Физике. физика. Электродинамика Электрические токи в металлах, вакууме и газах. Электрический ток в жидкостях

• Название: Электродинамика Электрические токи в металлах, вакууме и газах. Электрический ток в жидкостях
• Анкор: Физике
• Дата: 30.06.2022
• Размер: 4.58 Mb.
• Имя файла: физика.docx
• Тип: Документы; #621722
• страница: 14 из 19

Источники света, светильники и их характеристики

Электрическим источником оптического излучения, и в частности источником света, называют устройство для преобразования электрической энергии в лучистую энергию оптического спектра.

В применяемых электрических источниках оптического излучения электрическая энергия преобразуется в лучистую двумя основными способами: нагревом тела электрическим током и электрическим разрядом в газах и парах металлов. В соответствии с этим электрические источники оптического излучения (лампы) подразделяют на тепловые и разрядные. Возможна и комбинация указанных способов в одном источнике. Различные лампы отличаются между собой электроэнергетическими, светотехническими и эксплуатационными параметрами и характеристиками.

Тепловые источники света выполняют в виде различных ламп накаливания. Несмотря на многообразие ламп накаливания, все они работают по единому физическому принципу преобразования электрической энергии в оптическое излучение путем нагрева электрическим током вольфрамовой нити до температуры 2200...2800 °С, а также имеют сходные основные конструктивные элементы.

Для защиты от окисления тело накала лампы, выполненное в виде вольфрамовой нити, помещают в стеклянную колбу, из которой удаляют воздух и которую для газонаполненных ламп заполняют инертным газом (аргоном, криптоном, азотом или их смесью). Для включения лампы в электрическую цепь её снабжают цоколем, который для различных условий эксплуатации может быть резьбовым, штифтовым, цилиндрическим фиксирующимся и т. д. Наряду с прозрачными стеклянными колбами для снижения яркости лампы применяют матированные, опаловые или "молочные" колбы. Однако в таких колбах теряется до 20% светового потока лампы. В отдельных случаях цокольная часть внутренней поверхности колбы имеет отражатель, выполненный в виде зеркального напыления.

Излучательная способность тела нагрева согласно закону Стефана—Больцмана зависит от температуры его нагрева в четвертой степени. С другой стороны, закон смещения Вина устанавливает связь положения максимума в спектре излучения черного тела с температурой его нагрева

l_max = С /Т, (2.1)

l_max- длина волны, соответствующая максимуму в спектре излучения черного тела, нм;

С = 2898×10³ нм×К - постоянная Вина; Т — абсолютная температура тела, К.

Из анализа формулы (2.1) следует, что с увеличением температуры нагрева максимум излучения черного тела смещается в более коротковолновую часть спектра. Установлено, что при максимуме излучения в видимой части спектра световой КПД потока излучения, выражаемый как отношение светового потока Фс к полному лучистому Фл, достигает максимума 14,5% при температуре около 6500 К. Реальные тела, используемые в качестве тепловых излучателей, не могут быть нагреты до такой температуры из-за нарушения их механической прочности (температура плавления вольфрама 3665 К). Поэтому реальный световой КПД ламп накаливания Фс /Фл с вольфрамовой нитью не превышает 4%. При этом в видимой части спектра ламп накаливания преобладают оранжево-красные излучения с длинами волн 600...760 нм. Сине-фиолетовых излучений с длинами волн 380...480 нм примерно в 10 раз меньше (рис.2.1).

Рис. 2.1. Спектральные характеристики типовых видов электрических источников излучения: 1 – разрядного (в ксеноне); 2 – теплового.

Так как максимум излучения ламп накаливания расположен в инфракрасной части спектра излучения и в целом у них высокое значение энергетического КПД Фл /Рл ⁼ 0,7...0,9, то они также находят широкое применение для различных целей инфракрасного нагрева. У специальных инфракрасных ламп температура тела накала меньше, чем у обычных осветительных. Поэтому их срок службы в б... 10 раз больше, чем у осветительных, для которых номинальный срок службы (средняя продолжительность горения) составляет 1000 ч.

Для уменьшения отрицательного влияния распыления вольфрамовой нити накала на показатели лампы накаливания внутрь стеклянной колбы вводят в ряде случаев небольшое количество йода или брома. Такие лампы называют галогенными.

Внешнее отличие галогенных осветительных ламп накаливания состоит в том, что их колба выполнена из кварцевого стекла в виде цилиндрической трубки малого объема, у которой на концах имеются выводы для подключения. Вольфрамовая спираль на поддержках вытянута по оси трубки. Поэтому для нормальной работы галогенные лампы устанавливают только в горизонтальном положении.

Галогенные лампы накаливания по сравнению с лампами накаливания общего назначения имеют большую световую отдачу: 20... 35 лм/Вт против 8...20 лм/Вт. Их номинальный срок службы в 2 раза больше. Световой поток к концу срока службы у галогенных ламп снижается всего на 2% вместо 20% у ламп накаливания общего назначения.

Существенные преимущества ламп накаливания — простота устройства, удобство в эксплуатации и относительно малая стоимость.

Отклонения питающего напряжения от номинального значения существенно влияют на характеристики ламп накаливания и, прежде всего, на их срок службы. Например, повышение температуры нити накала всего на 1 % увеличивает распыление вольфрама почти в 2 раза. Учитывая это обстоятельство, лампы накаливания выпускают на определенные диапазоны питающего напряжения: 125...135, 215...225, 220...230 В и т. д.

Мощность ламп накаливания общего назначения от долей ватта до 1000 Вт, галогенных — до 20 кВт.

Обозначение ламп накаливания общего назначения состоит из одной или нескольких букв: В — вакуумная, Г — газонаполненная (86% аргон, 14% азот); БК — биспиральная криптоновая (86% криптон, 14% азот) и т. д. Цифры после буквенного обозначения показывают диапазон уровней питающего напряжения в вольтах, далее номинальную мощность лампы в ваттах и затем порядковый номер разработки. Например, Г-215-225-200 — лампа накаливания газонаполненная моноспиралная на диапазон напряжений 215...225 В номинальной мощностью 200 Вт при среднем расчетном напряжении питания 220 В.

Линейные галогенные лампы накаливания осветительные обозначают буквами КГ (кварцевая галогенная), инфракрасные — КГТ (кварцевая галогенная теплоизлучающая).

Лампы накаливания инфракрасные негалогенные обозначают буквами ИК, лампы с зеркальным отражателем дополнительно имеют букву 3, и, если колба цветная, далее следует буква цвета колбы: К — красная, С — синяя. Например, ИКЗК-215-225-250-1 — лампа накаливания инфракрасная (ИК), с зеркальным отражателем (3), колба красная (К), диапазон напряжений питания 215...225 В, мощностью 250 Вт, номер разработки 1.

3.Виды фотоэлектрического эффекта.

Гипотеза Планка, блестяще решившая задачу теплового излучения черного тела, получила подтверждение и дальнейшее развитие при объяснении фотоэффекта — явления, открытие и исследование которого сыграло важную роль в становлении квантовой теории. Различают фотоэффект внешний, внутренний и вентильный. Внешним фотоэлектрическим эффектом (фотоэффектом) называется испускание электронов веществом под действием электромагнитного излучения. Внешний фотоэффект наблюдается в твердых телах (металлах, полупроводниках, диэлектриках), а также в газах на отдельных атомах и молекулах (фотоионизация). Фотоэффект обнаружен (1887 г.) Г. Герцем, наблюдавшим усиление процесса разряда при облучении искрового промежутка ультрафиолетовым излучением.



Рис. 289

Первые фундаментальные исследования фотоэффекта выполнены русским ученым А. Г. Столетовым. Принципиальная схема для исследования фотоэффекта приведена на рис. 289. Два электрода (катод К из исследуемого металла и анод А — в схеме Столетова применялась металлическая сетка) в вакуумной трубке подключены к батарее так, что с помощью потенциометра R можно изменять не только значение, но и знак подаваемого на них напряжения. Ток, возникающий при освещении катода монохроматическим светом (через кварцевое окошко), измеряется включенным в цепь миллиамперметром. Облучая катод светом различных длин волн, Столетов установил следующие закономерности, не утратившие своего значения до нашего времени: 1) наиболее эффективное действие оказывает ультрафиолетовое излучение; 2) под действием света вещество теряет только отрицательные заряды; 3) сила тока, возникающего под действием света, прямо пропорциональна его интенсивности.

Дж. Дж. Томсон в 1898 г. измерил удельный заряд испускаемых под действием света частиц (по отклонению в электрическом и магнитном полях). Эти измерения показали, что под действием света вырываются электроны.

Внутренний фотоэффект — это вызванные электромагнитным излучением переходы электронов внутри полупроводника или диэлектрика из связанных состояний в свободные без вылета наружу. В результате концентрация носителей тока внутри тела увеличивается, что приводит к возникновению фотопроводимости (повышению электропроводности полупроводника или диэлектрика при его освещении) или к возникновению э. д. с.

Вентильный фотоэффект — возникновение э. д. с. (фото-э. д. с.) при освещении контакта двух разных полупроводников или полупроводника и металла (при отсутствии внешнего электрического поля). Вентильный фотоэффект открывает, таким образом, пути для прямого преобразования солнечной энергии в электрическую.

На рис. 289 приведена экспериментальная установка для исследования вольт-амперной характеристики фотоэффекта — зависимости фототока I, образуемого потоком электронов, испускаемых катодом под действием света, от напряжения U между электродами. Такая зависимость, соответствующая двум различным освещенностям   катода (частота света в обоих случаях одинакова), приведена на рис. 290.



Рис. 290

По мере увеличения U фототок постепенно возрастает, т. е. все большее число фотоэлектронов достигает анода. Пологий характер кривых показывает, что электроны вылетают из катода с различными скоростями. Максимальное значение тока   — фототок насыщения — определяется таким значением U, при котором все электроны, испускаемые катодом, достигают анода:



где n — число электронов, испускаемых катодом в 1 с.

Из вольт-амперной характеристики следует, что при U = 0 фототок не исчезает. Следовательно, электроны, выбитые светом из катода, обладают некоторой начальной скоростью v, а значит, и отличной от нуля кинетической энергией и могут достигнуть анода без внешнего поля. Для того чтобы фототок стал равным нулю, необходимо приложить задерживающее напряжение U₀. При U = U₀ ни один из электронов, даже обладающий при вылете из катода максимальной скоростью v_max, не может преодолеть задерживающего поля и достигнуть анода. Следовательно,

 (202.1)

т. е., измерив задерживающее напряжение U₀ , можно определить максимальные значения скорости и кинетической энергии фотоэлектронов.

При изучении вольт-амперных характеристик разнообразных материалов (важна чистота поверхности, поэтому измерения проводятся в вакууме и на свежих поверхностях) при различных частотах падающего на катод излучения и различных энергетических освещенностях катода и обобщении полученных данных были установлены следующие три закона внешнего фотоэффекта.

I. Закон Столетова: при фиксированной частоте падающего света число фотоэлектронов, вырываемых из катода в единицу времени, пропорционально интенсивности света (сила фототока насыщения пропорциональна энергетической освещенности Е_е катода).

II.II. Максимальная начальная скорость (максимальная начальная кинетическая энергия) фотоэлектронов не зависит от интенсивности падающего света, а определяется только его частотой   , а именно линейно возрастает с увеличением частоты.

III.Для каждого вещества существует «красная граница» фотоэффекта, т. е. минимальная частота   света (зависящая от химической природы вещества и состояния его поверхности), при которой свет любой интенсивности фотоэффекта не вызывает.

Качественное объяснение фотоэффекта с волновой точки зрения на первый взгляд не должно было бы представлять трудностей. Действительно, под действием поля световой волны в металле возникают вынужденные колебания электронов, амплитуда которых (например, при резонансе) может быть достаточной для того, чтобы электроны покинули металл; тогда и наблюдается фотоэффект. Кинетическая энергия, с которой электрон вырывается из металла, должна была бы зависеть от интенсивности падающего света, так как с увеличением последней электрону передавалась бы большая энергия. Однако этот вывод противоречит II закону фотоэффекта. Так как, по волновой теории, энергия, передаваемая электронам, пропорциональна интенсивности света, то свет любой частоты, но достаточно большой интенсивности должен был бы вырывать электроны из металла; иными словами, «красной границы» фотоэффекта не должно быть, что противоречит III закону фотоэффекта. Кроме того, волновая теория не смогла объяснить безынерционность фотоэффекта, установленную опытами. Таким образом, фотоэффект необъясним с точки зрения волновой теории света.

4. Фотопроводимость полупроводников. Полупроводниковые фоторезистор и фотоэлемент

При собственном и примесном поглощении света возникают избыточные носители заряда, приводящие к увеличению проводимости полупроводника. Процесс внутреннего освобождения электронов под действием света называется внутренним фотоэффектом. Добавочная проводимость, приобретаемая полупроводником при облучении светом называется фотопроводимостью. Эффект фотопроводимости часто называют фоторезистивным эффектом, поскольку в результате освещения электросопротивление полупроводника падает. На основе фоторезистивного эффекта созданы полупроводниковые радиокомпоненты, предназначенные для регистрации светового излучения по величине фотопроводимости, называемые фоторезисторами. Чувствительный элемент фоторезистора представляет собой пленку монокристаллического или поликристаллического полупроводника с двумя омическими контактами, нанесенную на диэлектрическое основание.

Значение удельной фотопроводимости можно определить из выражения:

Ds_ф=q(Dnm_n+Dpm_p), (5.8)

где q -заряд электрона; m_n, m_р - подвижности электронов и дырок в полупроводнике, соответственно; Dn=n_ф-n_о, Dp=p_ф-p_о - избыточные (неравновесные) концентрации электронов и дырок в полупроводнике, возбужденном светом; n_о, p_о - равновесные концентрации свободных носителей заряда; n_ф, p_ф - общие концентрация электронов и дырок.

Под действием напряжения, приложенного к фоточувствительному полупроводниковому элементу, созданные светом носители заряда совершают дрейф и создают в электрической цепи ток, который называют фототоком J_ф. Спектральная зависимость фототока совпадает со спектром поглощения полупроводника и, в общем случае, имеет вид, представленный на рис. 5.9.



Из рис. 5.9 следует, что на спектральной зависимости фототока наблюдается два максимума. Первый максимум (кривая 1) совпадает с пиком примесного поглощения, приходящимся на диапазон энергий света, совпадающих с энергией ионизации примесного уровня DW_пр. Второй максимум (кривая 2) приходится на диапазон энергий световых квантов, соответствующих энергии края основной полосы оптического поглощения DW_g. При этом в области 2 наблюдается не только длинноволновый (слева от DW_g), но и коротковолновый спад фотопроводимости (справа от DW_g). Коротковолновый спад объясняется тем, что при энергиях кванта света hn>DW_g коэффициент поглощения света a очень велик, и весь свет поглощается в тонкой приповерхностной области полупроводника. В этой области время жизни t_и подвижность m носителей из-за высокой концентрации дефектов ниже, чем в объеме, соответственно меньше и величина фототока.

Важной характеристикой внутреннего фотоэффекта является квантовый выход внутреннего фотоэффекта b. Это количество пар носителей заряда, приходящихся на один поглощенный квант. В фотоэлектрически активной части оптического излучения квантовый выход чаще всего равен единице. С ростом энергии кванта света квантовый выход возрастает до 3...4 единиц. При поглощении фотонов большой энергии, соответствующей проникающему рентгеновскому или
g-излучению (W=10 кэВ...1 МэВ), квантовый выход возрастает до нескольких десятков.

Релаксация фотопроводимости. После прекращения облучения проводимость полупроводника за промежуток времени, равный времени жизни носителей t, возвращается к тому значению, которое она имела до облучения. Рассмотрим закономерности нарастания и спада фотопроводимости полупроводника после включения и выключения источника света (рис. 5.10, а).

В результате включения источника света в полупроводнике происходит генерация носителей заряда с постоянной скоростью G_o, которая определяется из соотношения


G_о=baI, м^-3с^-1, (5.9)

где b -квантовый выход внутреннего фотоэффекта, a-коэффициент поглощения, м^-1; I -интенсивность падающего света, м^-2с^-1 , измеряемая числом квантов, падающих на единицу поверхности полупроводника в одну секунду.

Одновременно в полупроводнике идет процесс рекомбинации носителей, происходящий со скоростью рекомбинации R=Dn/t, где Dn -неравновесная концентрация носителей заряда, t - время жизни свободных электронов.

Скорость возрастания концентрации избыточных носителей заряда по аналогии с (2.47) задается дифференциальным уравнением

 (5.10)

Решение уравнения (5.10) записывается в виде

 , (5.11)

где Dn_ст=G₀t - установившаяся концентрация избыточных носителей при стационарных условиях освещения.

При сравнительно слабых интенсивностях светового потока I соблюдается линейная зависимость между концентрацией избыточных носителей заряда и значением фотопроводимости полупроводника. Соответственно, для нарастания фотопроводимости полупроводника справедливо выражение

 , (5.12)

где Ds_ст - установившаяся фотопроводимость.

После прекращения освещения скорость генерации носителей заряда G_о=0 и концентрация неравновесных носителей заряда начинает снижаться. Процесс снижения концентрации описывается однородным дифференциальным уравнением рассасывания вида (2.47), решение которого записывается в виде (2.48). График функции (5.112) представлен на рис. 5.10, б в виде заднего фронта кривой Dn_ф= f(t). Из графика следует, что после прекращения освещения концентрация избыточных носителей заряда уменьшается по экспоненциальному закону. Соответственно, спад фотопроводимости полупроводника определяется соотношением

 . (5.13)

Из уравнений (5.12), (5.13) и графика рис. 5.10, б следует, что крутизна фронтов нарастания и спада фотопроводимости увеличивается с уменьшением времени жизни t неравновесных носителей заряда. Иными словами, чем меньше время жизни неравновесных носителей заряда, тем выше быстродействие фотополупроводникового прибора.



Заметим, что с увеличением интенсивности светового потока I часть ловушек захвата в полупроводнике начинает превращаться в рекомбинационные центры, что должно привести к увеличению скорости рекомбинации R и уменьшению времени жизни t неравновесных носителей заряда.