^ k / d x . Отношение — -г- дает световой поток, рассеиваемый во все стороны
1 см3, т. е. N молекулами, k есть коэфициент поглощения (кажущегося поглощения, вызванного рассеянием света во все стороны,
в отличие от истинного поглощения). Согласно (18)
Константы рассеяния необходимо выразить через макроскопические оптические характеристики среды, в первую очередь через
показатель преломления.
Для подсчетов удобно от параметров Н2 и К2 перейти к другим параметрам ε и η, определяемым следующим образом:
(20)
Между ε и η существует простая связь, для вывода которой мы,
кроме координатных осей ΟΧΥΖ, будем рассматривать еще оси
OUVW, совпадающие с главными направлениями молекулы.
Обозначая попрежнему через Р, Q, R проекции индуцированного момента на оси 0UVW и полагая поле Ε направленным вдоль
ΟΖ, имеем: Р—АЕcosuz,
Q=BEcosvz,
параметров (Η, Ι, К):
R = CEcos wz и для
Н^ A cos их cos uz-\- В cos νχ cos vz-\-C cos wx cos wz,
/ = A cos uy cbs uz-\-B cos vy cos vz-\-C cos wy cos wz,
2
2
2
K=A cos uz-\-B cos vz-\-C cos wz.
Переходя к средним величинам, мы воспользуемся тем, что:
cos2 uz — cos2 vz = cos2 wz=
,
Ύ
о
cos их cos uz = cos vx cos vz = . . . = 0,
COS4 UZ =
2
2
COS UX COS UZ =
COS4 VZ =
2
COS4 WZ —
2
COS VX COS VZ=
-=· ,
0
1
. . . =
,
TK
10
COS UX COS UZ COS VX COS VZ =
... =
—
on ·
(21)
186
И. А. ХВОСТИКОВ
(Доказательство этих
в книге Кабанна15.)
Отсюда имеем:
соотношений опускаем:
его
можно найти
К=А+В+С,
7/=/=0;
О
( Л [ В + С — ВС— СА — АВ),
)
|
Ί(* = γ5 {ЗА*-\-ЗВ* + ЗС* + 2ВС-{-2САЦ-2АВ).
Нетрудно видеть, что
к* — W 2 = ^ H
2
+ B2 + C2 —
BC-\-CA-{-AB)=^7P,
а следовательно,
или, на основании (20),
3η=4ε.
(23)
Заменяя Η w К через ε и η, мы можем переписать формулы
(14) и (15) в виде:
1 ^ Ό 2 ( 1 + η + 3ε).
(15')
Рассмотрим объем газа Αν, достаточно большой, чтобы число
молекул в нем ΝΑν было велико, но малый по сравнению с λ. Газ
под действием электрического поля волны поляризуется (поляризация диэлектрика). Проекции на оси ΟΧΥΖ индуцированного момента объема Αν будут:
(Н1-\гН2-\-
...) Е=
ΝΑνΗΕ=0,
l
где F=NKE
есть индуцированный полем Ε электрический моι
мент единицы объема газа. Но диэлектрическая постоянная ) ν среды
связана с F соотношением v = I -\-ArtF\ где /* = -=· есть электрический момент единицы объема среды, находящейся во внешнем
2
поле £ = 1 . Следовательно, у=\ -\-inNK. Но ν = μ , где μ —
показатель преломления среды. Таким образом, мы получаем
2
ν = 1 = μ — 1 = 4пЛГ^ = |ттЛ/(Л + В + С).
Мы связали показатель преломления рассеивающего газа с параметрами (А, В, С), определяющими анизотропию молекул газа.
J
) Мы сохранили обозначение диэлектрической постоянной через ν,
принятое Кабанном, несмотря на то, что общепринятым обозначением
является ε. И. X.
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
Для интенсивности бокового рассеяния (β = -~ )
187
мы
имели
[формула (15)J
для одной молекулы и в Л/ раз больше для 1 см3;
коэфициент бокового рассеяния (на 1 ел 8 ) будет
„22
Подставляя вместо К =
1
_дг
4
следовательнс.
ι имеем
1
^
(
Добавляя к этому^ соотношению
выражение (14) для р, можем
выразить ε и η через величины, непосредственно получаемые из
измерений:
2№4Д
ρ
2NWR
2— ρ
·
1
-
Воспользуемся теперь выведенным ранее соотношением (23):
3η = 4ε. Оно позволяет найти основное для рассматриваемой теории
рассеяния выражение для коэфициента бокового рассеяния:
π
А ;
—
2(μ2_!)2
6(1 + Ρ )
.27V λ"
6 — 7?
Таким образом, наличие у рассеивающих молекул анизотропии
не только приводит к уменьшению поляризации рассеянного света,
но и изменяет (увеличивает) коэфициент рассеяния. Множитель
* \^
есть фактор анизотропии. Он равен единице, если р = 0;
в этом случае мы получаем классическую формулу Рэлея — формулу (3) из § 1. Есть все основания называть формулу (24) формулой Рэлея-Кабанна.
Если угол рассеяния равен β, то коэфициент рассеяния на
основании формулы (16)
Я(3) = (1+1=1|со8*Р)Я
(25)
и деполяризация
β
(17)
Для коэфициента поглощения k получаем, подставляя R из (24)
в (19):
81J ( μ » - 1 ) »
6Ч-Зр
ЗМ*
6 — 7р·
<
0 )
Весьма удобно то, что эти формулы, полученные на основании
учета анизотропии молекул, не содержат в себе параметров А, В, С,
определяющих анизотропию. Ji них входят лишь величины μ и р,
непосредственно определяемые из опыта.
188
И. А. ХВОСТИКОВ
5. А б с о л ю т н ы е
значения прозрачности
атмос ф е р ы . Изложенная в предыдущем параграфе теория молекулярного
рассеяния света гораздо лучше согласуется с результатами измерений, чем первоначальная теория Рэлея.
Если производить в лабораторных условиях измерение бокового
рассеяния света различными газами, то по формуле Рэлея (3) отношение интенсивностей ~ для двух газов должно равняться отношению
(μ?-1)2
Стрэтт первый измерил интенсивности i ряда га-
зов по отношению к воздуху, и хотя в общем он получил удовлетворительные результаты, но расхождения с вычисленными значениями
были все же довольно значительными. В табл. 2 приведены результаты Стрэтта11 (по отношению к воздуху).
Таблица
Название
газа
н2
Воздух
Углекислый
газ
СО 2
Окись
азота
Ν2Ο
Этил
хлористый
Пары
эфира
0,23
1
2,36
3,12
16,1
27,1
0,25
1
2,5
3,75
16,0
26,0
Водород
Η
2
I
Однако, более точные последующие измерения Кабанна36 показали, что совпадение с формулой Рэлея получается менее удовлетворительное, чем это было получено Стрэттом. В табл. 3 приведены
его результаты. Во второй строке UR обозначает величину ( μ 2 — I ) 2
для данного газа, а в третьей строке Δ означает относительное
отклонение
и
1
Отклонения лежат в пределах от 4 до 23°/0,
т. е. весьма велики.
Кабанн одновременно с интенсивностью измерял деполяризацию р·
рассеянного света. По формуле Рэяея-Кабанна (24) отношение j должно равняться отношению
189·
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
Таблица
г
-β- — 0,829
со а
со.
= 3,31
•=
3
2,62
со а = 2,93
1
возд
rjR
JV,
"ёо. =
TtR
2,53
- = 2,35
1
U Сг,О а
еоэд
U
Δ = — 0,079
- г. " а = 0,255
оа
Δ = + 0,23
Δ = +0,044
= + 0,10
Обозначим это отношение через Uc.
таты вычислений Кабанна36.
= 2,80
—22 — 0,276
\
=
_ 0,082
В табл. 4 приведены резуль-
Таблица 4
- = 0,829
- = 0,823
г
со
1 ^ = 3,31
г
со 3
1
возд
22 = 3,12
= 2,65
Ц=- = 2,65
J
еозд
Л =- + 0,007
Δ = +0,057
^ 2 = 2,93
Δ = — 0,011
^ = 3,07
- ^ = 2,55
Ρ = 0,255
"о
Δ = — 0,047
1=0
Из этой таблицы видно очень хорошее совпадение результатов
измерения с теорией, отклонения не превосходят нескольких процентов.
Формула (26) предыдущего параграфа определяет коэфициент
поглощения k, обусловленного рассеянием света. В формулу входит
величина деполяризации р, которая для воздуха по многочисленным
измерениям составляет 0,042. Пользуясь этой формулой, можно
определить ослабление световых лучей, прошедших всю толщу атмосферы, и тем самым определить величину абсолютной прозрачности атмосферы.
Рассмотрим смесь газов 1, 2, 3 , . . . , показатели преломления,
которых суть μν μ2, μ3, . . . при нормальных условиях. Если отно-
190
И. А. ХВОСТИКОВ
сительное объемное содержание каждого газа есть vx, v2, vg, . . .,
причем vx -j- v2 -\- v& -j- . . . = 1, то коэфициент поглощения k
этой газовой смеси при нормальных условиях будет
где kx, k2,
нормальных
Если смесь
коэфициент
ks, ...—коэфициенты поглощения отдельных газов при
условиях (нормальное давление Ро и температура 0° С).
будет находиться при температуре I и давлении Р, то
поглощения
k
=
Po{l+at)ko>
г д е а = 2Гз·
Если пункт, где производится измерение прозрачности, находится на высоте Η над уровнем моря и / есть измеренная освещенность на горизонтальной поверхности от пучка монохроматических лучей, идущих из зенита, то прозрачность атмосферы по вертикали в этом пункте есть отношение γ (/0 — освещенность за пределами атмосферы), определяемое по формуле
00
£i = lg!f=M [kdh.
(27)
я
Логарифм взят десятичный, где M = l g e = 0,4343, k — коэфициент поглощения слоя воздуха на высоте h, измеряемой в сантиметрах, а Δ — оптическая плотность атмосферы по вертикали.
Напомним, что коэфициентом прозрачности среды называется
величинар, .определяемая формулой е~к=р,
откуда 1 = 1дрх, так
kx
.как I = Ioe~ .
Коэфициент прозрачности есть правильная дробь,
показывающая, какая часть энергии проходит сквозь слой данной
среды толщиной в единицу.
В случае среды, плотность которой изменяется с расстоянием
х, в формуле Ι = Ι^ρχ вместо χ берется масса т слоя вещества,
т . е . вычисления производятся по формуле Бугера /т=10рт.
Если
массу атмосферы в вертикальном направлении принять за единицу,
то вычисленное по формуле Бугера значение ρ носит название коэфициента прозрачности атмосферы.
Ясно, что величины k, Δ и ρ однозначно связаны друг с другом. Зная одну из них, можно вычислить остальные две. В дальнейшем мы чаще всего будем пользоваться величиной оптической
плотности.
Поскольку атмосфера есть смесь газов, температура и давление
которой могут меняться, формулу (27) нужно переписать в виде
]
И
Для подсчетов по этой формуле оптической плотности атмосферы нужно знать численные значения k для главных составных
191
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
частей атмосферы. Эти данные приведены в табл. 5, где указаны
также деполяризация р/ и процентное содержание v( по объему для
сухой атмосферы воздуха (для тропосферы на средних широтах).
Коэфициенты поглощения даны для трех длин волн 3 974, 4127
и 5 893 А. В табл. 5 приведены для этих длин волн значения
μί—1,
которые можно считать известными с точностью 1/1000.
3
При вычислении коэфициентов k для числа молекул в 1 си
15
19
газа при нормальных условиях принято значение ' Λ / = 2 , 9 0 · 10 .
Та б л и ц а
5
4 127 А
3 974 А
Наименование
газа
о
7
а*
Азот
78,03
Кислород . . . 20,99
Аргон
0,94
Углекислый газ
0,03
Водород
Неон
Гелий
. . . .
0,037
0,065
0,005
0,098
0,022
0,01
0,0012 0,005
?
0,0004
30,55
27,48
28,91
46,00
14,26
5 893 А
о
-£"
X
45,44
38,59
38,55
114,67
9,65
30,45
27,42
28,84
45,87
14,21
2
О
1
2
29,78
27,02
28,37
45,02
13,90
6,71
3,50
8,91
7,71
8,15
22,60
1,88
0,41
0,12(?)
2
•йГ
38,81
33,03
32,98
98,03
8,24
•"ί
Если предположить, что состав воздуха один и тот же на всех
высотах (перемешанная атмосфера), и взять для высоты однородной
атмосферы величину 7,991-10 5 см для уровня моря, то вычисления
дают 15 :
λ, А
*о
Δ
3 974
4 127
5 893
43,95 · 10-8
37,56
8,65
0,1525
0,1303
0,03003
Относительная погрешность для k0
-j0,7039
0,7408
0,9332
и Δ порядка 1/500, для
порядка 1/2000, если Δ = 0,1.
'о
Гипотеза перемешанной на всех высотах (во всяком случае до
120—150 км) атмосферы находит все новые и новые подтверждения. Однако, как известно, с точки зрения теории статического равновесия атмосферы следует ожидать изменения состава воздуха с
высотой в сторону увеличения относительного содержания легких газов на больших высотах. Для сравнения можно подсчитать i и г
и для этого случая.
Если предположить, что температура воздуха одна и та же на
всех высотах и что плотность каждого газа убывает с высотой по
барометрической формуле (в зависимости от молекулярного веса
газа), то вычисления дают:
192
и. А. хвостиков
λ, Α
Δ
3 974
4127
5 893
0,1538
0,1314
0,03025
-j0,7018
0,7359
0,9327
Наконец, если просто предположить, что воздух является газом
(а не смесью газов), молекулы которого обусловливают деполяризацию ρ = 0,042, то можно воспользоваться формулой (26). Для
уровня моря при нормальных условиях вычисления дают:
λ, Α
к
μ—1
Δ
-j—
•Ό
3 974
2,9824-10-4
43,68-10-»
0,1516
0,7053
4 127
2,9748
37,36
0,1297
0,7418
5 893
2,9260
8,69
0,03017
0,9329
Таким образом, прозрачность в общем очень мало изменяется
в зависимости от того, какой состав воздуха принят на различных
высотах, а вычисления по формуле (26) дают величины, мало отличающиеся от тех, которые получаются при детальных расчетах
(для Δ — н а 1/200).
Формулой (26) удобно пользоваться для быстрых расчетов; при
этом точность сравнительно велика.
Таковы результаты вычислений. Для сравнения с результатами
измерений мы обратимся опять к классическим данным обсерватории
Моунт Вильсон. По измерениям 1910—1911гг. оптическая плотность атмосферы по вертикали над Моунт Вильсон составляет:
Δ
ο=0,1469,
3838 А
'
Δ
'
ο=0,1238,
3974 А
'
Δ
'
ο
=0,1062.
4127А
'
После приведения вычисленных значений к высоте Моунт Вильсон
( Р = 623,5 Λ<Λί Hg) получается:
Δ
ο=0,1451,
3838 А
'
Δ
'
ο=0,1254,
3974 А
'
Δ
ο =0,1071.
4127 А
'
Результаты измерения согласуются с вычисленными значениями
вполне удовлетворительно, отклонения составляют примерно 1°/0.
В формуле для коэфициента поглощения входит число молекул
3
в 1 см N. Если подсчитать по найденным для Моунт Вильсон значениям численные значения Ν, то получается15:
λ, A
N
3 838
3 974
4 127
2,86 · 1019
2,94
2,92
и в среднем A f = (2,91 ± 0 , 0 8 ) · 10 1 9 , что дает для числа АвогадроМилликена ( 6 , 5 2 ± 0 , 1 8 ) - 1 0 2 3 . Это несколько превосходит величину
(6,062 4-0,006)-10 2 3 , точно определяемую другими методами, но в
то же время все эти данные, как и данные о спектральной прозрачности атмосферы, приведенные в § 2, с несомненностью доказывают,
что в условиях чистой атмосферы Моунт Вильсон и для длин волн,
далеких от областей селективного поглощения света атмосферой
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
193
{поглощение озоном, парами воды и др.), ослабление лучей при их
прохождении сквозь атмосферу безусловно в основном вызвано молекулярным рассеянием света и может с достаточной точностью рассчитываться по формулам теории молекулярного рассеяния Рэлея-Кабанна.
Эта теория позволяет объяснить и величину поляризации света
неба 20 , 23 , рассеиваемого под углом 90°, о которой говорилось в § 3.
В какой мере полученными результатами можно пользоваться для
практических целей — для расчета поглощения световых лучей,
проходящих горизонтально сквозь низшие слои атмосферы? Благодаря замутненности низших слоев воздуха пылью, капельками
воды и пр., здесь имеют место несколько другие закономерности
даже при совершенно ясной погоде. К рассмотрению этого вопроса
мы сейчас и переходим, причем, минуя многочисленные измерения,
выполненные в разных местах и в разное время, обратимся к работам самых последних лет, в первую очередь к работам Тьен Кью
и А. и Э. Васси. Результаты ряда других исследований мы будем
рассматривать лишь по мере надобности.
6. П р о з р а ч н о с т ь н и ж н и х с л о е в а т м о с ф е р ы . А. Васси и Э. Васси 3 7 " 3 9 провели в 1937 г. ряд тщательных измерений
прозрачности (в Марокко). Результаты их измерений имеют большую ценность благодаря применению наиболее современных методов
фотометрии, обеспечивших большую надежность и точность результатов (работу консультировал Ш. Фабри), а также благодаря тому,
что они провели в одном и том же пункте абсолютные измерения
прозрачности по всему видимому и части ультрафиолетового и инфракрасного спектров как по вертикали сквозь всю толщу атмосферы,
так и по горизонтали для луча, идущего на всем своем пути близ
земной поверхности. Это позволяет сделать ряд существенных заключений о специфике поглощения света в нижних слоях атмосферы.
Все измерения производились в ночных условиях37 (измерения
прозрачности по горизонтали, требующие применения искусственных
источников света, удаленных на большое расстояние, проводить
днем затруднительно ввиду помех, создаваемых ярким солнечным
светом). Для измерения прозрачности всей толщи атмосферы производились спектрофотометрические наблюдения над светом звезд
(чаще всего звезды Вега в созвездии Лиры). Для определения поглощения, приходящегося на массу, равную единице (вертикальный
луч), измерения, как указывалось в § 2, производятся при разных зенитных расстояниях звезды, т. е. при разных массах т, и по
производной оптической плотности — находится оптическая плотность для т = 1.
Измерения по горизонтали производились с помощью мощного
искусственного источника света, удаленного на большое расстояние
(до 24 км). Для определения абсолютных величин прозрачности
после измерений на большом расстоянии аппаратура быстро перевозилась на автомобиле на другое место и тот же источник света
спектрофотометрировался с меньшего расстояния.
194
И. А . ХВОСТИКОВ
Для удобства сопоставлений вертикального и горизонтального
поглощений результаты даются в виде оптических плотностей dt
а
0,070
0,060
0,050
0,040
0,030
0,020
0,010
О
7000
6000
5000
4000
3000Л
Рис. 8
рассчитанных на слой воздуха толщиной в 1 км, приведенного
к нормальным условиям температуры и давления (0° и 760 мм Hg).
0,080
d
0,070
0,050
0,040
0,030
0,020
0,010
"7000
6000
5000
4ΰΰΟ
ЗОООД
Рис. 9
На рис. 8 приведены результаты измерений для всей толщи
атмосферы (по звезде) для ночи 4 октября 1937 г., которая отличалась наибольшей прозрачностью из всех ночей, когда проводились измерения88. На рис. 9 даны результаты для ночи 12 августа,
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
195
которая казалась весьма ясной, но на самом деле дала наибольшую
величину поглощения.
На этих кривых видно быстрое уменьшение прозрачности в сторону коротких длин волн, как это и следует по законам молекулярного рассеяния, но плавный ход кривых нарушается
d
отдельными полосами поглощения.
0,130
0,120
На рис. 10 приведены данные для поглощения
0,110
в горизонтальном направлении для ночи 11 сентября,
0,100
когда атмосфера в нижних слоях была особенно
0,090
прозрачной; на рис. 11—для ночи 4 сентября,
0,080
0,070
Dft6O
0,050
0,040
0,030
0,020
ом
8000'
7000
SOOO
5000
4000
J0O0/I
Рис. 10
когда прозрачность была особенно малой. Для этого последнего·
случая измерения в коротковолновой области спектра или вовсе не
удались (в ультрафиолетовой части) или мало надежны, так как,
благодаря большому поглощению, спектрограммы оказались недоэкспонированными.
а
0,130
0,120
0,110
0,100
0,030
0,030
0,070
о, о so
0,050
0,040
0,030
0,020
0010
8000
7000'
6000
JOOO
4000
ЗОООА
Рис. 11
Эти кривые показывают, что прозрачность низших слоев значительно меньше, чем для всей атмосферы в целом (даже в наиболее
ясные, совершенно безоблачные ночи). Если, например, для области
около 5 000 А атмосфера в целом имеет оптическую плотность от
0,010 до 0,020 на 1 км, то для нижних слоев d составляет от
0,020 до 0,110. Это обстоятельство имеет большое практическое
196
И. А. ХВОСТИКОВ
значение для вопросов видимости удаленных объектов, передачи
световых сигналов и пр., так как здесь мы обычно имеем дело
с прохождением световых лучей через нижние слои атмосферы.
При аэрофотосъемке тоже приходится иметь дело с косым прохождением лучей сквозь нижние слои.
В этом отношении весьма важно выяснить роль и долю поглощения, обусловленного рассеянием света, так как рассеяние помимо
поглощения создает световую завесу, мешающую наблюдениям.
Предположим, что мы рассматриваем идеально черную цель (например, вертикальный экран), находящуюся на фоне неба, постепенно
удаляясь от нее. На некотором расстоянии а цель перестанет быть
видимой, а есть дальность видимости данной цели. Цель перестала
быть видимой благодаря тому, что разность видимых яркостей цели и
окружающего ее фона достигла порога ощущения разности яркостей
данным человеческим глазом. Обозначая этот порог через ε, мы можем определить его так:
„
„
"~ ζ = ε,
(29)
где Ηζ — яркость цели, Hh — яркость фона.
Толща воздуха между наблюдателем и целью не только ослабляет
свет, идущий от цели, уменьшая тем самым видимую яркость ее,
но и сама, будучи освещена светом солнца и неба, создает дополнительную завесу благодаря рассеянию и понижает тем самым
контраст. Насколько велика в этом роль рассеяния, показывают
успешные съемки удаленных объектов в инфракрасных лучах: количество рассеянного света быстро уменьшается по мере увеличения
длины волны света. Однако, как мы увидим дальше, не все рассеяние можно свести к молекулярному.
Среди девяти кривых спектральной прозрачности нижних слоев
атмосферы (для 9 ночей), измеренных Васси88, пять кривых отличаются следующей существенной особенностью: при значительном
различии прозрачности кривые подобны друг другу в том смысле,
что одна кривая получается из другой путем прибавления к оптической плотности d определенной величины, одной и той же по
всему спектру. Так, если исходить из кривой для 11 сентября,
(рис. 10), то нужно прибавить:
Для 17 июля
„ 30 „
. 30 августа
3
0,002
0,011
0,022
0,026
Эти данные показывают, что помимо ослабления света, вызванного молекулярным рассеянием и селективным поглощением, в нижних слоях атмосферы часто имеет место н е й т р а л ь н о е п о г л о щ е н и е . Это нейтральное поглощение может достигать значительной величины и с ним приходится считаться на практике.
Чтобы выяснить роль молекулярного рассеяния в ослаблении
лучей, проходящих сквозь нижние слои атмосферы, попытаемся разделить различные факторы, определяющие поглощение. В первую
очередь подвергнем анализу фактор селективного поглощения.
ТЕОРИЯ
РАССЕЯНИЯ
СВЕТА
197
И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
7. С е л е к т и в н о е п о г л о щ е н и е а т м о с ф е р ы . Для видимого участка спектра селективным поглощением из числа газов,
входящих в состав воздуха, обладают кислород, озон и водяной пар.
Для кислорода со времен Жансена40 известны две системы
полос поглощения, отличающихся друг от друга тем, что у одной
поглощение возрастает пропорционально плотности, а у другой —
пропорционально квадрату плотности. В результате многочисленных
исследований41-44 как в лабораторных условиях, так и в атмосфере было установлено, что первая система принадлежит нейтральной молекуле кислорода
O2(A1^l^Xs^i).
Эта система состоит из следующих полос:
Полоса Л от 7 594 до 7 703 А, максимум около 7 596 А
7 650
„
.
—
Л' „ 7 602
и
.
6 946
а
„ 6 276
я' . 5 788
а"
около
6 868
6 319
5 835
„
„
„
•,
„
,
6 869
6 278
5 790
5380
„
,
—
7 710
и слабая полоса
41
суммарные интенсивности
По измерениям Бабкока и Дике
каждой полосы составляют (если за единицу условно принять интенсивность полосы А): В — примерно 0,5; а — 0,05, а интенсивность
остальных полос исчезающе мала.
Интенсивности полос второй системы наиболее полно были изучены в работе Залова и Штейнера45, производивших измерения
с трубой в 2,4 м в длину при давлении кислорода от 40 до 160 am.
Данные измерений собраны в табл. 6, причем во второй графе
даны оптические плотности, приведенные к слою в 1 км при давлении в 1 α/и38. В третьей графе приведены данные Германа46,
38
тоже пересчитанные на 1 км при давлении в 1 am.
Таблица 6
λ
в А
6 299
5 773
5 223
4 770
4 464
3 803
3 607
3 436
3 282
d
по Залову
и Ш т е й н е р у 0,0215 0,0315 0,0019 0,0215 0,0015 0,0086 0,0147 0,0041 0,0006
d
по Герману
0,0170 0,0350
—
0,0210
—
—
—
—
—
При использовании этих данных для расчета поглощения лучей
при их прохождении сквозь всю толщу атмосферы следует учитывать
убыль коэфициента поглощения с высотой благодаря квадратичной
зависимости величины поглощения от давления. Полагая, что давление кислорода/? убывает с высотой h по закону р=рое~ьн,
и рассчитывая поглощение dA в элементарном слое dh на высоте h как
dA = kp2 dh, общее поглощение в атмосфере получаем в виде:
A=\kp\e--*h dh,
3
Успехи физических наук, т. XXIV, вып. 2
198
и. А. хвостиков
причем интеграл берется от высоты места наблюдения до бесконечности.
Д л я о з о н а помимо полос Гартлея и Гюйгенса, находящихся
в ультрафиолетовой области, известна полоса Шаппюи в зелено-красной области спектра. Однако, поглощение в этой полосе озона
мало (для максимума у 6 020 А козфициент поглощения k = 0,068),
и благодаря малым концентрациям озона в нижних слоях атмосферы
его поглощением для горизонтальных лучей можно пренебрегать.
Если полное количество озона в атмосфере соответствует слою при
нормальном давлении и температуре толщиной 0,15 — 0,40 см, то
вблизи земли его на 1 км приходится всего лишь 0,0003 см и менее.
Поглощение озона в видимой части спектра нужно учитывать
лишь при прохождении лучей сквозь всю толщу атмосферы.
Поглощение парами воды было изучено впервые Жансеном47, а в
недавнее время Мекке, Бауманом и Фрейнденбергом48,49. В видимой
и ближней инфракрасной областях спектра имеются следующие
полосы поглощения:
Полоса Ζ
8 399—7 843 А
7 304—6 850
6 660—6 280
6 060—5 860
5 780—5 670
5 478—5 420
5 111—4 981
а
Дождевая полоса
Полоса S
То обстоятельство, что селективное поглощение располагается по
спектру отдельными, иногда хорошо выраженными полосами, облегчает отождествление полос и позволяет отделить селективное
поглощение от поглощения, простирающегося непрерывно и равномерно по спектру и обусловленного молекулярным рассеянием. По
формуле (26) коэфициент поглощения k, обусловленный молекулярным рассеянием, изменяется по спектру пропорционально множителю у =
(v-l - 1 )
3
rj— ·
Формулу (26) можно написать в виде
(30)
k=C%,
где
С = -^-ё
J.
о О — /р
а N—число
9
молекул в 1 см .
Для воздуха
ρ = 0,042 и А есть просто некоторое число. Васси воспользовались
наиболее современными измерениями и вычислили μ как функцию λ.
Их результаты представлены на рис. 12. Если бы поглощение
света в атмосфере вызывалось только молекулярным рассеянием,
то, изображая графически оптическую плотность d как функцию у,
мы должны были бы получить, согласно формуле (30), прямую
линию, проходящую через начало координат. Наличие поглощения
другой природы обусловливает отклонение реального графика от
прямой линии, как это видно из рис. 13 и 14, построенных по
данным, взятым из рис. 9 и 11: рис. 14 соответствует поглощению
во всей толще атмосферы самой прозрачной ночью 4 октября,
199
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
а рис. 15 — поглощению в нижних слоях прозрачной ночью 11 сентября (для выяснения роли молекулярного рассеяния целесообразно
пользоваться данными, относящимися к наиболее прозрачным ночам).
На рис. 13 приведена прямая d=A-\-By,
построенная Васси 38
по вычислениям, учитывающим влияние селективного поглощения,
причем А найдено равным 0,001, а В= 1,41 · 10~ 1 3 . Столь малое
значение для А указывает, что для лучей, идущих сквозь всю атмосферу, в ясную ночь нейтральное поглощение весьма незначительно.
Для поглощения в нижних
слоях труднее выделить влияние
40
400
молекулярного рассеяния. На
рис. 14 проведена прямая с тем
же наклоном, как и на рис. 13, 30
ЗОВ
1
но здесь нейтральное поглощение гораздо больше: А = 0,007.
300
Из
найденного значения го
18
β = 1,41 ·10~ можно опреде100
лить, что число Авогадро-Милю
ликена равно 6,11-10 23 , что
очень близко к общепринятому
23
S000 7000
6000
4000 JUOi
значению 6,06· 10 .
Обширное исследование по
Рис. 12
прозрачности атмосферы в интересующем нас направлении было выполнено также Тьеном Кью 4 9 а .
Он произвел тщательную обработку измерений Смитсонианского
института, производившихся в течение 10 лет (с 1920 по 1930 г.)
на горе Монтецума в Чили (на высоте 2 711 м). Эти данные от-
1
у
?
/
/
У
ά
0,070
0 080
0,0SO
0,040
0.030
0620
d
0,070
0,050
0,030
ЦОМ
i
/
/
:
•
•
"
'
"
•B-i- -
ню
гоо
Рис. 13
зоо
400
уЮ*
η
υ,ι
WU
"
гоо
300
400
y!Os
Рис. 14
носятся к гораздо меньшему числу длин волн, но зато охватывают
гораздо больший период времени. Тьен Кью нашел, что в большинстве случаев оптическую плотность атмосферы на этой большой высоте можно представить формулой
d=A+Bf(k),
где /χλ) = (μ*— 1)П-*.
Для сухой атмосферы нейтральное поглощение очень мало:
А;= 0,0034. Для числа Авогадро Тьен Кью нашел (из значения
для В) Ν= (6,136±0,085) ·10 2 8 .
Очень интересно оценить относительную долю молекулярного
рассеяния в общем поглощении нижних слоев атмосферы для слу3*
200
И.
А.
ХВОСТИКОВ
чая наиболее ясной погоды. Это можно сделать по данным Васси
(рис. 14). Для этой ночи (11 сентября) /1 = 0,007, как было указано выше, и для ^ < ЮО ( λ > 4 4 0 0 А, см. рис. 12) молекулярное
рассеяние создает „поглощение, и только для у > 1 0 0 — 1 3 0 ( λ <
< 4 400 — 4 000 А) поглощение из-за молекулярного рассеяния оказывается преобладающим, даже по отношению к сумме нейтральное -\- селективное поглощение. Поглощение атмосферы в целом, т. е.
поглощение для вертикального луча (рис. 13), дает существенно иную
картину: поглощение из-за молекулярного рассеяния оказывается
преобладающим уже для .у > 2 5 — 30, т. е. для λ < 6 000 А (по
всему видимому спектру, за исключением красной его части).
U.4100
ГООО
0,0100
0006ШО
4UOO
30004
о7000
6000
5000
4000
300Ο4
Рис. 15
Рис. 16
Расчеты Васси39 показали, что даже сумма поглощений — селективное -\- нейтральное -)- молекулярное рассеяние — часто не покрывает всего наблюдаемого поглощения. На рис. 15 приведена кривая для 12 августа, показывающая ход этого „остаточного"
поглощения по спектру для полной атмосферы 12 августа·—ночь
с плохой прозрачностью, см. выше. На рис. 16 дано то же самое
для нижних слоев (ночь 11 сентября). Наблюдается в обоих случаях максимум около 5 000 А, для которого оптическая плотность,
обусловленная остаточным поглощением, составляет примерно 0,01.
Какова природа этого остаточного поглощения, не связанного
ни с селективным поглощением известных нам составных частей
атмосферы, ни с молекулярным рассеянием? В поисках носителя
этого поглощения следует обратиться к законам рассеяния света
крупными частицами.
В этом же направлении должно быть сосредоточено внимание и
в связи с нейтральным поглощением. В самом деле, нейтральное
поглощение характерно для нижних слоев атмосферы. Если для
полной атмосферы А = 0,001, то для нижних слоев по данным
38
Ваеси Л гораздо больше:
А
11 сентября
0,007
17 июля
0,009
30
0,018
30 августа . ,
0,029
3 сентября
0,033
Следует ожидать, что это поглощение вызывается какими-то
крупными частицами, которые в соответствии с барометрической
формулой должны располагаться именно в нижних слоях атмосферы.
Такими крупными взвесями в воздухе могут быть пылинки, капельки воды и др.
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
201
Рассеяние света крупными частицами должно происходить заведомо иначе, чем рассеяние молекулами. Это видно хотя бы из того,
что расчеты, связанные с молекулярным рассеянием, мы производили, предполагая, что внешнее электрическое поле однородно,
что соответствует предположению об очень малых размерах а рассеивающих частиц по отношению к длине световой волны \. Если
же а не мало по отношению к λ, а тем более, если а^>\, то напряженность поля световой волны существенно различна в разных
точках рассеивающей частицы и процесс рассеяния уже нельзя
уподоблять излучению диполя, совершающего вынужденные колеS0°
-20°
КраснЬш
Рис. 17
1 и 2 — свет неба, 3 — рассеяние бесконечно малой частицы по Рэлего.
бания. Теория рассеяния света крупными частицами показывает,
в частности, что рассеяние под разными углами φ перестает удовлетворять простому симметричному соотношению рэлеевской теории
(1 -|-cos2tp), но что рассеянный свет направлен преимущественно
вперед. В этом отношении показательно наличие для рассеяннога
света неба так называемого эффекта Ми, состоящего в том, что
яркость неба возрастает для точек, близких к солнцу, в гораздо
большей степени, чем это полагается по формуле Рэлея. На рис. 17
приведены данные Покровского60 для яркости неба под разными
углами относительно солнца (длина отрезков является мерой яркости для указанных углов). Для сравнения внизу дана диаграмма,
2
соответствующая рэлеевскому закону (1 -(-cos φ). Значительные отступления от закона Рэлея (эффект Ми) свидетельствуют о заметном влиянии на общее рассеяние, оказываемом светом, рассеянным
крупными частицами, взвешенными в воздухе. Как видно из рис. 17,
эффект Ми сильнее выражен для длинноволновой радиации, что,
как мы увидим далее, тоже соответствует выводам теории рассеяния света крупными частицами.
Переходя к изложению этой теории, следует сразу же указать, что
ее результаты являются крайне важными для вопросов поглощения
света, особенно для относящихся сюда практических вопросов. Так,
например, вся теория прохождения света сквозь облака, туманы и дымы основана на рассмотрении рассеяния света крупными частицами.
202
И. А. ХВОСТИКОВ
Ч а с т ь II
РАССЕЯНИЕ СВЕТА КРУПНЫМИ ЧАСТИЦАМИ
8. Т е о р и я Ми. Эта теория появилась, как известно, в связи
с задачей, непосредственно не относящейся к кругу атмосферных
вопросов. Это видно из самого названия работы Ми 51 „К вопросам
оптики мутных сред, особенно коллоидных
растворов металлов". Следовало объяснить
разнообразную окраску, которую приобретают
упомянутые растворы, особенно растворы золота, в разных условиях. Однако, в дальнейшем теория Ми приобрела основное значение
для атмосферной оптики и сама подверглась
существенному развитию.
Будем, вслед за Ми, координатные оси
Χ, Υ, Ζ обозначать для простоты цифрами
/, 2, 3. Выбираем правую систему координат;
г есть радиус-вектор точки х, _у, ζ; угол, обРис. 18
разованный г с осью 1, е:ть &; угол проекции г на плоскость (2, 3) с осью 2 есть φ (рис. 18). Таким образом, /-, 9, φ суть полярные координаты точки. Компоненты электрического и магнитного векторов в этих полярных координатах мы
будем обозначать Ег, Еь, Εψ и Нг, /78, Ηψ Уразнения Максвелла
в полярных координатах имеют вид:
/ дЕ.
• d{rs\nbH,,)
г 2 s i n » [k—- + Л £ = -
dt
dr
dHr
dr
db '
- d(rsinb.E4) _ d (гЕй)
d<f
dt
дН
д (гЕь)
dr
дЕг
dt
dr
дЪ
(31)
Здесь k, Α, μ означают диэлектрическую постоянную, проводимость и магнитную проницаемость (все в одной и той же системе
единиц). В непроводящей среде /ιμ = -§, где ν — скорость распространения электромагнитных волн в среде.
Полагаем далее, что
(32)
Er=Eroe2*int,
Hr =
и т. д.,
где Е^ и Нг(3 уже зависят лишь от координат, но не от времени,
а п есть число колебаний в секунду.
ТЕОРИЯ
РАССЕЯНИЯ СВЕТА
Далее
И ЕЕ
ПРИМЕНЕНИЕ
— 2τπ/ζμλ =
где т — комплексный показатель преломления среды для
с длиной волны λ. Наконец, введем еще такие обозначения:
inul „
..
2imr
--Х,
203
(33)
света
(34)
(35)
что позволит написать уравнения Максвелла в виде, в котором величины Ε и Μ входят совершенно одинаковым образом:
д (х sin θ Ма)
д (χ Λί»)
с2 sin 9 Ег=
дЬ
дМг
д (х sin θ Μο)
χ sin § ΕΆ =
а
д<?
дх
_ д (χ Λί»)
дМг
(36)
X Sin 9 М,„ =
Рассеивающую частицу будем полагать маленьким шариком радиуса Ь, центр которого совпадает с началом координат. Величины,
относящиеся к полю внутри шарика, мы будем снабжать значком г,
а относящиеся к окружающей шарик среде значком а, но соответствующие показатели преломления будем обозначать т и тй.
В отношении проницаемости мы примем, что μ;. = μ . Переменная χ
на поверхности шара испытывает скачок, так как
2π
от
2π mn
2π
χί=Ύ-Π
xa =
-1-r=T,r,
если У означает длину волны в среде, окружающей шар. На поверхности шара должны выполняться следующие граничные условия:
(х Мъ)а=(х
ΜΆ).,
{χ Λίφ)α =
Для решения уравнений (36) при граничных условиях (37) Ми
использует метод, который был ранее развит Рэлеем в его известном труде „Теория звука".
Путем соответствующих подстановок можно преобразовать (36)
в уравнения второго порядка:
дх'1
'•Мг)
дх*
(s
sin»c»&'\
дЬ
д'й
sin 2 »
(38)
204
И. А. ХВОСТИКОВ
Будем рассматривать две различные группы частных решений
системы уравнений (36). Первая группа соответствует предположению об отсутствии радиальной составляющей м а г н и т н о г о поля:
а вторая группа — предположению об отсутствии
ставляющей э л е к т р и ч е с к о г о поля:
радиальной со-
Таким образом, первая группа решений образуется волнами,
возникающими благодаря „электрическим колебаниям" шара, а вторая благодаря его „магнитным колебаниям".
Предположим, что мы нашли каким-либо образом выражение
для Е^; остальные компоненты в этом случае легко определить
следующим путем: во втором и в третьем уравнениях системы (36)
полагаем Mf=Q
и подставляем в них значения для Λίφ и Л1Ь,
взятые из пятого и шестого уравнений. Тогда получаем уравнения
для вычисления £ 9 о и £ φ 0 по известному Его. Зная Ег0, Е&0, £ ? 0 , находим Λίφ, ΜΆ из последних двух уравнений системы (36). Аналогичным образом ведется расчет для второй группы решений.
Что касается Его, то оно получается в виде суммы членов,
каждый из которых удовлетворяет уравнению (38) и является произведением функции от χ на функцию от углов &, φ; v-й член
имеет вид
v- (r\
Функции ΚΊ и ΡΊ должны удовлетворять уравнениям:
(39)
1 д Г_, о дР» Ί ι 1
J
si 2 9
sin ί
sin
= 0,
где
(40)
(41)
Функция Яч есть шаровая функция от переменных (9, φ) с целым
индексом ν; функция Кч родственна цилиндрической функции с
дробным индексом (знаменатель 2). Решение уравнений Максвелла
получается в виде:
х д
К[(х)
(42)
ν (ν 4-1) x-siab
>(«+!) x
дЬ
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
205
Аналогично
находится и вторая группа решений для случая
£W = 0. Представляя функции Р , и /С, в виде рядов, Ми решает
задачу для плоской волны, падающей на рассеивающую частицушарик. Находя выражение для падающей плоской волны в виде (42),
Ми определяет далее компоненты Eri, Ей., ..., Λίφΐ· преломленной волны
и компоненты Ега, ЕЬа, ..., M,fa отраженной волны. Каждая компонента представляется бесконечным рядом, члены которого являются
произведениями некоторых коэфициентов я 7 и ΡΊ на функции ΡΊ и
Кч и их производные. Ограничивая задачу случаем достаточно
малых размеров рассеивающих частиц {Ь<^\), Ми показал, что
с в е т , р а с с е я н н ы й м а л ы м и ш а р и к а м и , практически о б разуется
наложением
конечного
числа
частных
в о л н , причем ч и с л о ч а с т н ы х
волн в о з р а с т а е т
при
увеличении
размеров рассеивающих
ч а с т и ц . При
этом суммировать следует волны, соответствующие как „электрическим колебаниям», так и „магнитным колебаниям" частицы.
Ми показал далее, что магнитные частные колебания подчиняются
тем же законам, как и электрические, причем v-oe магнитное колебание примерно соответствует (ν -f-1 )-му электрическому.
Ограничивая вычисления случаем b ^ 180 ΐημ, Ми находит,
что практически вполне можно ограничиться первым и вторым
электрическим ( ν = 1 и 2) и первым магнитным (ν = 1) колебаниями. Колебания более высоких порядков исчезающе малы сравнительно с указаняыми первыми.
Замечательно при этом, что для бесконечно малых шариков
(Ь —>• 0) остается только первая частная электрическая волна, которая в точности совпадает с рэлеевской волной рассеянного света.
Таким образом, теория Ми является более общей теорией и включает теорию Рэлея как частный случай.
На рис. 19 — 26 приведены диаграммы электрических линий
поля на поверхности рассеивающего шарика для первых четырех
электрических и первых четырех магнитных колебаний. За плоскость чертежа взята плоскость колебаний в падающем пучке. Она
является плоскостью симметрии процесса.
Для более наглядного представления результатов Ми рассмотрим крупную частицу радиуса b как систему связанных зарядов.
Вычислим потенциальную энергию этой системы, когда она помещена во внешнее поле (для зарядов, не находящихся в покое, можно
пользоваться средним по времени значением). Положим, что эта
система содержит некоторое число зарядов ег с координатами
£<>
· 4ί> £, в декартовой системе х, у, ζ; начало этой системы координат полагаем находящимся внутри объема, занятого зарядами.
Если мы обозначим через ψ потенциал внешнего поля в начале координат, то потенциал φ;. в точке (ζ., \, ζ,) можно выразить так:
Рис. 19
Рис. 20
Первое электрическое
колебание.
Первое магнитное
колебание.
Рис. 21
Второе электрическое
колебание.
Рис. 22
Второе магнитное
колебание·
Рис. 23
Рис. 24
Рис. 25
Рис. 26
Третье электрическое
колебание.
Третье магнитное
колебание.
Четвертое электрическое
колебание.
Четвертое магнитное
колебание.
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
207
Следовательно, потенциальную энергию системы зарядов е(., определяемую действием внешнего поля, можно представить так:
<43)
Здесь величины φ, τ 1 , —^ , . . .
следует
рассматривать
в качестве
констант, характеризующих внешнее электрическое поле; электрические свойства системы зарядов определяются суммами, составленными из произведений зарядов на их координаты. Первая из этих
сумм 2 е , - означает полный заряд "системы. Второй член в (43)
определяет энергию при помощи сумм 2е/^/> Σ β Λ'> 2 е А · ^ т и
три суммы являются составляющими электрического момента диполя
по осям координат х, у, ζ. Третий член в (43) содержит шесть
сумм:
= 2efl·,; о81=5>,с&·1
Эти шесть сумм суть электрические моменты инерции или квадрупольные моменты. Если в нашей системе суммы положительных и отрицательных зарядов равны друг другу (система не заряжена,
е
т о в
2 , —0)>
о д н о р о д н о м поле потенциальная энергия определяется дипольным моментом. Потенциальная же энергия, обусловленная м о м е н т а м и б о л е е в ы с о к и х п о р я д к о в (квадрупольными, октупольными и т. д.), может возникнуть только в н е о д н о р о д н о м п о л е . Ясно, что чем более неоднородным является поле,
тем большее значение имеют слагаемые в (43), обусловленные моментами более высоких порядков.
Если рассматриваемое внешнее электрическое поле есть поле
световой волны, то потенциалы в (43) можно представлять себе
зависящими от координат и времени по закону синуса или косинуса.
Очевидно, что такой же закон мы получим в этом случае и для
первой, второй и всех следующих производных — , ^~ , . . .
Если
размеры b объема, заключающего в себе рассматриваемую систему
зарядов, весьма малы по сравнению с длиной волны λ (b «^ λ), то
соответственно весьма малыми будут произведения 5 ; -г1, η,- -τ 1 ,. . . ;
г
т
произведения же Ц s-§•, и л^> > · · · буДУ > очевидно, еще меньшими;
они будут соответствовать еще более высокому порядку малости.
Можно, следовательно, ограничиться первым членом в (43), т. е.
считать п о л е с в е т о в о й в о л н ы о д н о р о д н ы м (в пределах
рассматриваемого малого объема). Но ясно, что при возрастании
208
И. А.
ХВОСТИКОВ
размеров объема b сравнительно с λ поле уже нельзя будет считать
вполне однородным и придется учитывать следующие слагаемые
в ряде (43).
Эти наглядные соотношения помогают разобраться в результатах
теории Ми. Вспомним, что вывод формулы Рэлея основывался на
предположении об однородности электрического поля, в котором
находится рассеивающая частица, и что, с другой стороны, по теории Ми следует брать тем больше частных волн, чем больше размеры рассеивающих частиц. Мы ясно можем представить себе, почему
первая частная электрическая волна в теории Ми в точности совпадает в рэлеевской волной: она соответствует случаю, когда следует учитывать лишь дипольное излучение, а квадрупольным, октупольным и т. д. излучениями можно пренебречь. Это есть случай
ч
0,8
\
0,6
I
\
1
γ
0,4
/
' \
ρ
0 20 40 60 80100 КО НО ISO 180 ΙΠμ
Рис. 27
i
80
\
/
го
\
/
40
\
\
/
\
г го'40 '60'80'
ΟΊΊΟΊί
90'
Рис. 28
однородного поля. Но если размеры рассеивающих частиц перестают быть очень малыми сравнительно с длиной световой волны
(а в этом именно состоит отличие условий в задаче, решаемой Ми,
от условий задачи в рэлеевской теории), то ограничиваться рэлеевской волной нельзя и приходится вводить тем больше последующих слагаемых, чем больше размер частицы. Из диаграмм Ми на
рис. 19—26 непосредственно видно возрастание порядка моментов,
влияющих на процесс рассеяния света крупными частицами.
Частные волны Ми более высокого порядка нарушают симметрию рэлеевского рассеяния, и свойства света, рассеиваемого крупными частицами, существенно отличаются от свойств света, испытавшего молекулярное рассеяние. Ми провел ряд числовых расчетов,
и хотя они относятся к специальному случаю рассеяния света коллоидными растворами золота, тем не менее результаты во многом
характерны вообще для рассеяния крупными частицами.
Во-первых, существенно меняются поляризационные свойства
рассеянного света. На рис. 27 приведены две кривые: для степени
поляризации Ρ' = •/ , ••;- и деполяризации p=J£-
ч + 'п
в зависимости
ч
от диаметра d частиц при рассеянии под углом 90° для зеленого
света (λ = 5 500 А).
Начиная от <Ζ=90 πιμ, поляризация перестает быть полной,
быстро убывая для больших d. При этом нарушается пространст-
209
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
венная симметрия поляризации, максимум поляризации наблюдается
уже при углах, отличных от 90°. На рис. 29 и 30 кривые дают
величину поляризации при разных углах рассеяния для частиц диаметром 160 и 180 πιμ. На рис. 28 для сравнения показана симметричная кривая, соответствующая бесконечно малому размеру
частиц (рэлеевское рассеяние). Замечательно, что возможно существование отрицательных поляризаций рассеянного света, как это
видно из рис. 30.
80
/
40
SO
/
60
J
40
го
/ \
SO
ΥΟΟΥ-
/
/
\
\
\
\
'
0° 20° 40° βθ° 80° fm° 120*/40° 110° Ш •40
so°
Рис. 29
/
I
го
I
о о°\ Г 40° 10"/S W
г
-го
г
\ I У
Μ
\
\\
\
г и Г to rtso-
Рис. 30
Далее, совершенно изменяется пространственное распределение
рассеянного света по его интенсивностям. На рис. 17 мы видели
симметричную кривую, соответствующую закону Рэлея. В. более
полном виде эта кривая дана на рис. 31 — э т а диаграмма определяет
величину коэфициента рассеяния в зависимости от угла рассеяния
отдельно для двух компонент Ij и /гг Насколько нарушается пространственная симметрия рассеяния при рассеянии крупными частицами, видно из кривых на рис. 32 и 33, построенных Ми для
ао°
Рис. 31
ί / = 160 и 180 πιμ. Рассеяние света происходит преимущественно
вперед, в направлении падающего луча.
В § 7 мы встречались с явлениями, доказывающими наличие подобного эффекта Ми при рассеянии света в атмосфере.
Таковы основные результаты теории Ми, с применениями которых для вопросов оптики атмосферы нам придется встретиться
в дальнейшем.
Нужно указать еще, что теория Ми была несколько дополнена
и расширена Иобстом, который использовал в математической части
210
и. А. хвостиков
теории прежние результаты Дебая. Вычисления Ми, как мы видели,
были доведены до размера частиц 180 ηιμ. Для еще больших частиц вычисления становились трудно осуществимыми, так как необходимо было брать слишком большое число членов в рядах, дававших решение задачи.
Иобст52 мог продвинуться дальше, воспользовавшись асимптотическими разложениями цилиндрических функций, которые были
даны Дебаем53 в его работе, посвященной вычислению светового
давления на отдельную частицу.
Пользуясь аналитическими выражениями сумм рядов, представляющих цилиндрические функции, Иобст продолжил расчеты Ми до
размера частиц 600 πιμ специально (как и Ми) для случая коллоидных растворов золота: он определил
^""*
"~
спектры поглощения и рассеяния таких растворов.
Результаты, полученные Дебаем
* и Иобстом, имеют основное значение
для теории спектральной прозрачности облаков и туманов: пользуясь ими,
Страттон и Хоутон могли построить
р и с зз
свою теорию, о которой речь будет
дальше.
Ряд вычислений был проделан Шулейкиным54 в связи с вопросами оптики морской воды. Упростив формулы Ми для улучая непроводящих частиц, он рассчитал несколько случаев, а именно, когда
диаметр частицы составляет 0,32λ, 0,96λ и 2,87λ. Подобные числовые подсчеты в особенно большом количестве выполнил Блюмер,
у которого решены задачи для шариков диаметром до 3,8л и
притом с различными показателями преломления μ. В работе
65
Блюмера можно найти численные результаты для следующих случаев
(а = ~ , где b — радиус частицы):
μ= Ι
α = 5; 10; 12,5; 13,9; 17,3.
μ== 1,2
α=1;1,5.
μ = 1 , 2 5 (частицы льда при низкой температуре) а = 0,01;
0,1; 0,2; 0,25; 0,3; 0,4; 0,5; 0,6; 0,8; 1,2; 1,6; 2; 2,5; 3; 4;
5; 6; 8.
μ = 1 , 3 (капельки воды в воздухе)
α = 0,1; 1,5; 3; 12.
μ=1,4661.
α = 5.
μ=1,5.
ο = 0,01; 0,1; 0,25; 1; 1,5; 1,75; 2; 2,25; 4.
μ = οο (шарики из непрозрачного абсолютно непроводящего
вещества) а = 0,01; 0,1; 0,5; 1; 3; 5; 10.
На рис. 34 приведена по данным Блюмера полярная диаграмма
для рассеяния в различных направлениях частицей льда радиусом
0,2 λ. Интенсивности указаны отдельно для обеих поляризованных
компонент ij и iIr Насколько усложняется картина рассеяния при
увеличении размера частиц, видно из рис. 35, где приведена диаграмма для рассеяния капелькой воды, радиус которой составляет
около 2λ.
ТЕОРИЯ
4S'
·*Γ
РАССЕЯНИЯ
СВЕТА
60° M°7O°7
ν
*ч. \ \\Λ\
!
И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
211
212
И. А.
ХВОСТИКОВ
9. Т е о р и и , п о с т р о е н н ы е на у ч е т е о т р а ж е н и я , прел о м л е н и я и д и ф р а к ц и и . Прежде чем переходить к заключительной части настоящего обзора — к теории прозрачности туманов,— следует выяснить вопрос о том, нельзя ли обойтись при
расчете прохождения света сквозь совокупность мельчайших частиц
просто учетом отражения и преломления лучей или, во всяком случае, учетом отражения, преломления и дифракции. Теория Ми есть
строгая теория, она рассматривает задачу о рассеянии света во всей
ее широте, анализируя электромагнитные поля, возбуждаемые вынужденными колебаниями на шаровой поверхности раздела, возникающие под действием падающей электромагнитной волны. В результате
этого трудности, возникающие при проведении численных расчетов,
настолько велики, что оказывается
90°№0°"°}20° Of
возможным произвести
расчеты
для весьма ограниченного числа
случаев. В применении к проблеме
прозрачности туманов теория Ми
оказывается настолько сложной,
что поневоле до сих пор приходится ограничиваться лишь расчетом
наиболее элементарных случаев.
Если бы эту сложную теорию удалось заменить учетом отражения,
Рис. 36
преломления и дифракции, то разрешение проблемы прозрачности туманов существенно облегчилось бы.
Рассмотрим поэтому влияние, оказываемое тремя названными
факторами.
Учету отражения и преломления посвящено довольно много работ.
Еще Клаузиус66 вычислял двукратное преломление на сферических каплях воды. Рот 6 7 учитывал однократное отражение, двукратное преломление и однократное полное внутреннее отражение. Ри58
59
60
харц и Мирдель учитывали лишь отражение. Мекке , учитывая
однократное отражение и двукратное преломление, определял кроме
54
интенсивности еще разность фаз. Шулейкин , пользуясь формулами
Френеля, также учитывал однократное отражение и двукратное
7
преломление. Брюке в своей работе 1853 г. дал в основном тот
же расчет, что и Шулейкин.
Наиболее полное исследование принадлежит Винеру61, который
для капелек воды рассчитал влияние пятикратного отражения и преломления: капельки при этом считались вполне прозрачными. Результаты его вычислений представлены полярной диаграммой на рис. 36.
Отраженный свет является частично поляризованным, причем под
углом 100° поляризация полная, как это видно из табл. 7, где приведены данные Винера отдельно для интенсивности двух компонент
ij и iu при различных углах рассеяния φ (на рис. 36 указаны данные для полной интенсивности рассеянного света i =
il-\-ilI).
Что касается учета дифракции, то эту задачу решали Фраун62
63
64
60
гофер , Швердт , Эри и Мекке . Очевидно, что и в этом
случае результат должен существенно зависеть от размера шарика
213
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
по сравнению с длиной волны света. На рис. 37 приведены полярные диаграммы для трех случаев: а = 1 (кривая /), а = 3(кри-
Τ а б л и цa 7
?
h
hi
<Р
h
hi
0°
10°
20°
30°
45°
60°
0,051
0,053
0,053
0,051
0,050
0,017
0,051
0,048
0,041
0,033
0,009
0,003
70°
80°
90°
100°
110°
120°
0,009
0,005
0,006
0,008
0,016
0,048
0,002
0,001
0,001
0,000
0,015
0,064
135°
150°
160°
170°
180°
h
hi
0,184
0,556
1,031
1,682
2,043
0,224
0,609
1,076
1,690
2,043
вая 2) и α = 5 (кривая 3). Для разных кривых масштаб интенсивности неодинаковый, как это показано на рисунке.
Сопоставим теперь числовые данные, полученные путем применения строгой теории Ми и путем учета отражения, преломления и дифракциг. Очевидно, что такое сопоставление можно сде90"
Рис. 37
лать для не слишком крупных частиц, для которых еще возможно
произнести расчет по Ми.
На рис. 38 — 40 приведены соответствующие данные по Блю63
меру для частиц разного размера: мелких радиусом 150 πιμ.—
рис. 38, средних (300 πιμ) — рис. 39 и несколько более крупных
(1 200 πιμ) — рис. 4(5. На этих графиках по оси абсцисс отложены
4
Успехи физических наук, т. XXIV, вып. 2
214
И. А.
ХВОСТИКОВ
I
1
1
1
1 7
fit
1
Ι ι
Рис. 38. Сопоставление числовых
данных, полученных путем приме-г
нения строгой теории Ми и путем
учета отражения, преломления и
дифракции для мелких частиц
5
i1
1ι Ii
i
J
1
I
1
1
j
4
if
1
I !
ι :
f
/
3
I
/
2
1
j
'и
0 fO 20 30 40 SO 6β 73 SO SO WO НО Ш /30 140 150 160 170 180Град.
-\8O
70
Рис. 39. Сопоставление числовых
данных, полученных путем применения строгой теории Ми и путем
учета отражения, преломления и
дифракции для средних частиц
SO
SO
lBg
40
30
10
130 140 ISO 160170160/pad:
215
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
углы рассеяния в градусах, а по оси ординат коэфициенты рассеяния в условных единицах. На каждом графике проведено по четыре кривых: / — Г ж вычислено по Ми; 2 — I V отражение и преломление, вычисленные по Винеру; 3 — TBg дифракция; 4 — IV-f-fTg суммарное действие отражения, преломления и дифракции.
Кроме того, на каждом графике стрелкой показана величина
z = tM—(IV-(-Гв
), представляющая разность коэфициентов рассеяния, определенных: 1) по Ми и 2) с учетом отражения, преломления и дифракции.
τ5560
5000
4ΟΟΟ
3000
2000
woo
О 10 ZO 30 40 50 SO 70 SO SO 100 110 /20 /30 140150160170/вОГрад.
Рис. 40
Эти данные совершенно определенно показывают, что отражение и преломление, взятые как отдельно, так и совместно с дифракцией, не могут дать результатов, согласных со строгой теорией. Поэтому при анализе всех относящихся сюда сколько-нибудь
существенных явлений необходимо либо обращаться \ строгой теории, либо рисковать сделать значительную ошибку.
После этих замечаний мы перейдем к вопросу о прозрачности
туманов и облаков, указав только в заключение, что теорией рассеяния света крупными частицами занимались, кроме упомянутых
60
07
68
69
ранее авторов, еще Клейнер , Ганс , Стрэтт
(Рэлей), Рэй ,
70
71
73
Раман , Шэфер , Мерцкирх и Вильмсен , Зенфтлебен и Бене73
74
75
76
77
78
дикт , Ширман , Мобкус , Грюнер , Бромвич , Покровский .
10. Т е о р и я п р о х о ж д е н и я с в е т а с к в о з ь т у м а н ( т е о р и я С т р а т т о н а и Х о у т о н а ) . Еще Вуд в 1909 г. показал
преимущества фотографирования удаленных объектов в инфракрасных
лучах 79 . Коэфициент рэлеевского рассеяния пропорционален λ" 4 ,
4*
216
И. А. ХВОСТИКОВ
поэтому рассеяние длинноволновой радиации невелико, вследствие
чего яркость воздушной дымки, мешающей наблюдать удаленные
объекты, мала для инфракрасных лучей. В 1923 г. американский высотный летчик Стивене доказал громадное практическое значение
инфракрасной фотографии, получив с помощью соответствующего
светофильтра отчетливое изображение горного хребта с расстояния
более 500 км. Если в ясную погоду видимость и без того велика,
то особенно важным является улучшение видимости в туманную
погоду. Попытка применять и в этом случае фотопластинки, чувствительные к инфракрасным лучам; и соответствующие светофильтры, по сообщениям ряда авторов, дали, якобы, положительные результаты. Однако, вскоре выяснилось,
что часто эти меры не приводят ни
к каким улучшениям и что вообще
0,3
весь вопрос о выгодах применения
ο,ζ
инфракрасных лучей к фотосъемке
в тумане является гораздо более запутанным, чем это казалось прежде.
"
И в самом деле, перенос законов
"о
0,}0О
0,600
Ц70
рэлеевского рассеяния света из услош
вий чистой атмосферы на туман был
Рис. 41
бы оправдан только в том случае,
•если бы размер частиц тумана был достаточно малым по сравнению с длиной волны света. Но измерения показали, что этого
нет, радиусы капелек тумана и облаков лежат в пределах от нескольких микронов до нескольких десятков микронов, т. е. они гораздо
больше длины волны тех световых лучей, которые можно было
бы использовать для целей фотографии (до 1,3 μ).
В двух предыдущих параграфах мы имели достаточно материалов для суждения о том, насколько существенно изменяются свойства рассеянного света при увеличении размеров рассеивающих частиц. В связи с проблемой использования инфракрасных лучей в тумане возникает вопрос о спектральных характеристиках света, рассеиваемого капельками тумана. Решить эту задачу попытались
Страттон и Хоутон.
Непосредственным толчком к осуществлению их большого теоретического исследования явился неожиданный экспериментальный
80
результат Хоутона , обнаружившего максимум прозрачности искусственных туманов для голубых лучей. Его результаты представлены на рис. 41, где по оси абсцисс отложены длины волн в микронах, а по оси ординат — прозрачность в условных единицах.
Виден максимум прозрачности у 0,49 μ. вместо монотонного возрастания прозрачности в сторону больших λ. Но ряд других исследователей, также изучавших до Хоутона прозрачность искусственных и естественных туманов для видимого света, не обнаруживал
подобного максимума. Гранат и Гульбурт81 для естественного тумана нашли вполне определенное монотонное возрастание прозрачности в сторону больших λ. Андерсон82 получил то же самое для
искусственного тумана. Не имея оснований подвергать сомнению
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
217
правильность тех или иных результатов, Страттон и Хоутон искали
причину расхождений в различии условий опытов, и единственно
существенно менявшимся во всех этих измерениях фактором они
могли считать размер капелек тумана. Но если наблюдается некоторый максимум прозрачности в видимой области спектра при одном размере капель, а при другом размере его в видимой области
нет, то можно ожидать, что он переместился в другую область
спектра. Это означало бы, что вообще прозрачность имеет экстремальный ход по спектру, причем спектральные характеристики смещаются при изменении радиуса капель. Перспектива выявить столь
существенный новый спектральный эффект и побудила Страттона и
Хоутона предпринять свое исследование. Однако, трудности, связанные с этим, столь велики, что авторы вынуждены были допустить значительные упрощения в условиях задачи: капельки тумана
они полагали непроводящими шариками с показателем преломления
1,33 для всех длин волн. Метод решения, примененный ими83, был
взят из теории Ми с теми улучшениями, которые были внесены
Дебаем и Иобстом и о которых мы говорили выше 5 1 " 5 3 .
Полученный результат весьма замечателен: коэфициент рассеяния, рассматриваемый как функция длины световой волны, изменяется не монотонно, но имеет два максимума, причем положение
этих максимумов в спектре зависит от радиуса рассеивающих частиц а. При изменении а вся спектральная кривая перемещается
как целое; при увеличении а максимумы смещаются в сторону
больших длин волн.
Если / 0 обозначает интенсивность светового пучка, вступающего
в туман, / — е г о интенсивность после прохождения слоя тумана
толщиной ζ, то мы можем написать
Страттон и Хоутон записывают свою формулу в виде
;ί- — β-*πηα°-ζΚ.
o
(46)
J
Здесь, η — число частиц в 1 ел 3 , а функция К равна
ее
^
Σ
(47)
где
и.
*
f
Ф« (х) ί 4 (У) — Ν, Φ'α (χ) ψα (у) '
N^(x)ii'(y)N
Здесь λ — длина волны падающего света;
1
χ = 2па -у ; у = 2πα γγ ;
218
И. А. ХВОСТИКОВ
Na — комплексный показатель преломления внешней (относительно
шарика) среды (принят равным единице); Nt—то же для вещества
шарика (принят равным 1,33)
ι
ι
• = (?)
ι (*)
и Re — действительная часть. Штрихи означают первую производную по χ пли соответственно по у. Функции /
ι и //
ι суть
бесселевы функции и, соответственно, функции Ганкеля с полуцелым индексом.
Функция К(х) изображена на рис. 42.
Если в качестве примера мы рассмотрим капли тумана радиу2π·3
сом 3μ, то для таких капель х = -^—.
Отсюда мы можем определить ту длину волны ~ктах, для которой прозрачность наибольшая (К наименьшее). Этому, согласно
рис. 42, соответствует χ = 11,2,
и, следовательно,
\ п а х = п | : * : 1 . 8 г*·
/\
/
/
0
/
——. ——.
• \
V
/0
•—
-
II.
4
го
41)
30
Наименьшая прозрачность будет при х= 6, т. е.
^ „ = 3,1 μ.
Второй минимум прозрачности
будет при χ = 1 5 , т. е.
Рис. 42
и для еще меньших λ (больших х) прозрачность, согласно кривой
на рис. 42, будет медленно возрастать. Лишь для очень больших
длин волн от 4 μ и до оо (область лг-ов от 5 до 0) будет наблюдаться быстрое увеличение прозрачности по мере увеличения λ, подобно тому как это наблюдается при рэлеевском рассеянии.
Если мы рассмотрим меньшую частицу а = 1 μ, то все рассмотренные спектральные точки переместятся в сторону меньших длин
волн:
0,6 μ, λπ
1,0 μ
λ'
'rain
0,4 μ.
Следовательно, в интервале длин волн 0,4 — 0,6 μ и дл
зависимость прозрачности от λ будет „похожа" на рэлеевскую.
Прозрачность быстро увеличивается в сторону больших λ, но для
λ от 1 μ до 0,6 μ и для λ < 0,4 μ ход прозрачности будет обратным.
Наконец, для совсем крупных частиц все экстремальные точки
переместятся в далекую инфракрасную область и в пределах длин
волн, могущих быть использованными при визуальных, фотографи-
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
219
ческих и фотоэлектрических наблюдениях, мы будем находиться на
почти плоской части кривой, соответствующей большим χ (jf>15).
Такова полученная Страттоном и Хоутоном теоретическая картина прохождения света различных длин волн сквозь туман.
11. Э к с п е р и м е н т а л ь н ы е д а н н ы е о п р о х о ж д е н и и
с в е т а с к в о з ь т у м а н . Упомянутые в начале предыдущего параграфа результаты измерений Хоутона80 (рис. 41) могут быть непосредственно сопоставлены с теорией, так как размер частиц того
искусственного тумана, с которым производились измерения, был
известен.
Так как на рис. 41 по оси ординат отложены величины прозрачности, то максимум на кривой рис. 41 должен соответствовать
минимуму на кривой рис. 42. Страттон и Хоутон полагают, что обнаруженный последним из них максимум прозрачности при 0,49 μ
•соответствует минимуму кривой на
0,3
рис. 42 при х = 1 1 , 2 . Подсталовка в формулу
чений
лг=1
л; = —г- знаλ = 0,49
дает
ΰ.Ζ
0,1
2а = 1 1 ^ 1 ^ = 1 , 7 5 . μ. Диаметр
ΰ/Οΰ
0,50п
OJOOJZ
капелек тумана, найденный путем
измерений (по наблюдению дифРис. 43
ракционной картины в тумане), по
оценке Хоутона составляет от 2 до 3 μ. Таким образом, совпадение
с теорией в этом отношении можно считать достаточно удовлетворительным.
На рис. 43 приведены обе кривые — теоретическая (точки) и
экспериментальная (кружки), — которые приведены к одному масштабу в ^максимуме. Совпадение кривых следует признать мало
удовлетворительным. В этом виновны те упрощения, которые вынуждены были сделать Страттон и Хоутон при решении этой задачи (§ 10).
К сожалению, кривая Хоутона (рис. 41) является почти единственным случаем, когда был наблюден максимум прозрачности,
который можно было бы отождествлять с минимумом на кривой
рис. 42. Только в работе- японских исследований получились сход87
ные результаты .
Во всех же других многочисленных измере8
ниях * наблюдается обычно монотонное возрастание прозрачности
по мере удаления в инфракрасную область; это возрастание иногда
довольно заметно, иногда же оно ничтожно мало. Различие результатов в значительной мере может зависеть от различия размеров
частиц туманов: они колеблются от 5 — 1 0 μ до нескольких десятков микронов. К сожалению, далеко не всегда измерения прозрачности естественных туманов сопровождаются измерениями размеров
капель.
Весьма интересен вопрос о прозрачности туманов в далекой инфракрасной области спектра. Гранат и Гульбурт 81 ' 85 произвели из-
220
И. А.
ХВОСТИКОВ
мерения на дистанции 400 м прозрачности естественных туманов
для длин волн от 0,4 μ до 7 μ. При измерениях в далекой инфракрасной области они остроумно упростили спектральную задачу, использовав просто температурные излучатели с весьма различной
температурой. Так, нихромовая спираль, накаливаемая током в воздухе, имела максимум излучения около 3 μ (кривая 2 на рис. 44),
а другой излучатель, представлявший собой железный сосуд,
зачерненный снаружи и наполненный водой под большим давлением
при температуре 161°С, имел
t
кривую излучения с максимумом 0,60$при 7 μ (кривая /, рис. 44). Ниже приведены данные Граната и
№~
0/0
А
0,30
0,20
/
/<
0,10
•
о
ο,ζ ψ ¥ о/ (ΰ Ι2*»
видимость
Рис. 45
Гульбурта для тумана, в котором обычная визуальная видимость
черного предмета составляла 600 м. Цифры во второй колонке показывают расстояние, на котором интенсивность луча ослабляется
туманом в сто раз:
Длина волны в μ
0,4
0,5
0,6
1,0
2,0
3,0
7,0
Общий ход прозрачности t—T
Расстояние в м710
. 843
910
970
980
980
1 140
по спектру, по данным Гульбур'о
та 8 5 , приведен на рис. 44 (кривая 4), где по оси абсцисс отложены длины волн в микронах. На рис. 45 приведены данные о
связи прозрачности t в тумане для λ = 7 μ с обычной видимостью
(в километрах).
Минуя многочисленные и подчас взаимно противоречивые по
результатам работы по определению прозрачности туманов (интересующихся отсылаем к специальным обзорам 8 4 ·, 8 6 ), обратимся к
наиболее современной работе, выполненной Институтом теоретической геофизики Академии Наук СССР летом 1939 г. Эти измерения производились на Эльбрусе на высоте 3 000 м, где туманы
были особенно часты. Это исследование выгодно отличается от подавляющего большинства предыдущих тем, что в нем серьезное
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
221'
внимание было уделено, одновременно с изучением прозрачности,,
тщательному определению структуры тумана (размер и число ка88
пель). Эта последняя часть работы осуществлялась Ленинградским
институтом экспериментальной метеорологии.
В работе изучалась прозрачность туманов для ультрафиолетовых, видимых и инфракрасных лучей от 250 до 1 200 πιμ, причем
особое внимание обращалось на проверку формулы Страттона-Хоутона (46) в отношении зависимости прозрачности от числа капелек п,
стоящего в показателе степени. По формуле
(46) величина lg •='0
должна изменяться пропорционально п, что хорошо подтверждается
для всех длин волн, как это видно
ι
г
з
4
s
η S относителдШа: единицах
Рис. 47
Рис. 46
из рис. 46. Эти данные относятся к туману со средним размеромкапелек 2а = 16 μ. Наклон кривых довольно сильно зависит от 1.
Интересный ход в зависимости от а был получен для „относительного коэфициента" поглощения тумана, для которого была принята.
величина88
Ig
7
400
Эта зависимость представлена на рис. 47. Ясно, что „относительный коэфициент" поглощения характеризует степень выгодности,
использования инфракрасных лучей по сравнению с видимыми.
При рассмотрении зависимостей той или иной оптической характеристики тумана от размера капель нужно иметь в виду, что
естественные туманы обычно бывают неоднородными, радиусы их
капель неодинаковы.
Теория Страттона-Хоутона, хотя она и является грубо приближенной, должна служить отправной точкой для развития более полной теории. Нужда в такой теории, ввиду громадной практической
важности относящихся сюда вопросов, очень велика.
12. Т е о р и я Р о к а р а . П о п ы т к и и н т е р п р е т и р о в а т ь
„ о с т а т о ч н о е п о г л о щ е н и е " . Ф о р м у л а К и н г а . В 1930 г.
Рокар опубликовал теорию рассеяния света относительно крупными
частицами, которая существенно отличается от рассмотренных выше
теорий как по своим исходным положениям, так и по результа-
222
и. А. хвостиков
там 89 . Рокар, решая задачу на основе классической электромагнитной теории света, упростил условия задачи, предположив, что все
молекулы рассеивающей частицы ведут себя в электрическом поле
падающей световой волны так, как будто соседних молекул не существует вовсе.
Другими словами, он полностью пренебрегает полем, возникающим благодаря поляризации в диэлектрике, и поле внутри диэлектрика (внутри рассеивающей частицы) считает равным внешнему полю (полю световой волны). Ясно, что это представление
существенно отличается от строгой теории Ми. Свое предположение Рокар считает верным в первом приближении и основывает это заключение на результатах
сравнительно недавних работ Маллемана90, изучавшего вопрос о поляризации диэлектрика.
Осуществленное Рокаром упрощение задачи позволило ему свести
задачу о рассеянии света к сравнительно простому случаю интерференции и благодаря этому найти общее
р и с 4з
выражение для коэфициента рассеяния, позволяющее весьма просто производить все расчеты. Именно это последнее обстоятельство могло
служить оправданием для проведения упрощенных расчетов после
того, как была уже создана строгая теория Ми — Дебая — Иобста,
ибо, как мы видели, формулы этой теории очень сложны и все
равно заставляют ограничиваться приближенным вычислением.
Можно сказать, что в теории Рокара упрощения вводятся непосредственно в исходные физические представления; в теории же
Ми — Дебая — Иобста исходные физические представления вполне
точные, но к приближенным вычислениям заставляют прибегать
математические трудности, связанные со сложностью конечных
формул.
Пусть Ρ—рассеивающая частица, ОХ—направление падающей
волны (рис. 48). Рассеянный свет наблюдается в направлении, образующем угол ψ с направлением падающего луча. За ось ΟΖ выберем направление внешней биссектрисы угла φ, как это показано
на рис. 48.
Представим себе теперь рассеивающую частицу разрезанной на
плоско-параллельные тонкие слои dz перпендикулярно OZ. Положение каждого такого слоя будет определяться координатой ζ.
Фазу вынужденных колебаний, совершаемых молекулой в точке О,
в поле падающей световой волны будем считать равной нулю.
Тогда фаза колебаний молекулы в слое с координатой ζ (запаздывание
но фазе относительно молекулы в О) будет
2г. I 2z sin -Х-
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
Волна, рассеиваемая слоем ζ
•будет описываться уравнением
(толщиной dz)
/
y=f(z)
223
в направлении φ,
4* s i n * г \
sin I ωϊ—
;
J dz,
где f(z) есть величина, пропорциональная числу молекул в объеме
слоя dz с координатой ζ и амплитуде электрического поля волны,
рассеянной одной молекулой.
Интенсивность света, рассеиваемого всей частицей Ρ в направлении φ, определится квадратом интеграла
JГ f(z)
sin \ωί
Г
J dz,
распространенного от 0 до поверхности, ограничивающей частицу.
Рокар решает до конца задачу для сферической частицы. В этом
случае выражение для интенсивности рассеянного света получается
в виде
где А — рассеивательная способность одной молекулы, ν — число
молекул в 1 см3 рассеивающей частицы, R —- радиус частицы,
Эти формулы позволяют определить зависимость коэфициента
рассеяния от угла ш. Результаты подобных вычислений представлены
на полярной диаграмме рис. 49. Получается кривая типа лепестка, показывающая крайне резкую зависимость коэфициента рассеяния от угла
рассеяния со, что находится в противоречии с опытом.
Рокар находит остроумный выход
из положения, указывая, что для
Рис. 49
•сферической частицы другого радиуса диаграмма рассеяния будет определенным образом деформирована
и что нужно взять сумму таких диаграмм для частиц разного размера, учитывая закон распределения частиц,по размерам.
После рассмотрения вопроса о возможных распределениях частиц
по радиусам Рокар принимает закон распределения, представленный на рис. 50, где по оси абсцисс отложены радиусы частиц /?,
а по оси ординат — относительное число η частиц с данным радиусом. Использовав этот вид распределения, Рокар находит окончательную зависимость коэфициента рассеяния такого облака сферических частиц от угла φ, которая представлена на рис. 51. Что
касается зависимости от длины волны рассеивающего света, то, как
оказывается, она приближенно может быть выражена посредством
множителя λ" 2 · 5 (вместо рэлеевского λ~4).
224
И. А. ХВОСТИКОВ
Получив закон рассеяния, Рокар вычисляет коэфициент поглощения света в атмосфере.
Нужно сказать, что теория Рокара не нашла пока существенных применений в оптике атмосферы (хотя пока нет и никаких оснований считать ее результаты неверными); поэтому мы не будем1
приводить подробных числовых расчетов, касающихся коэфициента
поглощения света в атмосфере, а отошлем интересующихся к ра-
Рйс. 50
Рис. 51
ботам Рокара 89 и Васси3!\ обсуждающих применимость формулы
Рокара для объяснения наблюдаемого поглощения света в атмосфере.
В первой части настоящего обзора, в конце § 7, мы упоминали об „остаточном поглощении", выявленном Васси на спектральных кривых поглощения (рис. 15 и 16). Васси89 попытались
интерпретировать это поглощение и с точки зрения теории Страттона-Хаутона, и с точки зрения теории Рокара.
На кривой Страттона-Хоутона для спектральной прозрачности
(рис. 42) имеется два максимума поглощения. Совмещая максимум
остаточного поглощения (рис. 15 и
16) с левым максимумом (для χ = 6)
на кривой
Страттона-Хоутона,
Васси получают для радиуса частиц а = 0,5; совмещение с правым максимумом дает а — 1 , 3 .
, . Сами полученные радиусы имеют
1000
зооол достаточно правдоподобную (хотя
в общем слишком малую) величину, но если по кривой СтраттонаХоутона определить ход поглощения по всему спектру для этих
двух радиусов, то получаются кривые, представленные на рис. 52.
Обе эти кривые не согласуются с наблюденными, как это сразу
видно, если сравнить их с кривыми на рис. 15 и 16.
С помощью теории Рокара тоже не удается объяснить факты,
установленные Васси. В результате в своей работе Васси89 (ноябрь 1939 г.) вынуждены были констатировать, что ни одна из
теорий не может пока полностью истолковать всех явлений, связанных с поглощением света в атмосфере.
В нашем обзоре мы оставили без упоминания формулу, предложенную в свое время Кингом для описания поглощения света в
мутной атмосфере. Кинг91 исходил из формулы Рэлея, дополнив
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
225
ее членом, учитывающим нейтральное поглощение
где χ — толщина слоя. Эта формула является эмпирической и соответствует простейшему предположению, что поглощение складывается из рэлеевского и нейтрального. В таком своем виде эта
формула теперь представляет лишь исторический интерес.
Хотя мы рассмотрели не все, что относится к теме, которая
сформулирована в заглавии статьи, но во всяком случае затронуты
многие основные вопросы. Несомненно большое практическое значение имеют приложения теории рассеяния к явлениям поглощения
в атмосфере, что заставляет продолжать работу по дальнейшему
развитию теории. Если попытки подобного рода окажутся успешными, то это несомненно принесет плоды и в отношении использования оптических методов для службы погоды, и в вопросах, связанных с работой в тумане, и в круге важных задач, связанных с
аэрофотосъемкой на дальних дистанциях,· а также, возможно, и в
других проблемах.
ЛИТЕРАТУРА
1. R a y l e i g h , Phil. Mag., 41, 107, 274, 447, 1871.
2. R a y l e i gh, Phil. Mag., 12, 81, 1881.
3. R а у 1 e i g h, Phil. Mag., 47, 375, 1899.
4. Н ь ю т о н , Оптика, ГИЗ, 1927.
5. A r a g о, Oeuvres, 7, 394, 430.
6. C l a u s i u s , Crell's J., 34, 122, 1847; 34, 179, 1848.
7. B r U c k e , Pogg. Ann., 83, 363, 1853.
8.-Ту η da 11, Phil. Mag., 37, 156, 384, 1869.
9. C a b a n n e s , С R., 160, 62, 1915.
10. S m o l u c h o w s k i , Bull. Ac. Sci. Cracuvie, 218, 1916.
11. S t r u t t , Proc. Roy. Soc, 94, 453, 1918.
12. W o o d , Phil. Mag., 36, 272, 1918; 39, 423, 1920.
13. F o w l e , Smithson. Miscell. Coll., 6, 69, 1918.
14. Р а у т и а н , Труды Первой всесоюзной конференции по естественному
освещению, вып. 3, 29, 1933.
15. C a b a n n e s , La diffusion moleculaire de la lumiere, Paris, 1929.
16. Ann. Astrophys. Observatory Smithsonian Inst., 4, 193—195.
17. A b b o t , Fowle and A l d r l c h , Smithson. Miscell. Coll., 74, 18, 1923.
18. K i m b a l l , Trans. Ilium. Eng. Soc, 16, 38, 1921.
19. C e r n i a j e v , K h v o s t i k o v , P a η c h i n , J. d. Phys., 7, 189, 1936.
20. Т и х а н о в с к и й , Известия Крымского педагогического института
им. М. В. Фрунзе, 2, 34, 1931.
21. Т и х а н о в с к и й , Труды Крымского научно-иссл. института, 1, 69,
1926.
22. A h l g r i m m , Jahrb. d. Hamburg. Wissensch. Anst., 32, 1914.
23. Τ i с h a n о w s k y, Physik. Z., 28, 252, 1927.
24. S t r u t t , Proc. Poy. Soc, 95, 155, 1918.
25. R a y l e i g h , Proc. Roy. Soc, 97, 435, 1920; 98, 57, 1920.
26. C a b a n n e s , C. R., 168, 340, 1919; J. d. Phys., 6, 129, 1920; 7, 338,
1926.
27. G a n s , Ann. Physik, 65, 97, 1921; Physik. Z., 28, 661, 1927.
2S. R a m a n and R a o , Phil. Mag., 46, 426, 1923.
29. N a r a y a n , Proc. Phys. Soc, London, 36, 32, 1923.
30. С a b a π η e s et G r a n i e r, J. d. Phys., 4, 276, 1923; C. R., 182, 885,
1926.
226
и. А. хвостиков
31. G a n e s a n , Phil. Mag., 49, 1216, 1925.
32. R a m a n a t h a n and S r i n i v i s a n , Phil. Mag., 1,491, 1926; Froc.
Ind. Ass. Cult. Sci., 9, 203, 1926.
33. S m o l u c h o w s k y , Ann. Physik, 25, 205, 1908.
34. E i n s t e i n , Ann. Physik, 33, 1275, 1910.
35. B o r n , Verhandl. Phys. Ges., 19, 43, 1917; 20, 16, 1918.
36. C a b a n n e s , Ann. d. Phys., 15, 5, 1921.
37. A. et E. V a s s y , J. d. Phys., 10, 75, 1939.
38. A. et E. V a s s y , J. d. Phys., 10, 403, 1939.
39. A. et E. V a s s y, J. d. Phys., 10, 459, 1939.
40. J a n s s e n , C, R., 101, 649", 1885; 102, 1352, 1886; 106, 1118, 1888; 120,
1306, 1895.
41. B a b c o c k and D i e k e, Proc. Nat. Acad. Sci., 15, 670, 1937.
42. Μ u 11 i k e n, Phys. Rev., 32, 880, 1928.
43. B a d g e r u. M e e k e , Z. Physik, 60, 59, 1930.
44. Me e k e u. В a urn a n η, Ζ. Physik, 73, 139, 1932.
45. S a l o w u. S t e i η e r, Z. Physik, 99, 137, 1936.
46. H e r m a n , These, Paris, 1939.
47. J a n s s e n , Ann. Chim. Phys., 24, 370, 1871.
48. M e c k e u. B a u m a n n , Z. Physik, 81, 445, 1933.
49. M e c k e u. F r e u n d b e r g , Z. Physik, 81, 465, 1933.
49a. Τ i e η Κ i u, J. d. Phys., 9, 297, 1938.
50. P o k r o w s k i , Z. Physik, 34, 49, 1925.
51. M i e , Ann. Physik, 25, 377, 1908.
52. J о b s t, Ann. Physik, 76, 863, 1925.
53. D e b ye, Ann. Physik, 30, 57, 1909.
54. S h o u l e j k i n , Phil. Mag., 48, 307, 1924.
55. В l U m e r , Z. Physik, 32, 119, 1925; 38, 304, 1926.
56. C l a u s i u s , Pogg. Ann., 76, 161, 1849.
57. R o t h, Metheorol. Z., 2, 55, 1885.
58. R i c h a r z , Metheorol. Z., 25, 19, 1908; Sitzungsber. d. Ges. z. Ford.
Ges. Naturwiss. zu Marburg, № 1, 1, 1912.
59. M i e r d e l , Beitr. z. Phys. d. fr. Atm., 8, 95, 1919.
60. M e c k e , Ann. Physik, 61, 471, 1920; 62, 623, 1920; 65, 257, 1921.
61. W i e n e r , Abh. Kaiser Leopold Deutsch. Acad. Naturforsch., 73, 1907
(1-я часть); 91, 1909 (2-я часть).
62. L a u e, Enzycl. Math. Wiss., 5, 3, 359.
63. S c h w e r d t , Beugungserscheinungen, Mannheim. 1835.
64. A i r y , Trans. Cambr. Phil., 5, 183, 1836; 7, 379, 1838; Pogg. Ann.,
Erganzungsband, 232, 1842.
65. B l u m e r , Z. Physik, 38, 920, 1926.
66. K l e i n e r t , Zur Theorie des Purpurlichtes, Dissertation, Bern, 1921.
67. G a n s , Ann. Physik, 76, 30, 1925; 62, 331, 1920; 47, 270, 1915; 37, 881,
1912.
68. R a y l e i gh, Proc. Roy. Soc, 84, 25, 1911; 90, 219, 1914; 94, 297, 1917;
Phil. Mag., (6) 35, 373, 1918.
69. R a y , Proc. Ind. Ass. (Suit. Sci., 7, 10, 1921; 8, 23, 1923.
70. R a m a n , Z. Physik, 33, 870, 1925.
71. S c h a e f e r u. M e r z k i r c h , Z. Physik, 13, 166, 1923.
72. S c h a e f e r u. W i 1 m s e η, Ζ. Physik, 24, 345, 1924.
73. S e n f t l e b e n u. B e n e d i c t , Ann. Physik, 60, 217, 1919.
74. S c h i r m a n n , Ann. Physik, 59, 493, 1919.
75. M o e b i u s , Preisschr. d. Jabl. Ges. Leipz. Math.-Phys. Sekt., 18, 1,
' 1912.
76. G r u n e r , Beitr. z. Phys. d. fr. Atm., 8, 120, 1919.
77. B r o m w i c h , Phil. Mag. (6) 38, 143, 1919; Phil. Trans., London, A.
220, 175, 1920.
78. П о к р о в с к и й , Ζ. Physik, 34, 49, 1925; 35, 464, 1926; 31, 514, 1925;
31, 14, 1925; 32, 563, 1925; 32, 713, 1925; 34, 496, 1925; 35, 34, 1925;
35, 390, 1925;35, 776,1925; 36,472,1926; П о к р о в с к и й и В о ' р о н к о в , Ζ. Physik, 33, 890, 1925; 35, 633, 1926.
ТЕОРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
79.
80.
81.
82.
83.
84.
85.
86.
87.
88.
89.
90.
91.
227
W o o d , Roy. Inst. Gr. Britain, May 11, 1911.
H o u g h t o n , Phys. Rev., 38, 154," 1931.
G r a n a t h and Η u I b u г t, Phys. Rev., 34, 140, 1929.
A n d e r s o n , Aviation, 28, 19, 1930.
S t r a t t o n and H o u g h t o n , Phys. Rev., 38, 159, 1931.
О р л о в , Журнал технич. физики, 6, 391, 1936.
H u l b u r t , Physics, 5, 101, 1934.
B r e c k e n r i d g e , Trans. Jllum. Eng. Soc, 27, 215, 1932.
K o b a y a s i and N i k y a m a , Proc. phys.-math. Soc. Jap., 3, 14, 168,
1932.
Р о д и о н о в , П а в л о в а , Р е й н о в , О прозрачности естественных.
туманов (в печати).
R о с а г d, Rev. d'Optique, 9, 97, 1930.
Ma П е т а π η, С. R., 191, 1063, 1930.
K i n g , Proc. Roy. Soc, 88, 83, 1913.
.1940
УСПЕХИ ФИЗИЧЕСКИХ НАУК
Т. XXIV, вып. 2
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ1)
Джо» П. Блюитт
ПРЕДИСЛОВИЕ РЕДАКТОРА
Развитие электронных приборов и в частности электронных ламп,
производство которых за последнее время, пройдя стадии серийного,
стало одним из массовых производств, возможно благодаря значительному усовершенствованию технологии оксидных катодов как подогревных, так и прямого накала, родоначальником которых был катод
Венельта, опубликованный им еще в 1904 г.
За последние годы советская электровакуумная промышленность
успешно освоила массовое производство ряда серий как приемноусилительных, так и генераторных ламп с оксидными катодами, а
также и ряда других электровакуумных приборов с оксидными катодами, как газотроны, тиратроны, катодные осциллографы, телевизионные трубки и т. д.
К сожалению, как в русской, так и в иностранной литературе
до сих пор, если не считать устаревших обзоров Дешмана, Реймана
(глава) и Шоттки, не было ни хороших руководств, ни даже обзорных
статей, посвященных вопросам как технологии, так и теории оксидных
катодов. Предлагаемый читателям перевод обзорной статьи Блюитта,
сотрудника Всеобщей электрической компании (G. Е. С. — Америка),
является первой работой, заполняющей, правда лишь отчасти, этот
пробел. Кроме того, этот обзор, снабженный к тому же достаточно
полным списком литературы, поможет работникам наших институтов и
заводов легче ориентироваться в существующем литературном
материале, сильно разбросанном по многим журналам и часто дающем
противоречивые результаты по одному и тому же вопросу, связанному с работой оксидных катодов.
Однако, необходимо указать на ряд моментов, либо не затронутых автором, либо упомянутых им вскользь. Так, например, Блюитт
говорит лишь об „увенчавшихся в отдельных случаях успехом"
попытках применения азида бария, из которого барий напыляется
на окисленные металлические поверхности. Это, по сути говоря,
и есть та разновидность оксидного катода, которая в виде бариевых
дестилляционных катодов нашла широкое применение в так называемых бариевых лампах, массовое производство которых существует
!) J. Appl. Physics, 10, 668 и 831, 1939. Перев. С. В. Л о б а н о в а и
Ή. Г. С у ш к и н а под редакцией Б. М. Ц а р е в а .
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
229
как у нас в Союзе, так и у ряда европейских фирм (например,
Телефункен и Филипс). При этом в качестве источника бария используется не только азид бария, обладающий большим недостатком,
а именно низкой температурой разложения (-ν-120°), сколько, главным
образом, либо металлический барий в медной или никелевой оболочке
(Ni—Ва и Си—Ва, см. Эспе и Кноль18), либо термитные таблетки,
состоящие из смеси алюминатов бария (о которых автор упоминает
лишь в связи с катодом Хэлла), окиси бария, перекиси бария и алюминиевой пыли (см. также Эспе и Кнолль18).
Несмотря на развитие оксидных катодов и значительное усовершенствование их массовой технологии, параллельно до сих пор
ведется разработка и бариевых ламп с экономичным катодом.
В связи с упоминанием Блюиттом нового типа оксидного катода
для газотронов, разработанного Хэллом, необходимо указать на
разработку подобных катодов у нас в Союзе (см. Шапошников13,17)
еще в 1932—1933 гг. и применение их в газотронах. В связи
с этим в переводе сделаны некоторые дополнения.
Кроме того, в отдельных местах, в частности в таблице свойств
щелочноземельных металлов, устаревшие данные по температурам
плавления и работам выходов заменены в переводе более новыми
и точными данными.
Литература, помещенная в конце статьи, дополнена рядом работ,
появившихся в наших журналах в различное время.
Москва
Б. М. Царев
1. ВВЕДЕНИЕ
Больше трети столетия прошло с тех пор как Венельт 1 опубликовал (1904 г.) свои наблюдения', согласно которым нить, покрытая
окислом щелочноземельного металла, является хорошим источником
термоэлектронов уже при сравнительно низких температурах.
Непрекращающийся с тех пор поток публикаций, посвященных
этому вопросу, может характеризовать техническое значение этого
открытия. И все же, несмотря на большое количество тщательно
выполненных опытов, механизм, который приводит к активации
оксидного катода, в настоящее время понят еще далеко неполно.
Влияние непредвиденных факторов привело к накоплению большого
количества противоречивых данных и к общему заключению, что
механизм активации оксидного катода является сложным процессом.
Мы будем оперировать, главным образом, фактами, полученными
за последнее десятилетие. За это время появилось несколько обзорных
работ, наиболее полными из которых являются работы Шоттки,
Роте и Симона7, Дэшмана9, Гертса11, Реймана13 и Де-Бура 14 .
В этих статьях могут быть найдены наиболее существенные ссылки
на ранние работы.
Настоящая ^статья начинается с краткого обзора по технике
оксидных катодов и затем переходит к обсуждению различных частных вопросов.
В этой работе, вместо того чтебы писать „барий" и подразумевать под этим или барий, или стронций, или кальций, или любое
5
Успехи физических наук, т. XXIV, вып. 2
230
ДЖОН П. БЛЮИТТ
Таблица 1
Физико-химические свойства щелочноземельных металлов
Ва
Sr
Ca
Атомный вес
137,36
Температура плавления (Гофман и
Шульце, 1935)
Теплота сублимации в кг кал
Давление паров:
(ρ в мм Hg)
Скорость испарения lg Λί
(Λί в г/см2сек,
рассчитано по
давлению паров)
977° К ·
44,5
(Ван Лимпт,
1936)
9
7,83
f
(Ван Лимпт,
1936)
9
7,67
f
— 0,5 lg T
87,63
40,08
1 044° К
1 124° К
37,8
(Теплота
испарения,
Келли, 1935)
42,9
(Келли, 1935)
8
11,98
f
— 1,27 lg T
(Келли, 1935)
8
11,72
f
-l,771gr
10,78
9
f
— 0,66 lg Г —
— 1,5 Ю-* т
(Келли, 1935)
10,35
9
f
— l,161g Г —
— 1,5 Ю-* т
Ионизационный
потенциал
в eV
5,19
5,67
6,09
Работа выхода
в eV
2,52
(Андерсон,
1938; ср.
также
Кэшман и
Бессе, 1939)
2,1?
(Беккер, 1935)
2,7
(Джемиссон и
Кэшман, 1936)
их сочетание, как это было принято раньше, мы будем пользоваться символом (BaSrCa), что будет обозначать „барий, или стронций, или кальций" . В соответствии с этим символ (BaSr) будет обозначать „барий или
стронций" и т. д. Таким образом, мы минуем возможность отнести
результаты экспериментов к тем условиям, при которых они не
были проверены.
В табл. 1 и 2 приведена краткая сводка тех свойств (BaSrCa)
и их окислов, которые представляют особый интерес в связи с оксидными катодами.
2. КРАТКИЙ ОБЗОР ПО ТЕХНИКЕ ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
Окислы щелочноземельных металлов в присутствии воздуха химически неустойчивы; поэтому оксидные катоды обычно изготовляются
путем нанесения на металлический керн щелочноземельных карбонатов,
нитратов или гидратов окисей.
231
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
Таблица 2
Физико-химические свойства щелочноземельных оксидов
ВаО
SrO
СаО
Молекулярный
вес
153,36
103,63
56,08
Температура плавления (Шумахер,
1926)
2 196°К
2 703° К
2 845° К
Теплота сублимации в кг кал
90
(Классен и Венемаис, 1933)
128
117
(см. раздел 3, г) (см. раздел 3, г)
19 700
Г
(Классен и
Венеманс,
1933)
2 800
25 500
10,40 —
10,00 —
(см. раздел 3, г) (см. раздел 3, г)
Давление паров
ЧΡ
(ρ в мм Hg)
Скорость испарения lg Μ
(Μ в г/см-сек,
рассчитано по
давлению паров)
3,87 —
19 700
1,73 —
Τ
- 0,5 lg T
Теплота образования в кг кал
133
Теплота диссоциации J ) паров
в кг кал
147
25 500
9,77 —
Г
— 0,5 lg Г
"141
125
28 000
10,04 —
Г
— 0,5 lg T
152
126
Такой катод затем прокаливается в вакууме для превращения
этих соединений в оксиды; выделяющиеся при этом газы откачиваются, после чего катод „активируется". Активация может состоять
в дальнейшем прокаливании, приложении анодного напряжения для
съема анодного тока, бомбардировке в газовом разряде и в других,
подобных процессах. В результате получается катод, который при>
температуре 1 000° К эмитирует электроны также интенсивно, как
вольфрамовая нить при температуре 2 300° К· Зависимость тока эмиссии обыкновенного оксидного катода от температуры дана на рис. 1,
где для сравнения нанесены соответствующие кривые для вольфрама,
торированного вольфрама и катодов с ториевым покрытием. Наряду
с низкой рабочей температурой оксидный катод обладает высокой
эффективностью. Оксидный катод, работающий при 1 000° К, эмитирует примерно 100 mA с 1 см2 с эффективностью порядка 20 mA/W.
J
) Теплота диссоциации паров рассчитана из термохимического цикла,
включающего теплоту сублимации оксида, теплоту диссоциации паров
оксида, теплоту сублимации металла, теплоту диссоциации О 2 (118 кг кал)·
и теплоту образования оксида.
5*
232
ДЖОН П. БЛЮИТТ
Вольфрамовый катод 2 300° К дает примерно туже эмиссию, но эффективность его меньше 1 mA/W. Высокая эффективность оксидных
катодов привела к их широкому
применению в электронных лампах.
Оксидное покрытие особенно ценно в тех случаях, когда катод
должен иметь эквипотенциальную
поверхность и поэтому не может
нагреваться прямым накалом. Такой
катод косвенного накала принимает обычно форму полого металлического цилиндра с нанесенным
снаружи покрытием, подогреваете мого изнутри изолированной вольфрамовой нитью.
Полезный срок службы оксид4
i
Ю 11 ю*
ного катода, работающего при
Рис. 1 Термоионная эмиссия разтемпературе 1 000° К, составляет
личных катодов
обычно несколько тысяч часов.
/ — оксидное покрытие, 2—ториевое поВ конце этого срока эмиссия сракрытие, 3 — торированный вольфрам,
4 — вольфрам
зу резко падает до очень малой
величины. При этом иногда наблюдается исчезновение оксидного покрытия, а иногда внешний
вид катода остается почти тем же, что и в начале срока службы.
3. ТЕРМИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ОКИСЛОВ ЩЕЛОЧНОЗЕМЕЛЬНЫХ
МЕТАЛЛОВ
а) И з м е р е н и е т е м п е р а т у р ы
Резкие изменения большинства свойств окислов при изменениях
температуры заставляют стремиться к возможно более точному определению последней. Теплопроводность окислов значительно меньше
теплопроводности металлов. Поэтому методы измерения температуры,
основанные на соприкосновении термопары или термометра сопротивления с оксидной поверхностью, связаны с чрезмерным охлаждением точек соприкосновения и приводят к значительным ошибкам.
Вследствие этого для определения температуры оксидной поверхности
обычно применяют методы, основанные на использовании излучательных
свойств катода. Наиболее употребительны следующие три стандартных метода.
1. П р я м о е п и р о м е т р и ч е с к о е и з м е р е н и е т е м п е р а т у р ы п о в е р х н о с т и п о к р ы т и я . При оптическом пирометрировании следует внести существенную поправку на спектральную излучательную способность покрытия. Для пирометрирования
по интегральному излучению необходимо знать интегральную излучательную способность.
2. И з м е р е н и е м о щ н о с т и н а к а л а . Если мы знаем интегральную излучательную способность, то можно написать:
Мощность накала на 1 см% поверхности = еоГ 4 ,
(3,1]
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
233
где е — интегральная излучательная способность, а — постоянная
Стефана, равная 5,72 ·10~ 6 эрг)см2 сек град*.
Как мы увидим ниже, е также является не постоянной величиной,
а функцией температуры.
3. О п р е д е л е н и е т е м п е р а т у р ы
п о в е р х н о с т и окс и д а по т е м п е р а т у р е м е т а л л и ч е с к о г о к е р н а . Температура керна катода легко может быть определена либо непосредственным пирометрированием свободных от оксида мест его поверхности, либо измерением его электрического сопротивления.
В табл. 3 приведены яркостные температуры и удельные сопротивления в зависимости от истинной температуры для некоторых металлов,
обычно употребляющихся в качестве материала керна. Температура 7*
оксидной поверхности может быть рассчитана теперь из баланса
подводимого и излучаемого тепла
|(Г—
Т) = еаТ\
(3,2)
где Т' — температура керна, k — теплопроводность оксида, 'd—толщина оксидного слоя, е — интегральная излучательная способность,
σ — постоянная Стефана.
Разность Т'—Т,
т. е. перепад температур в оксидном слое,
может достигать ста и более градусов, так что ни в коем случае
нельзя с уверенностью считать a priori температуру поверхности
оксида равной температуре керна.
*
б) И з л у ч а т е л ь н а я с п о с о б н о с т ь
Все три упоминавшихся выше метода определения температуры
требуют знания того или другого излучательного коэфициента. Неопубликованные измерения, проделанные в лаборатории GEC, показывают,
что спектральная излучательная способность для λ = 0,665μ (применяющейся при оптическом пирометрировании) лежит в пределах между 0,5
и 0,7 для тонких покрытий из оксидов (BaSr) на металлических кернах.
Результатом этого является необходимость внесения поправки порядка
30° при 1 100° К для получения истинной температуры из температуры, отсчитанной по пирометру.
Спектральная излучательная способность еу может быть опреклена из спектрального коэфициента отражения /\ по соотношению
Прескотт и Моррисон 1 8 описали удобный метод для измерения
коэфициентов отражения. Катод помещается в камеру, стенки которой
покрыты диффузно-рассеивающим материалом (белый бархат). Внутри
камера освещается несколькими лампами накаливания. Катод и часть
стенки, находящаяся за ним, наблюдаются в оптический пирометр.
Если 5 и Τ—кажущиеся температуры катода и фона, измеренные
по пирометру, то коэфициент отражения может быть найден из·
следующего соотношения, основанного на формуле Вина:
где С 2 = 1,432 см град.
234
ДЖОН П. БЛЮИТТ
Таблица 3
Температуры плавления, яркостные температуры и удельные сопротивления наиболее употребительных материалов керна
Яркостная температура в
W
273
300
400
500
600
700
800
900
1000
1 100
1200
1300
1400
1500
1600
1700
1800
1900
2 000
2 100
2 200
2 300
2 400
2 500
2 600
2 700
2 800
2 900
3 000
3 200
3 400
3 600
Мо
Та
Pt
№
—
.
—
—
.
—
.
'
966
1058
1 149
1240
1330
1420
1509
1597
1684
1771
1857
1943
2 026
2 109
2 192
2 274
2 356
2 437
2 516
2 595
2 673
2 827
2 978
3 165
1
"К )
958
1049
1 139
1228
1316
1403
1489
1574
1658
1741
1824
1905
1986
2 065
2 143
2 220
2 297
2 373
2 448
.
—
967
1060
1 152
1242
1332
1421
1508
1596
1682
1767
1852
1933
2 018
2 099
2 181
2 261
2 341
2 421
2 499
2 575
2 652
2 803
—
—
—
950
956
1037 1047
1124 1 137
1211 1226
1296 1315
1381 1403
1466
—
1551
1634
1717
—
—
—
—
—
—
—
—
—
—
—
—
Удельное сопротивление в ом62
• см
10 )
W
Мо
Та
5,00
5,65
8,06
10,56
13,23
16,09
19,00
21,91
24,93
27,94
30,98
34,08
37,19
40,36
43,55
46,78
50,05
53,35
56,67
60,06
63,43
66,91
70,39
73,91
77,49
81,04
84,70
88,33
92,04
99,54
107,2
115,0
5,14
5,78
8,15
12,56
13,85
—
—
23,9
29,5
35,2
41,1
47,0
53,1
59,2
65,5
71,8
.
44,1
47,3
51,0
54,8
59,0
62,4
65,8
69,3
72,5
75,8
78,9
82,0
85,2
88,3
91,3
94,4
97,4
100,2
102,9
105,6
108,7
113,9
—
Температура
плавления °К · · 3 653 2 895 3 269 2 046 1725
!) Яркостные температуры: W — Ф о р с а й т и У о р с и н г , Astrophys. J., 61, 146, 1925; Мо — У о р с и н г , Phys. Rev., 28, 190, 1926; Т а —
М а л ь т е р и Л э н г м ю р , Phys. Rev., 55, 743, 1939; Pt и Ni — Ф о р с а й т ,
Int. 2Crit. Tab., Vol. V., p. 245.
) Удельные сопротивления: W — Д ж о н с и Л э н г м ю р , Gen. Elec.
Rev., 30, 354, 1927; Mo — У о р с и н г , Phys. Rev., 28, 190, 1926; Та —
М а л ь т е р и Л э н г м ю р , Phys. Rev., 55, 743, 1939.
235
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
Если катод накален, то в эту формулу необходимо ввести
дополнительный член, учитывающий тот факт, что катод не только
отражает, но и излучает свет данной длины волны λ.
К сожалению, Прескотт и Моррисон применяли этот метод только
к специальному типу катодов, в которых оксидное покрытие было
смешано с мелким никелевым порошком. Вследствие этого полученная
ими для спектральной излучательной способности величина 0,64 вряд
ли может быть особенно широко применима для других типов оксида.
Для величины интегральной излучерное тела
чательной способности имеется ряд
различных данных.
*
9
Дэшман ссылается на следующее
соотношение между излучательной
способностью и температурой, применяемое Western El. Co. для своих
электронных ламп:
е = 0,4 + 2,5· 10"" <Т
(для температур Т, лежащих в пределах от 800 до 1 200° К).
Эта формула применима для покрытий из смеси окислов бария и
стронция на кернах, состоящих из
95°/0Pt и 5°/0Ni.
Патай и Томашек15 измеряли интегральную излучательную способность
-ЦТ
катодов, изготовленных путем осаждения коллоидальной суспензии, и получили значение е = 0,5. Эта величина Зависимость от температуры интегизлучения в ваттах с 1 см'
была получена из наблюдений измене- рального
для BaO + SrO (59% —молекулярное
ния температуры поверхности оксид- содержание SrO) на никелевом керне.
указаны толщины покрытия
ного катода при введении в лампу га- Справа
в микронах (Клаузинг и Людвиг 12)
за с известной теплопроводностью.
Наиболее полное из всех опубликованных исследований излучательной способности окислов (BaSr) проведено Клаузингом и Людвигом12, которые изучали покрытия различных толщин из SrO и BaO-j-SrO
на никелевых полосках. В этих опытах вся экспериментальная лампа,
изготовленная из кварца, нагревалась до температуры катода, благодаря чему удавалось избежать перепада температуры в оксидном
покрытии.
Клаузинг и Людвиг показали, что в общем интегральное излучение может быть описано выражением вида
=ρΤ4,
(3,3)
Ά
3
8
2
где величина ρ лежит в интервале от 10~ до 10~ эрг[см сек-градч,
я q изменяется в пределах от 3,3 до 4,9 в зависимости от толщины
оксидного слоя. Результаты некоторых из измерений величины η как
функции температуры приведены на рис. 2. Если мы отложим отношение интегрального излучения к излучению черного тела при той
236
ДЖОН П. БЛЮИТТ
же температуре (т. е. интегральную излучательную способность) в
зависимости от толщины покрытия, то результаты дадут кривую,
представленную на рис. 3. От значения (при толщине покрытия,
равной нулю), характеризующего чистый никель, излучательная способность возрастает до максимума, равного 0,38 при
толщине слоя примерно в 75 μ (вес карбонатного покрытия 1,0 мг\см2), и потом понижается,пока
способность
при толщине в 300 μ и более не установится на некоторой постоянной величине, равной примерно 0,2.
^е ж е авторы провели измерения» спектральной излучательной
способности (λ = 0,665 μ), которые
дал^ для тонких покрытий (порядк а
3 0
Μ величину от 0,5 до 0,6.
С
возрастанием
толщины спектральonLoeoLJ
ная
излучательная
способность
ис
'
. резко падает до значения 0,1 для
Зависимость интегральной излучательной
способности Bao+SrO от толщины покрытия (7=1100OR) (Клаузинг и Людвиг")
п о к р ы т и й
СТЫХ, Ч6М 1 50 μ.
б о л е е ТОЛ
Из сопоставления экспериментальных данных мы можем с большей
или меньшей уверенностью установить, что обычные оксидные катоды
с толщиной покрытия порядка 4· 10~ 3 см (что соответствует примерно
4 мг\см2 оксида) характеризуются следующими величинами: спектральная излучательная способность -ν- 0,5 для λ = 0,665 μ; интегральная излучательная способность ~ 0,3.
в) Т е п л о п р о в о д н о с т ь
Если известна излучательная способность оксидного покрытия,
то достаточно определить мощность накала и температуру керна
для того, чтобы рассчитать теплопроводность покрытия. Температура поверхности оксида может быть найдена из приведенного выше
уравнения (3,1). Подставляя это значение и известную температуру
7" керна в уравнение (3,2), мы можем подсчитать теплопроводность k.
Патаи и Томашек15 дают для весьма плотного покрытия, полученного при осаждении коллоидальной суспензии, значение теплопроводности, лежащее между 0,00012 и 0,0013 кал\град-сек см2.
Клаузинг
и Людвиг12
дают лишь одно значение, равное
2
0,00034 кал\град'Сек см . Нет никаких данных об изменении этой
величины с температурой.
г) С к о р о с т ь
испарения
и упругость
паров
Срок службы катода часто определяется испарением его оксидного покрытия. Неудивительно поэтому, что целый ряд исследова3
7
7
ний (Арнольд , Томпсон и Армстронг , Рееринк (см. Цвиккер ),
12
Классен и Венеманс ) был посвящен скорости испарения окислов:
щелочноземельных металлов. Наилучшие измерения были проделаны
с чистым ВаО, так как он обладает упругостью паров примерно
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
237
в 1 000 раз. большею, чем SrO и СаО. В течение некоторого времени для ВаО считались наиболее точными измерения, проделанные
Классеном и Венемансом. Однако, в настоящее время эти результаты оспариваются Германом16. Их наблюдения согласуются при
1 400° К и расходятся в областях, лежащих выше и нижеэтой точки. Кривая Германа соответствует теплоте испарения в
119 кг кал, в то время как по Классену и Венемансу эта величина равна только 90 кг кал. Камнем преткновения в измерениях
этого типа являются обычно измерения температуры. Классен
и Венеманс испаряли оксид изнутри платинового цилиндра, нагреваемого током высокой частоты, на охлаждаемую кварцевую поверхность.
Температура внешней поверхности платинового цилиндра определялась пирометрированием; эта температура принималась и за температуру поверхности оксида. Такое допущение может привести
к серьезным ошибкам при наличии температурного градиента в оксидном слое.
Герман стремился обойти эту трудность и пирометрировал пятно
из Сг 2 О 3 , нанесенное на поверхность оксида. Излучательная способность Сг 2 О 8 известна, она равна 0,8 и не меняется с температурой.
Этот метод, однако, встречает свои возражения (ср. Блюитт, Либхавский и Хеннели18), так как пятно Сг2О3, вследствие своей более
высокой излучательной способности, охлаждается ниже температуры
оксида.
Поскольку все эти соображения не позволяют сделать достоверных выводов из полученных противоречивых данных, Блюитт, Либхавский и Хеннели18 применили метод Кнудсена. В пределах ошибок эксперимента их результаты подтверждают величины, полученные Классеном и Венемансом. Скорость испарения ВаО дается,
уравнением:
'^b
(m —в
г;см* сек).
С помощью уравнения кинетической теории
давление паров ВаО может
быть выражено следующим
19400 . _ „„
^+8,63
,
образом:
„ .
(р — в мм Hg).
Измерения скоростей испарения SrO и СаО были проделаны
12
Классеном и Венемансом с применением той же аппаратуры, что
и для ВаО. Результаты проведенных измерений дают довольно значительный разброс точек, что объясняется низкими, едва измеримыми
скоростями испарения.
Однако, значение теплоты испарения можно со значительной·
достоверностью определить хотя бы из одного измерения упругости
паров с помощью следующего термодинамического соотношения^
•238
ДЖОН П. БЛЮИТТ
Изменение свободной энергии при испарении твердого тела определяется выражением:
= AH— T-AS,
где ρ— упругость паров, АН—теплота
сублимации, AS—изменение энтропии.
Используя третий принцип термодинамики, значения энтропии,
данные Келли14 (Bull. 394), и предположение, что разность удельных теплоемкостей для твердого и
газообразного состояний равна 3/?
(ср. Мейер и Уинтнер17), оказывается
возможным рассчитать AS, а следовательно и АН.
Мы получаем тогда:
для SrO
Δ / / = 117 кг кал,
для СаО
-8
8,0 7,5 7.0 6J5 6ft 5j
а
4
10
Т
Δ//= 128 кг кал.
с возможной ошибкой порядка 8°/0.
На рис. 4 нанесены экспериментальные точки для испарения SrO и СаО,
'СаО
полученные Классеном и Венемансом;
однако, вместо линий, нанесённых
самими авторами в качестве наилучших, соответствующих их эксперименту, на рисунке проведены линии,
соответствующие рассчитанным величинам теплот испарения.
8,0 7/7,0 6,5 6,0 5,5 Ш *
Из смеси SrO и ВаО испаряется
Ъ
Τ
преимущественно ВаО, так что поРис. 4
верхностный слой остается состоящим
>а — упругости паров щелочноземель- из одного только SrO (Классен и
12
ных окислов, Ъ — скорости испарения
Венеманс ). Это было подтверждено
.щелочноземельных окислов (Классен
и Венеманс )
также электронографическими иссле14
17
дованиями Гертнера и ДербишаЙра .
Свойства смесей оксидов рассматриваются ниже, в разделе 6.
12
4. ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ОКИСЛОВ ЩЕЛОЧНОЗЕМЕЛЬНЫХ
МЕТАЛЛОВ
а) Э л е к т р о п р о в о д н о с т ь ;
теория
электропроводности и т е р м о и о н н о й э м и с с и и
Некоторое представление о путанице, которая существует в вопросе об электропроводности, может быть получено из рис. 5,
представляющего литературные данные об электропроводности ВаО
или смесей ВаО и SrO. Однако, с учетом некоторых факторов эти
239
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
результаты можно несколько упорядочить. Ранние измерения Хор2
тона и измерения Шпаннера* проводились на воздухе и потому
относятся, вероятно, к смеси ВаО с другими соединениями Ва.
Измерения Беккера 10 , Реймана и его сотрудников9·10 и Клаузинга
(см. книгу Де-Бура, ссылка 2 на етр. 285 русского издания 1936 г.)
были проведены с оксидными покрытиями на нитях при наличии больших температурных градиентов. Температурные перепады, особенно
при низких температурах, приводят к значительным поляризационным эффектам, которые могут исказить полученные результаты. Часто
наблюдаются значительные отклонения от закона Ома, т. е. зависимость проводимости от приложенного напряжения. Крочек и . цв
Любке9 применили остроумный ме- .г
тод для определения проводимости _3
•10
оксидного слоя, используя тепловое равновесие между нагревающим действием тока проводимости •5
в оксидном слое и охлаждающим ~б
действием тока эмиссии. Получен- -?
ные ими значения пров'одимости
имеют весьма большой разброс.
Это, повидимому, может быть объ- Рис. 5. Электропроводность ВаО
яснено тем, что разные образцы
и BaO + SrO
изготовлялись различными спосо- / — активированный ВаО (Мейер и Шмит);
2 — неактивированный ВаО (Мейер и
бами. Вследствие этого кривая, Шмит); 3 —электропроводность оксиднопокрытия катода. Линия проведена
отмеченная их именами на рис. 5, го
через большое число широко разбросанных
точек, полученных при измерениях
передает лишь качественный ход
с различными катодами (Крочек и Любполученных результатов. Измере- ке ); 4 — электропроводность штабика ВаО
воздухе (Шпаннер ); 5— активированния Блюитта проводились с неак- на
ный ВаО на катоде (Клаузинг, см. книгу
тивированным ВаО в слабо прес- Де-Бура, стр. 285—286); 6 — электропроВаО на катоде после 1 000-часосованных объемах. Измерения Мей- водность
вой работы. В источнике не указано, в
11
каком интервале температур проведены
ера и Шмита были проведены измерения,
относящиеся к кривым 5 и 6
с тонким слоем ВаО, зажатым (Клаузинг, см. книгу Де-Бура, стр. 285—
7—электропроводность слабо пресмежду двумя никелевыми блоками, 286);
сованного штабика ВаО в вакууме (Блюне опубликовано); 8—электропроводподдерживаемыми при той же тем- итт,
ность покрытия из ВаО-j-SrO на нити.
пературе. Поляризационные помехи В источнике не указана толщина оксидного слоя; при нанесении линии предпобыли устранены применением тока лагалось, что она равна 0,5 мм (Рейман
); 9— покрытие из BaO-j-SrO
высокой частоты. Таким образом, ина Трелоур
катоде (Беккер и Сире, см. Беккер );
эти измерения являются, повиди- 10 — электропроводность штабика ВаО на
воздухе (Хортон )
мому, наилучшими из могущих быть
9
4
10
10
2
проведенными. Следует, однако, отметить, что нельзя приписывать
определенное значение удельного сопротивления веществу, подобному ВаО, которое не было изготовлено в виде большого монокристалла. Величина проводимости имеет смысл только при точном
знании размеров частиц, степени сжатия порошка и количества
содержащихся в нем примесей. Крочек и Любке наблюдали уменьшение проводимости окиси бария с ростом частиц, указывающее
на то, что поверхностная проводимость составляет значительную
долю общей проводимости.
240
джон п. БЛЮИТТ
Об'электропроводности SrO и СаО можно сказать немного.
2
4
Измерения с этими окислами (Хортон и Шпаннер ) вызывают много возражений, так как они проводились на воздухе. Они показывают все же, что проводимость SrO на порядок ниже, чем проводимость ВаО, а у СаО она еще меньше.
Измерения Мейера и Шмита11 показали, что проводимость оксида бария в активированном состоянии значительно больше, чем
в неактивированном. Предполагается, что при активации окиси бария возникает излишек свободного бария, и происходящий рост
электропроводности аналогичен тому, который наблюдается у других
полупроводников в присутствии стехиометрического излишка их
электроположительной компоненты.
Вопрос о природе электропроводности дискутировался многими авторами. Скорость активации оксидного катода обычно возрастает при отборе электронного тока. Это наводит на мысль, что
в оксидном слое течет ионный ток, который приводит к выделению
свободного (BaSrCa) на поверхности керна. Гаррис (см. Беккер8)
обнаружил барий и стронций, действительно проникшие в керн
оксидного катода, с которого отбирался сильный ток. В "тех же
случаях, когда катод только прокаливался без отбора тока, барий
и стронций в его керне не обнаруживались. Если, с другой стороны,
изменить направление тока в оксидном слое, посылая на катод
электроны от внешнего источника, электролиз должен привести
к появлению слоя свободного бария на поверхности оксида. При
этом должны наблюдаться те же изменения в активности катода,
как и при напылении бария от внешнего источника. Беккер 8 и Беккер и Сире10 показали, что это действительно имеет место. Им
удалось также показать, что количество бария, находящегося на
поверхности, пропорционально заряду, прошедшему через слой
оксида. Этот факт иллюстрируется кривой зависимости активного
катода от величины прошедшего заряда. Для весьма различных сил
тока были получены значения, укладывающиеся на одну кривую.
8
Из этих измерений Беккер заключает, что примерно 0,4°/0 всего
тока при 800° К переносится ионами Ва. Эта величина связана
с предположением, что активация определяется присутствием моноатомного слоя Ва на поверхности оксида и с весьма грубой оценкой общей величины поверхности оксида.
Берденникова11 проводила химические измерения общего количества высаждающегося чистого Ва [о применявшейся методике
см. раздел 8, а)] и пришла к выводу о справедливости в данных
условиях первого закона Фарадея и о том, что отношение тока
5
ионов бария к общему току равно 5-10~ при 1273° КВ течение процесса активации оксидного катода освобождается
значительное количество кислорода. Выделение кислорода установлено экспериментами Детельса6, который отождествил этот газ
спектроскопическим исследованием в гейслеровой трубке, и Беккером8, который обнаружил кислород по его действию на электронную эмиссию с расположенного рядом вольфрамового катода. Изенsee 1 6 провел химическое определение скорости выделения кислорода
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
241
в процессе электролитической активации оксидного покрытия на
платиновой нити. На основании своих измерений он заключает, что
в начале активации катода, покрытого смесью окислов щелочноземельных металлов, примерно 0,2°/0 общего тока в оксидном слое
переносится ионами кислорода. Эта величина падает ниже 0,001°/0
при полной активации катода. При покрытии из одной лишь окиси
бария ток кислородных ионов остается неизменным и имеет величину порядка 0,05°j0 от общего тока. Чистая окись стронция вовсе
не давала заметного электролитического выделения кислорода. Беккер
также наблюдал, что после полной активации скорость выделения
кислорода с катода со смешанным оксидным покрытием становилась
значительно меньше. Он обнаружил также, что выделение кислорода уменьшалось, когда отбираемый ток ограничивался пространственным зарядом, т. е. когда у поверхности оксида электрическое
поле отсутствовало. Потенциал вспомогательного вольфрамового
катода не влиял на скорость осаждения'кислорода, из чего Беккер
делает заключение, что кислород выделяется в виде нейтральных
атомов или молекул. Однако, масспектрографическое иссчедование
показало, что небольшое количество кислорода выделяется в виде
отрицательных ионов [см раздел 4, в)]. Зависимость выделения
кислорода от наличия поля у поверхности показывает, что процесс
этот не просто электролитический, а более сложный. Ввиду большого
электронного сродства кислорода трудно себе представить, почему
ионы кислорода, подойдя к поверхности, отдают свои лишние электроны и испаряются в виде нейтральных атомов. Если, однако,
атомы соединяются и образуют молекулу, то необходимая энергия
может быть получена за» счет теплоты ассоциации. Но представляется весьма маловероятным, чтобы два отрицательных иона могли
достаточно сблизиться друг с другом. Возможно, что присутствие
электрического поля способствует этому процессу.
Из приведенных данных видно, что электролитическая часть проводимости сравнительно мала и зачетна лишь в процессе активации,
вследствие, чего оксид можно рассматривать как электронный полупроводник!
В полупроводниках, подобных окиси бария, число электронов,
образующих проводимость или термоэмиссию, мало по сравнению
с общим числом атомов. Это упрощает теоретическое рассмотрение
вопроса, так как распределение электронов, даваемое статистикой
Ферми, практически сводится к классическому распределению.
Щелочноземельные оксиды принадлежат к классу „полупроводников с примесями". Примесью в данном случае являются рассеянные атомы свободного щелочного металла. Эти атомы примеси обладают локализованными энергетическими уровнями в запрещенной
области между заполненной электронной полосой и уровнями проводимости. Как видно из рис. 6, переход электрона с уровня примеси в полосу проводимости требует некоторой энергии Qv которая меньше энергии Qo, необходимой для перевода электрона из
заполненной полосы. В интересующей нас температурной области
следует ожидать, что число переходов электронов с уровней при-
242
ДЖОН П. БЛЮИТТ
меси настолько превышает число переходов с заполненной полосы,
что при расчете можно ограничиться только рассмотрением переходов первого типа.
Обратимся к расчету пс — число электронов в полосе проводимости при температуре Т° К· Число nt электронов, переходящих
в единицу времени в полосу проводимости с уровней примеси,
будет пропорционально числу атомов примеси и больцмановскому
множителю
.
„
Число электронов я 2 , возвращающихся в единицу времени из полосы проводимости, будет пропорционально числу пс электронов
в полосе проводимости и числу
свободных уровней примеси, ковакуум
Оксид
торое равно пс:
ψ
1
\
«а ~ «?·
•
•йIй
г
— • "
ж
I
В состоянии равновесия п2 = л х ;
отсюда
2kT
(4,1)
Рис. 6. Распределение энергетических уровней для полупроводника с примесью
Термоионная эмиссия из полупроводника будет теперь итти за
счет тех электронов в полосе про1—разрешенная зона (полоса проводимости), 2—запрещенная зона, 3—локаводимости, которые имеют достализованный уровень примеси, 4—заполненная полоса
точную энергию для преодоления
потенциального барьера на поверхности кристалла. Пусть высота этого барьера будет φ (см. рис. 6).
Это значит, что ψ есть разность потенциальных энергий электрона
в пространстве сейчас же за поверхностью кристалла и электрона
в полосе проводимости. Число электронов, энергия которых больше
чем φ, будет пропорционально числу электронов в полосе проводимости и больцмановскому множителю, так что величина электронной
эмиссии будет пропорциональна л^ехр (—-^
) , т. е. пропорцио-
нальна
Полное выражение для термоэлектронной эмиссии включает еще
температурный множитель и принимает вид (пренебрегая множителем
14
15
статистического веса порядка единицы — ср. Шоттки или Фаулер ,
раздел И , 62):
1 1
±
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
!
Ё. 1
/о_\ 2 L2 „. 2
243>
1
»2
где Л' = е ] — ' — р
f есть величина, равная примерно 10~ 6 ,
если / выражается в амперах с 1 см2, a D — средний коэфициент
прозрачности потенциального барьера на границе оксида 1 ).
Теперь мы в состоянии интерпретировать некоторые экспериментальные результаты.
Электропроводность σ данного материала, как известно из элементарной теории проводимости, пропорциональна—=.,
где
/—
средний свободный путь электронов. Сравнительно с пс, которое
сильно зависит от температуры [уравнение (4,1)], величина -j=.
практически является постоянной, и полулогарифмический график
зависимости σ от обратной температуры будет прямой линией с наклоном, пропорциональным Qv Графики, данные на рис. 5, показывают, что Q1 уменьшается от значения порядка 5 eV, характерного
для стехиометрического неактивированного состава, примерно, до
1,6 eV, когда оксид полностью активирован введением примеси
свободного бария. Зная Q x , мы можем рассчитать из измеренных
величин термоионной работы выхода ( φ -j- Щ- j
[ср.
ниже
раз-
дел 10, а)] значение φ. Лучшие результаты для ( φ -\- ~ ) имеют порядок 1,2 eV (для оксида бария), так что φ равно примерно
0,4 eV (ср. Рейман и Трелоур 10 , которые измеряли электронную
эмиссию и электропроводность одного и того же образца).
Выражения (4,1) и (4,2) показывают, что и электропроводность,
и термоэлектронная эмиссия пропорциональны квадратному корню
из числа атомов примеси. Отсюда следует, что на протяжении процесса активации при постоянной температуре проводимость изменяется прямо пропорционально электронной эмиссии.
Линейная зависимость такого типа наблюдалась Альбрихтом10.
Изменение коэфициента прозрачности D будет обсуждено в разделе 10, а).
1) Следующая формула для эмиссии оксидного катода была предложена в 1933 г. Г. А. Тягуновым:
5
где
Λ2
Эта формула и результаты приложения ее к исследованию концентрации
свободного бария были доложены Т. П. Козляковской на Третьей всесоюзной конференции по полупроводникам; кроме того, см. Тягунов18. Примеч.
переводчиков.
-244
джон п. БЛЮИТТ
б) Т е р м о э л е к т р и ч е с к и й
Теория термоэлектрического эффекта
Фаулером15 (раздел 11, 78). Выведенное
контура, состоящего из полупроводника и
пературами мест соединений Τ и Т-\- Δ Τ,
приведено, в случае если AT мало по
эффект
в полупроводниках дана
им выражение для· аде
обычного металла с темможет быть приближенно
сравнению с Т, к виду:
,
(4,3)
•где σ — электропроводность и /—средний свободный путь электронов.
Экспериментальные исследования термоэлектрического эффекта
з полупроводниках были проведены Мбнхом15 и другими авторами
в университете Эрлангена (ср. Фрич1* и Бауер 16 ). Эти авторы вычисляли средний свободный путь электрона из одновременных измерений проводимости и коэфициента Холла R, используя теоретическое соотношение
#σ = 2,84· 1 0 9 - - L .
(4,4)
В обычных условиях / оказывается величиной порядка 10~7£л>
так что для температуры 1 000° К
£•=2-10-* Δ 71· (3 — lgff)V.
(4,5)
Автором настоящей статьи были проведены в лаборатории GEC
одновременные измерения проводимости и термо-эдс на образце
с окисью бария. Полученные результаты согласуются с уравнением
(4,5). В зависимости от препарирования и активации оксида значения термо-эдс изменялись в пределах от 9-10*~4 до 3· 10~ 3 Vjzpad.
Беккер и Сире 10 наблюдали термо-эдс в 0,05 V при разности
температур, которую они оценили примерно в 20°. Это соответствует термо-эдс в 2,5· 10~ 3 Vjzpad, что согласуется с приведенными выше измерениями.
в) И о н н а я э м и с с и я
Если окислы (BaSrCa) нагреть до температуры примерно 1 800° К,
то на отрицательно заряженный коллектор можно снять ионный ток
порядка 10~ 7 AJCM2. Масспектрографический анализ (Блюитт и
Джонс16) показал, что ионный ток состоит из ионов (BaSrCa) с единичным зарядом, если не считать ионов примесей калия и натрия.
Это явление вовсе не обязательно нужно объяснять наличием
электролитической проводимости, так как и другие процессы могут
. приводить к освобождению щелочноземельных атомов с последующей их ионизацией. Обнаружено также, что щелочноземельные
окислы эмитируют и отрицательные ионы (Бартон5, Блюитт и Джонс 13 ,
;Бехман и Карнахан17, Броудуэй и Пирс 18 ). Эти ионы являются
причиной неприятного явления черного пятна, появляющегося у катодных трубок с магнитным управлением. Пучок ионов, почти не
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
245
отклоняемый магнитным полем, рассчитанным для воздействия на
электроны, падает неизменно на одно место в центре экрана, которое после непродолжительной ионной бомбардировки теряет свою
флуоресцирующую способность. Масспектрографический анализ
ионного пучка показывает, что в нем присутствует большое кочичество различных компонент. Наблюдаются ионы атомного и молекулярного кислорода, которые могут выделяться оксидом.
Кроме них, однако, появляются посторонние ионы, масса которых соответствует водороду, углероду и галогенным загрязнениям,
и еще целый ряд других ионов, которые не могут быть так легко
отождествлены. Возможно, что некоторое уменьшение этого явления
может быть достигнуто применением особо чистых оксидных покрытий на тщательно очищенных кернах с использованием биндеров,
относительно которых можно быть уверенным, что все их составные
части полностью улетучиваются в процессе начального обезгаживания.
г) П о в е д е н и е
накаленной вольфрамовой
в п а р а х ВаО
нити
Дэвиссон и Пиджон3 исследовали эаектронную эмиссию вольфрамовой нити, помещенной при температуре 1 000° К и ниже в потоке паров ВаО.
Они наблюдали, что при конденсации паров ВаО на нити ее
электронная эмиссия увеличивается на несколько порядков и достигает максимума при высаждении примерно моноатомного слоя ВаО.
Вслед за тем эмиссия падает, но после этого достигает второго
максимума, за которым постепенно уменьшается и устанавливается
примерно на постоянной величине. Этот характерный ход эмиссии
наблюдался также и в нашей лаборатории. Неопубликованные эксперименты Тоунея (G. L. Tawney), выполненные в лаборатории GEC,
показали, что двойной максимум переходит в ординарный, если вакуумные условия поддерживаются особенно хорошими. Его эксперименты проводились с хорошо геттерированной лампой, помещенной в жидкий 'азот.
Возможно, что этот двойной максимум имеет ту же природу,
что и наблюдавшийся Тэйлором и Лэнгмюром12 при нанесении цезия
на недостаточно очищенную поверхность вольфрама.
Если температура вольфрамовой нити поднимается до 2 000° К
или выше, то наблюдается испарение попадающих на нее молекул
ВаО в виде положительных ионов.
При высоких температурах нити примерно 5°/0 падающих на нее
молекул ВаО превращаются в положительные ионы. Представляется
крайне невероятным, чтобы в данном случае происходила непосредственная ионизация молекул ВаО, так как их ионизационный потенциал имеет, повидимому, величину порядка 10 V.
Более вероятен процесс захвата вольфрамовой нитью атома
кислорода и одного эаектрона с испарением иона бария. Энергия,
необходимая для этого процесса, может быть рассчитана из рассмотрения термохимического цикла, включающего в себя теплоту
6
Успехи физических наук, т. XXIV, вып. 2
246
ДЖОН П. БЛЮИТТ
испарения киспорода с поверхности вольфрама (162 кг кал, Лэнг10
мюр и Вилларс ), работу выхода для вольфрама (104 кг кал),
теплоту диссоциации окиси бария (147 кг кал, табл. 2) и .ионизационный потенциал бария (119 кг кал). Необходимая результирующая энергия равна:
— 1 6 2 — 1 0 4 + 1 4 7 - f - 1 1 9 = 0 ± 1 0 кг кал.
(Большая часть возможной ошибки появляется из-за неточности
определения теплоты диссоциации окиси бария). Мы видим, что
реакция эта вероятна, так как потребная для нее энергия весьма
мала. Температуре, при которой наблюдается максимум ионизации,
соответствует электронная эмиссия, меньшая, чем с чистого вольфрама, как было бы в случае наличия слоя адсорбированного кислорода.
5. ХИМИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ОКИСЛОВ ЩЕЛОЧНОЗЕМЕЛЬНЫХ
МЕТАЛЛОВ
Подробное описание общих химических свойств окислов щелочноземельных металлов может быть найдено в книге Меллора3а. Мы
рассмотрим лишь те реакции, которые представляют интерес в связи с активацией оксидных катодов.
Наиболее активным восстанавливающим агентом для окислов
(BaSrCa) является, повидимому, алюминий, который вступает в реакции „термитноср" типа со всеми окислами. При нагревании смеси
порошков окислов (BaSrCa) и алюминия происходит бурная реакция
с выделением тепла и испарением восстановленного щелочноземельного металла.
Магний частично восстанавливает СаО при высоких температурах. Реакция магния с SrO проходит более энергично, чем с СаО,
а с ВаО — еще энергичнее. Другие реакции типа
(BaSrCa)O -\- металл - ^ окись металла -\- (BaSrCa)
достигают равновесия в большинстве случаев в условиях очень низкой упругости паров (BaSrCa). Если процесс происходит с отводом
продуктов реакции, что обычно имеет место в условиях активации
оксидного катода, то металлический (BaSrCa) может удаляться путем
диффузии и испарения, и реакция будет продолжаться до тех пор,
пока она не будет остановлена образованием слоя металлического
окисла или пока не будет израсходована полностью одна из компонент.
Исследования, проводящиеся в настоящее время под руковод17
ством Либхавского и автора (см. Блюитт ) над эндотермическими
реакциями ВаО с Ti, Та, Ni, Mo и С, показывают, что при температуре порядка 1 400°К начальная скорость выделения бария из
смеси порошков Ti и ВаО примерно в 10 3 раз превышает скорость
испарения ВаО.
Тантал примерно в тридцать раз менее энергичен, a Ni и Мо
освобождают Ва со скоростью, меньшей скорости испарения ВаО.
Реакция ВаО с углеродом приводит к образованию карбида бария
СВОЙСТВА оксидных КАТОДОВ
247
в количествах, сравнимых с выходом Ва при реакции BaO-J-Ti.
Из наклона кривых зависимости логарифма выхода от -= можно
получить следующие значения теплоты реакций:
BaO-|-Ti
ВаО + Та
ВаО + ЗС—• СО + ВаС2
Δζ> = 83 кг кал
Δζ)=96 „ „
Δρ=80 „ „
Легкая активация оксидных катодов с керном из сплава „конель",
повидимому, и объясняется реакцией с титаном (Лаури9); на реакции с танталом «основано действие „баталового" геттера (Ледерер
и Уомсли16). Она же используется для получения бария по способу,
описанному Бенджамином и Дженкинсом17.
Реакция ВаО с Ni исследовалась Вагнером9, который на основании термодинамического рассмотрения показал, что при температуре 1 273° К упругость паров Ва, получающегося по реакции
должна быть порядка 3·10~ 1 7 am или примерно в 107 раз меньше
давления паров ВаО при той же температуре. В соответствии с этим
следует ожидать лишь весьма незначительного восстановления ВаО
в слое на чисто никелевом керне. В связи с этим нужно заметить,
однако, что магний, являющийся, как мы уже отмечали выше,
весьма энергичным восстановителем, часто присутствует в качестве
примеси в промышленном никеле.
На основании последних исследований Шриля 16 необходимо несколько пересмотреть взгляды, изложенные Меллором, о существовании низшего окисла бария Ва2О. Эти исследования показали, что
вещество, которое принималось предыдущими исследователями за
Ва2О, является на самом деле просто смесью ВаО и Ва. Работа
Шриля включает в себя также изучение взаимной растворимости
Ва и ВаО.
В металлическом барии при 1 000° К может растворяться до
20°/0 ВаО. При 1 473° К можно получить 45°/0-ный раствор ВаО в
барии. Растворимость же Ва в ВаО лежит в пределах 1°/0.
6. ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА СМЕСЕЙ ОКИСЛОВ ЩЕЛОЧНОЗЕМЕЛЬНЫХ МЕТАЛЛОВ
Бенджамин и Руксби 12 методом дифракции рентгеновских лучей
показали, что ВаО и SrO образуют ряд твердых растворов. Бюргере 12 пришел к тому же заключению и показал, что параметр
решетки твердого раствора является линейной функцией молекулярного состава. Гертнер 4 и Дербишайр17 изучали поверхность оксидного катода со смешанным покрытием методом дифракции
электронов и оба пришли к выводу, что поверхностный слой после
прокаливания состоит, главным образом, из SrO, как этого и следовало ожидать, исходя из более высокой упругости паров ВаО.
6*
248
ДЖОН П. БЛЮИТТ
Классен и Венеманс12 измеряли скорости испарения из смесей
ВаО и SrO и ВаО и СаО и показали, что скорость испарения ВаО
является монотонной, но не линейной функцией молекулярной концентрации. Они также заключают, что ВаО и SrO, а также ВаО
и СаО образуют взаимные твердые растворы. Бенджамин и Руксби 1 2 утверждают, что для смешанного оксидного покрытия наивысшая эмиссия получается при 50°/0-ном молекулярном содержании
ВаО и SrO и что эта эмиссия больше, чем для каждой, компоненты
в отдельности.
7. СВОЙСТВА ЩЕЛОЧНОЗЕМЕЛЬНЫХ МЕТАЛЛОВ: ТОНКИЕ СЛОИ
НА ВОЛЬФРАМЕ
В табл. 2 приведены некоторые из наиболее существенных
свойств щелочноземельных металлов. Мы отдельно остановимся на
термоионных свойствах тонких пленок бария.
Беккер8<2\ Райд и Гаррис (Рейман13, стр. 159 и след.), Нель10
сон и Иглин7 наблюдали изменение электронной эмиссии с вольфрамовой нити при нанесении на нее
бария.
На рис. 7 воспроизведена кривая
Беккера, дающая зависимость логарифма
электронной эмиссии от величины /,
отношения времени напыления бария ко
времени, необходимому для достижения
наивысшей электронной эмиссии. Барий
дестиллировался с постоянной скоростью, и потому величина / может характеризовать долю поверхности вольфрама, покрытую барием. До последнего времени часто делалось предполо0 0£ 0,4#£Q81р Ц 1,4 1,6 1J! 2,0 жение, что максимальная эмиссия, т.
f
точка / = 1, соответствует моноатомноРис. 7. Термоионная эмиссия му слою бария. Тэйлор и Лэнгмюр12
тонких слоев бария
на показали, однако, что это предположевольфраме (Беккер8)
ние в аналогичном случае Cs на W
Величина/пропорциональна числу атомов бария на 1 см поверхнесправедливо, так как максимальная
ности вольфрама
эмиссия получалась при напылении цезия, соответствующем 0,67 моноатомного слоя. Для бария определение моноатомного слоя более затруднительно, так как неизвестен способ расположения атомов бария
на вольфраме. Возможно, однако (Блюитт17), измерить число атомов бария, приходящихся на 1 см? поверхности вольфрама, при
котором наступает максимальная электронная эмиссия.. Это число
равно (5,7 + 0,5)· 10 1 4 атомов на 1 смг макроскопической поверхности вольфрама, или (4,1 + 0 , 4 ) · 10 1 4 атомов" на 1 см2 истинной
поверхности вольфрама, если применить коэфициент шероховатости
для вольфрама, данный Тэйлором и Лэнгмюром.
Зависимость установившейся электронной эмиссии с вольфрамового катода, помещенного в струю паров бария, от температуры
1
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
249
показана на рис. 8. Часть кривой, относящаяся к области низких
температур, соответствует эмиссии с толстого слоя бария. С ростом
температуры увеличивается испарение бария, и слой бария, удерживающийся на катоде, становится все тоньше и тоньше. Электронная эмиссия переходит через максимум, опускается до некоторого
минимума, после чего снова возрастает в соответствии с эмиссионными свойствами чистого вольфрама.
Райд и Гаррис определили термоионные константы для вольфрамового катода с бариевым покрытием, соответствующим максимуму эмиссии ( / ^ 1 ) . Эмиссия определяется формулой
ψ
1
18100
2Эти авторы также исследовали 5 эмиссию сложного катода со структурой W — О — Ва и установили, i
что зависимость электронной эмиссии от / имеет тот же характер, 5
что и в случае бария на чистом
вольфраме. Оптимальная электрон- 6
ная эмиссия определяется в этом
случае формулой
<
/=0,18
15 600 \
ю 10*
Рис. 8. Термоионная эмиссия с
вольфрамовой нити, помещенной
в струю бариевого пара (Блюитт,
не опубликовано)
Райд и Гаррис изучали еще целый
ряд комбинаций из слоев бария
и кислорода на вольфраме. Из ряда наблюдавшихся явлений мы
отметим интересный факт, что катод со структурой W — Ва — О
при нагревании, повидимому, переходит в катод W — О — Ва.
В настоящее время существуют неясности в вопросе о миграции бария по поверхности вольфрама. Беккер8*2) утверждает, что
в узком интервале температур, лежащем непосредственно ниже
температуры, при которой начинается быстрое испарение бария,
последний с заметной скоростью мигрирует по поверхности вольфрама.
С другой стороны, Бенджамин и Дженкинс17 утверждают, что
такой миграции не происходит. Из опубликованных описаний опытов,
повидимому, нельзя найти пути для примирения этих противоречивых
результатов.
8. МЕТОДЫ ОБНАРУЖЕНИЯ (BaSrCa)
а) Х и м и ч е с к и е
методы
В тех случаях, когда не требуется разделять свободные металлы
от их соединений, общее количество (BaSrCa) может быть определено после вскрытия экспериментальной лампы с помощью стандартных микрохимических методов. При соприкосновении с возду-
250
джон п. БЛЮИТТ
хом все свободные щелочноземельные металлы переходят сейчас же
в окиси, карбонаты и другие соединения, так что не остается никакой возможности для разделения свободного металла и, например,
испаренного оксида. Вследствие этого, если нужно измерить количество только свободного металла, измерение должно производиться
без нарушения вакуума. Осуществить это возможно путем количественного анализа реакций, происходящих при впуске в лампу
некоторых газов.
Прежде всего сами собой напрашиваются следующие реакции:
2 (BaSrCa) -f- O 2 —- 2 (BaSrCa) О,
(I)
в которой мерой общего количества свободных щелочноземельных
металлов является общее количество поглощенного кислорода;
Н2О
(BaSrCa) О
(BaSrCa) -f- 2Н 2 О "~* (BaSrCa) (ОН)2 "Г "а(BaSrCa) -fCO 2 —>- (BaSrCa) О + СО,
(")
(III)
где количество Н 2 или СО является мерой содержания свободного
(BaSrCa);
3 (BaSrCa)+ N 2 — (BaSrCa)3 N 2
\
(BaSrCa)3 N 2 + 6H 2 O — (BaSrCa) (OH)2 -f- 2NH 3 , /
K
'
где мерой содержания свободных (BaSrCa) является выделяющийся
аммиак.
Некоторым недостатком всех четырех методов, в особенности
первого, является то обстоятельство, что в реакции неизбежно принимают участие и другие металлы, в частности металлы электродов и т. д. Несмотря на это, реакция (II) была с успехом использована Берденниковой11 и Клаузингом (см. книгу Де-Бура, ссылка 5,
стр. 275).
Прескотт и Моррисон17 указывают на весьма определенное преимущество реакции (III). Фритц14 получил хорошие результаты с помощью реакции (IV). Следует, однако, отметить, что необходима
особая осторожность и в проведении и в интерпретации измерений
этого типа.
б) М е т о д ы п р я м о г о
взвешивания
Количество испаренных (BaSrCa) может быть непосредственно
взвешено в вакууме с помощью механических методов. Можно, например, сделать достаточно чувствительные вольфрамовые или кварцевые пружинные весы.
Автором описаны рычажные весы (Блюитт18), пригодные для
измерения с достаточной точностью в вакууме масс порядка 1 мг.
При применении весовых методов требуется, конечно, дополнительный химический контроль, для того чтобы экспериментатор был
уверен, что он взвешивает действительно (BaSrCa), а не какие-либо
их соединения или загрязнения.
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
в) О п т и ч е с к и е
251
методы
В известных пределах можно пользоваться коэфициентом непрозрачности напыленного слоя (BaSrCa) в качестве меры количества осажденного металла. Необходимо, однако, принять соответствующие меры против образования слоев газа на коллекторной
поверхности и против напыления на нее других непрозрачных веществ.
В лучшем случае этот метод применим лишь при проведении
предварительной калибровки другими независимыми методами.
г) Э л е к т р и ч е с к и е
методы
Наиболее распространенные методы обнаружения (BaSrCa) основаны на термоионных свойствах напыленных слоев этих металлов.
В случае толстых слоев возможно также применение методов, основанных на измерении сопротивления; однако, они осложнены теми
же факторами, что и оптические методы.
Применяются следующие три термоионных метода.
I. И з м е р е н и е т е р м о э л е к т р о н н о й э м и с с и и . Если на
пути потока паров (BaSrCa) помещается вольфрамовая нить, то ее
электронная эмиссия будет изменяться таким образом, как это описано выше, в разделе 7. Зависимость ее от температуры иллюстрируется кривой Беккера (рис. 7). Начальный наклон кривой логарифма тока эмиссии в зависимости от температуры или время,
необходимое для достижения максимапьной эмиссии, могут служить
абсолютной мерой интенсивности потока пара. Для практического
применения мы воспользуемся начальным наклоном кривой lg / в зависимости от величины/для бария на вольфрамовой нити при 1 100 ° К
2
Если обозначить через N число атомов бария на 1 см кажущейся
поверхности вольфрама, то можно написать Л А = 5 , 7 - 1 0 и / и следующим образом рассчитать скорость осаждения бария по начальной
fd\gl\
скорости нарастания электронного тока I ° ):
Обычно более надежным способом является измерение времени, необходимого для достижения максимальной электронной эмиссии. При
не слишком высокой (менее 1 100° К) температуре нити, когда испарение бария ничтожно мало, это время не зависит от температуры.
Для Sr и Са число атомов, приходящихся на единицу поверхности вольфрама при / = 1, неизвестно. Можно лишь предположить, что оно того же порядка, что и для бария.
II. О п р е д е л е н и е к о н т а к т н о г о п о т е н ц и а л а . Этот метод
является уточнением метода I, проведенным Рейманом14 и др. Коллекторная нить, применяющаяся в методе I, оставляется здесь при
252
ДЖОН П. БЛЮИТТ
комнатной температуре. На нее задается отрицательный потенциал
относительно катода и измеряется ток электронов, попадающих на
нить из области пространственного заряда. Всякое изменение работы
выхода коллекторной нити, вызванное напылением (BaSrCa), приводит к изменению контактного потенциала и, таким образом, смещает
по оси напряжения вольтамперную характеристику.
Пользуясь этим методом, можно построить кривую зависимости
работы выхода от величины /. В точке / = 1, соответствующей
максимуму беккеровской кривой
1дГ
lg / — / " ( / ) , кривая работы выхода
проходит через минимум.
6,5
Этот метод имеет существенные преимущества, так как он
свободен от недостатков, вызван6,0
ных испарением бария с коллектора
и неравномерностью температуры
последнего за счет охлаждения
7,5
концов.
WO Τ "К
III. М е т о д
положитель4,0
5,0
ных и о н о в . Этот метод .особенно удобен при определении Ва, хотя
Рис. 9. Эмиссия положительных
вполне применим и в случае достаионов с вольфрамовой нити в
точно интенсивных потоков Sr или
струе бариевого пара (Блюитт, не
Са. Если нить находится в потоке
опубликовано)
паров (BaSrCa) и температура ее
При температурах выше 2 000° К эта кридостаточно велика для того, чтобы
вая представляет эмиссию с чистого вольфрама. При температурах ниже 2 000° К
металл на ней вовсе не конденбарий осаждается на поверхность вольфрама и удерживается там в течение
сировался, то часть ударяющихся
заметного времени
о нее атомов будет улетать в
виде положительных ионов. Относительная доля ионизованных атомов определяется формулой Шаха-Лэнгмюра
П
ω
— = — ехр
— kT
+
где п —число
испаряемых в секунду ионов, η — число подходящих в секунду атомов, <о+—статистический вес (BaSrCa)+ , ω —
статистический вес (BaSrCa)
для (BaSrCa) — = у
, I/.— потен-
циал ионизации (BaSrCa) и φ—работа выхода нити.
В качестве материала для коллекторной нити наиболее подходящим является вольфрам, обладающий высокой температурой плавления и большой работой выхода.
Когда вольфрамовая коллекторная нить поддерживается при температуре 2 500°К, средняя доля щелочноземельных атомов, отражающихся в виде положительных ионов, составляет для Ва 10°/0, для
Sr—1°/ 0 и для Са—0,1°/0.
Этот метод может быть проверен построением
мости логарифма ионного тока от γ .
кривой зависи-
В области достаточно выси-
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
253-
ких температур, когда нить остается совершенно чистой, эта кривая превращается в прямую с наклоном, соответствующим величине
Vt — φ, как показано на рис. 9.
При пользовании этим методом необходимо принимать специальные меры против возникновения фототоков с коллектора положительных ионов. Вследствие осаждения бария эти токи могут быть долольно значительными; однако, они могут быть уничтожены с помощью магнитного поля порядка 100 гаусс, создаваемого катушкой.
Гельмгольца.
9. ИЗГОТОВЛЕНИЕ ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
Точной методики изготовления оксидных катодов не существует.
Взято бесчисленное количество патентов на методы изготовления
катодов, обладающих высокой активностью, большим сроком службы
и прочным скреплением покрытия с металлом керна. Однако, п&
ряду основных положений существует всеобщее согласие. Окислы
бария и стронция являются значительно лучшими эмиттерами, нежели
окись кальция, а окись бария эмитирует лучше окиси стронция.
Смесь, состоящая из 50°/0 окиси бария и 50°/0 окиси стронция,
дает покрытие, обладающее удовлетворительными механическими
свойствами и эмиссией, превышающей, повидимому, несколько эмиссию одной окиси бария. В качестве материала керна наибольшее
распространение получил никель, который обладает нужными физическими свойствами и стоит сравнительно недорого. Для специальных целей создан целый ряд сплавов. Один из сплавов, особенно
заслуживающий внимания, известен под названием „конель". Вследствие небольшой примеси в нем титана происходит быстрое химическое восстановление окислов и появляется достаточное количество
свободного щелочноземельного металла, необходимого для активации.
Окислы (BaSiCa) в атмосфере воздуха неустойчивы и переходят в более сложные соединения, как карбонаты, нитраты, гидраты
окисей и т. д. Вследствие этого катоды покрывают одним или несколькими из этих соединений с последующим переводом их в окиси,
при нагревании. Соединениями, находящими в настоящее время
наибольшее применение, являются карбонаты и гидраты окисей.
Для лучшего скрепления карбонатного покрытия с керном катода
применяются органические биндеры. В качестве хорошего биндера
может служить смесь, состоящая из 1 части цапонового лака и 20
частей амил-ацетата. Суспензия порошка карбоната в этом биндере
наносится на катод путем погружения последнего в суспензию или
путем пульверизации. Если нужно получить толстый слой, то применяют многократное нанесение его с промежуточным прокаливанием,
при температуре, достаточно высокой для выгорания биндера.
Покрытие из гидратов окисей наносится путем погружениякатода в ванну с расплавленными гидратами окисей. Для вольфрамовых катодов этот метод является, повидимому, наилучшим из всех.
Покрытие при этом получается особенно прочным. После этого катод может быть подвергнут прокаливанию в воздухе при высокой
температуре, причем происходит реакция между металлом керна-,
254
джон п. БЛЮИТТ
и покрытием. Катод, подвергнутый такой обработке, называется
8 1
„химически связанным" катодом (Беккер * ') и имеет в готовом
состоянии тусклосероватый вид. Катоды, не подвергающиеся такой
сильной тепловой обработке, сохраняют белый цвет покрытия и называются „химически не связанными".
Препарированный катод монтируется в лампу, лампа откачивается
и оставляется на насосе в течение всего времени, пока катод прокаливается при температуре 1400° К для перевода покрытия в оксид.
При этом, если не применялся какой-нибудь сильный восстановитель, катод остается „неактивированным". Под этим словом мы
понимаем, что электронная эмиссия при рабочей темпердтуре (примерно 1 000° К) остается очень низкой (порядка нескольких микроампер). „Активация" может проводиться целым рядом способов.
В некоторых случаях оказывается достаточным продолжительное
нагревание. Обычно, однако, к аноду лампы прикладывают напряжение порядка нескольких сот вольт, и процесс активации ускоряется.
Когда эмиссионный ток достигает величины порядка 300 тА.'си 2
(при 1 100°К), дальнейший рост эмиссии прекращается, и катод готов
к работе.
Описанный только что метод является наиболее распространенным. Заслуживают, однако, внимания и некоторые другие методы.
Делались многочисленные попытки применения азида бария (BaNe),
и некоторые из них увенчались успехом. При температуре примерно
430° К происходит бурная реакция разложения с освобождением чистого
бария. Барий может быть переведен в оксид с помощью добавки
кислорода или при нанесении бария на окисленную поверхность.
Смеси, состоящие из 25°/0 ВаО и 75°/п А12О3 (Рамзей и Руксби, .
Британский патент № 437967) или 25°/0 ВаО и 75°/0 ВеО (ср. Бенджамин и Дженкинс17), являются химически устойчивыми и обладают
температурами плавления более низкими, чем у каждой из входящих
в них компонент. Это вещество применено Хэллом17 в его миграционных катодах. Некоторым преимуществом обладает оксалат бария
(ВаС2О4), который переходит в оксид с выделением СО и СО 2 . Газ
СО действует как восстановитель и, таким образом, способствует
очистке системы от кислорода. Патаи и его школа в Будапеште
(Патаи и Томашек16) разработали метод нанесения щелочноземельных окислов из коллоидальной суспензии, в результате которого
получается несколько более гладкое и плотное покрытие, чем то,
которое получается при применении методов прямого погружения
или пульверизации. Для своих катодов эти авторы получили эмиссию
•более устойчивую, но несколько меньшую по величине, чем для катодов обычного типа. Бенджамин, Хек и Дженкинс также разработали методы для уменьшения размеров частиц в покрытии. В более
6
7
ранних обзорных работах (ср. Штатц , Симон , Ходжсон, Харлей
8
9
и Пратт , Вагнер и т. д.) описан целый ряд других методов изготовления катодов, каждый из которых приводит к одинаковым по
• существу конечным продуктам.
Для работы в приборах газового разряда Хэлл создал катод
совершенно отличного типа. Удобной конструкцией катода является
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
255
•открытый с одного конца цилиндр с расположенными внутри него
радиальными ребрами. Оксидное покрытие наносится на поверхность
этих ребер и на внутреннюю поверхность цилиндра. Катод накаливается расположенным по его оси подогревателем. Присутствие газа
позволяет отбирать через отверстия большой электронный ток, тепловые же потери могут быть значительно снижены с помощью специальных коаксиальных экранов. Таким образом, можно достигнуть
очень высокой эффективности катода.
Недавно созданный Хэллом катод, названный им „диспенсерным",
т. е. „распределительным" (Хэлл 1 7 , 1 8 ), является усовершенствованным видоизменением катода этого типа.
Эмитирующие поверхности в нем состоят из ряда радиальных
ребер, окруженных цилиндрическим молибденовым экраном. Вначале
поверхность остается без покрытия. Подогреватель катода представляет собой чулок из молибденовой сеъки, набитый эвтектической смесью
ВаО, А1 о 0„, о которой упоминалось уже выше. Когда этот чулок
разогревается проходящим по нему током, то окись бария испаряется в очень малых количествах на тепловой экран и на радиальные ребра и образует очень активную эмитирующую поверхность.
Соответствующей тепловой экранировкой температура устанавливается
таким образом, чтобы небольшие потери окиси бария через отверстия в экране возмещались непрерывным испарением ее из чулка.
Эти катоды дают эмиссионный ток порядка нескольких амперов
с 1 см2 и обладают таким большим сроком службы, что при непрерывной трехлетней работе не обнаруживают никаких признаков
потери эмиссии г).
10. ПРОЦЕСС АКТИВАЦИИ
Наши знания о процессе активации могут быть просуммированы следующим образом. Активация оксидного катода происходит тогда, когда в результате химической реакции, или электрог
) Катоды подобного типа можно назвать сублимационными. К ним
относятся и катоды, разработанные в 1932—33 гг. для мощных газотронов сотрудниками завода „Светлана"
— Ю. Д. В о л д ы р е м и И. П. П о л е в ы м (см. Шапошников 13 , 17 и авторские свидетельства № 128479,
класс 21 д, 13 от 10 мая 1933 г. и № 128040, класс 21 д, 13 от 30 апреля
1933 г.).
В одном из этих катодов на боковой поверхности молибденового цилиндра, подогреваемого изнутри, располагаются термитные бариевые таблетки
или таблетки из сплавов, содержащих барий, закрытые несколькими слоями
молибденовых сеток. Снаружи вся конструкция защищена рядом молибденовых тепловых экранов. Подобный катод при мощности накала в 300 W
и температуре эмитирующих сеток, на которые возгоняется барий из таблеток, порядка 700°, дает эмиссию около 2,5 A/W.
Второй тип подобных катодов состоит из двух спиралей из молибденовой ленты, между которыми расположена термитная таблетка. При
накаливании спиралей на них напыляется барий из таблетки и спираль
непрерывно поддерживается в активном состоянии.
Как видим, оба катода по принципу действия совершенно идентичны
катоду Хэлла и отличаются от последнего лишь конструктивным оформлением и частично химическим составом источника бария. 'Примеч. пере·
водчиков.
256
ДЖОН П. БЛЮИТТ
лиза, или бомбардировки положительными ионами, или же комбинированного действия этих факторов из оксидов выделяется свободный (BaSrCa). Этот свободный металл распределяется по всей
толще оксидного слоя и изменяет его свойства таким образом,
что появляется сильный рост электронной эмиссии с наружной
поверхности оксидного покрытия.
Рассмотрим теперь явления, подтверждающие это положение.
а) В ы д е л е н и е
щелочноземельного
металла
Если подвергнуть оксидный катод достаточно бурному тепловому или электрическому воздействию, то на внутренней поверхности колбы вакуумной лампы появляется темный металлический
налет. При впуске воздуха или кислорода налет становится
белым, а химический анализ показывает, что ой состоял из
(BaSrCa).
При отборе сильного электронного тока с перекаленного
бариевого оксидного катода возникает зеленоватый тлеющий разряд. Спектр этого разряда содержит характерные линии бария
(Детельс6, Гертс9).
Вольфрамовая нить, помещенная вблизи накаленного бариевого
оксидного катода, активируется точно таким же образом, как и
в потоке паров металлического бария (Беккер 8 ' 1 ^).
Присутствие свободного (BaSrCa) в толще катода было установлено с помощью химических методов, описанных выше, в разделе 8,а) (Берденникова п , Клаузинг — см. книгу Де-Бура, стр. 275,
Фритц 14 , Прескотт и Моррисон 17 ). Найдено, что в активированном катоде свободный (BaSrCa) восстановлен из примерно 0,5°/0
общего количества молекул оксида.
б) А к т и в а ц и я , в ы з ы в а е м а я
присутствием
свободного щелочноземельного металла
Неактивный оксидный катод, помещенный в поток паров бария,
становится активным. Эмиссия его становится такой же, какая была бы
достигнута при активации одним из обычных методов (Беккер 8 ' 1 )).
При нагревании до температуры 1 600° К, при которой свободный (BaSrCa) должен испариться и в составе покрытия остаются лишь
невосстановленные окислы, катод теряет свою активность (Коллер5).
Катод может быть дезактивирован впуском газа, в результате
реакции с которым свободный (BaSrCa) переходит в (BaSrCa)O.
в) М е х а н и з м
восстановления
оксида
Существуют четыре возможных объяснения механизма, который
приводит к выделению свободного щелочноземельного металла,
определяющего активацию катода. Первое, наиболее естественное
предположение о том, что имеет место термическая диссоциация,
должно быть отвергнуто на основании вычислений Вилларса и
Дэшмана (Дэшман9) и Беккера 1 0 . Эти авторы показали, что при
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
257
самых благоприятных условиях упругость диссоциации ВаО при
40
1000° К не должна превышать 10~ am. Поэтому даже в условиях
наилучшего достижимого вакуума освобождающийся барий должен
так быстро переходить снова в ВаО, что его присутствие не
могло бы никак быть обнаружено. Для SrO и СаО упругости диссоциации должны быть еще меньше.
Остаются три возможных механизма освобождения (BaSrCa),
а именно: химическая реакция с металлом керна, электролиз при
прохождении эмиссионного тока и бомбардировка положительными
ионами остаточных газов. Представляется вероятным, что в процессе активации принимают участие все эти три механизма.
Первый из них может быть отделен от двух других при проведении „термической активации" катода. Катод прокаливается
•без приложения анодного напряжения, а активность измеряется при
низкой температуре с помощью подачи весьма кратковременных
импульсов анодного напряжения. При применении этого метода
можно считать, что влияние анодного напряжения сведено к минимуму.
Эксперименты этого типа приводят к выводу, что при условии
достаточно продолжительного подвода необходимого количества
тепла почти все оксидные катоды могут быть термически активированы. Катоды с платиновым керном требуют, повидимому,
особенно интенсивной обработки. Эксперименты Тоунея, проведенные в лаборатории GEC, показывают, что катоды с кернами из
спектрально чистой (за исключением следов Си) платины не могут
быть термически активированы. Катоды с никелевыми кернами активируются термически не одинаково легко в зависимости, повидимому, от количества присутствующих в никеле химически активных примесей. Включения в металле керна химически активных
компонент (как, например, Ti в сплаве „конель") приводят к быстрой термической активации при сравнительно низких температурах (Лаури9, Бенджамин1*).
Любые смеси (BaSrCa)O вступают с любым металлом керна
в реакцию, которая идет до достижения равновесного состояния
по формуле
(BaSrCa)O -|- металл ~^±. окись металла -\- (BaSrCa).
В большинстве случаев равновесное давление паров (BaSrCa)
оказывается очень низким. Если оно значительно меньше давления
паров (BaSrCa)O, то очевидно, что все покрытие испарится
раньше, чем завершится термическая активация. Все же мы можем
с уверенностью сказать, что во всяком случае часть необходимого
для активации свободного (BaSrCa) восстанавливается вследствие
химической реакции окислов с металлом керна.
В этой связи нужно также остановиться и на роли органического биндера. Обычно предполагается, что биндер целиком
улетучивается и не принимает участия в каких бы то ни было
реакциях. Однако, вполне вероятно, что углерод уносится не полностью, остающееся небольшое его количество реагирует с оксидом
258
джон п. БЛЮИТТ
и образует карбид, который может легко распадаться с выделением свободного металла.
Когда лампы с оксидным катодом разбиваются в сырой атмосфере, часто появляется запах ацетилена—верный признак того,
что в лампах присутствовал карбид (BaSrCa).
Для изучения второго и третьего возможных механизмов восстановления (BaSrCa) (электролиз и бомбардировка положительными
ионами) рассмотрим процесс „активации током", который происходит при подаче на анод положительного напряжения. Наблюдения
за ростом эмиссионного тока показывают, что активация при этом!
происходит обычно значительно быстрее.
Если с катода снимается электронный ток, то ток внутри оксидного покрытия имеет такое направление, что (BaSrCa) должеи
высаждаться у поверхности керна, а кислород освобождаться на
наружной поверхности оксидного слоя. В разделе 4, а) было показано, что в электролизе участвуют и ионы бария и ионы кислорода. Ток кислородных ионов после завершения процесса активации становится очень маленьким; однако, ток ионов бария удерживается на величине, имеющей порядок 10~б от полного тока.
Барий выделяется у поверхности керна, но затем диффундирует
через всю толщу оксидного слоя, так как на протяжении всего
срока службы наблюдается испарение бария с катода. Этот механизм восстановления бария приобретает вероятно особенно большое значение для непрерывного пополнения содержания свободного бария, а тем самым и для сохранения активности катода
в более поздние стадии срока службы.
Третий возможный механизм — освобождение (BaSrCa) под действием бомбардировки положительными ионами — трудно отделить
при рассмотрении от других механизмов. Даже при давлениях
порядка 10~ 8 мм Hg может образовываться количество ионов,
достаточное для диссоциации заметного количества оксида (при
условии, что процесс диссоциации под действием ионной бомбардировки обладает высокой эффективностью).
Эксперименты, описанные, в разделе 11, з), касающиеся влияния бомбардировки положительными ионами на активность катода,
показывают, что этот процесс должен играть некоторую, хотя и
небольшую роль при активации катода. В связи с этим представляют интерес некоторые кривые, полученные Берденниковой11. Для
случая поддержания тлеющего разряда в газе кривая количества
бария, выделяющегося на единицу протекшего заряда, в зависимости от времени характеризуется необычайно большими начальными ординатами. При откачке газа скорость выделения бария
уменьшается и устанавливается в конце концов на некоторой постоянной величине, согласующейся с первым законом Фарадея.
Очевидно, что высокая начальная скорость освобождения бария
связана с бомбардировкой положительными ионами. Систематическое
исследование действия ионной бомбардировки до сих пор, однако,
еще не было проведено. Дальнейший разбор этого механизма может быть найден в статьях Коллера5, Мак Нэбба8 и Вагнера9.
СВОЙСТВА
ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
259'
г) И с т о ч н и к э м и т и р у е м ы х э л е к т р о н о в ; р а с п р е д е л е н и е с в о б о д н о г о (BaSrCa)
В вопросе об источнике термоионной эмиссии с оксидных катодов до 1931 г. существовало серьезное разногласие. Некоторые
авторы, основываясь на открытии содержания бария в кернах катодов, подвергшихся старению (Лаури9), или на ходе кривых электропроводности оксида (Рейман и Мургочи9), пришли к заключению, что термоионная эмиссия идет с поверхности керна оксидного катода. Неправильность этого положения была показана
заключительными экспериментами Беккера и Сирса10. Эти авторы
наблюдали, что осыпание, в результате механического удара,
оксидного покрытия с активного катода приводит к более чем
тысячекратному снижению его активности. Если бы источником
эмиссии была поверхность керна, то активность катода должна
была бы возрасти или во всяком случае остаться постоянной.
Беккер и Сире изменяли также эффективные размеры керна, не
меняя при этом площади поверхности оксидного покрытия. Для
осуществления этого они закладывали в оксидный слой спиральный
ленточный „зонд". Эмиссия катода оставалась постоянной, вне
зависимости от того, подавался ли катодный потенциал на керн
или на зонд, или на то и на другое вместе. Как сказано в разделе 10, б), 'те же авторы показали, что активация катода путем
напыления бария на его поверхность приводит к тем же характеристикам, что и активация, проводимая обычными методами.
Хэксфорд1" измерял внешнюю фотоэлектрическую работу выхода
на протяжении процесса активации оксидного катода и нашел, что
она совпадает с термоионной работой выхода. Этих четырех экспериментов достаточно для заключения, что электронная эмиссия
идет с наружной поверхности катода.
Свободный щелочноземельный металл, с другой стороны, не
локализован на поверхности оксида. Мы знаем [см. раздел 10, а)],
что в активном катоде примерно из 0,5°/0 общего количества
оксида восстановлен свободный металл. Если бы все это количество металла сконцентрировалось на поверхности, то, во-первых,
произошло бы изменение внешнего вида поверхности, которого на
самом деле не наблюдается, и, во-вторых, термоэлектронная эмиссия катода должна была бы соответствовать эмиссионным характеристикам чистого металла. Кроме того, установлено, что реакции
между свободным металлом и посторонними, специально введенными в лампу газами [ср. раздел 8, а)] требуют для своего завершения времени, исчисляемого минутами и даже часами. Это не
могло бы иметь места, если бы весь свободный металл находился
на внешней поверхности. Все эти факты в сочетании с наблюдающимся параллелизмом изменений электропроводности и термоионной активности приводят к заключению, что большая часть свободного металла распределена по всей толще оксида. Предполагается,
что металл присутствует в виде атомных включений, которые способствуют освобождению электронов и для образования электро-
260
ДЖОН П. БЛЮИТТ
проводности, и для термоионной эмиссии. Такой, в основном,
механизм описан Беккером и Сирсом и теоретически развит в разделе 4, а).
Распределение свободного металла в оксидном слое влияет на
эмиссионный ток по уравнению (4, 2) через величины Λ/j2
и ~
.
Другие величины, входящие в это уравнение, именно D и φ, зависят от природы поверхности оксида. Значения этих величин, как
будет объяснено в следующем разделе, указывают на наличие
у границы оксида потенциального барьера. Последний может быть
вызван существованием на поверхности оксида моноатомного слоя
свободного металла. В настоящее время имеется еще недостаточное количество экспериментальных данных для того, чтобы строить
дальнейшие предположения, касающиеся природы оксидной поверхности или ее изменений в процессе активации.
И. ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
а) Э м и с с и о н н ы е
константы
Выше, в разделе 4, а), было получено уравнение
I=\0-*DN}
Ττ ехр ^ _ - ^ ( φ + ^ ϊ ) ] к\см\
(11,1)
-которому должна подчиняться термоионная эмиссия оксидного
катода. В прошлом, однако, было принято анализировать данные
об эмиссии оксидного катода в соответствии с формулой Ричардсона-Дэшмана (справедливой для металлов)
/ = Л Г 2 ехр ( — | у ) .
(11,2)
Какое бы из этих двух уравнений ни применялось, полулогарифмическая характеристика оказывается одинаково правильной прямой линией, так как оба соотношения весьма мало чувствительны
к первому температурному множителю. Работа выхода φ^ определенная из второго уравнения, отличается лишь на несколько сотых
электрон-вольта от величины ( т - Ь ^ г ) · Так как экспериментально
полученные данные характеризуются значительно большими расхождениями, величина работы выхода, приводимая в литературе, может
быть принята без изменений.
Работа выхода оксидных катодов измерялась многими методами.
Возможно использование различных термоионных характеристик
(Коллер5, Детельс6, Эспе 6 , 8 , Беккер8(1>, Крочек и Любке9, Рейман и его сотрудники9,10, Книпкампф и Небель11, Мэддок14,
Патаи и его сотрудники14,15 и многие другие). Калориметрические
измерения работы выхода, связанные с измерением охлаждающего
действия электронной эмиссии, были проделаны Дэвиссоном и
Джермером4; Михелем и Шпаннером5, Роте 5а и Гейнце12. Фаунд13
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
261
предложил метод для измерения электронной эмиссии в отсутствии
поля; он определяет, таким образом, истинные значения термоионных констант. Его метод основан на непрерывном подводе к катоду
положительных ионов из плазмы газового разряда. Гейнце и Вагенер 17 рассчитывают работу выхода на основании измерений контактного потенциала. Этот метод более пригоден для изучения
изменений работы выхода, чем для определения ее абсолютного
значения. Хэксфорд10 измерял фотоэлектрическую работу выхода
оксидного катода.
До 1915 г. значения работы выхода для оксидов (BaSrCa)
считались лежащими между" тремя и четырьмя электрон-вольтами.
По мере совершенствования вакуумной техники стали наблюдаться
более низкие величины, и последние определения работы выхода
дают, в большинстве случаев, с точностью до 0,3 eV, значения:
1,1 eV для ВаО, 1,4 eV для SrO и 1,9 eV для СаО.
Если катод не полностью активирован или если в нем присутствуют какие-либо загрязнения, то могут наблюдаться более высокие значения. Величина в 1,96 eV для ВаО, полученная Фаундом,
определяется присутствием газа, который необходим для создания
разряда, применяющегося в его методе. Калориметрические измерения работы выхода дали более высокие значения, чем приведенные . выше. Однако, термоионные измерения снижают величины,
полученные калориметрическими методами, и поэтому становится
возможным предположить, что при калориметрических измерениях
катоды не были доведены до той степени активадии, которая
достигается в лучших катодах, исследуемых термоионными методами.
Вследствие того, что коэфициенты А в уравнениях эмиссии
являются очень чувствительными к изменениям работы выхода, оказывается более целесообразным характеризовать оксидный катод
его работой выхода и током эмиссии при рабочей температуре,
например, при 1000° К. Если сделать это, то результаты, полученные различными экспериментаторами, согласуются значительно
лучше, чем при сопоставлении измеренных значений коэфициента А. Измеренные токи эмиссии лежат обычно в пределах
2
2
десятикратных значений величин: 10 тА/слг для ВаО, 1 mAjCM
2
для SrO, 0,1 тА/см для СаО.
По вопросу об изменении эмиссионных констант в процессе
8
активации существуют серьезные разногласия. Эсте приходит
к заключению, что активация определяется ростом коэфициента А,
в то время как работа выхода остается неизменной. Гейнце
17
и Вагенер утверждают, что активация происходит лишь вслед6
ствие уменьшения работы выхода. Другие (например, Детельс ,
10
Хэксфорд ) показывают, что при активации и работа выхода, и
коэфициент А уменьшаются таким образом, что igA
остается
более или менее линейной функцией работы выхода (рис. 10).
Мы не знаем коэфициента прозрачности D в уравнении (11,1)
и вследствие этого не можем делать прямого сравнения измеренных значений коэфициента А с его теоретическим значением. Из
работ Берденниковой11, Клаузинга (см. книгу Де-Бура, стр. 275),
7
Успехи физических наук, т. XXIV, вып. 2
262
ДЖОН П. БЛЮИТТ
Фритца14 и Прескотта и Моррисона17 мы знаем, что Nt равно,
примерно, 0,5°/0 от Л/|„ т. е. от полного числа молекул в 1 см3.
20
Таким образом, TVj является величиной порядка 10 . Эмиссионная кривая Прескотта и Моррисона может быть выражена уравнением
5
Сопоставляя его с уравнением (11,1) и считая NljN0 = 0,007T
находим, что D = 5-\0~2. Эта величина очень мала по сравнению
со значениями D, близкими к единице, наблюдающимися для
чистых металлов. Порядок ее,
однако, близок к тому, который
наблюдается для загрязненных металлов (ср. книгу Реймана, ссылка 13 на стр. 37). Часто наблюдаются для оксидных катодов значения D даже еще более низкие.
Так, например, эмиссионная прямая, данная на рис. 1 (Дэшман9), со4 2 0 г 4 6 8 10 12 Ч 16 ή го ответствует значению D= 4· 10~\
l-д
если мы примем, как и раньше,
iVj = 1 0 2 0 . Таких низких значений
Рис. 10. Зависимость^ между \gA к о э ф и ц и е н т а прозрачности можно
™1
ожидать в том случае, если вследствие сложной структуры поверхности у нее образуется не простой потенциальный скачок, изображенный
на рис. 6, а потенциальный барьер. Этот случай теоретически разобран Фаулером (ссылка 8 и раздел 11,31 книги Statistical Mechanics).
Он показал, что коэфициент прозрачности должен находиться
приближенно в экспоненциальной зависимости от внешней работы
выхода, что согласуется с наблюдениями Детельса и Хэксфорда.
Тот наклон прямой, выражающей зависимость lg А от работы
выхода, который был получен Детельсом, должен соответствовать
потенциальному барьеру толщиной в несколько ангстремов.
Процесс активации может, таким образом, быть разбит на две
части: первая — рост числа электронов проводимости при увеличении количества примеси свободного .щелочноземельного металла и
вторая — уменьшение внешней работы выхода, связанное с образованием поверхностного потенциального барьера при адсорбции или
переориентации молекул на поверхности. Тот или иной ход
изменения коэфициента А или работы выхода в процессе активации будет, очевидно, зависеть от начального состояния катода
и от способа выделения активирующей примеси. Практически оказывается невозможным начинать с совершенно неактивного катода,
так как уже в результате операций обезгаживания и первого прохождения тока в некоторой степени начинается процесс активации. .
Поэтому неудивительно, что в литературе имеются значительные
разногласия по вопросу о характере изменений эмиссионных констант в ходе активации.
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
б) Д е й с т в и е
анодного
233
напряжения
Изучение эмиссионных констант оксидного катода усложняется
еще тем обстоятельством, что кривая зависимости анодного тока
от анодного напряжения не имеет резко выраженного насыщения
(рис. 11). Это явление не может
быть отнесено за счет присутствия остаточных газов, так как
анодный ток нигде не идет выше
кривой, соответствующей закону „трех вторых", что имело
бы место в случае присутствия
положительных ионов, нейтрализующих, хотя бы частично, •
электронный пространственный
заряд. В некоторой мере этот }·0
эффект определяется, вероятно,
дополнительным
нагреванием
50
100 150'
гоо 2SU
оксидного слоя проходящим чеυ(βν)
рез него током и связанным с р и с п _ Термоэлектронный ток сокэтим ростом эмиссии. Кроме то- сидного катода в зависимости от
го, здесь играет роль и шерохоанодного напряжения (Блюитт18)
ватость оксидной поверхности.
Более сильные электрические поля глубже проникают во впадины
на поверхности покрытия и вызывают выход электронного тока
с тех участков поверхности, которые при более слабых полях полностью экранированы пространственным зарядом.
в) Э л е к т р о н н а я
температура
Первое исследование распределения по энергиям электронов,
эмитированных оксидным катодом, было проведено Коллером5. Он
построил зависимость логарифма анодного тока от анодного напряжения в пределах небольших задерживающих и ускоряющих напряжений. Хотя полученная линия и оказалась прямой, как если бы
распределение было максвелловым, однако, наклон ее соответствовал температуре 1 760°К, в то время как измеренная температура
катода была равна всего 1 368° К. Этот же эффект был отмечен
также и Роте 5 а , который провел исследование при целом ряде
различных температур, и каждый раз значение электронной температуры получалось примерно в 1,6 раза больше соответствующей
температуры катода. Объяснение этого явления было предложено
Ноттингемом11,1δ, который исследовал аналогичный эффект для
торированного вольфрама. Ноттингем приписывает недостаток медленных электронов действию особого типа внутреннего отражения,
которое не наблюдается в случае чистых поверхностей. Коэфициент внутреннего отражения /?, вводимый Ноттингемом, имеет вид
7*
264
ДЖОН П. БЛЮИТТ
где Ε — энергия электрона, а С—константа.
Очевидно, что в
результате отражения такого типа будут задерживаться преимущественно медленные электроны и температура эмитированных электронов окажется увеличенной. Упоминавшаяся в разделе 11, а) теория Фаулера об отражении электронов от потенциального барьера
приводит к более высоким значениям коэфициента отражения для
меньших энергий электрона. Однако, зависимость коэфициента отражения от энергии электрона несколько отличается по форме от
той, которая дается Ноттингемом.
г) Д р о б о в о й э ф ф е к т
Дробовой эффект у оксидных катодов изучался в различных
областях частот Джонсоном6, Козановским и Вильямсом9 и другими.
Работы этих исследователей обнаружили аномальные эффекты двух
типов. В области токов насыщения при частотах ниже 5 000 герц
уровень шумов оказывается гораздо более высоким, чем это следовало бы ожидать из элементарной теории. Этот эффект был
детально изучен Джонсоном. Теоретически он был разобран Шоттки 5 а , который в согласии с Джонсоном объясняет его флуктуациями
термоионных свойств катодной поверхности. Эта интерпретация
позволила ему провести аналогию с флуктуациями источников
света и назвать это аномальное явление „фликкер-эффектом", т. е.
„мерцанием". Шоттки выдвигает предположение, что флуктуация
эмиссии соответствует появлению и исчезновению отдельных атомов активного материала, повидимому, бария. На основании кривых
Джонсона он приходит к заключению, что число таких атомов,
находящихся в каждый данный момент на поверхности, равно
примерно одной трети общего количества атомов, образующих
поверхность. Среднюю продолжительность жизни этих адсорбированных атомов он определяет примерно в 0,001 сек.
Второй тип аномального дробового эффекта наблюдается в том
случае, когда сила тока ограничивается действием пространственного заряда. В этой области токов при увеличении анодного
напряжения уровень шумов вначале возрастает до величин, значительно превосходящих расчетные, проходит через максимум и затем,
при достижении тока насыщения, снижается до теоретического
значения (в том случае, если частота достаточно велика). Козановский и Вильяме объясняют этот эффект эмиссией положительных
ионов, которые оказываются как бы в ловушке в области минимума
потенциала, образующегося в результате действия пространственного заряда. Каждый ион вследствие своей большой массы и соответственно малой подвижности может освободить из пространственного заряда несколько сот электронов и, таким образом, создать
сравнительно большую флуктуацию анодного тока. Эта гипотеза
подкрепляется дальнейшими экспериментами Козановского и Вильямса,
в которых они подводили от внешнего источника положительные
ионы в область пространственного заряда вокруг катода из чистого
вольфрама. Ход изменения дробового эффекта был при этом почти
таким же, как и в случае оксидных катодов.
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
265
Зависимость от температуры уровня шумов, определяемого
дробовым эффектом, в коммерческом триоде с оксидным катодом
была исследована Шепеси18. Целый ряд явлений, увеличивающих
помехи дробового эффекта, быстро усиливаются в тех случаях,
когда рабочая температура катода лежит выше или ниже области
875—1050° К.
д) Ф о т о э ф ф е к т и в т о р и ч н а я
эмиссия
При низких температурах единственными источниками фотоэлектронов являются заполненная энергетическая полоса и невозбужденные энергетические уровни примеси (см. рис. 6). Фотоэлектрическая работа выхода, определенная на основании красного
порога фотоэффекта, должна, таким образом, равняться термоионной работе выхода, т. е. величине (φ-f- 2 / · ^ т 0 > по в и Д и м ому г
и имеет место. Хэксфорд10 измерял фотоэлектрическую и термоионную работу выхода и получил одну и ту же величину, равную
примерно 1,3 eV.
При более высоких температурах появляется новый источник
фотоэлектронов, так как уже значительное число электронов находится в полосе проводимости. Эти электроны требуют для выхода из оксида энергии, равной только величине φ. При повышении
температуры число электронов в полосе проводимости возрастает,
и потому можно ожидать увеличения фототока. Эта мысль была
высказана Моргулисом и Нагорским17 для объяснения аномального·
роста фототока, наблюдавшегося Бодеманом8, Ньюбери8, Ньюбери
и Лемери11 и др.
Аналогичное возрастание при увеличении температуры наблюдалось Моргулисом и Нагорским17 и для вторичной электронной
эмиссии с оксидных катодов.
Этим авторам удалось измерить температурную зависимость „аномальной" части вторичной эмиссии. Полулогарифмический график
зависимости аномальной вторичной эмиссии от ψ оказался правильной прямой линией с наклоном, соответствующим энергии порядка 0,7 eV.
Если эта эмиссия вызывается ростом числа электронов в полосе
проводимости, то мы можем заключить, что — = 0,7
eV
и
Q j ^ l , 4 eV, что находится в хорошем соответствии со значением
1,6 eV, выведенным в разделе 4, а) на основе данных об электропроводности.
е) И з м е н е н и е во в р е м е н и
Если снимать с оксидного активного катода полный ток эмиссии,
то последний начинает падать, вначале очень быстро, а затем все
медленнее и медленнее, приближаясь к постоянному конечному
значению. Начальный ток может в десять и более раз превышать
*это конечное значение. При рабочих температурах технических
катодов это уменьшение эмиссии происходит настолько быстро,
266
ДЖОН П. БЛЮИТТ
что его нельзя заметить без применения специальных методов.
Для более низких температур это снижение идет, однако, медленнее, так что при температуре 600° К может потребоваться несколько
часов, чтобы ток опустился до величины, отличающейся не больше
чем на Ю°/о от своего постоянного конечного значения. Это
явление изучалось Беккером 8 ^', Беккером и Сирсом10, Книпкампфом
и Небелем11 и Блюиттом18. На рис. 12 показана эмиссия с оксидного катода при 880° К, как функция времени, протекшего после
наложения анодного напряжения. Правая часть кривой пока0,8
_«-<*—<'
°— зывает восстановление эмиссии
/>
п р и прокаливании катода б е з
~°
отбора тока.
0,4
Было показано ( Б л ю и т т 1 8 ) ,
что падение эмиссии зависит от
тока эмиссии, а не от анодного
ι , ,
напряжения. Э т о указывает на
2
3
т0
* 5
> ч т о э Ф Ф е к т имеет скорее
Рис. 12. Падение и восстановление объемный, чем поверхностный
эмиссии оксидного катода (Блюитт^) характер. Возможно, что падеПервая половина кривой показывает падение
эмиссии при съеме тока. Вторая половина
показывает восстановление активности при
прокаливании катода без отбора тока
н и е
ЭМИССИИ ВЫЗЫВЭеТСЯ ИЛИ
ЭЛеКТрОЛИТИЧеСКИМ
ОТВОДОМ баг
РИЯ С Поверхности
ИЛИ ЭЛеК-
тролитическим выделением кислорода* на поверхности оксида с соответствующей нейтрализацией
активного поверхностного слоя свободного бария. Беккер и Книпкампф и Небель отдают предпочтение последней возможности, так
как известно, что в процессе падения эмиссии происходит выделение
кислорода. Беккер отмечает, однако, что выделение кислорода
является поверхностным эффектом, зависящим от анодного напряжения.
Из-за отсутствия более полных данных, не представляется возможным сделать выбор между двумя альтернативами. Во всяком
случае электролитический ток увеличивает градиент концентрации
в оксидном слое. Возникает обратная диффузия атомов или ионов,
и снижение эмиссии прекращается тогда, когда обе скорости
переноса становятся равными. Температурная зависимость процесса
восстановления показывает, что теплота диффузии равна примерно
17 ю кал.
П р и всяком изменении температуры катода равновесие между
электролизом и д и ф ф у з и е й нарушается, и электронная эмиссия
медленно приближается к величине, соответствующей новому состоянию равновесия. Явление этого типа наблюдалось Дэвиссоном и
Д ж е р м е р о м 4 . Очевидно, что в оксидной лампе, р а б о т а ю щ е й в режиме
насыщения, изменение тока будет отставать от вызывающих е г о
изменений потенциалов электродов или температуры катода. Н о
так к а к «большинство технических оксидных катодов работает в
режимах ограничения тока пространственным зарядом, э т и я в л е н и я ·
редко вызывают помехи.
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
ж) В л и я н и е г а з о в
на э л е к т р о н н у"ю
267
эмиссию
В присутствии активных газов эмиссия оксидного катода может
претерпевать существенные изменения. Из всех обычных газов,
испытанных до сих пор, наиболее разрушительное действие оказывает, повидимому, кислород. Находясь при давлении \0~i мм Hg,
кислород может снизить эмиссию на несколько порядков; давление
в 10~3 мм Hg достаточно для полного отравления катода (Коллер5,
Рейман и Мургочи9). Если откачать кислород после полного или
частичного отравления, то путем сильного прокаливания или ионной
бомбардировки в инертном газе бывает еще возможно восстановить
эмиссию. Бенджамин и Руксби12 отмечают, что отравленный катод
с покрытием из ВаО всегда может быть реактивирован, в то время
как катод с покрытием из ВаО -\- SrO может быть настолько сильно
отравлен кислородом, что реактивация его оказывается невозможной.
Водяной пар также является активным отравляющим агентом
для оксидного катода (Коллер5). Качественно влияние его аналогично влиянию кислорода.
По Коллеру5 восстанавливающие газы, как СО и Н 2 , оказывают
благоприятное действие. Арнольд3 утверждает, что водород является
сильно исцеляющим средством, что он может восстановить сильно
дезактивированный катод. Рейман и Мургочи9 считают, с другой
стороны, что на полностью активированный катод водород оказывает некоторое вредное действие.
Нейтральные газы, как СО 2 и N 2 , мало влияют на эмиссию.
Арнольд3 считает, что СО 2 оказывает слабое отравляющее действие.
По Коллеру5 же он, наоборот, оказывает небольшое благоприятное
действие. Прескотт и Моррисон17 показали, что длительное пребывание в атмосфере СО 2 полностью дезактивирует катод. Рейман
(ссылка 13, стр. 203) устанавливает, что азот способен восстановить
дезактивированный катод.
Коллер5 изучал влияние аргона и нашел, что он слегка улуч17
шает эмиссию. Прокаливание в метане (Прескотт и Моррисон )
или в каких-либо других органических газах или парах настолько
способствует активации, что иногда после этого всякая другая
активация оказывается излишней.
Однако, повидимому, никакой газ не Способен привести катод
в более активное состояние, чем то, которое может быть достигнуто
лучшими методами активации в высоком вакууме.
з) В л и я н и е б о м б а р д и р о в к и
положительными
и о н а м и на э л е к т р о н н у ю э м и с с и ю
По Коллеру5 бомбардировка положительными ионами СО 2 или
других газов улучшает эмиссию оксидного катода. Рейман (ссылка
13, стр. 203) также наблюдал этот эффект; однако, он утверждает,
что продолжительная бомбардировка положительными ионами приводит в конце концов к дезактивации катода. Хэлл8 отмечает
вредное действие бомбардировки ионами ртути и разреженных газоз
при скоростях ионов, превышающих 20—25 V.
268
ДЖОН П. БЛЮИТТ
Вредное действие продолжительной или слишком интенсивной
ионной бомбардировки в разреженном газе может быть объяснено
распылением активного поверхностного слоя катода.
и) Р а с п р е д е л е н и е э м и с с и и п о п о в е р х н о с т и
Микроскопическое исследование оксидных катодов показывает,
что в результате обычных процессов препарирования поверхность
катода получается грубой и неправильной. Вследствие этого возникают как тепловые неравномерности, так и местные концентрации
электрического поля у вершин мелких выступов. Если покрытие особенно грубо, то в точках, с которых
снимаются большие токи, могут
возникнуть местные перегревы с
соответствующим дальнейшим увеличением эмиссионного тока.
Возможно, что этим объясняются яркие пятна, которые наблюдаются на поверхности катода при
съеме с него больших токов (ср.
Эспе6).
Однако, и при сравнительно
Рис. 13. Оптические и электронные гладких поверхностях может намикрофотографии оксидных
като- блюдаться с помощью электронного
дов (Гейнце и Вагенер16» 18)
микроскопа очень пятнистая эмиса —оптическая микрофотография обычсионная картина.
ного оксидного катода; ft—электронная
микрофотография того же катода; с —
На рис. 13, а и Ь, взятом из
оптическая микрофотография катода, из15
готовленного по методу Патаи и Томастатьи Гейнце и Вагенера , покашека; d — электронная микрофотография
заны оптическая и электронная
того же катода
микрофотографии одного и того
же катода, из которых следует, что между неровностями поверхности и точками высокой эмиссии не существует никакого соответ1
ствия ). Исчерпывающее изучение этого явления было недавно
18
закончено Гейнце и Вагенером , которые показали, что неравномерное распределение эмиссии по поверхности определяется, главным образом, различием в работе выхода для различных граней
кристаллов, обращенных к поверхности.
Они показали, что работы выхода для различных граней кристалла окиси бария могут отличаться друг от друга на величину
около 0,4 eV, так что эмиссия катода определяется почти полностью
кристаллами, которые обращены к поверхности гранями с низкой
работой выхода.
Ряд блестящих электронных микрофотографий оксидного катода
может быть найден в статьях Брюхе и Иогансона11, Рихтера 12 ,
1
) Электронно-микроскопические исследования Н. Г. С у ш к и н а , проведенные в лаборатории МЭИ, не подтверждают этого вывода Гейнце
и Вагенера. Примеч. переводчиков.
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
18
14
269'
15 18
Кнехта , Брюхе , Гейнце и Вагенера · , Бенджамина, Хэка и
Дженкинса" и многих других.
Из снимков на рис. 13 видно, что с помощью специальной
методики изготовления можно уменьшить неравномерности распределения эмиссии по поверхности до таких пределов, что они;
становятся уже незаметными. На рис. 13, с и d (Гейнце и Вагенер 18 )
показаны оптическая и электронная микрофотографии катода, изготовленного методом коллоидального осаждения Патаи и Томашека 15 .
к) В л и я н и е р а з м е р а
частиц
на
эмиссию
17
Работа Бенджамина, Хэка и Дженкинса
показывает, что
эффективность катода с покрытием из BaSr-оксида возрастает с
уменьшением размеров частиц оксида.
Хотя на основании этой работы и нельзя вывести никакой
непрерывной закономерности, однако, повидимому, можно считать,
что при уменьшении размеров частиц со 100 μ до 3—7 μ эмиссия
возрастает примерно в два раза. Бузаг 15 исследовал эмиссию
катодов, покрытие которых состоит из коллоидальных частиц,
и нашел, что при уменьшении размеров частиц в области коллоидальных величин эффективность катода падает. Максимум эмиссии,
повидимому, соответствует размеру частиц, лежащему непосредственно ниже верхней границы коллоидной области. В экспериментах
этого типа эмиссия измеряется при постоянной • мощности накала,
так что температуры катодов могут быть неодинаковыми вследствие различий в излучательных способностях. Поэтому вполне
возможно, что для различно изготовленных катодов и не существует
никакого действительного различия ни в работе выхода, ни в коэфициенте А.
л) П о т е р я
эмиссии
Всякая вполне удовлетворительная теория процесса активации
должна объяснять тот факт, что задолго до исчерпания запаса
Оксида эмиссия может упасть до столь низкой величины, что катод
становится совершенно негодным. По своему внешнему виду
„мертвый" катод может оставаться совершенно таким же, каким
он был в активном состоянии. А между тем часто оказывается
невозможным восстановить активность ни одним из обычных методов.
Клаузинг считает (см. книгу Де-Бура, ссылка 1 на стр. 288),
что такое падение эмиссии вызывается уменьшением коэфициента А.
в эмиссионном уравнении. Работа выхода остается, повидимому,
более или менее постоянной. Очевидно, становится невозможным
дальнейший приток свободного (BaSrCa) и величина N1^ в уравнении (4,2) падает до весьма низкого значения.
Для катодов со смешанным оксидным покрытием это явление
вполне понятно. Так, например, в катоде с покрытием из ВаО — SrO
из поверхностного слоя испаряется, главным образом, ВаО, и в
покрытии увеличивается относительное содержание менее активного-
'270
джон п. БЛЮИТТ
12
SrO (ср. Бенджамин и Руксби ). Для явления падения эмиссии
у других типов оксидных катодов было предложено много других
9
объяснений. Рейман и Мургочи выдвигают предположение, что
свободный кислород и (BaSrCa) соединяются внутри покрытия и заполняют существующие в нем поры. Покрытие становится в конце
концов настолько плотным, что свободная диффузия в нем оказывается невозможной. Если в поддержании выделения свободного
(BaSrCa) существенную роль играла химическая реакция между
оксидом и керном, то возможно, что с течением времени затрудняется подход к границе керна присутствующих в нем химически
активных примесей, или что на этой границе образуется слой
окиси металла керна, разделяющий реагирующие компоненты.
12. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
В качестве материалов для термоионных катодов было испытано
•большое количество различных составов (ср. Дэшман9). Однако,
ни один из них не оказался даже приблизительно столь же эффективным, как оксиды щелочноземельных металлов. Возможно, что
эмиссия с этих веществ не сможет быть увеличена больше, чем
в десять раз по сравнению с тем, что уже достигнуто. Тем не
менее остается еще большое число существенных вопросов, которые
должны быть разрешены до того, как оксидный катод сможет
•считаться вполне удовлетворительным и надежно освоенным.
Большим недостатком экспериментальных работ в прошлом
•является слабое изучение механического состояния оксида. Часто
определения свойств объемного характера искажались явлениями
чисто поверхностного происхождения, причем в различной степени
зависящими от размеров отдельных кристаллов. Очевидно, что
в число задач дальнейшего развития должно быть включено исследование свойств отдельных кристаллов окислов щелочноземельных
металлов. В этом направлении начало положено Гейнце и Вагене,ром18 в их работе по изучению термоионной эмиссии с различных
кристаллических граней мелких кристаллов окиси бария. Нет
-сомнений в том, что полное изучение свойств монокристаллов
-окислов щелочноземельных металлов и последующее распространение полученных сведений на покрытия с известным размером
частиц и с известной пористостью разъяснят большинство противоречий и несоответствий, которые в настоящее время затрудняют
понимание нами всего комплекса явлений, связанных с оксидными
катодами.
13. БИБЛИОГРАФИЯ
Ниже приводится список примерно 120 работ. За период с
1925 г. он является, как нам кажется, достаточно полным. Ссылки
на более ранние работы могут быть найдены в обзорных статьях,
включенных в наш список. В скобках после названия статьи помещено краткое указание о содержащемся в ней материале, представляющем особый интерес в связи с оксидными катодами.
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
271
ЛИТЕРАТУРА
1. 1904
A. W e h n e 11, Ann. Physik, 14, 425.
2. 1906
F. Η o r t o η, Phil. Mag., 11, 505 (Электропроводность СаО и ВаО).
3. 1920
H. D. A r n o l d , Phys. Rev., 16, 70 (Явления, связанные с оксидными катодами).
С D a v i s s o n and Η. Α. Ρ i d g e ο η, Phys. Rev., 15, 533 (Активирование
накаленной вольфрамовой нити в паре ВаО).
За. 1923
J. W. Μ е 11 о г, Treatise on Inorganic Chemistry, 3, 660.
4. 1924
С. D a v i s s o n and L. Η. G e r m e r , Phys. Rev., 24, 666 (Калориметрическое определение работы выхода для оксидного покрытия на платине).
Н. J. S p a n n e r , Ann. Physik, 75, 609 (Электропроводность и термоионная эмиссия ВаО, SrO и СаО).
5. 1925
Н. A. B a r t o n , Phys. Rev., 26, 360 (Выделение отрицательных кислородных ионов из оксидных катодов).
J. В. J o h n s o n , Phys. Rev., 26, 71 („Фликкер"-эффект у оксидных катодов; ср. W. S с h о 11 k у, 1926).
L. R. K o l l e r , Phys. Rev., 25, 671 (Электронная эмиссия оксидных
катодов).
G. M i c h e l and Η. J. S p a n n e r , Z. Physik, 35, 395 (Калориметрическое
определение работы выхода для ВаО, SrO и СаО).
5а. 1925
М. S. G 1 a s s, Phys. Rev., 28, 521 (Зависимость от температуры работы выхода
оксидного катода с платиновым керном).
Н. R о t h e, Z. Physik, 36, 737 (Работа выхода оксидных катодов); Z. Physik, 37, 414 (Электронные температуры у оксидных катодов).
W. S c h o t t k y , Phys. Rev., 28, 74 (Объяснение результатов, полученных
J. В. J o h n s o n , 1925).
Ε. Ε. S с h u m а с h e r, J. Am. Chem. Soc, 48, 396 (Температура плавления СаО, SrO и ВаО).
6. 1927
F. D e t e 1 s, Z. Hochfrequenz, 30, 10 u. 52 (Формовочные процессы в оксидных катодах).
W. E s p e , Wiss. Veroff. aus der Siemens-Konzern, 5 (111), 29 u. 46 (Эмиссионные процессы и термоионные константы оксидных катодов).
W. S t a t z , Z. techn. Physik, 8, 451 (Методы препарирования оксидных
катодов).
7. 1928
J. M. E g l i n , Phys. Rev., 31, 1127 (Abstract) (Эмиссионные константы
оксидных катодов).
A. W. H u l l , Trans. A. I. Ε. Ε., 47, 753 (Катоды полой формы).
W. S h o t t k y and Η. R o t h e , Handb. d. Experiment. Phys., Vol. 13, Pt.
2, pp. 215 — 232.
H. S i m o n , Handb. d. Experiment. Phys., 1928, Vol. 13, Pt. 2, 305 — 314
(Обзорные статьи).
Μ. de К. T h o m p s o n and W. G. A r m s t r o n g , Trans. Am. El. Chem.
Soc, 54, 85 (Упругость паров ВаО).
С. Ζ w i k k e r, Physica, 8, 241 (Упругость паров ВаО) (Статья на фламандском языке).
272
джон п. БЛЮИТТ
8. 1929
J. A. B e c k e r (I), Phys. Rev., 34, 1323 (Активация и эмиссия оксидных
катодов); (2) Trans. Am. El. Chem. Soc, 55, 153 („История жизни
адсорбированных атомов и ионов").
A. B o d e m a n n , Ann. Physik, 3, 614 (Фотоэлектрический эффект у оксидных катодов).
W. E s p e , Ζ. techn. Physik, 10, 489 (Термоионные константы оксидных
катодов).
Р. Н. F o w l e r , Proc. Roy. Soc.( 122, 36 (Термоионная константа* А).
B. Η о d g s о η, L. S. Η a r 1 e у and О. S. P r a t t , J. Ι. Ε. Ε., 67, 762
(Препарирование оксидных катодов).
k.yj. H u l l , Gen. Elec. Rev., 32, 213 and 390 (Явления при бомбардиров' ке оксидных катодов положительными ионами).
V. С. M a c N a b b , J. Opt. Soc. Am. and Rev. Sci. Inst, 19, 33 (Активация оксидных катодов).
К. N e w b u r y , Phys. Rev., 34, 1418 (Фотоэлектрический эффект у оксидных катодов).
9. 1930
N. С. B e e s e , Phys. Rev., 36, 1309 (Сплав Ва — Ni в качестве материала
кернов оксидных катодов).
S. D u s h m a n , Rev. Mod. Phys., 2, 381 (Обзорная статья; стр. 418 — 444
посвящены оксидным катодам).
A. G e h r t s , Z. techn. Physik, 11, 246 (Обзорная статья).
Η. N. K o z a n o w s k i and N. Η. W i l l i a m s , Phys. Rev., 36, 1314 (Дробовой эффект у оксидных катодов).
J. K r o c z e k u. E. L i i b c k e , Wiss. Veroff. aus der Siemens-Konzern, 9
(II), 252 (Электропроводность и эмиссия оксидных катодов).
Ε. F. L о w r у, Phys. Rev., 35, 1367 (Роль металла керна в оксидном катоде).
A. L. R e i m a n n and R. M u r g о с i, Phil. Mag., 9, 440 (Эмиссия и электропроводность оксидных катодов).
Е. R. W a g n e r , Electronics, I, 178 (Препарирование и активация оксидных катодов).
C. П. Г в о з д о в, Вестник электропромышленности, № 12.
А. А. И в а н о в , Бюллетень ВЭО, № 8.
10. 1931
W. А 1 b r i с h t, Physica, 11, 146 (Статья на фламандском языке) (Соотношение между электронной эмиссией и электропроводностью оксида в
процессе активации).
J. A. B e c k e r , Trans. Am. El. Chem. Soc, 59, 207 (Электропроводность
BaO-fSrO).
J. A. B e c k e r and R. W. S e a r s , Phys. Rev., 38, 2193 (Процесс активации оксидных катодов).
W. S. Η u χ f о r d, Phys. Rev., 38, 379 (Фотоэмиссия оксидных катодов).
Η. N e l s o n , Physics, 1, 84 (Свойства пленок бария на вольфраме).
К- N e w b u r y and F. L e m e r y , J. Opt. Soc. Am., 21, 276 (Фотоэлектрический эффект у оксидных катодов).
A. L. R е i m а η η and L. R. G. Τ г е 1 о а г, Phil. Mag., 12, 1073 (Эмиссия
и электропроводность оксидных катодов).
Ν. Η. W i 11 i a m s and W. S. Η u χ f о r_d, Phys. Rev., 37, 463 (Электропроводность оксидных покрытий).
I. L a n g m u i r and D. S. V i 11 a r s, J. Am. Chem. Soc, 53, 486.
11. 1932
T. P. B e r d e n n i k o w a , Sow. Phys., 2,77 (Химическое обнаружение
свободного бария в оксидных катодах).
Е. В г U с h e and H. J o h a n n s o n , Naturwiss., 20, 353, Ann. Physik, 15,
145 (Исследование оксидных катодов с помощью электронного микроскопа).
A. G e h r t s , Naturwiss., 20, 732 (Обзорная статья).
СВОЙСТВА ОКСИДНЫХ КАТОДОВ
273
Н. K n i e p k a m p f and С. N е b e 1, Wiss. Veroff. aus der Siemens-Konzern,
11 (II), 75 (Механизм эмиссии оксидных катодов).
W. M e y e r u. S c h m i d t , Z. Physik, 13, 137 (Электропроводность ВаО).
W. B. N o t t i n g h a m , Phys. Rev., 41, 793 (Эмиссия со сложных поверхностей).
А. А. И в а н о в , Производство термитных таблеток для бариевых ламп,
Энергоиздат.
12. 1933
М. B e n j a m i n and Η. P. R o o k s b y , Phil. Mag., 15, 810; 16, 519 (Эмиссия и структура оксидных катодов).
W. G. B u r g e r s , Ζ. Physik, 80, 352 (Исследование катодов BaO + SrO
с помощью рентгеновых лучей).
А. С 1 a s s е η и. С. F. V е е η е m a n s, Z. Physik, 80, 342 (Упругости паров ВаО, SrO и СаО).
P. C l a u s i n g and J. В. L u d w i g , Physica, 13, 193 (Излучательная способность оксидных покрытий).
W. Η е i η ζ е, Ann. Physik, 16, 41 (Калориметрическое определение работы
выхода оксидных катодов).
Е. F. R i с h t e r, Z. Physik, 86, 697 (Исследование оксидных катодов с
помощью электронного микроскопа).
J. В. T a y l o r and I: L a n g m u i r, Phys. Rev., 44, 423 (Свойства пленок
цезия на вольфраме).
13. 1934
С. G. F o u n d , Phys. Rev., 45, 519 (Методы газового разряда для измерения работы выхода). ' "
W. K n e c h t , Ann. Physik, 20, 161 (Электронно-микроскопические изображения оксидных катодов).
L. P i a t t i , N. Cim., 11, 77 (Обзорная статья).
A. L. R e i m a n n , Thermionic Emission (Wiley, 1934). (Гл. VI посвящена
оксидным катодам). Есть русский перевод (Гостехиздат, 1940).
А. А. Ш а п о ш н и к о в , Электронные и ионные приборы, КУБУЧ,
стр. 306.
Г. Α. Τ я г у н о в, Светотехника, № 4.
14. 1935
Р. А. * A n d e r s о n, Phys. Rev., 47, 958 (Работа выхода бария; см. A n d e r s o n , 1938).
J. A. B e c k e r , Rev. Mod. Phys., 7, 95 (Общий обзор по термоионной эмиссии).
Μ. B e n j a m i n , Phil. Mag., 20, 1 (Влияние металлических примесей в керне оксидных катодов).
J. H. d e B o e r , Electron Emission and Adsorption Phenomena, Кэмбридж
(Имеется русский перевод, ОНТИ, 1936).
Ε. В г и с h e, Z. Physik, 98, 77 (Исследование оксидных катодов с помощью электронного микроскопа).
Н. F r i t z , Mikrochemie, 17, 191 (Микрохимическое определение содержания свободного бария в оксидных катодах).
Н. G a e r t n e r , Phil. Mag., 19, 82 (Дифракция электронов на оксидных
катодах).
К- К. К е 11 е у, Bull. U. S. Dept. of the interior, Bureau of Mines: Bull.
383 — Vapor Pressures of Inorganic Substances; Bull. 394—A Revision
of the Entropies of Inorganic Substances.
A. J. M a d d o c k , Phil. Mag., 19, 422 (Активация оксидных катодов).
Ε. P a t a i u'. G. F r a n k , Z. techn. Physik, 16, 254 (Эмиссионные константы оксидных катодов).
A. L. R e i m a n n , Phil. Mag., 20, 594 (Эмиссионные константы оксидных
катодов).
Ε. R u d b e r g and J. L e m ρ e ι t, J. Chem. Phys., 3, 627 (Упругость паров '
бария; ср. Van Liempt, 1936).
W. S c h o t t k y , Naturwiss., 23, 116 (Теория полупроводников).
F r i t s с h, Ann. Physik, 22, 375.
274
джон п. БЛЮИТТ
15. 1936
J. Р. В 1 е w e 11 and E. J. J o n e s , Phys. Rev., 50, 464 (Ионная эмиссия
с нагретых солей).
J. Η. d e B o e r and E. J. W. V e r w e у, Rec. Trav. Chim. Pays-Bas, 55,,
443 (Энергия и структура молекул щелочноземельных окислов).
A. v o n B u z a g h , Koll. Z., 77, 172 (Влияние размера частиц на эмиссиюоксидных катодов).
A. N. G u t h r i e, Phys. Rev., 49, 868 (Abstract) (Поверхностная ионизация
бария на вольфраме).
W. H e ' i n z e u. S. W a g e пег, Z. techn. Physik, 17, 645 (Поверхностное
распределение эмиссии оксидных катодов).
J. Α. Μ. ν a n L i e m ρ t, Rec. Trav. Chim. Pays-Bas, 55, 468 (Упругость,
паров бария).
G. Mo η c h , Ann. Physik, 26, 481 (Термоэлектрический эффект для Cu 3 O;
содержатся ссылки на более раннюю работу).
W. В. N o t t i n g h a m , Phys. Rev., 49, 78 (Эмиссия со сложных поверхностей).
Е. P a t a i u. Z. T o m a s c h e k , КоЦ. Z., 74, 253; 75, 80 (Изготовление
оксидных покрытий из коллоидальных частиц).
R. Н. F o w l e r , Statistical Mechanics (Cambridge Press, second edition).
16. 1937
G. H e r m a n n , Z. physik. Chem., 35B, 298 (Упругость паров ВаО).
Η. I s e η s e e, Z. physik. Chem., 35B, 309 (Выделение кислорода в процессе активации оксидного катода).
Е. A. L e d e r e r and D. H. W a l m s l e y , RCA Rev., 2, 117 (Восстановление ВаО танталом).
Μ. S c h r i e l , Z. Anorg. Cbem., 231, 313 (Поиски низшего окисла бария
Ва 2 О).
G. B a u e r , Ann. Physik, 30, 433.
17. 1938
P. A. A n d e r s o n , Phys. Rev., 54, 753 (Контактная разность потенциалов
между Ва и Mg).
,
С. Η. В а с h m а η and С. W. С а г η a h a n, Proc. I. R. Ε., 26, 529 (Эмиссия отрицательных ионов с оксидных катодов).
М. B a n j a m i η and R. О. J e n k i n s , Phil. Mag., 26, 1049 (Миграция бария на вольфраме и никеле).
М. В е η j a m 1 η, R. J. Η u с k and R. O. J e η k i η s, Proc. Phys. Soc, 50, 345
(Влияние размера частиц на эмиссию оксидных катодов).
J. Р. В 1 е w e 11, Phys. Rev., 53, 935 (Abstract) (Химические реакции с
ВаО).
Ε. U. C o n d o n , Phys. Rev., 54, 1089 (Внешний фотоэффект у полупроводников).
J. A. D a r b y s h i r e , Proc. Phys. Soc, 50, 635 (Дифракция электронов
на оксидных катодах).
B. G s a y e u. S. W a g e п е г , Ζ. Physik, 110, 145 (Контактные потенциалы между металлами и диэлектриками).
W. H e i n z e and S. W a g e п е г , Ζ. Physik, 110, 164 (Изменение эмиссионных констант оксидных катодов в процессе активации).
W. H e i n z e u. W. Η a s s, Z. techn. Physik, 19, 166 (Метод контактного
потенциала для измерения температуры).
A. W. H u l l , Phys. Rev., 53, 936 (Abstract) (Новый тип оксидного катода;
„миграционный" катод).
J. Е. M a y e r and I. H. W i η t η e r, J. Chem. Phys., 6, 301 (Упругости паров галоидных солей щелочных металлов).
"Ν. M o r g u l i s and A. N a g o r s k y , Techn. Phys. USSR., 5, 848 (Вторичная эмиссия с оксидных катодов).
C. Η. Ρ r e s с о t t and J. M o r r i s o n , J. Am. Chem. Soc, 60, 3047 (Химическое измерение содержания свободного бария в активных катодах)
СВОЙСТВА оксидных КАТОДОВ
275-
R. S u h r m a n n u. С. F г и h I i n g, Naturwiss., 26, 108 (Письмо) (Эмиссия оксидных катодов).
А. А. Ш а п о ш н и к о в , Электронные и ионные приборы, Связьтехиздат,.
стр. 310.
18. 193?
J. P. B l e w e t t , Phys. Rev., 55, 713 (Падение эмиссии оксидных катодов).J. P. B l e w e t t , Rev. Sci. Inst. 10, 231 (Вакуумные весы).
J. Р. В 1 е w е 11, Η. A. L i e b h a f s k у and Ё. F. Η e η η e 11 у, J. Chem.
Phys., 7, 478 (Скорость испарения ВаО).
L. F. B r o a d w a y and A. F. P e a r c e , Proc. Phys. Soc, 51, 335 (Эмиссия отрицательных ионов с оксидных катодов).
R. J. C a s h m a n and E. B a s s o e , Phys. Rev., 55, 63 (Фотоэлектрические
свойства Ва).
W. H e i n z e u. S. W a g e n e r , Z. techn. Physik, 20, 16 (Исследование
эмиссии оксидных катодов с помощью электронного микроскопа).
A. W. H u l l , Phys. Rev., 55, 1145 (Abstract) („Распределительный· („disperser") катод).
С. Η. P r e s c o t t and J. M o r r i s o n , Rev. Sci. Inst., 10, 36 (Температурная шкала для оксидных катодов).
Ζ. S z e p e s i , Wireless Eng., 16, 67 (Температурные изменения дробового·
эффекта у оксидных катодов).
Э с п е и К н о л л ь , Технология электровакуумных материалов, Оборонгиз, стр. 102—103.
А. А. И в а н о в , Технология электровакуумного производства, Обор'онгиз, стр. 99—102.
1940
УСПЕХИ ФИЗИЧЕСКИХ НАУК
Т. XXIV, вып.
2
!
ВЕРХНИЕ СЛОИ АТМОСФЕРЫ )
4 мая 1939 г. в Лондоне состоялось объединенное собрание Химического,' Физического и Метеорологического обществ Великобритании, посвященное вопросам строения верхних слоев атмосферы.
В своем вступительном слове проф. Ф. А. Панет (F. A. Paneth) следующим образом охарактеризовал задачи конференции. Круг вопросов,
•связанных со строением верхних слоев атмосферы, столь обширен, что
нет возможности сколько-нибудь подробно охватить их на конференции.
Имея это в виду, было решено посвятить доклады вопросам метеорологического, физического и химического исследования верхних слоев атмосферы
и воспользоваться одновременным присутствием представителей трех упомянутых областей науки (что, к слову сказать, происходит далеко не часто)
для соответствующего обмена мнениями. В качестве тем докладов были
намечены вопросы с о с т а в а , п л о т н о с т и и т е м п е р а т у р ы верхних слоев атмосферы.
Исключение из рассмотрения других вопросов, связанных со строением
верхних слоев атмосферы, отнюдь не указывает на их меньшее значение.
Это было сделано с целью использовать все возможности для более полного обсуждения хотя бы узкого круга вопросов. И если в программе
конференции не фигурировали, например, вопросы изучения электрического состояния атмосферы, то это указывает на обширность этой проблемы, ввиду чего не было возможности обсудить ее исчерпывающим
образом наряду с другими вопросами.
Ниже приводится краткое содержание основных докладов, а также
наиболее интересные высказывания при обсуждении докладов.
А. СОСТАВ ВЕРХНИХ СЛОЕВ АТМОСФЕРЫ
Н Е П О С Р Е Д С Т В Е Н Н Ы Й
Х И М И Ч Е С К И Й
А Н А Л И З
А Т М О С Ф Е Р Ы
(Доклад проф. Ф. А. Панета)
С чисто химической точки зрения анализ воздуха в области стратосферы не представляет особого интереса.
Химический анализ важен как средство определения той высоты
стратосферы, начиная с которой воздух можно считать находящимся в
состоянии покоя. Конечно, не следует понимать этот покой как абсолютный, так как наблюдения за полетами шаров-зондов и стратостатов, а
также за траекториями трассирующих снарядов совершенно определенно указывают на существование даже на больших высотах воздушных
течений.
Как известно, в относительно спокойной атмосфере под действием
силы тяготения должно наблюдаться диффузное разделение легких и тяжелых газов, входящих в состав атмосферы. Подтверждением этого пред. положения явилось бы экспериментальное обнаружение преобладания более легких газов в высоких областях атмосферы.
Ч Реферат статьи „The upper atmosphere"
Soc, Vol. LXV, № 281, July, 1939).
(Quarterly
J. Roy. Met.
277
СОСТАВ ВЕРХНИХ СЛОЕВ АТМОСФЕРЫ
Начиная подобное исследование, конечно, необходимо располагать
исчерпывающими данными о составе атмосферы на уровне земли. К сожалению, несмотря на бесчисленные измерения, состав воздуха на уровне
земли все еще не может считаться известным совершенно точно, так как
отдельные измерения показывают несколько отличные результаты в зависимости от применявшегося метода и индивидуальности экспериментатора.
Наиболее достоверный на сегодняшний день объемный состав сухого
воздуха приведен в табл. 1.
Таблица 1
Объемный состав воздуха в области тропосферы (в %)
Азот
Кислород . . .
Аргон . . . .
Углекислота .
Неон
Гелий . . . .
78,09
20,95
0,93
0,03
1,8 · 10-8
5,24 · 10-*
Криптон
Водород
Ксенон
Озон ι )
3
Радон )
1 · 10-*
5
5 - 10—
8 · 10-6
1 · 10-6
6 . 10-15
При составлении табл. 1 количество водяных паров, содержание которых может колебаться в весьма значительных · пределах, не учитывалось.
По тем же причинам не учитывалось содержание двуокиси азота и формальдегида, так как оба газа наблюдаются только в непосредственной
близости от человеческого жилья.
Наиболее удобным средством обнаружить разделение входящих в
состав атмосферы газов является исследование относительного содержания двух газов, один из которых легче, а другой тяжелее нормального
воздуха. Плотности входящих в состав атмосферы газов приведены в
табл. 2.
Таблица 2
Плотности входящих в состав атмосферы газов
Газ
Водород . .
Гелий . . .
Неон . . .
Азот . . .
Кислород .
Аргон . . .
Углекислота
Озон . . .
Криптон . .
Ксенон . .
! ХимиМолеку| ческая
лярный вес
1
формула (0=16,000)
Н,
Не"
Ne
Аг
СО,
o3J
Кг
X
2,016
4,002
20,183
28,016
32,000
39,944
44,000
48,000
83,700
131,300
Плотность
(воздух =
= 1,000)
0,0695
0,138
0,695
0,967
1,105
1,379
1,529
1,624
2,868
4,525
Несмотря на то, что плотность кислорода лишь незначительно больше
плотности нормального воздуха, в качестве представителя „тяжелого
газа" удобно выбрать именно его. Причина этого кроется в исключительной простоте химического обнаружения кислорода. В качестве представителя „легкого газа" выберем гелий. Несмотря на большие трудности
его измерения, разработанный в последние годы метод дробной дестилляции позволяет с достаточной точностью определять содержание гелия
даже в тех случаях, когда общее количество воздуха не превышает нескольких кубических сантиметров.
:
) Содержание переменно; увеличивается с высотой.
) Содержание переменно; уменьшается с высотой.
2
Успехи физических наук, т. XXIV, вып. 2
278
ВЕРХНИЕ СЛОИ АТМОСФЕРЫ
Для подведения надежной базы под измерения необходимо было предварительно убедиться в постоянстве содержания гелия в атмосфере в различных точках земного шара, имея в виду, что в некоторых областях
земной коры (например, в нефтеносных районах) гелий выделяется в больших количествах, чем в других (например, над океаном).
Результаты обследования содержания гелия в различных пунктах
земного шара, разбросанных почти по всей поверхности земли, приведены
в табл. 3.
Таблица 3
в
3
Содержание гелия (в 10~6 см на 1 см воздуха) в различных точках
земного шара
Северное полушар
Лондон (среднее из 12 анализов)
Новая земля (СССР) . . .
Красноярск (СССР) . . . .
Долина Смерти (Калифорния, США)
То же
Ороно (Майн, США) . . .
Панамский канал
Караибское море (70° W,
12° N)
Караибское море (47° W,
25° N)
Среднее . . . .
je
5,240
5,250
5,245
5,238
5,239
5,226
5,240
5,243
Южное полушарие
Мариенталь (Ю.-з. Африка) 5,233
То же
5,253
О-в
Вознесения
(Тихий
океан)
5,242
Антарктический океан . . . 5,227
То же
5,231
Среднее .
Среднее содержание гелия
в обоих полушариях . . .
5,237
5,240
5,233
5,240
Ни в одном из случаев содержание гелия не отличалось от среднего
значения на величину, превышающую точность измерения. В более ранних
измерениях
погрешность составлякн.
ла 0,50/Q. Впоследствии, по мере
совершенствования измерительной
35техники, погрешность ' измерений_ Штутгарт (3ψ-34)~\
уменьшилась до 0,2°/0. Возможно,
_ Ulmymaapm(S/S-Xj \ Ulapbl
что, применяя во всех случаях боI SoHdti
лее совершенную технику, удалось
25бы в еще большей степени умень—Стибенс (ft/tiSS)
. „
шить и без того малые колебания
,„ы„ ,ot f Стратостаты
содержания гелия. Во всяком слу20-.
ПрокофЬеВ(30/S-32) '
чае цифры табл. 3 показывают, что
Пещи Ιβ2μΰ-38)
\Самолет1и
Адам
(306-37)
содержание гелия в нижних слоях
15ββεΰΗ (28/9-Щ
тропосферы настолько постоянно,
Стратосфера
что по измерению его содержания
Тропосфера
70- Черщино?\^
с высотой можно надежно судить.
о разделении газов.
5На рис. 1 схематически показаны высоты, достигнутые во время взятия проб воздуха с помощью
0
100 200 300 400 500 600 700 вООммНд
шаров-зондов и стратостатов. В
табл. 4 приведены полученные при
Рис. 1. Высоты, достигнутые самолетаэтом результаты измерений содерми, стратостатами и шарами-зондами
жания гелия и кислорода.
Кривая характеризует зависимость атмосферЦифры табл. 4 показывают,
ного давления от высоты (подчеркнуты подъемы, во время которых взяты пробы воздуха)
что на высотах меньше 20 км состав воздуха, по крайней мере с
точностью измерений, можно считать постоянным. На высотах же, превышающих 20 км, все без исключения измерения указывают на увеличение
содержания гелия и уменьшение содержания кислорода. Это дает основа-
279
СОСТАВ ВЕРХНИХ СЛОЕВ АТМОСФЕРЫ
ние считать, что диффузное разделение тяжелых и легких газов начинается
с высоты 20 км. Разделение более заметно в отношении гелия, что вполне
объясняется большей разницей в плотностях гелия и нормального воздуха
по сравнению с разницей для кислорода и нормального воздуха.
Таблица
4
Содержание в атмосфере гелия и кислорода на различных высотах
Гелий
Высота
в км
.
0
9-17
14,5
16,5
18,0
18,5
19,0
21
21,5
Объемное
содержание
в 10-*%
Относительное
изменение
в "/о
5,24
0
5,27
5,26
+ 0,5
+ 0,4
0,7
+ 0,5
+ 7,0
5,28
5,27
5,64
22
/5,45
\ 5,34
22,5
ί 5,51
\ 5,34
23,5
24
25
28—29
Кислород
ί 5,46
\ 5,27
5,35
+
+
+
+
+
+
4,1
2,0
5,1
1,9
4,2
0,5
+ 2,1
Объемное
содержание
в %
Относительное
изменение
в %
/ 20,94
\ 20,92
20,92
20,89
0
0
0
— 0,14
/ 20,95
\ 20,84
20,87
0
— 0,33
— 0,24
— 0,24
20,895
20,57
— 1,7
20,74
— 0,86
20,39
— 2,5
Из рис. 1 следует, что в существующих условиях наиболее пригодным
для изучения разделения газов в атмосфере средством являются шарызонды, достигавшие высоты 31 км. Из стратонавтов разделение газов
удалось подметить только Стивенсу на стратостате „Эксплорер II", достигшему высоты 22 км. Тот же график показывает, что химический анализ
проб воздуха на высотах больше* 32 км вследствие крайнего разрежения
атмосферы не может дать положительных результатов.
Скачкообразные изменения относительного содержания гелия и кислорода по мере роста высот объясняются неизбежными токами воздуха в
этой области. Резкий переход к режиму покоя казался бы крайне неправдоподобным. По тем же причинам не приходится ожидать точного
совпадения содержания гелия и кислорода в пробах воздуха, взятых в разное время и в различных пунктах земного шара.
Чтобы окончательно убедиться в том, что наблюдавшиеся небольшие
изменения в содержании гелия и кислорода действительно характеризуют
диффузное разделение, было бы крайне полезно определить содержание
гелия и кислорода в одной и той же пробе воздуха. Работы в этом направлении ведутся. Пока же приходится довольствоваться тем, что данные табл. 4 указывают на начало разделения легких и тяжелых составляю-
8*
280
ВЕРХНИЕ СЛОИ АТМОСФЕРЫ
щих воздуха на высотах^ в интервале от 20 до 30 км. Вопрос о том, в
какой мере наблюдавшееся разделение может развиваться в области
больших высот и привести к совсем отличному от обычного составу
воздуха, рассматривается в докладе проф. Чэпмэна.
С П Е К Т Р О С К О П И Ч Е С К И Е
ВАНИЯ
ХИМИЧЕСКОГО
И ИНЫЕ
СОСТАВА
Ц И А Ц И И
В
МЕТОДЫ
ИССЛЕДО-
И П Р О Ц Е С С А
ДИССО-
АТМОСФЕРЕ
[Доклад проф. С. Чэпмэна (S. Chapman)]
1. Основными положениями доклада проф. Панета являются п о с т о я н с т в о состава воздуха на высотах до 20 км и признаки начинающегося
р а з д е л е н и я газов на больших высотах. При этом не принимались во
внимание случайные составляющие атмосферы, как-то: водяные пары,
содержание которых зависит от метеорологических условий, а также компоненты, зависящие от близости городов.
Более легкие составляющие атмосферы обладают всегда большей,
чем тяжелые составляющие, скоростью диффузии; в смеси нескольких
газов заданного состава эта скорость обратно пропорциональна плотности и потому увеличивается по мере роста высот; у поверхности земли
скорость диффузии ничтожно мала, вследствие чего в этой области воздуха
процессы перемешивания являются доминирующими.
Обмен воздуха в вертикальном направлении может иметь место только при наличии сил, вызывающих этот обмен и преодолевающих „вертикальную устойчивость" атмосферы. Как известно, среда будет находиться
в состоянии неустойчивого равновесия в том случае, когда плотность
увеличивается снизу вверх, причем для большинства жидкостей это отвечает случаю падения температуры с высотой; для сжимаемых сред, подобно воздуху, вертикальная устойчивость нарушается в том случае, когда
температура падает с высотой быстрее, чем „адиабатический градиент"; в
тропосфере вторая величина в два раза меньше первой, вследствие чегс
эту область атмосферы следует считать устойчивой. В „изотермической
области" стратосферы вертикальная устойчивость выше, чем в тропосфере,
и достигает еще более высоких значений в области роста температуры
с высотой, где воздух исключительно устойчив. Над этой областью температура, как можно думать, сначала падает, а затем вновь увеличивается.
Вызываемые этими изменениями температуры колебания вертикальной
устойчивости создают причины, способствующие перемешиванию воздуха.
В настоящее время мы не в состоянии дать оценку этим силам и вызываемой ими степени перемешивания воздуха; следовательно, мы не можем
предсказать, в какой мере (и в какой ' области) диффузия оказывается
доминирующим фактором и вызывает изменение состава воздуха с высотой. Тем самым не исключается возможность того, что наблюдающиеся
на высотах больше 20 км следы диффузного разделения воздуха связаны
с исключительной вертикальной устойчивостью выщерасположенного слоя
возрастающих температур.
2. Если предположить, что на высотах больше 20 км диффузия превосходит силы перемешивания, то в составе верхних слоев атмосферы
должны наступить коренные изменения, так как основными составными частями атмосферы на больших высотах должны стать более легкие газы.
В связи с этим кислород и азот будут преобладать только в нижних слоях
атмосферы. Это иллюстрируется рис. 2 и 3, составленными в предположении того, что, начиная с некоторой высоты (20 км на рис. 2 и 10 км на
рис. 3), перемешивание полностью прекращается, и в предположении определенного температурного режима атмосферы. При составлении рис. 3 полагали, что гелий и водород сохраняются на всех высотах, почему на высотах больше 100 км атмосфера показана состоящей, главным образом,
из водорода. При составлении рис. 2 исходили из существования в верхних слоях только гелия, вследствие чего на больших высотах атмосфера
показана состоящей, главным образом, из гелия.
СОСТАВ ВЕРХНИХ СЛОЕВ АТМОСФЕРЫ
281
В связи с этим возникают следующие вопросы: является ли атмосфера
на высотах больше 100 или 150 км водородной? Является ли она в этой
области гелиевой? Или, быть может, в результате некоторых процессов
и в этой области атмосфера имеет почти такой же состав, как и на уровне земли, т. е. состоит в основном из азота и кислорода?
*
3. Указания на этот счет можно почерпнуть из спектра полярных
сияний, испускаемого частицами воздуха. Как полагают, частицы воздуха
приводятся в состояние возбуждения потоком быстро движущихся корпускул, выбрасываемых солнцем. Спектр полярных сияний указывает на
присутствие в верхней атмосфере, главным образом (если не исключительно),
азота и кислорода и не содержит даже следов гелия и водорода. Спектр
испускается слоями воздуха, расположенными в области высот от 90 до
600 км. Представляется удивительным, что на столь больших высотах
fir
10 20 30 40 50 60 70 80 90 / «
Рис. 2. Состав атмосферы
на различных высотах (Чэпмэн и Милн). Hd — высота,
на которой начинается диффузия
о го зо ьо so woz
Рис. 3. Состав атмосферы на различных
высотах (А. и К. Вегенер)
плотность воздуха достаточна для испускания света; еще более примечательно то обстоятельство, что этот спектр указывает на присутствие
азота и кислорода, которые, судя по рис. 2 и 3, на этих высотах почти
отсутствуют. Этот факт, независимо от того, могут ли гелий или водород испускать свет в условиях полярных сияний, делает вероятным предположение, что вся атмосфера до высоты 600 км состоит в основном из
азота и кислорода.
4. Преобладание азота и кислорода в качестве составных частей
атмосферы во всей ее толще может быть объяснено предположением, что
на всех высотах процессы перемешивания преобладают над диффузией;
при этом подразумевается, что наблюдаемое незначительное преобладание
гелия на высотах больше 20 км не получает дальнейшего развития на
больших высотах. В этом отношении желательно и возможно проведение
экспериментальных наблюдений.
В качестве другого возможного объяснения можно высказать предположение, что под действием высокой температуры верхних слоев атмосферы (см. раздел В) скорость движения молекул настолько увеличивается, что легкие газы (водород и гелий), преодолевая притяжение земли,
покидают пределы атмосферы.
5. Дальнейшие сведения о составе атмосферы в недосягаемых областях можно почерпнуть на основании изучения спектров атмосферы, среди которых следует различать спектры трех типов. Проще всего наблюдать спектр солнечных лучей, поглощаемых толщей атмосферы; отделение линий поглощения в земной атмосфере от линий поглощения в хромосфере не представляет затруднений. Два других спектра: спектр полярных
сияний (наблюдаемый во время сильного возбуждения молекул воздуха)
282
ВЕРХНИЕ СЛОИ АТМОСФЕРЫ
я спектр свечения ночного неба (излучаемый верхними слоями воздуха в
ночные часы), являются спектрами испускания.
Оба спектра испускания указывают на присутствие линий молекулярного азота; во время интенсивных полярных сияний наряду с линиями нейтрального азота появляются линии ионизированного азота. Без сомнения
ионы молекулярного азота п о с т о я н н о имеются в атмосфере в ночные
часы; однако, в обычных условиях энергия недостаточна для их возбуждения до состояния испускания света, из-за чего нормальные спектры
свечения ночного неба не указывают на присутствие подобных ионов.
Ни один из спектров испускания не показывает линий м о л е к у л я р н о г о кислорода; однако, линии атомного кислорода наблюдаются в обоих
спектрах.
Это обстоятельство лишний раз указывает, что на значительных высотах кислород претерпевает диссоциацию и, повидимому, уже полностью
диссоциирован на высотах, превышающих 100 км\ в более низких слоях
атомный и молекулярный кислород существует одновременно что, кстати,
объясняет образование озона, который легко возникает в среде, где присутствуют одновременно молекулы и атомы кислорода.
Кроме того, спектр свечения ночного неба указывает на присутствие
линий атомного натрия, существование которого в верхних слоях атмосферы представляет собой неразрешенную проблему.
6. Диссоциация молекулярного кислорода в верхних слоях атмосферы
обусловлена поглощением ультрафиолетовых лучей .солнца в широкой
полосе частот с центром около 1 500 А. Образующийся озон также поглощает ультрафиолетовые лучи, но в другой широкой полосе с„ центром
около 2 500 А, которая резко обрывает солнечный спектр у 3 000 А; поглощение излучения озоном приводит к его диссоциации. За счет энергии,
выделяемой при диссоциации молекулярного кислорода, повидимому, и
возникает свечение ночного неба.
7. Азот легче ионизируется, чем диссоциирует, по крайней мере, под
действием солнечного света. Спектр свечения ночного неба лишь в редких
случаях указывает на существование в верхних слоях а т о м н о г о азота,
однако, спектры полярных сияний дают некоторые указания о наличии
атомного азота, который, возможно, образуется при необычных условиях
возбуждения, имеющих место во время полярных сияний.
8. Все сказанное позволяет притти к заключению, что химия верхних
слоев атмосферы, повидимому, является в основном химией азота и кислорода; при этом необходимо учесть возможность существования кислорода
в различных формах.
В Е Р Т И К А Л Ь Н О Е
Р А С П Р Е Д Е Л Е Н И Е
О З О Н А
[Доклад Г. М. Добсона (G. М. В. Dobson)]
Вертикальное распределение озона в земной атмосфере представляет
интерес с двух точек зрения: во-первых, общеизвестна связь между содержанием озона и метеорологическими условиями в нижерасположенном
районе, во-вторых, по распространенным представлениям область повышенных температур в интервале от 40 до 60 км обусловлена поглощающим действием озона, находящегося в этой области, вследствие чего
расчет температур может быть сделан только при знании содержания озона.
Вертикальное распределение озона в атмосфере можно найти либо
с помощью приборов на шаре-зонде, либо с помощью аппаратуры, установленной на земле. В обоих случаях определяется количество озона н а д точкой измерения, путем сопоставления интенсивности двух частот солнечного
спектра, одна из которых - сильно поглощается озоном, а другая пропускается с незначительным поглощением.
На рис. 4 и 5 показаны в виде графиков результаты измерений, про*
изведенных с помощью аппаратуры, установленной на земле. Кривые
рис. 4 получены в Ароза (Arosa, Швейцария), рис. 5 в Тромсе (Норвегия).
При изменениях определялось как абсолютное содержание озона в санти-
СОСТАВ ВЕРХНИХ СЛОЕВ АТМОСФЕРЫ
283
0,002 0,004 0,005 ΰ,ΟΟδ ζ О/От
Рис. 4. Вертикальное распределение озона в атмосфере по измерениям в Ароза (Швейцария).
а —по оси абсцисс
отложено содержание озона в сантиметрах на километры
3
3
(т. е. 10—6 см на 1 см воздуха); Ь — относительное содержание озона в 1см3 воздуха
fi φ/2
qffi~e г
4
Рис. 5. Вертикальное распределение озона в атмосфере по измерениям в Тромсе (Норвегия)
По оси абсцисс отложены те же величины, что и на рис. 4, а и Ь
284
ВЕРХНИЕ СЛОИ АТМОСФЕРЫ
метрах на 1 км высоты, так и относительное содержание озона в воздухе.
Надписи на кривых соответствуют общему количеству озона. Несмотря
на сравнительно большие ошибки измерений, различие в ходе кривых
рис. 4 и 5, повидимому, следует считать реальным.
Среди наблюдений со спектрографом, установленным на шаре-зонде,
наиболее солидной следует считать
работу Регенера, которому удалось
получить прекрасные спектры на высотах вплоть до 30 км. Заметное расширение спектров по мере роста высот в область более коротких волн
указывает на быстрое убывание вышележащего слоя озона при прохождении зондом области от 25 до 30 км.
Иными словами, следует считать, что
в этом интервале высот зонд проходит
большую часть слоя озона. Результаты наблюдений Регенера приведены
на рис. 6, где для сравнения нанесены
кривые, полученные при наблюдениях
с земли в Ароза и Тромсе.
Фотографии спектров были получены также во время двух полетов
стратостатов в США. Эти стратостаты, однако, не достигли тех высот,
Рис. 6. Вертикальное распределекоторые удалось обследовать Регение озона в атмосфере по измерениям на шаре-зонде (по Регенеру) неру. Полученные данные сильно отличаются от вышеприведенных, главПо оси абсцисс отложено содержание
ным образом, в области высот до 15 км.
озона в сантиметрах на километры
Так, по американским данным, вплоть
до 15 км в атмосфере содержится ничтожное количество озона, которое
вслед за тем резко возрастает. Причина расхождения результатов этих
опытов с упомянутыми выше не установлена.
В. ПЛОТНОСТЬ И ТЕМПЕРАТУРА АТМОСФЕРЫ
Н Е П О С Р Е Д С Т В Е Н Н Ы Е И З М Е Р Е Н И Я И Н А Б Л Ю Д Е Н И Я ЗА
Р А С П Р О С Т Р А Н Е Н И Е М ЗВУКОВЫХ ВОЛН
[Доклад Ф. Дж. Випла (F. J. W. Whipple)]
Еще в 1793 г. Дж. Дальтон, основываясь на барометрических измерениях при восхождениях на высокие горы, высказал предположение, что
по мере роста высот температура воздуха равномерно падает (примерно
на_ 6° на каждый километр высоты) вплоть до 20 км. Прошло столетие,
прежде чем удалось экспериментально проверить правильность его предположения. Измерения, проводившиеся с помощью шаров-зондов, показали, что Дальтон был недалек от истины, распространяя результаты измерений в горных районах на свободную атмосферу.
Первый зонд, который достиг высоты 15 км, был пущен в 1893 г.
После повторных полетов шаров-зондов во Франции и Германии со всей
очевидностью был обнаружен новый режим температур в стратосфере.
Каждый полет зонда показывал равномерное падение температуры вплоть
до определенной высоты, после чего наступала область постоянных температур. Таким образом, закон, сформулированный Дальтоном, оказался
справедливым для высот до 10 км. Этот факт дал повод предложить общепринятую теперь терминологию: т р о п о с ф е р а — для более низких
слоев воздуха, находящихся в режиме перемешивания, и с т р а т о -
ПЛОТНОСТЬ И ТЕМПЕРАТУРА АТМОСФЕРЫ
285-
с ф е р а — для более высоких слоев, где температура почти не зависит ох
высоты.
В северном полушарии температура стратосферы обычно заключена в
пределах от 220 до 230° К. Подъемы зондов в районах тропиков указывают на более низкую температуру стратосферы. Наиболее низкая температура была зарегистрирована 5 ноября 1913 г. в Батавии (181° К).
В Арктике стратосфера распространена на более низкую область атмо-
211-29
3/3-30
--13/9-30
-Μ/9-30
~βΰ -50 -40 -30 °С
-60 ~50 -40 -30 -20 40 .0 НО τ
Рис. 7. Зависимость температуры атмосферы от высоты по измерения!»:
с помощью шаров-зондов (Гамбург, 2/11 1929 г.—29/1 1931г.)
сферы. Так, наблюдения на Земле Франца Иосифа показывают, что средняя высота нижней границы стратосферы составляет 8 км при ее температуре в 210° К зимой и 220° К —летом.
Исключительный интерес представляют наблюдения с помощью шаров-зондов на высотах, превышающих 30 км. Рекордные полеты шаровзондов в Павиа в 1911 г. (35 км) и в 1913 г. в Калифорнии (32 км), к
сожалению, не могут быть использованы для наших целей, так как эти.,
зонды не были оборудованы соответствующей аппаратурой.
286
ВЕРХНИЕ СЛОИ АТМОСФЕРЫ
Результаты измерения температур во время полетов шаров-зондов в
период от 1929 г. до 1931 г. в районе Гамбурга (один из зондов достиг
высоты 33,8 км) воспроизведены на рис. 7. Ни одна из пяти нанесенных
кривых не указывает на сколько-нибудь значительные отклонения температур от постоянства в области стратосферы.
Исследование режима верхних слоев атмосферы с помощью звуковых
волн основано на том факте, что во время взрывов большой силы наблюдаются зоны молчания. Как показали наблюдения, внутренний радиус зоны
молчания определяется метеорологической обстановкой, тогда как внешний радиус практически не зависит от погоды.
Существование зон молчания показывает, что звуковые волны могут
проходить в атмосфере значительные пути и, претерпевая полное внутреннее отражение, вновь возвращаться на землю. Для получения представления о составе атмосферы необходимо знать время распространения
волн, а также углы наклона приходящих к месту приема лучей. Последние могут быть определены с помощью применяемых в военном деле звукоулавливателей.
Наблюдения за распространением взрывных волн производились в
Бирмингеме, Кардиффе и Сев. Уолсеме во время артиллерийских стрельб
в Вулвиче. В каждом из упомянутых приемных пунктов помещались трехмикрофонные звукоулавливатели, с помощью которых определялись углы
наклона, которые достигали подчас значительных величин, доходя до 35°.
Время распространения отраженных волн обычно превосходило время,
потребное на распространение звука вдоль земли, на 80—100 сек. Задаваясь некоторым распределением температур по высоте (при этом обычно
полагают, что в нижней области стратосферы и вплоть до некоторой высоты температура постоянна, после чего начинает линейно возрастать с
высотой), можно было вычислить траекторию лучей. В большинстве случаев вершина траектории оказывается лишь незначительно выше 40 км.
Результаты наблюдений хорошо согласуются со следующими значениями
температур: 280° К на высоте 40 км, 310° К на высоте 45 км и 335° К на
высоте 50 км. Полученные результаты почти не зависят от предполагаемой формы перехода температур на границе областей постоянных и линейно возрастающих температур. Наблюдения за шарами-зондами в районе Гамбурга показали, что область постоянных температур простирается
до 35 км. Это позволяет считать, что область возрастающих температур
начинается с высоты несколько ниже 40 км.
НАБЛЮДЕНИЯ
ЗА
МЕТЕОРАМИ
[Доклад проф. Ф. А. Линдемана (F. A. Lindemann)]
Наблюдения за метеорами позволяют выставить четыре аргумента в
:пользу того, что на больших высотах плотность и температура атмосферы
значительно выше тех значений, которые имели бы место в предположении, что температура стратосферы постоянна и равна 220° К.
Видимая траектория метеора начинаемся в точке, где испарение тела
метеора становится обильным, и оканчивается там, где вся масса метеора
переходит в газ. Поток тепла, вызывающий испарение, не может достигнуть больших· значений, пока перед движущимся метеором не образуется
предохранительная подушка сжатого воздуха, что может случиться, когда
испаряющиеся молекулы сталкиваются с молекулами воздуха, прежде чем
последние, успеют ускользнуть в сторону от движения. Основываясь на
этом, можно определить минимальную плотность воздуха, при которой
начинается видимая траектория.
Метеор может сделаться видимым только после того, как он пройдет
определенную массу атмосферы, необходимую для поднятия его температуры до значения, при котором масса метеора начинает испаряться. Так
как выделяемое тепло зависит от скорости метеора и плотности атмосферы, то по высоте начала видимой траектории может быть вычислена
.масса вышележащего слоя воздуха.
ПЛОТНОСТЬ
И
ТЕМПЕРАТУРА
АТМОСФЕРЫ
287
Метеор исчезает после того, как испарится вся его масса, иными словами, после того, как полученная им теплота сделается равной скрытой
теплоте испарения. Следовательно, высота окончания траектории также
зависит от массы вышележащего слоя воздуха. Размер метеора может
быть определен по его яркости, времени существования и скорости, так
как большая часть энергии излучается.
Наконец, метеор не может получить температуру, превышающую температуру подушки адиабатически сжатого воздуха, образующейся перед
движущимся метеором. Таким образом, достигаемая температура определяется только начальной температурой воздуха и скоростью движения
метеора. Измеряя последнюю величину, можно определить минимальную
температуру воздуха.
Все перечисленные аргументы приводят к согласным значениям температуры и плотности верхних слоев атмосферы; по этим данным температура атмосферы на больших высотах достигает 300 — 400° К, а плотность в несколько сот раз превосходит плотность стратосферы, температура которой на высотах больше 10 км постоянна и равна 220° КС Т Р У К Т У Р А
А Т М О С Ф Е Р Ы
НА
О С Н О В Е
И О Н О С Ф Е Р Н Ы Х
И З М Е Р Е Н И Й
[Доклад проф. Э. В. Эппльтона (Е. V. Appleton)]
1. Характер величин, определяемых при ионосферных измерениях.
С помощью ионосферных станций, которые используют для зондирования
верхних слоев атмосферы радиоволны, определяются следующие величины: а) действующие высоты Н' точек отражения в функции от частоты/;
б) коэфициент отражения ρ ионосферы в функции от частоты / и в ) состояние поляризации отраженных волн.
На основании пункта (а) можно определить закон изменения электронной концентрации с высотой в каждом из ионизированных слоев. Эти
данные при известных предположениях позволяют определить, как распределены по высоте газы, подвергающиеся ионизации (т. е. кислород
или азот).
На основании пункта (б) может быть определено испытываемое радиоволнами на пути вверх и вниз поглощение и при известных предположениях могут быть вычислены приближенные значения частоты столкновений электронов с нейтральными молекулами.
На основании пункта (в) получаем данные, которые служат путеводной нитью при поисках формулы, позволяющей из структуры ионосферы
вывести закон изменения электронной концентрации с высотой [измеряемый по пункту (а)].
Уместно, кроме того, заметить следующее. Полагая, что зависимость
давления от высоты во всей массе атмосферы следует закону, справедливому для небольших высот, путем простейших вычислений можно показать, что на высоте 300 км в каждом 1 см? будет содержаться всего около 1 000 молекул. Вместе с тем ионосферные наблюдения показывают,
что на этих высотах в дневные часы электронная концентрация имеет порядок 106 электрон/см3. Отсюда нетрудно заключить, что в высоких слоях
атмосферы действуют некоторые факторы, вызывающие перемещение
молекул вверх. Этими факторами могут быть либо увеличение температуры верхних слоев атмосферы, либо наличие на больших высотах легких
газов, как, например, гелия.
2. Зависимость высоты однородной атмосферы от структуры
ионизированных слоев. Когда впервые была обнаружена сложная структура ионосферы, сразу же было высказано предположение, что наличие
нескольких максимумов ионизации может быть обусловлено ионизацией
различных, входящих в состав атмосферы газов. Этот взгляд и посейчас
пользуется всеобщим признанием, и отдельные расхождения во мнениях
касаются вопроса о том, ионизация какого именно газа обусловливает
образование того или иного слоя.
288
ВЕРХНИЕ СЛОИ АТМОСФЕРЫ
В одном отношении, однако, можно считать, что экспериментально
наблюдаемый в определенном слое закон изменения ионизации с высотой
дает представление о характере изменения с высотой входящих в состав
атмосферы газов. Связь между плотностью атмосферы η и высотой h выражается формулой:
n = nQe~N,
(1)
где л 0 — плотность атмосферы на уровне земли, а Я (приведенная высота
земной атмосферы) — коэфициент, определяемый по формуле:
~ mg'
В последней формуле k — постоянная Больцмана, Τ—абсолютная температура, a g—ускорение силы тяжести. Величина т зависит от того,
в какой мере можно считать атмосферу достаточно хорошо перемешанной. При полном перемешивании входящих в состав атмосферы газов можно полагать величину т равной средней молекулярной массе. При наличии диффузного разделения газов в качестве т следует принять молекулярную массу того из входящих в атмосферу газов, распределение которого нас интересует.
Задача определения строения атмосферы может быть попросту сведена к нахождению величины Я во всех точках атмосферы. При этом
изменение величины Я с высотой может быть приписано либо изменению
температуры, либо изменению молекулярной массы.
Некоторое представление о значении величины Я для так называемого „простого ионизированного слоя' можно получить из следующих
рассуждений. Как было недавно показано, изменение электронной концентрации с высотой (отсчитываемой от уровня максимума ионизации) может
быть приближенно выражено параболической зависимостью:
(3)
Вводя некоторые упрощающие предположения, можно показать, что
связь между действующей высотой К и частотой / отражающегося от
ионизированного слоя обыкновенного луча может быть представлена
уравнением:
р
}кр — /
где HQ — высота нижней границы ионизированного слоя, соответствующей
Nr=0, а /кр — критическая частота слоя. Сравнивая экспериментально
снятую зависимость Η от / с кривой, построенной по уравнению (4), представляется возможным определить значения Я и Ло, при которых эти зависимости наилучшим образом между собой согласовываются.
Полученные таким путем еще в 1937 г. значения Я для зимнего времени имели порядок 10 км для слоя Ε и 40 — 50 км для слоя F. Заметная разница между ними может быть обусловлена либо высокой температурой области F, либо наличием в этой области легких газов, подобных
гелию, возможно, совместно с некоторой степенью диффузного разделения
газов.
В последние годы таким же способом удалось получить более точные
значения Я. Так, для слоя Ε во время летнего солнцестояния получено
Л0 = 96 км и / / = 1 1 , 1 км. Таким образом, высота максимума ионизации,
определяемая по формуле ftmax = h0 -\- 2Λ, составляет около 120 км. Зимой, для слившегося слоя F, Η имеет порядок 40 км, но летом, когда
область F расщепляется на два слоя, значение Я для верхнего (F2) слоя
достигает 70 км. Для сравнения важно отметить, что для стратосферы, в
предположении ее полного перемешивания и при температуре 220° К> величина Я составляет всего 6,4 км.
ПЛОТНОСТЬ И ТЕМПЕРАТУРА АТМОСФЕРЫ
289
Выводы, к которым можно притти на основе всего вышеизложенного^,
удобно сформулировать, пользуясь уравнением (1), которому для этой
цели можно придать вид:
—
tfln/2.
(5)
Следовательно, в атмосфере с постоянной Я между In n и h должна
иметь место линейная зависимость. Так как величина Я не может считаться постоянной, то зависимость между h и In n имеет вид кривой
рис. 8. Наклон этой кривой пропорционален значению Я на соответствующей высоте.
На высоте слоя Ε величина Я увеличивается до значения 11,4 км,
что соответствует температуре 385° К (в предположении, что средняя молекулярная масса не изменяется, т. е. что кислород не диссоциирован).
Что касается еще больших значений Я
в области слоя F, то они могут быть
обусловлены либо дальнейшим увеличением температуры, либо преобладанием
.Слой F(H=40-70Ш)
более легких газов.
Весьма примечателен сезонный ход
изменения величины Я в слое F2, который может быть объяснен сезонными изменениями температуры или предположением, что в летние месяцы в область
слоя входят ионизируемые составляющие
с малой молекулярной или атомной массой (например О, N или Н 2 О). В обоих
случаях предполагается, что структура
верхних слоев меняется от местной зимы
к местному лету.
in П:
3. Определение плотности воздуха,
на основании измерений частоты стол-
Рис. 8
кновений. Вводя известные предположения, представляется возможным, основываясь на измерениях поглощения радиоволн, вычислить среднюю частоту
столкновений ν электронов на высотах, расположенных в области максимума ионизации. В круглых числах определенные таким
путем частоты
4
столкновений составляют: для слоя
Ε (120 км) — 10 столкновений и для
3
слоч Ρ (от 250 до ЗООлг.и) — 10 столкновений. При нормальных
атмосферных давлениях и температуре
ν достигает значения 2-10 й при общем числе
19
молекул в 1 см? 2,56-10 . Пренебрегая разницей в температурах и помня,
что число столкновений пропорционально молекулярной плотности, мы
найдем для значения 1012 молекул/ел^ — в слое Ε и 1011 молекул/см3 —
в слое F.
Как следовало из вышесказанного, приведенные высоты достигают
значений:
а) Я = 6 , 4 км для высот до 100 км,
б) Я = 1 1 , 5 км на высоте 120 км,
в) Я = 4 0 — 50 и н а высоте больше 200 км,
увеличивающихся в летние месяцы на высотах порядка 250 км до значений Η =70 км.
Проведя с учетом этих данных кривую рис. 8, мы получаем молекулярные плотности, прекрасно согласующиеся с приведенными выше
цифрами.
Наблюдения за распространением звуковых волн показывают, что на
высоте около 50 км в стратосфере должна существовать область повышенных температур, достигающих 320° К, что соответствует Я = 9 , 3 км.
Для согласования кривой рис. 8 с этими данными мы должны ее изменить
так, как это показано пунктирной линией. Для того чтобы в области ионизированных слоев форма кривой осталась неизменной, необходимо предположить, что за областью повышенных температур располагается область пониженных температур. В соответствии с этим уместно напомнить,
290
ВЕРХНИЕ СЛОИ АТМОСФЕРЫ
что Гемфри (Humphreys), а также Мартин (Martyn) и Пуллей (Pulley) высказали предположение, что ниже области Ε располагается слой низких
температур (180° К). Совсем недавно Бадден (Budden), Рэтклиф (Ratcliffe)
и Уайкс (Wilkes), наблюдая за суточными колебаниями отражения длинных
радио*элн от слоя на высоте 70 км, пришли к заключению, что температура в этой области падает до 180°К (найденное этими авторами значение Η =6 км соответствует температуре 203°К).
ОБСУЖДЕНИЕ ДОКЛАДОВ
Ниже приводится краткое содержание отдельных выступлений.
Д о к т о р Д. Ф. М а р т и н находит, что противоречие между взглядами Чэпмэна, который считает, что атмосфера в области высот до нескольких сот километров состоит, главным образом, из азота и кислорода,
и экспериментальными работами Панета, обнаружившего диффузное разделение на высотах больше 30 км,
ю-Ч-Ч
может быть устранено путем предположения, что на больших высотах
вновь возникают силы, вызывающие
перемешивание атмосферы. Докладчик
гоо
считает, что существование подобных
сил подтверждается установленной на
австралийских ионосферных станциях
связью между электронной концентрацией слоя F% и метеорологически100
ми условиями на уровне земли.
Д-р Мартин вводит понятие о
„климате" верхних слоев атмосферы,
в установлении которого функции связующего звена возможно выполняет
озон.
о гоо 4k боо то А
Касаясь вопроса о распределении
Рис. 9.
температур в стратосфере, докладчик
1—число столкновений электронов (Мар- считает, что наиболее удовлетворительным образом измерения отдельных
тин и Пуллей); толщина слоя /*> (Фукс и
Эппльтон); 2 — число столкновений элекавторов могут быть согласованы путронов (Бэли и Мартин); 3—светящиеся
ночные облака (Гемфри); отражение длин- тем построения кривой, воспроизведенной на рис. 9. В пояснении к криных радиоволн (Рэтклиф); 4—колебания
атмосферы (Пекерис); 5—метеоры (Линвой указаны авторы, обосновываюдеман и Добсон); б —распространение
щие соответствующие температуры.
взрывных волн (Випл)
П р о ф . Л и н д е м а н полагает,
что обнаруженные проф. Панетом следы диффузного разделения газов представляют исключительный интерес.
Исходя из содержания в земной коре радиоактивных веществ, порождающих
в конечном счете гелий, оценивая геологический возраст земли
в 109 Л ет и сравнивая полученные таким путем цифры с действительным
содержанием гелия в нижних слоях атмосферы, докладчик считает, что за
указанный срок
каждый квадратный сантиметр поверхности земли потерял 5,5· 1С21 атомов гелия. Анализируя возможные причины подобной
утечки гелия, проф. Линдеман отвергает потерю гелия вследствие высокой
температуры верхних слоев атмосферы, которая, по его мнению, противоречит спектроскопическим измерениям интенсивности линий азота в спектре 'полярных сияний. Мнение проф. Чэпмэна, подтверждающего отсутствие гелия в верхних слоях атмосферы тем, что его спектр не наблюдается во время полярных сияний, докладчик считает несостоятельным,
так как развивающееся во время полярных сияний электрическое поле
может оказаться недостаточным для возбуждения линий гелия. Кроме
того, около 9 9 % энергии гелия падает на область ультрафиолетовых
лучей, которые, естественно, не будут обнаружены земными наблюдателями.
4'f&/
/у
ОБСУЖДЕНИЕ ДОКЛАДОВ
291
Если не считать спектроскопические наблюдения совершенно ошибочными, то во всех областях атмосферы содержание гелия с высотой должноувеличиваться. При этом необходимо иметь в виду, что нагревание под
действием солнечной радиации может перевесить адиабатическое охлаждение в тех случаях, когда энергия, поглощенная в 1 сек. массой в 1 г,
превосходит произведение gv, где g—ускорение
силы тяжести, ν —
конвекционная скорость. Следовательно, если скорость перемещения
относительно мала, то даже в отсутствии адиабатического температурного
градиента может возникнуть интенсивное конвекционное перемешивание,
что приведет к неустойчивости той области атмосферы, где температура
воздуха с высотой уменьшается. Если некоторый газ начинает подыматься
вверх, оставаясь более теплым, чем окружающий воздух, он будет продолжать свой подъем, пока не смешается с другими газами. Вследствие
этого трудно себе представить, что кислород и азот, находящиеся над
слоем Е, отстаиваясь, будут просачиваться вниз. Если это даже случится,
то неизбежно возникнут силы, подымающие упомянутые газы вверх
до полного перемешивания. Эти процессы не могут возникнуть в более низких слоях атмосферы, где ионизирующее излучение в большой
мере поглотилось, но в верхних слоях подобное перемешивание неизбежно.
Таким образом, в верхних слоях атмосферы вследствие конвекционного перемешивания относительное содержание кислорода, азота, гелия и
водяных паров в большом интервале высот не меняется. Процессы перемешивания прекращаются в области весьма низких давлений, где конвекционная скорость недостаточна для передвижения частиц воздуха. Ниже
рассматривается, в какой мере изложенные представления согласуются с
наблюдениями над ионизированными слоями.
Происхождение слоя D может быть приписано ионизации О 3 или,
возможно, О 2 малыми квантами излучения.
Слой Е, повидимому, целиком обусловлен ионизацией О 2 . По вычислениям докладчика электронная концентрация на высоте 80 км должна достигнуть 1,2· 105 электрон/сл<з. Соображения о продолжительности существования электронов в связи с наблюдающейся толщиной слоя заставляют
полагать, что кислород составляет лишь небольшую часть атмосферы в.
этой области; основными газами, повидимому, являются азот и гелий.
Слой Fx, по всей вероятности, обусловлен ионизацией атомного кислорода, который в большом количестве содержится над слоем Е. Так же
как и в случае слоя Е, удовлетворительное согласование с результатами
наблюдений (в отношении числа столкновений электронов с нейтральными молекулами) может быть достигнуто только в том случае, если
считать, что большая часть столкновений происходит с молекулами гелия или азота. Предположение, что слой Р\ обусловлен ионизацией N.,,
встречает затруднения в отношении объяснения большой длительности
существования электронов.
Докладчик считает, что ионизация слоя Р2, помимо ультрафиолетовых лучей солнца, возможно обусловлена действием попадающих в земную
атмосферу материальных частиц (метеоров, космической пыли и попадающих в сферу земного притяжения отдельных атомов, в частности
N 2 , O 2 и даже Na, присутствие которого в спектре свечения ночного
неба до сих пор было необъяснимой загадкой). Правда, подобные частицы,
попадая в земную атмосферу, могут вызвать ионизацию только в том
случае, если они сталкиваются с частицами, масса которых соизмерима с
их собственной, вызывая в противном случае лишь ускорение движения
молекул. Выше было указано, что вследствие конвекционных токов кислород и азот достигают больших высот, в результате чего подобные столкновения очень часто будут иметь следствием ионизацию. С другой стороны, увеличение скорости движения молекул приведет к местному увеличению температуры (несущественному с точки зрения общей температуры верхних слоев), которое повлечет за собой потерю атмосферой
легких газов, в частности гелия. Это целикам объясняет утечку гелия за
геологический период, о которой говорилось выше.
292
ВЕРХНИЕ слои АТМОСФЕРЫ
Приписывая такой характер ионизации слою Fv представляется возможным объяснить (или найти пути к разумному объяснению) такие явления,
как зимняя аномалия, суточные максимумы ионизации в утренние и вечерние часы, годовой ход ионизации и т. д. Делаются понятными зависимость ионизации слоя F% от 11-летнего периода солнечной активности и
•связь между ионизацией слоя F2 и интенсивностью зеленой линии кислорода в спектре ночного свечения, существование линий Na, явление последействия во время магнитных возмущений и т. д. При подобном
механизме ионизации слоя F2 его электронная концентрация не должна
следовать высоте солнца и сильно изменяться с широтой, что вполне
.подтверждается экспериментальными наблюдениями.
М. П. Долуханов, Ленинград
1940
УСПЕХИ ФИЗИЧЕСКИХ НАУК
Т. XXIV,
вып. 2
НОВЕЙШИЕ УСОВЕРШЕНСТВОВАНИЯ ИКОНОСКОПОВ
Н. С. Хлебников, Москва
Г. И К О Н О С К О П Ы
О Б Ы Ч Н О Г О
ТИПА
1. Под иконоскопами обычного типа мы подразумеваем такие устройства, принцип действия которых не отличается от первоначального прибора,
в свое время описанного на страницах этого журнала1. За последние
годы качество приборов этого типа было значительно улучшено, главным
образом, в результате систематической работы по усовершенствованию —
конструктивному, технологическому и
эксплоатационному,—непрерывно проводимой в лабораториях RCA, руководимых Зворыкиным. Эти усовершенствования коснулись многих частей прибора2.
Δ'.
|
I1
а
А;
—ι"
_4?
/ι
1|
1
111
I I 1
1I
1
'
(
t
1
f
—ι
I
1
a
b
Рис.
1
b
Рис. 2
2. Значительным изменениям подверглась конструкция электронной
пушки. На рис. 1 изображена новая (а) и старая (Ь) конструкции. Легко
заметить, что новая пушка имеет один лишний электрод А%, наличие которого позволяет изменить фокусировку пучка, не меняя си-лы тока в нем,
как это было раньше.
3. Изменилась, также форма колбы и способ крепления мозаики.
На рис. 2 показаны в двух проекциях схемы старого (а) и нового (Ь)
иконоскопов. Новый имеет не сферическую, как раньше, но цилиндрическую колбу с приваренным под углом в 30° к оси горлом для электронной пушки. Эта форма колбы дает возможность иметь больший размер
окна для проектирования оптического изображения на мозаику. Дно колбы,
к которому обращена фоточувствительная поверхность мозаики, представляет собой слегка выпуклую стеклянную поверхность (сегмент
сферы большого радиуса), вырезанную из безукоризненного в смысле
однородности и подвергнутого специальной шлифовке и полировке стекла,
9
Успехи физических наук, т. XXIV, пып. 2
294
Н.
С. ХЛЕБНИКОВ
которая .приваривается к цилиндрической части колбы. Аналогичным
образом заделывается и другой конец колбы (шлифовка и полировка
здесь не нужны). Такой способ изготовления колб стал возможным в
результате усовершенствования техники стеклодувных работ. Мозаика в
иконоскопе новой формы крепится путем приварки держателей к стенкам
колбы, что дает гораздо большую жесткость крепления, чем обычный
способ монтажа на ножке.
4. Особый интерес представляет усовершенствование мозаики, выразившееся, с одной стороны, в повышении ее чувствительности и, с другой,—
в улучшении спектральной характеристики. Мы
полагаем, что эти усовершенствования были
введены на основании результатов одной работы советских авторов, так как, судя по литературным источникам, соответствующие дан3
ные были опубликованы только в нашей печати .
Этот метод представляет собой модификацию
метода Асао и Сузуки и также заключается
в нанесении (испарением) серебра на готовый
фотокатод, но отличается режимом температурной обработки и дозировкой дополнительного серебра. При надлежащем его проведении
обычный кислородно-цезиевый катод может получить чувствительность до 90 μΑ/lm, при расположении длинноволнового максимума около
6 000 А. Это означает не только повышение общей чувствительности, но
и
значительное увеличение квантово4000
8000
го выхода в максимуме. Расположеλ
ние максимума у 6 000 А сильно поРис. 3
нижает относительную чувствительность в близкой инфракрасной области, что весьма важно для правильной цветопередачи.
Применительно к мозаикам нанесение дополнительного серебра дало
увеличение чувствительности с 3 — 6 μΑ/lm до 9 — 15 μΑ/lm. Изменение
спектральной чувствительности может быть грубо охарактеризовано
следующей табличкой:
Относительная чувствительность мозаики
дополнительного серебра ν .
То же после нанесения серебра' .
без
Крас- Желтый
яый
200
120
140
85
Зеле- Голуный
бой
80
70
60
100
На рис. 3 приведены спектральные характеристики обычного кислородно-серебряно-чезиевого катода
и катода, подвергнутого обработке
серебром. Эти кривые дают те пределы, в которых можно варьировать
этим способом положение селективного максимума.
5. Интересным усовершенствованием в режиме работы иконоскопа
является использование подсвечивания стенок колбы прибора. Преимущество этого способа, открытого эмпирическим путем, заключается в
том, что стенки баллона обладают некоторой фоточувствительностью и
даваемая ими фотоэмиссия улучшает распределение поля, отсасывающего
электроны от мозаики. Увеличение выходного сигнала, за счет подсвечивания может составлять от 100 до 1200/0.
II.
И К О Н О С К О П Ы
С П Е Р Е Н О С О М
И З О Б Р А Ж Е Н И Я
1. Одной из важнейших задач в усовершенствовании иконоскопа
является повышение выходного сигнала при неизменной величине освещенности светочувствительной поверхности, т. е повышение его чувствительности. Всякое такое улучшение позволяет снизить уровень освещенности
при студийной передаче, что означает сокращение расходов на освеще-
НОВЕЙШИЕ УСОВЕРШЕНСТВОВАНИЯ ИКОНОСКОПОВ
295
ние и облегчение условий работы в студии (температура воздуха), а также
расширяет возможности применения прибора для передач при естественном освещении. Наряду с увеличением чувствительности мозаики здесь
возможны и другие способы, одним из которых является перенос электронного изображения, полученного на неразделенном фотокатоде под действием оптического изображения,4на мозаику, выполняющую здесь функции,
эмиттера вторичных электронов . Этот метод, предложенный независиморядом авторов еще в 1934 г., дает преимущества, во-первых, в отношении лучшего использования чувствительности фотокатода, и, во-вторых,
вследствие увеличения сигнала за счет усиления путем вторичной эмиссии при σ > 1.
2. На рис. 4 изображена схема иконоскопа с переносом изображения.
Фотокатод5 К, имеющий вогнутую поверхность (необходимо для устранения
искажений ), представляет собой полупрозрачный слой серебра, обработанный, как обычно, кислородом и цеколлектор
зием и подвергнутый затем для улучшения чувствительности дополнительной обработке серебром. Интегральная чувствительность такого катода
может составлять до 20—50 jiA/lm
при обратном освещении1. Электрон- Объектиб
ная линза L может быть осуществлена
как в электростатическом5, так и в
W77/7, пушка у
магнитном· варианте.
3. Что касается мозаики М, то
здесь был испытан ряд материалов.
Рис. 4
Первым из них являлась обычная
серебряная мозаика, обработанная кислородом и цезием. Значительно·
лучшие результаты были получены при обработке разрядом в кислородеи затем парами цезия чистой поверхности слюды. Однако, обладающими,
наилучшими качествами оказались мозаики, состоявшие из мельчайших,
частиц диэлектрика, нанесенных непосредственно на металлическую поверхность сигнальной пластины
(тонкие слои диэлектриков дают весьмавысокую вторичную эмиссию8).
4." Электронная пушка, применяемая в иконоскопах этого типа, не
отличается от обычных. Разрешающая способность также имеет обычную
величину. В настоящее время работа ведется в направлении дальнейшего
повышения чувствительности путем переноса усиленного первой мозаикой
электронного изображения на вторую и т. д., а также по использованию
электронных умножителей для усиления тока вторичной эмиссии с мозаики.
i
III.
РАЗВЕРТЫВАНИЕ
ИЗОБРАЖЕНИЯ С ПОМОЩЬЮ
МЕДЛЕННЫХ ЭЛЕКТРОННЫХ
ПУЧКОВ
1. Под разверткой медленным электронным пучком (в отличие o r
обычной развертки быстрыми электронами) подразумевается система, вкоторой светочувствительная мозаика обследуется электронным пучком,
скорость которого достаточно мала для того, чтобы коэфициент вторичной эмиссии мозаики был меньше единицы. Таким образом, при развертке
медленным пучком имеет место только снятие накопленного под действием
света на мозаике положительного заряда, а не сообщение ей положительного потенциала, как это имеет место в обычных системах.
2. Указанная основная особенность (работа при о < 1) позволяет рассчитывать на получение ряда существенных преимуществ, а именно:
a) устранение „темного пятна", которое обязано своим происхождением перераспределению по поверхности мозаики выбиваемых пучком,
вторичных электронов;
b) полное использование фоточувствительности мозаики (вместо,
примерно, 10°/0-ного при развертке быстрым пучком). Это обстоятельствообусловлено тем, что потенциал элемента мозаики после прохождения
его пучком приобретает потенциал катода пушки (несколько десятков9*
296
Н. С. ХЛЕБНИКОВ.
вольт), так что между ним и коллектором существует сильное поле,
отсасывающее все испущенные электроны (в случае быстрого пучка,
благодаря вторичной эмиссии, элемент заряжается до некоторого положительного потенциала) до тех самых пор, пока потенциалы элемента и
коллектора не сравняются. Из этого вытекает
третье преимущество:
|/Г
с) возможность получения больших максимальных сигналов (теоретически вплоть до разности потенциалов между катодом электронной
пушки и коллектором).
3. Однако, реализировать эти весьма существенные и вполне очевидные преимущества представляется в достаточной мере затруднительным
прежде всего по причине трудности осуществления фокусировки электронного пучка при малых
скоростях, которая необходима для получения
__
нужной четкости. Поэтопредмет Щ применение обычных
электронных пушек здесь
не является возможным,
и работа идет, главным
образом, по линии создания фотоэлектронной сиРис. 5
стемы
развертывания.
Один из вариантов этого метода, иллюстрируется рис. 5. В этой системе мозаика Μ расположена под углом в 90° к плоскому фотокатоду Р, причем оба электрода
помещены в магнитное поле, так что электроны, освобождаемые из Ρ
под действием положительно заряженного электрода (на рисунке не изображен) и магнитного поля, попадают на мозаику. Электроны из Ρ вырываются изображением пятна на экране кинескопа К, которое движется по
экрану под действием обычных скрещенных полей.
При работе с медленными пучками необходимо компенсировать земное
магнитное поле.
ЛИТЕРАТУРА
1
1. В. К. З в о р ы к и н , Успехи физич. наук, 14, 778, 1934.
2. R. B J ' J a n e s a n d W. Η. Η i с к о k, Proc. IRE, 27, 535, 1939.
3. H. С. З а й ц е в и Н. С. Х л е б н и к о в , Журнал технич. физики, 8, 1023,
1938.
4. Н. J a n e s , Q. A. M o r t o n and V. К. Ζ ν о г у k i n, Proc. IRE, 27, 541,
1939.
5. В. К. З в о р ы к и н , Успехи физич. наук, 16, 814, 1936.
6. А. М. Г у ρ е в и ч и И. Г. К е с а е в, Техника связи, 1938.
7. Н. С. X л е б н и к о в и Н. С. 3 а й ц е в, Успехи физич. наук, 19, 278,
1938; Журнал технич. физики, 9, 44, 1939.
8. А. С. К о р ш у н о в а и Н. С. Х л е б н и к о в , Журнал технич. физики,
9, 860, 1939.
9. A. R о s e and Η. J a n e s, 27, 547, 1939.
1940
УСПЕХИ
ФИЗИЧЕСКИХ НАУК
Т. XXIV, вып. 2
ИЗ ТЕКУЩЕЙ ЛИТЕРАТУРЫ
УНИВЕРСАЛЬНЫЙ ЭЛЕКТРОННЫЙ МИКРОСКОП ДЛЯ СВЕТЛОПОЛЬНЫХ, ТЕМНОПОЛЬНЫХ И СТЕРЕОИЗОБРАЖЕНИЙ!
За последние два года в литературе появились описания электронных
сверхмикроскопов как с магнитной2, так и с электростатической3 фокусировкой.
Описываемый в статье М. Арденне универсальный электронный микроскоп (рис. 1) позволяет по желанию пользоваться либо магнитными, лцбо
электростатическими линзами (главным образом объективами). Далее, этот
микроскоп позволяет осуществлять быстрый переход от светлопольных
изображений к темнопольным, а также дает возможность получать стереоскопические изображения наблюдаемого объекта.
Универсальность прибора обеспечивается тем, что почти все его главные составные части могут по отдельности выниматься и заменяться без
демонтажа всего микроскопа в целом. Так, например, полюсные \5ашмаки
магнитной линзы могут быть заменены электродами электростатической
линзы. Точно так же можно по желанию устанавливать на пути электронных лучей объективы или проекционные линзы с различными данными
и различными вспомогательными механизмами.
Все диафрагмы могут центрироваться и заменяться под вакуумом.
Возможность центрировки· диафрагм обеспечивает особенно большую четкость изображения за счет уменьшения астигматизма и других аберраций.
Возможность замены диафрагм под вакуумом допускает быстрый переход
от светлопольного изображения к темнопольному.
Специальное приспособление позволяет устанавливать условия, соответствующие наилучшей четкости, и поддерживать их4 в течение нескольких
часов, либо воспроизводить с точностью до 10~ , что особенно важно
при фотографировании с большим временем экспозиции. Жесткая связь
между объектным патроном и полюсными башмаками объектива делает
прибор нечувствительным к сотрясениям. Для устранения воздействия
внешних магнитных полей на ход электронных лучей прибор экранирован
пермаллоем. Источником электронных лучей служит система, состоящая из
вольфрамовой проволоки (катода), расположенной внутри цилиндрического
управляющего электрода (цилиндр Венельта), которому сообщается небольшой отрицательный потенциал, и коаксиального анода с просверленным в центре его отверстием, поддерживаемого при потенциале ускоряющего напряжения. При 100—200 V отрицательного напряжения на управляющем электроде и ускоряющем напряжении от 60 до 70 kV эта система
дает слабо
расходящийся электронный пучок с общим лучевым током
2—5· Ю- 4 А. Расстояние между сечением пучка, отображаемым конденсорной оптикой, и центром конденсорной линзы примерно в два раза больше
расстояния конденсор — объект, так что конденсорная оптика уменьшает
сечение пучка в два раза. Облучаемая поверхность объекта составляет при
этом лишь часть поля зрения, благодаря чему снижается общая тепловая
нагрузка объекта и его держателя, что делает возможным исследование
объектов, чувствительных к температуре.
Объект располагается в специальном патроне, который может перемещаться в плоскости, перпендикулярной оптической оси. Фокусное рассто-
298
ИЗ ТЕКУЩЕЙ ЛИТЕРАТУРЫ
Рис. 1.
1Г
-12
,13
г-Н
Разрез универсального электронного микроскопа. / — источник электронов; 2— магнитная защита (пермаллой); 3—приспособление
для юстировки катодной системы; 4—центрирующая диафрагма; 5 — приспособление
длн юстировки конденсорной катушки; 6 —
вставка с диафрагмами для светлопольного
и темнопольного освещения; 7—вставка с
полюсными башмаками, держателем объекта
и сменной диафрагмой; 8—вакуумные краны
для отключения пространства объекта от
главного вакуума; 9—магнитная защита (пермаллой); 10—приспособление для перемещения объекта _[_ оптической оси; 11 — приспособление для юстировки объектива; 12 — окошко для наблюдения промежуточного изображения; 13—вспомогательный световой микроскоп с монокристаллическим экраном для
наблюдения промежуточного изображения;
14—вставка с полюсными башмаками и сменной диафрагмой; 15—вспомогательный световой микроскоп с монокристаллическим экраном для наблюдения проекционного изображения; 16—водяное охлаждение; 17—корпус
катушки; 18—магнитная защита (пермаллой);
19— соединение с насосом; 20—окошко для
наблюдения конечного изображения; 21—
приспособление для отключения фотокамеры
от главного вакуума, впуска воздуха и перемещения кассеты; 22—затвор с флуоресцирующим экраном
ИЗ ТЕКУЩЕЙ ЛИТЕРАТУРЫ
299
Рис. 2. Светлопольное изображение Рис. 3. Темнополыюе изображение
мельчайших кристаллов окиси цинка, тонкой нити β-полиоксиметилена.
Увеличение 50 000:1
Увеличение 50 000:1
Рис. 4. Стереоскопическое изображение окиси магния. Увеличение 25 000:1. Угол наклона плоскости объекта 4°
300
ИЗ ТЕКУЩЕЙ ЛИТЕРАТУРЫ
яние объектива составляет 2,5 мм в случае использования электростатической линзы (при напряжении 60 kV) и 1,6—0,9 мм в случае магнитной
линзы. Благодаря наличию кранов, отключающих пространство объекта и
объектива от главного вакуума, процесс замены объекта или объектива
занимает всего 2—3 мин.
Перед проекционной линзой располагается флуоресцирующий экран
с небольшим отверстием, на который проектируется промежуточное изображение, даваемое объективом. Фокусное расстояние проекционной линзы
может быть доведено до 1 мм. Расстояние от линзы до изображения как
для объектива, так и для проекционной линзы равно 650 мм, 6 так что
максимальное увеличение, даваемое микроскопом, составляет 5·10 .
Конечное изображение проектируется на расположенную в нижней
части прибора фотокамеру, затвор которой покрыт флуоресцирующим
QOCTaBOM, что дает возможность производить как фотографирование, так
и визуальное наблюдение исследуемого объекта. Благодаря наличию герметического шлюза, смена кассет осуществляется без доступа воздуха
в остальные части прибора.
Для контроля четкости изображения при юстировке и фотографировании прибор снабжен двумя вспомогательными световыми микроскопами
с монокристаллическими флуоресцирующими экранами, располагаемыми
на пути электронных лучей: первый в плоскости промежуточного изображения, второй за проекционной линзой на расстоянии, составляющем 1О°/о
от расстояния между проекционной линзой и конечным изображением.
Для получения стереоскопических изображений плоскость объекта
посредством механических приспособлений может наклоняться в пределах
угла 10—15°. Наклоняя плоскость объекта в ту и другую сторону, можно
последовательно получить две фотографии одного и того же участка исследуемого объекта, отличающиеся лишь направлением проходящих сквозь
объект электронных лучей. Эти фотографии могут далее рассматриваться
с помощью обычного стереоскопа. Получение стереоскопических изображений представляет в этом случае особый интерес, так как применяемые
в электронном микроскопе апертуры на 2—3 порядка меньше, чем в световом микроскопе, благодаря чему глубина фокуса оказывается -в соответствующее число раз больше. Область наилучшей четкости в направлении
оси электронного микроскопа имеет порядок величины диаметра поля
зрения, что весьма повышает качество стереоскопических изображений.
В ряде случаев только стереоскопическое, изображение дает представление
о действительном строении исследуемого объекта.
Разрешающую способность описываемого универсального электронного
микроскопа, в случае использования магнитной оптики, при светлопольном
изображении можно с уверенностью считать равной 30 А. Однако, на
приводимых в статье фотографиях вполне различимы частицы с диаметром
даже порядка 10 А. При темнопольном изображении практически .достижимая разрешающая способность составляет по меньшей мере 50 А.
Сравнения магнитных и электростатических объективов показали, что
первые обладают большей разрешающей способностью, чем вторые.
Примером получаемых светлопольных, темнопольных и стереоскопических изображений могут служить фотографии, приведенные на рис. 2, 3 и 4.
ЛИТЕРАТУРА
Д. Зернов, Москва
1. М. A r d e n n e , Ζ. Physik, 115, 339, 1940.
2. В. B o r r i e s u. E. R u s k a, Z. techn. Physik, 19, 402, 1938.
3. Η. Μ a h 1, Ζ. techn. Physik, 20, 316, 1939.
1940
УСПЕХИ
ФИЗИЧЕСКИХ НАУК
Т. XXIV, вып. 2
ПАМЯТИ Н. К. ЩОДРО
Некролог1)
12 марта 1940 г. после продолжительной и тяжелой болезни скончался1
член-корреспондент Академии Наук СССР Николай Ксаверьевич Щодро.
Н. К. Щодро родился 6 мая 1883 г. в г. Ташкенте в семье агронома.
Среднее образование Н. К. получил в г. Смоленске в гимназии, которую
окончил в 1903 г. В том же году он поступил на физико-математический
факультет Московского университета, который окончил в 1908 г. с дипломом 1-й степени. После окончания университета Н. К. Щодро был оставлен при кафедре физики у проф. П. Н. Лебедева.
Первую научную работу по физике Н. К. сделал в лаборатории П. Н. Лебедева'еще до окончания университета. Петр Николаевич Лебедев высоко
оценил Н. К. Щодро, разглядев в нем выдающегося экспериментатора.
Исследование Н. К. Щодро, связанное с общим направлением работ лаборатории П. Н. Лебедева, посвящено получению волн Герца с помощью
дуги незатухающих колебаний Дудделя. Работа эта, опубликованная в журнале Русского физико-химического общества и в Annalen der Physik в
1908 г., является первым исследованием, в котором были получены электромагнитные волны по методу незатухающих колебаний. Эта работа цитирована в Британской энциклопедии Дж. Дж. Томсоном, который далэтой работе Н. К. Щодро высокую оценку.
По окончании первой работы у П. Н. Лебедева Н. К. Щодро, уйдя·
одновременно с ним и со всей передовой частью профессуры из Московского университета, разгромленного министром Кассо, поступил ассистентом по физике в Университет им. Шанявского. Одновременно он стал
ближайшим помощником П. П. Лазарева, с которым работал позднее
в разных институтах и лабораториях до последнего времени. Так, с 1912 г.
по 1924 г. Н. К. Щодро состоял ассистентом при кафедре физики Московского высшего технического училища. С 1916 г. по 1918 г. он был
секретарем и, совместно с акад. П. П. Лазаревым, одним из организаторов
Физического общества Московского научного института; с 1918 г. по
1923 г. — заведывал оптическим отделом Физической лаборатории Высшей
школы военной маскировки. С 1920 г. по 1932 г. он работал в институте
физики и биофизики Наркомздрава, где с 1926 г. по 1932 г. был заместителем директора.
К этому периоду времени относятся исследования Н. К. Щодро фотохимических реакций в красках, идейно связанные с работами П. П. Лазарева. По этому вопросу Н. К. опубликовано семь статей в Известиях
Академии Наук (1919 г.), в Известиях физического института (1920 г.) и,
в Journ. de Chim. Physique (1929 г.). Первые работы Η. К. по данному
вопросу были посвящены изучению изменения проводимости окрашенной
среды при выцветании под действием света. Для окрашенных коллодийных пленок было установлено, что увеличение проводимости при выцветании пропорционально количеству лучистой энергии, поглощенной пленкой. Таким образом, было подтверждено наличие ионизации пленки, полух
) Материалы для составления этой статьи были любезно предоставлены нам О. П. Щодро — вдовой покойного Н. К. Щодро.
302
М. П. ВОЛАРОВИЧ И Б . В. ДЕРЯГИН
чающееся за счет диссоциации фототропных молекул краски под влиянием
•света. В дальнейших работах по фотохимическим реакциям в бензольных
растворах красок Н. К. был обнаружен весьма интересный факт, а именно наличие отрицательного температурного коэфициента реакции у ряда
красок; было показано также отсутствие темновой реакции при этих процессах.
К числу фотохимических исследований Н. К. относится его позднейшая (1930—1931 гг.) неопубликованная работа, посвященная изучению
перехода SO 2 в SO 3 под влиянием ультрафиолетовых лучей. Работа эта,
поставленная по заданию Комитета химизации при СНК, представляет
большой практический интерес в связи с проблемой получения серной
-кислоты из отходящих газов. В процессе исследования была устлновлена
оптимальная для реакции длина волны ультрафиолетовой области спектра
и найдены выходы реакции. При выполнении работ по фотохимии Н. К. Щодро сконструировал ряд оптических приборов оригинальной конструкции,
спектрографов, фотометров и т. д.
Далее следует серия геофизических работ Н. К. Щодро, из которых
выли опубликованы только две, а именно, исследование магнитных свойств
руды из Курской магиитной аномалии (Журнал прикладной физики,
1926 и Gerlands Beutrage z. Geophysik, 1927) и измерение диэлектрических постоянных горных пород (совместно с Η. Μ. Масловым, Известия
Академии Наук СССР, 1935). Изучение физических свойств (магнитных,
электрических) горных пород в связи с геофизическими методами разведки
полезных ископаемых Н. К. начал ^ со времени работы в качестве заведующего Магнитной лабораторией Комиссии по исследованию Курской
магнитной аномалии (1920—1926 гг.) и далее продолжал в Нефтяном
геолого-разведочном институте и Тресте геофизических методов разведки
.(1932—1937 гг.).
В первой работе Н. К. с обычной для него тщательностью разработал
.два метода измерения магнитных свойств руды (магнитный железняк с
•кварцитом): магнитометрический метод с применением двойной тангенсбуссоли по Гельмгояьцу и баллистический метод для полей до 1 000 эрстед.
Точность установок при этом была весьма высока. Были получены также
кривые гистерезиса для ряда образцов руды и найдены коэфициенты
магнитной проницаемости.
Продолжением этих работ является выполненное Н. К. Щодро совместно с А. П. Эртель исследование магнитных свойств руд и горных пород
средней магнитности при слабых полях, порядка магнитного поля земли.
Баллистический метод для этой цели был еще уточнен и усовершенствован. Было изучено значительное число образцов различных горных пород,
а именно: гранит, гранодиорит, диорит, диабаз, пегматит.
Для определения диэлектрических констант горных пород Н. К. Щодро при участии Η. Μ. Маслова была построена установка большой точности, основанная на методе биений. Из числа многочисленных измерений
опубликованы лишь немногие результаты для ряда мраморов, сланцев,
гипса, лабрадорита, гранита; при этом изучено влияние влажности на диэлектрическую постоянную горных пород, что имеет весьма существенное
значение для электрических методов, разведки полезных ископаемых.
Далее Н. К. Щодро для целей геофизических исследований был построен ряд сейсмографов оригинальной конструкции для регистрации как
горизонтальных, так и вертикальных сейсмических волн. Главную часть
этих сейсмографов составляет металлический цилиндрик, подвешенный
эксцентрично на нити в вертикальном или горизонтальном положении.
Сейсмографы снабжены магнитным затуханием.
Будучи физиком-экспериментатором, Н. К. Щодро живо интересовался
также и" проблемами теоретической физики. Так, в 1927 г. он опубликовал работу по теории капиллярных явлений. Занимаясь экспериментальным изучением диэлектрических констант, Н. К. Щодро был увлечен
теорией Дебая и перевел на русский язык его монографию .Полярные
молекулы". Среди других литературных работ Н. К. Щодро следует упомянуть также книгу, выпущенную ОНТИ в 1936 г. — Н. Щодро, Г. Гаальк
НИКОЛАЙ КСАВЕРЬЕВИЧ ЩОДРО
304
М. П. ВОЛАРОКИЧ И Б. В. ДЕРЯГИН
и Гуммель, .Магнитные методы прикладной геофизики", — которая представляет собой полную переработку книги немецких авторов; вторая часть
книги „Земной магнетизм" написана Н. К. Щодро почти целиком заново.
Последние годы своей жизни (с 1933 г.) Н. К. Щодро работал заведующим отделом в Лаборатории биофизики ВИЭМ (с 1938 г.-—Академии
наук СССР). Это время Н. К.· Щодро посвятил исследованию диэлектри• ческих постоянных растворов электролитов, а также коллоидов (биокол. лоидов) на низкой и высокой частоте. При выполнении этих исследований
Н. К. разработал ряд методов измерения диэлектрических постоянных
растворов как малой, так и большой проводимости; к сожалению, эти работы так и не были опубликованы. Среди них следует отметить: метод
измерения диэлектрической постоянной, основанный на колебании металлического эллипсоида вращения (вытянутого и сплющенного) в электрическом поле; метод определения абсолютного значения емкости малых конденсаторов непосредственно переменным током; теория колебаний электрического резонатора, содержащего кроме самоиндукции два последовательно соединенных конденсатора и т. д.
Н. К. Щодро был большим мастером тонкого физического эксперимента и чрезвычайно остроумным конструктором. Несмотря на эти превосходные качества ученого-экспериментатора и на то, что Н. К. всегда работал
очень много, он опубликовал сравнительно небольшое число работ. Это
объясняется особенностями его характера, в частности, весьма большой
требовательностью к самому себе и к своим работам.
Н. К. Щодро не имел большого количества учеников, но научные
сотрудники, работавшие вместе с ним в различных лабораториях, очень
часто обращались к нему за советами при выполнении своих научных
работ и всегда получали от Н. К. исчерпывающий ответ на заданный
вопрос и ценный совет, который помогал им преодолевать экспериментальные трудности, встречающиеся на пути научных исследований. Все, работавшие совместно с Н. К. Щодро в указанных выше институтах и лабораториях, знали его как человека исключительной доброты, исключительно
деликатного, отзывчивого и внимательного к своим товарищам, цоторым
он всегда был готов притти на помощь в трудную минуту как в научной
работе в лаборатории, так и в жизни.
М. П. Волароеич и Б. В. Дерягин, Москва
1940
УСПЕХИ
АННОТИРОВАННЫЙ
ФИЗИЧЕСКИХ
НАУК
Т. XXIV, вып. 2
СПИСОК НЕПЕРИОДИЧЕСКОЙ
ПО ФИЗИЧЕСКИМ НАУКАМ,
ЛИТЕРАТУРЫ
ВЫШЕДШЕЙ С 21 АПРЕЛЯ ПО 30 ИЮНЯ 1940 г.
а) Книги и брошюры
1.Блохинцев Д. И. и ДрабкинаС. И . , Т е о р и я о т н о с и т е л ь н о с т и
•А. Э й н ш т е й н а , 106 стр., 37 рис., ОГИЗ, Гос. изд-во технико-теоретической литературы, М.—Л., 1940, ц. 2 р. 20 к., тираж 10 000.
Популярное изложение основ теории относительности. Содержание: Введение (3 — 7), Движение (7—12), Абсолютное пространство
и время (12 — 23), Свет (23 — 29), Эфир (29 — 32), „Эфирный ветер"
(32 — 41), Принцип относительности и принцип постоянства скорости
света (41 — 46), Определение времени (46 — 55), Относительность
времени и пространства (55 — 59), Четырехмерный мир (59 — 61),
Относительное и.абсолютное в теории Эйнштейна (62 — 67), Механика
теории относительности (67—75), Атомный мир и теория относительности (75—85), Превращения элементов (85 — 91), Закон сохранения
энергии и массы (92—103), Заключение, (103—105).
2. Гая Ф. В., Д и с п е р с и о н н ы й а н а л и з , Перевод с немецкого
с дополнениями, под редакцией А. Г. П а с ы н е к о г о , 500 стр., 188 рис.,
Гос. научно-техническое изд-во химической литературы, М. — Л., 1940,
ц. 20 руб., переплет -2 руб., тираж 2 000.
Книга представляет собой справочное руководство по вопросам
определения размеров частиц в коллоидных системах и является
первой полной сводкой огромного материала, рассеянного по ряду
научных и научно-технических журналов. Содержание (по главам):
Введение (11—44), I — Оптические методы дисперсионного анализа
(45—• 150), II — Дисперсионный анализ путем фильтрования (151—208),
III—Диффузионные методы дисперсионного анализа (209 — 268), IV —
Приложения закона Стокса к дисперсионному анализу (269 — 372),
V — Дисперсионный анализ по измерению поверхности мицелл
(373 — 436), VI — Некоторые специальные методы дисперсионного
анализа (437 — 482). Перевод содержит ряд дополнений, доводящих
изложение литературы до 1937—1938 гг.
3. Гуревич Л. Э., Э л е к т р о д и н а м и к а , часть первая, Μ и к ρ οс к о π и ч е с к а я э л е к т р о д и н а м и к а , 258 стр., 22 рис., Изд. Ленинградского государственного университета, Л., 1940, ц. 10 руб., переплет
1 руб., тираж 700.
Книга представляет собой первую часть курса электродинамики,
читаемого в Ленинградском государственном университете. Вторая
часть этого курса посвящается макроскопической электродинамике.
• Необычное расположение материала обусловлено той целью, которую
преследует этот курс: ввести студентов в круг проблем и методов
современной теоретической физики и, не ограничиваясь сообщением
им фактического материала, способствовать выработке у них физического мировоззрения. Содержание (по главам): V—Общие свойства
частиц и поля (4 — 33), II — Основные уравнения электромагнитного
поля (33 — 51), III — Поле покоящихся и равномерно движущихся
зарядов (51—70), IV —Законы сохранения (70 — 96), V —Общее
306
АННОТИРОВАННЫЙ СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
решение уравнений поля (96 — 140), VI — Вторичные эффекты взаимодействия поля с частицами (140— 190), VII — Вариационный принцип
(190 — 207), VIII — Движение частиц в заданном электромагнитном
поле (207 — 238), IX — Решение задач электродинамики посредством
разложения поля на плоские волны (238 — 251).
4. Дальтон Джон, С б о р н и к и з б р а н н ы х р а б о т п о а т о м и с т и к е 1802—1810, Перевод с английского А. Л. Л и б е ρ м а н а, Редакция и примечания Б. М. К е д р о в а , 244 стр., 9 таблиц, 1 портрет, Гос.
научно-техническое изд-во химической литературы, Л., 1940, ц. 12 руб.,.
переплет 1 р. 75 к., тираж 1 500.
Содержание (по отделам): I — Общие взгляды на тепло (12 — 42),.
II — Физическая атомистика. Строение газов (42 — 72), III — Физическая атомистика. Строение газцв (72 — 90), IV — Химическая атомистика. Общие положения (90—116), V — Химическая атомистика.
Систематическая часть (116—140), VI — Исторический очерк развития
атомистики (141—150). Приложение: Б. М. К е д р о в . Джон Дальтон— отец современной химии (151—240).
5. Ершов В., О п ы т Ф у к о , 40 стр. с фигурами, Воронежское
областное книгоизд-во, 1940, ц. 75 коп., тираж 5 000.
Популярная брошюра,'в которой разъясняется смысл опыта Фуко,,
демонстрируемого в Воронежском областном антирелигиозном музее.
6. Кащенко А. Г., проф., К у р с м е т а л л о в е д е н и я , 436 стр.,
399 рис., 69 диаграмм, 1 вклейка, Гос. научно-техническое изд-во по черной
и цветной металлургии, Л.—М., 1940, ц. 16 р. 50 к., переплет 2 руб.,,
тираж 15 000.
Книга представляет собой переработанное издание „Курса общей
металлографии', выпущенного ранее в трех томах. Содержание (по>
частям и главам): 1 — О б щ и е с в е д е н и я о м е т а л л а х и
с п л а в а х (5—170): Введение (5—17), I — Простые (чистые) металлы
(17—56), if — Основные сведения о сплавах (56—91), III—Различные
типы диаграмм состояний двойных систем (91—134), IV — Обработка
сплавов (134—146), V —Тройные системы (146—170). 2 — Г л а в н е й ш и е т е х н и ч е с к и е м е т а л л ы и с п л а в ы (171—410):
VI — Структура и свойства сталей, медленно охлажденных (180—201),
VII — Чугуны (201—229), VIII — Влияние различных факторов на
свойства технических сталей (229—254), IX — Механическая обработка стали (254—268), X—Термическая обработка стали (268—310),.
XI—Влияние различных элементов на сталь. Специальные стали
(легированные) (310—341), XII — Нежелезные сплавы (341—410).
7. Котов Б. И., проф., К у р с л е к ц и й п о ф и з и к е , 328 стр.
164 черт. (Военная академия механизации и моторизации РККА им. Сталина)Издание академии, М., 1940, ц. 10 р. 80 к. (в переплете), тираж 2 000.
8. Кузнецов Д. С , Г и д р о д и н а м и к а , Под редакцией проф.
В. В. Г о л у б е в а, 248 стр., 56 рис., Гидрометеорологическое изд-во,
М., 1940, ц. 14 р. 50 к. (в переплете), тираж 3 200.
Автор ставил себе целью дать систематическое и, по возможности, строгое изложение вопросов гидродинамики, необходимых
как для понимания самой гидромеханики, так и для последующего·
изучения метеорологических дисциплин. В соответствии с этим книга,
являющаяся учебником для гидрометеорологических втузов, распадается на две части. В первой части дается изложение основ гидромеханики (кинематика жидкости, динамика идеальной жидкости,
гидростатика); во вторую часть включены специальные главы,
посвященные изложению вопросов, наиболее важных для метеорологов (поверхности разрыва, волновые движения, динамика вязкой
жидкости).
9. ЛойцянскийЛ. Г., проф., и Лурье А. И., проф., К у р с т е о р е т и ч е с к о й м е х а н и к и , Часть первая, С т а т и к а и к и н е м а т и к а .
АННОТИРОВАННЫЙ СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
307
Изд. третье, 324 стр., 301 рис., ОГИЗ, Гос. изд^йЬ технико-теоретической;
литературы, Л. — М., 1940, ц. 6 руб., переплет 1 р. 50 к., тираж 25 000.
10. Лойцянский Л. Г., проф., и Лурье А. И., проф., К у р с т е о р е т и ч е с к о й м е х а н и к и , Часть вторая, Д и н а м и к а , Изд. третье,,
468 стр., 233 рис., ОГИЗ, Гос. изд-во технико-теоретической литературы,
Л. —М., 1940, ц. 11 руб. (в переплете), тираж 25 000.
11. Оболенский В. Н., проф., М е т е о р о л о г и я, Часть II (специальная), 444 стр., 207 рис., Гидрометеорологическое изд-во, Л. — М., 1939,
ц. 13 руб., переплет 1 руб., тираж 5 000.
Содержание (по главам): I — Рассеяние света атмосферой и
связанные с ним явления (9—93), И—Преломление и отражение света
в атмосфере (94 128), III — Световые явления, вызываемые преломлением и отражением света ледяными кристалликами облаков (129 —
152), IV — Световые явления, связанные с дифракцией света (153—
192), V — Звуковые явления в атмосфере (193—231), VI — Проводимость атмосферного воздуха (232—253), VII — Число и подвижность
ионов в атмосфере (254—267), VIII»—Ионизаторы атмосферы. Радиоактивность (268—296), IX — Ионизация верхних слоев атмосферы.
Ионосфера (297—309), X — Электрическое поле атмосферы (310—343),
XI — Электрические течения в атмосфере (344—383), XII — Элементы
земного магнетизма и методы наблюдений (384—397), XIII — Магнитное поле Земли и его вариации (398—427).
12. Перельман Я. И., В е ч н ы е д в и г а т е л и , Почему они невозможны? 20 + 2 стр. с рис. (Дом занимательной науки), Л., 1939, ц. 50 коп.,
тираж 100 000.
В брошюре описано десять типичных проектов „вечного двигателя" и приведены разборы этих проектов, показывающие их несостоятельность.
13. Перельман Я. И., О б м а н ы з р е н и я , 4 стр. + 10 карточек
(Дом занимательной науки), Л., 1939, ц. 1 руб., тираж 100 000.
На карточках даны характерные образчики различных оптических обманов.
14. Тартаковский П. С , В н у т р е н н и й ф о т о э ф ф е к т в диэ л е к т р и к а х , 204 стр., 93 рис., ОГИЗ, Гос. изд-во технико-теоретической литературы, М.—Л., 1940, ц. 5 р. 50 к., переплет 1 р. 50 к., тираж 4 000.
Автор не ставил себе задачей дать полный обзор весьма обширной области внутреннего фотоэлектрического эффекта. Он ограничился рассмотрением явлений в диэлектриках, более подробно останавливаясь на явлениях фотоэффекта в щелочногалоидных солях..
Содержание (по главам): I — Обзор основных фактов (9—35), II —
Электроны в кристаллах (36—62), III — Элементарное толкование
проводимости и внутреннего фотоэффекта на основе представления
об энергетических уровнях (63—75), IV—фотоэлектрическое исследование энергетических уровней в кристаллах (более высокие уровней)
(76 — 100), V — /-"-центры и {/-центры. Глубокие энергетические
уровни (101—134), VI — О движении электронов и посторонних ионов
в щелочногалоидных кристаллах (135—149), V I I — К теории оптических и фотоэлектрических явлений в кристаллах (150—165), VIII —
Дальнейшее исследование фотоэффекта. Сдвиг электрона (166—181),
IX — О ; фотоэффекте из металла в диэлектрик (182—187), X — Фотоэффект и некоторые другие явления (188—193).
15. Файлон Л., О п т и ч е с к и й м е т о д и с с л е д о в а н и я нап р я ж е н и й , Перевод с английского Η. Η. Лебедева под редакцией
Η. Μ. Белякова, 120 стр., 27 фиг., ОГИЗ, Гос. изд-во технико-теоретической литературы, Л. — М., 1940. ц. 2 р. 75 к., тираж 3 000.
Пособие, содержащее практические указания по применению методов экспериментального определения напряжений путем просвечивания моделей в поляризованном свете. Содержание (по главам): .
308
АННОТИРОВАННЫЙ СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
I — Поляризованной" свет (5—29), II — Однородное напряженное
состояние (29-^2), III — Оптическое исследование неоднородного
напряженного состояния (53—75), IV — Модель (75—89), V — Полярископ и оптическая система (89—107), VI — Непосредсп енн je измерение о ^ о з (107—120).
"
16. Френыць Я. И., проф., К у р с т е о р е т и ч е с к о й
механ и к и на ^ Р н о в е в е к т о р н о г о и т е н з о р н о г о
анализа
436 стр., 44 рис., ОГИЗ, Гос. изд-во технико-теоретической лиерлтуры,
Л. — М., 1940, ц. 9 р. (в переплете), тираж 5 000.
Книга является введением в теоретическую механику ориентирующим читателя по вопросам теоретической механики, которые представляют специальный физический интерес. Первый отдел посвящен
элементарной теории движения материальной точки и системы точек, а также твердого тела, причем эта теория развивается на
основе алгебраических векторных операций. Второй отдел посзящен
собственно векторному анализу и его применениям к гидродинамике. Третий — самый.большой — отдел посвящен принципам аналитической механики. Он начинается с гамильтоновой теории движения, которая излагается автором на основе наглядного представления о „континууме экземпляров" частицы или „экземплярной жидкости" и сводится к обычной гидродинамике последней. Из гамильтоновой теории выводятся з а т | ^ в с е остальные аналитические формулировки законов движенияЯИЬриальной частицы. Четвертый
отдел представляет собой введ^^^ш тензорный анализ на основе
теории преобразования простейгй^Р координатных систем. Наконец,
в пятом отделе дается геометрическая теория обобщенных координат.
С. А. Шорыгин, Москва
Успехи
физических наук, т. AXlV, вып. 2. Государственное издательство техникотеоретической литературы. 1940 г. Изд. Ks 40.
Редактор Э. В. Шпольский.
Технический редактор В. Зазульскап.
Корректор Е. Фокина.
Сдано в набор 9/VII 1940 г.
Подписано к печати 13/IX 1940 г.
Формат бум. 60χ92/ ! β .
Объем: 4,5 бум. л., 9 иеч. л., 10,409 авт. л., 10,784 уч.-авт. л., 96 (100 печ. зн. в бум. л.
Тираж 2 600 экз. Бумага Вишерского бумкомбината. Заказ № 2847.
А31264. Цена книги 5 руб.
1-я Образцовая типография ОГИЗ'а РСФСР треста „Полиграфкнига", Москва, Валовая, 28.
ГОСУДАРСТВЕННОЕ ИЗДАТЕЛЬСТВО ТЕХНИКОТЕОРЕТИЧЕСКОЙ ЛИТЕРАТУРЫ
„ГОСТЕХИЗДАТ"
Москва, Метростроевская, 1
В Ы Ш Л И И П О С Т У П И Л И В П Р О Д А Ж У НОВЫЕ КНИГИ:
Акулов Н. С. Ф е р р о м а г н е т и з м .
Стр. 188. Ц. в пер. 6 р. 75 к.
Гайтлер В. К в а н т о в а я т е о р и я и з л у ч е н и я . Пер. с англ.
И. Г. Шапошникова и Е. Л. Фейнберга. Стр. 272. Ц. в пер. 9 р.
Гуревич Л. Э. О с н о в ы
Ц. в пер. 8 р . 50 к.
физической
к и н е т и к и . Стр. 244.
Жданов Г. С. О с н о в ы р е н т г е н о в с к о г о
структурного
а н а л и з а . Д о п у щ е л | ^ Л К В Ш в кач
качестве уч. пособия для университетов. С т р . 4 4 ^ ^ в и ПРП. 9 р.
Максвелл Д ж . К. Ρ е ч и" и с-т а т ь и. Пер. под ред. В. Ф. Миткевича („Классики естествознания"). Стр. 227. Ц. в пер. 6 р.
Р а з е т т и Ф. О с н о в ы я д е р н о й ф и з и к и . Пер. К. И. Алексеевой и Н. А. Добротина. С т р . 240. Ц. в пер. 8 р. 25 к.
Рейман А. Л . Т е р м о и о н н а я э м и с с и я . Пер. с англ. и дополнения Б . М. Царева. Под ред. проф. Н. А. Капцова. Стр. 286.
Ц. в пер. 9 р.
Столетов А. Г. С о б р а н и е с о ч и н е н и й . Под ред. и с примеч.
проф. А. К. Тимирязева. Т. I. Оригинальные исследования.
Научно-критические статьи. Письма и заметки. Стр. 464. Ц. в
пер.
11 р .
Стрэтт
Дж. В . (Лорд
Рэлей).
В о л н о в а я
т е о р и я
света.
Пер.
с англ. Г. М. Катто. Под ред. и с примеч. М. А. Дивильковского. Стр. 208. Ц. в пер. 7 р. 25 к.
Тартаковский
П. С. В н у т р е н н и й
фотоэффект
э л е к т р и к а х . Стр. 204. Ц. в пер. 7 р.
в
ди-
Теоретическая физика. Под общ. ред. проф. Л . Д . Ландау. Т. I.
Ландау Л . и Пятигорский Л . — Μ е χ а н и к а. Стр. 200. Ц. в
пер. 7 р.
Теоретическая физика. Под общ. ред. проф. Л. Д. Ландау. Т. II.
Ландау Л . и Лифшиц Е. — С т а т и с т и ч е с к а я
физика.
Изд.
2-е, перераб. Стр. 221. Ц. в пер. 8 р.
Продажа в книжных магазинах и киосках КОГИЗа.
Наложенным платежом (без задатка) высылает:
„Книга—почтой", Москва, ул. Кирова, 13.
ЦЕНА 5 РУБ.
-.25996
СОДЕРЖАНИЕ
И. А. ХВОСТИКОВ
Стр.
Теория рассеяния света и ее применение к вопросам прозрачности атмосферы и туманов
165
Джон П. БЛЮИТТ
Свойства оксидных катодов
228
И. П. ДО$ХАНОВ
Верхние слои атмосферы
276
Н. С. ХЛЕБНИКОВ
Новейшие усовершенствования иконоскопов
293
ИЗ ТЕКУЩЕЙ ЛИТЕРАТУРЫ
Универсальный электронный микроскоп для светлопольных, темимольных
я стереоизображений (Д. В. Зврное)
297
НЕКРОЛОГ
ПаМЯТИ Н. К. ЩОДРО (М. П. Вощннич
и В. В. Дерягин)
301
БИБЛИОГРАФИЯ
/' Аннотированный список непериодической литературы по физическим наукам
(С. А. Шорыгин)
306