A ionização dos átomos pode ser direta, indireta ou multifotônica. No primeiro caso, um átomo ou molécula que colide com um fóton absorve sua energia e fica ionizado. Neste caso, a energia do fóton deve exceder a energia de ionização. No segundo caso, o átomo, tendo absorvido a energia do fóton, entra em estado excitado. Se o tempo de vida no estado excitado for suficientemente longo, então, como resultado de eventos subsequentes de absorção de fótons, a ionização do átomo também pode ocorrer. Esses processos podem ser escritos da seguinte forma:
onde denota um átomo neutro, excitado e ionizado.
No processo de ionização direta, as leis de conservação de energia e momento devem ser satisfeitas:
onde é o vetor unitário que determina a direção inicial do feixe de luz e é a massa e a velocidade do elétron, M e V são a massa e a velocidade do íon. Um elétron separado de um átomo se move na direção oposta ao íon positivo. Com isso em mente
O valor do lado direito da expressão (28.3) não pode exceder um; É por isso
A primeira das expressões (28.2) pode ser escrita como
Isto significa que quase toda a energia do quantum é transferida para o elétron.
A. Ionização multifotólica
O processo de ionização multifotônica é de maior interesse. Sua teoria foi desenvolvida por Bebb e Gold, Phelps, Bunkin e Prokhorov, Keldysh, Delaunay, Gontier e Train, etc. De acordo com a classificação de Delaunay, a ionização multifotônica é em muitos casos um processo multifotônico direto, ressonante ou de alta ordem. Em geral, a energia de alguns ou mesmo de 10 a 20 fótons não é exatamente igual à energia de ionização. Portanto, a interação desses fótons com um átomo não pode ser ressonante. A probabilidade de ionização de um átomo em 1 s é proporcional ao grau de fluxo de fótons (onde está a multiplicidade do processo de ionização):
Aqui, o feixe de laser de rubi com densidade de potência é equivalente ao fluxo de fótons.A quantidade é chamada de seção transversal efetiva de ionização da ordem. Por exemplo, a energia de ionização de um átomo de hélio é 24,58 eV; a energia de um quantum de radiação de um laser de rubi é de apenas 1,78 eV, portanto apenas a absorção simultânea de 14 quanta pode garantir a ionização dos átomos de hélio. Na tabela A Figura 28.2 mostra as energias de ionização de alguns átomos e moléculas. Bebb e Gold calcularam as seções transversais efetivas para a ionização de He e H usando a teoria das perturbações; a ionização desses átomos requer a absorção simultânea de 7, 8, 9, 13 e 14 quanta de radiação laser de rubi, respectivamente. A aproximação mais simples deste processo é introduzir uma transição do tipo dipolo e representar um elétron separado de um átomo como uma onda plana. É impossível apresentar aqui a teoria de Bebb e Gold devido à sua natureza complicada. Apresentamos apenas os principais resultados do trabalho, que são apresentados em forma de tabela. 28.3. Como pode ser visto na tabela, as seções transversais de ionização multifotônica são extremamente pequenas. No entanto, deve ser lembrado que o fluxo de fótons em
Tabela 28.2 (ver varredura) Energias de ionização de alguns átomos e moléculas
Tabela 28.3 (ver varredura) Seções transversais efetivas de ionização multifotônica e fluxos de fótons limiares necessários para iniciar a decomposição e calculados para densidade de gás e exposição do volume de gás a um pulso de laser de 10 ns
o feixe de laser pode atingir valores muito elevados. A verificação experimental da fórmula (28.5) é muito; simples. Deixando de lado ao longo dos eixos coordenados, obtemos uma linha reta, cuja inclinação determina
O processo de ionização multifotônica pode ser descrito teoricamente e sem a ajuda da teoria das perturbações, etc.). Neste método, frequentemente chamado de método de Reuss, apenas dois estados do elétron são levados em consideração - os estados inicial e final. Se o estado final for entendido como um átomo ionizado, que corresponde a uma mudança na energia do elétron de um determinado valor para um contínuo, podem ser calculadas seções transversais efetivas de ionização multifotônica para muitos átomos semelhantes ao hidrogênio. Isso facilitou o cálculo da dependência das seções transversais efetivas do estado de polarização da luz (e outros), cujos resultados foram confirmados experimentalmente nos trabalhos de Kagan et al., Fox et al., e Cervenant e Isenor. Cálculos teóricos mostram que quando a probabilidade de ionização dos átomos depende significativamente do estado de polarização da luz. Quando a luz polarizada circularmente é mais eficaz do que a luz polarizada linearmente. Quando a luz polarizada linearmente se torna mais eficaz. Para ilustração na Fig. A Figura 28.15 mostra um gráfico da dependência da ordem do processo (em ).
Kagan e outros observaram a ionização do vapor de césio pelo segundo harmônico de um laser de rubi. O processo foi de dois fótons. Foi estabelecido que a eficiência da ionização por radiação circular
Arroz. 28h15. Proporção de seções transversais efetivas de ionização multifóton para radiação com polarização circular e linear dependendo do número de quanta de radiação laser de neodímio absorvidos simultaneamente.
a polarização foi várias vezes maior do que a radiação polarizada linearmente. Fox et al logo relataram a ionização de três fótons de átomos de césio por um feixe de laser de rubi, no qual a luz polarizada circularmente era duas vezes mais eficiente que a luz polarizada linearmente. Além disso, cálculos sem o uso da teoria das perturbações mostraram que a dependência da probabilidade de ionização multifóton no fluxo de fótons pode ter máximos e mínimos. O efeito de ressonância desempenha um papel especial no processo de ionização multifotônica. Ocorre quando a energia total de vários fótons é exatamente igual à energia de um elétron em um dos estados excitados. Assim, o processo de ionização pode ser em duas etapas. Primeiro, o elétron entra em um estado excitado e depois se separa completamente do átomo. Contribuições significativas para a pesquisa sobre efeitos de ressonância foram feitas por Delaunay et al., Evans e Thonemann, e Held et al.
Ionização de átomos
Cada átomo consiste em um núcleo carregado positivamente, no qual está concentrada quase toda a massa do átomo, e elétrons, girando em órbitas ao redor do núcleo e juntos formando a chamada camada eletrônica do átomo. A camada externa da camada contém elétrons que estão relativamente fracamente ligados ao núcleo. Quando um átomo é bombardeado por uma partícula, por exemplo um próton, um dos elétrons externos pode ser arrancado do átomo, e o átomo se transforma em um íon carregado positivamente (Fig. 6a). Este processo é chamado de ionização.
Em um cristal semicondutor, onde os átomos ocupam posições estritamente definidas, elétrons livres e íons carregados positivamente (buracos) são formados como resultado da ionização.
Assim, aparecem pares elétron-buraco em excesso que não estavam anteriormente presentes no cristal. A concentração de tais pares fora de equilíbrio pode até ser calculada usando a fórmula:
onde e é a carga do elétron; d - taxa de dose (densidade de fluxo) de radiação; Com - coeficiente de conversão, dependendo do tipo de radiação e do seu espectro de energia; f é o tempo de vida dos portadores de carga minoritários.
Um aumento significativo na concentração de portadoras de carga perturba o funcionamento dos dispositivos semicondutores, especialmente aqueles que operam em portadoras não majoritárias.
As correntes de ionização através de uma junção p-n durante uma explosão nuclear podem atingir valores elevados (10 6 A/cm 2) e levar à falha de dispositivos semicondutores. Para reduzir as correntes de ionização, é necessário reduzir ao máximo as dimensões das junções p-n.
Arroz. A- ionização do átomo; b - estrutura cristalina antes da irradiação; V- formação de defeito de radiação no cristal; 1 - posição normal do átomo; 2 - o átomo é deslocado para um sítio intersticial; 3 - vaga criada; 4 - partícula bombardeadora
Formação de defeitos de radiação
Quando os semicondutores são expostos à radiação nuclear (nêutrons, prótons, raios gama, etc.), além da ionização, que consome aproximadamente 99% da energia da radiação, formam-se defeitos de radiação. Um defeito de radiação pode ocorrer se a energia da partícula bombardeadora for suficiente para deslocar um átomo de um local na rede cristalina para um local intersticial. Por exemplo, um átomo de silício é deslocado se receber uma energia de aproximadamente 15 - 20 eV de uma partícula bombardeadora. Essa energia é geralmente chamada de energia de deslocamento limite. Na Fig. 6, em É apresentado o esquema mais simples para a formação de defeitos de radiação primária em um semicondutor. Partícula de entrada 4, interagindo com um átomo da rede, desloca-o para o sítio intersticial 2. Como resultado, é criada a vaga 3. Uma vaga e um átomo intersticial são os defeitos de radiação mais simples ou, como também são chamados, pares de Frenkel. Átomo deslocado 2 , se a energia acima do limite for transferida para ele, ela poderá, por sua vez, causar deslocamentos secundários. Uma partícula bombardeadora também pode criar novos deslocamentos. Este processo continuará até que a partícula e o átomo deslocado gastem toda a sua energia na ionização e deslocamento ou saiam do volume do cristal. Assim, quando bombardeado por uma partícula nuclear, toda uma cascata de deslocamentos atômicos pode surgir em um cristal, perturbando sua estrutura.
A energia transferida para um átomo da rede por um nêutron ou uma partícula carregada pesada (íon, próton) no caso de uma colisão frontal é calculada com base na lei da colisão de bolas duras usando a fórmula:
Lei da conservação de energia
Lei da conservação do momento
De (13)
onde estou - massa de nêutrons; M - massa do núcleo de um átomo semicondutor; E m - energia de nêutrons. Fica claro pela expressão que quanto menor for a massa do núcleo do átomo com o qual o nêutron colide, maior será a energia transferida para esse átomo.
Ao determinar a energia cinética dos átomos de recuo que surgem sob a influência de partículas leves carregadas (elétrons, pósitrons), são levados em consideração o potencial elétrico da rede cristalina e a mudança na massa da partícula em função de sua velocidade. Para o caso de irradiação com elétrons rápidos, a expressão tem a forma:
onde E max é a maior energia cinética do átomo deslocado; E, uh - energia cinética do elétron; eu - massa de repouso do elétron; Com - velocidade da luz; M - massa do núcleo de um átomo semicondutor.
Quando semicondutores são irradiados com raios gama, a probabilidade de formação de deslocamentos como resultado da interação direta dos raios gama com os núcleos atômicos é muito pequena. Os deslocamentos, neste caso, surgirão devido aos elétrons formados no semicondutor sob a influência dos raios gama. Conseqüentemente, o aparecimento de deslocamentos em um semicondutor durante a irradiação com raios gama deve ser considerado como um processo secundário, ou seja, Primeiro, os elétrons rápidos são formados e, então, sob sua influência, ocorrem deslocamentos atômicos.
Além disso, quando irradiados com partículas de alta energia (nêutrons, prótons, elétrons), regiões inteiras de distúrbios de radiação – regiões desordenadas – também podem se formar em cristais semicondutores. Isso acontece porque a partícula bombardeadora, que possui alta energia cinética, transfere parte significativa dela para o átomo deslocado, o que produz fortes perturbações. Posteriormente, a partícula bombardeadora pode até deixar o cristal e voar para fora dele. O átomo deslocado, tendo grandes dimensões geométricas em comparação com a partícula bombardeadora e, além disso, sendo carregado eletricamente (um íon), pois durante o deslocamento alguns dos elétrons de valência são removidos dele, não será capaz de voar para fora do cristal como livremente como, por exemplo, um nêutron. Isto é dificultado pelas pequenas distâncias entre os átomos do cristal e o campo elétrico. O átomo deslocado é forçado a gastar toda a sua enorme energia cinética em um pequeno volume para separar os átomos da rede cristalina. Isso cria uma região de perturbação de radiação, semelhante em formato a uma esfera ou elipsóide.
Foi estabelecido que para a formação de uma região de desordem no silício, a energia do átomo de recuo (deslocamento) deve ser superior a 5 KeV. O tamanho da área aumentará com o aumento de sua energia. De acordo com os resultados dos estudos de microscopia eletrônica, os tamanhos das regiões de desordem situam-se na faixa de 50 a 500 μ. Foi estabelecido que a concentração de portadores de carga na região desordenada é muitas vezes menor do que na região não perturbada do semicondutor. Como resultado, surge uma diferença de potencial de contato na fronteira da região desordenada e da matriz principal do semicondutor, e a região desordenada é cercada por uma barreira de potencial elétrico que impede a transferência de portadores de carga.
Átomos deslocados e regiões desordenadas são considerados danos primários de radiação a um semicondutor. Seu número aumentará com o aumento do fluxo de partículas bombardeadoras. Em fluxos muito elevados (mais de 10 23 partes/cm 2), o semicondutor pode perder a sua estrutura cristalina, a sua rede colapsará completamente e transformar-se-á num corpo amorfo.
O número de átomos primários deslocados por unidade de volume de um semicondutor pode ser estimado aproximadamente usando a fórmula
onde F é o fluxo de partículas (total); N é o número de átomos em 1 cm 3 de semicondutor; y d é a seção transversal de colisões que causam deslocamentos atômicos.
A seção transversal de colisão é uma determinada área efetiva, medida em centímetros quadrados, que caracteriza a probabilidade de uma partícula, como um nêutron, colidir com o núcleo de um átomo de uma substância. O núcleo é muito pequeno comparado a um átomo. Portanto, a probabilidade de acertar é muito baixa. A seção transversal de colisão para nêutrons com energia de 1-10 MeV é geralmente igual a 10 -24 cm 2. Mas como 1 cm 3 de matéria contém aproximadamente 10 23 átomos, as colisões ocorrem com bastante frequência. Assim, para 10 “tiros” em 1 cm 3 de semicondutor há aproximadamente uma colisão (acerto). De acordo com a fórmula acima, com um fluxo de 10 12 nêutrons/cm 2 em 1 cm 3 de semicondutor, ocorrem cerca de 10 11 deslocamentos de átomos, que por sua vez podem causar deslocamentos secundários.
Deve-se notar que os defeitos primários de radiação (átomo intersticial e vacância) não são estáveis. Eles interagem entre si ou com impurezas e outras imperfeições presentes no cristal. É assim que se formam defeitos de radiação mais complexos, por exemplo, para silício n-tipo de condutividade dopada com fósforo, os defeitos de radiação mais típicos são vacância + átomo de fósforo (centro E), vacância + átomo de oxigênio (centro A), divacância (conexão de duas vagas). Atualmente, foi identificado um grande número de diferentes tipos de defeitos de radiação, que se caracterizam por diferentes estabilidades térmicas e pela capacidade de influenciar as propriedades elétricas e mecânicas do material. Os defeitos de radiação, dependendo de sua estrutura, causam o aparecimento de todo um espectro de níveis de energia no band gap de um semicondutor. Esses níveis são a principal razão para mudanças nas propriedades dos semicondutores após a irradiação.
IONIZACAO
IONIZACAO
A educação ajudará. e negar. íons e elétrons livres de átomos e moléculas eletricamente neutros. O termo "eu". denotam tanto um ato elementar (a atividade de um átomo) quanto um conjunto de muitos desses atos (a atividade de um gás, um líquido).
Ionização em gás e líquido. Para separar um átomo (ou molécula) neutro e não excitado em duas ou mais cargas. ch-tsy, ou seja, para seu I. é necessário gastar energia I. W. Para todos os átomos de um determinado elemento (ou moléculas de um determinado composto químico), ionizados do principal com a formação de íons idênticos, I. é o mesmo. O ato mais simples de I. é o desprendimento de um elétron de um átomo (molécula) e a formação de um elétron. e ela. As propriedades de uma partícula em relação a tal radiação são caracterizadas pelo seu potencial de ionização.
Conexão de elétrons a neutros. átomos ou moléculas (formação de íons negativos), ao contrário de outros atos de energia, podem ser acompanhados tanto pelo gasto quanto pela liberação de energia; neste último caso, diz-se que os átomos (moléculas) têm afinidade eletrônica.
Se a energia da energia W é transmitida a uma partícula ionizada por outra partícula (elétron, átomo ou íon) após sua colisão, então a energia é chamada. percussão. A probabilidade de impacto I., caracterizada pelo chamado. seção transversal I. (ver EFETIVO), depende do tipo de partículas ionizadas e bombardeadas e da cinética. energia do último Ek: até um certo valor mínimo (limiar) Ek esta probabilidade é zero, com um aumento em Ek acima do limite ela primeiro aumenta rapidamente, atinge um máximo e depois diminui (Fig. 1). Se as energias transferidas para partículas ionizáveis em colisões forem suficientemente altas, é possível formar a partir delas, junto com íons com carga única, também íons com carga múltipla (ionização múltipla, Fig. 2). Nas colisões de átomos e íons com átomos, pode ocorrer a destruição não apenas das partículas bombardeadas, mas também das partículas bombardeadas. Neutros de entrada os átomos, perdendo seus elétrons, transformam-se em íons, e os dos íons incidentes aumentam; esse fenômeno é chamado “despindo” o bando de h-ts. O processo inverso é a captura de elétrons de partículas ionizadas pelas partículas que chegam. íons - chamados troca de carga de íons (ver COLISÕES ATÔMICAS).
Arroz. 1. Ionização de átomos e moléculas de hidrogênio por impacto de elétrons: 1 - átomos de H; 2 - H2 (curvas experimentais).
Arroz. 2. Ionização do argônio por íons He+. O eixo das abcissas mostra partículas ionizantes. Curvas tracejadas - ionização do argônio por impacto de elétrons.
Em definição Sob certas condições, as partículas também podem ser ionizadas durante colisões, nas quais é transferida energia inferior a W: primeiro, os átomos (moléculas) em colisões primárias são transferidos para , após o que para a sua ionização basta transmitir-lhes uma energia igual ao diferença entre W e a energia de excitação. Assim, o “acúmulo” da energia necessária para I. é realizado ao longo de vários períodos. sequencial colisões. Semelhante a I. chamado. pisou. É possível que as colisões ocorram com tanta frequência que uma partícula no intervalo entre duas colisões não tenha tempo de perder a energia recebida na primeira delas (em gases suficientemente densos, fluxos de partículas bombardeadoras de alta intensidade). Além disso, o mecanismo de radiação escalonada é muito importante nos casos em que as partículas da substância ionizada apresentam estados metaestáveis, ou seja, são capazes de reter a energia de excitação por um tempo relativamente longo.
I. pode ser causado não apenas por partículas que vêm de fora. Em uma temperatura suficientemente alta, quando a energia do movimento térmico dos átomos (moléculas) é alta, eles podem ionizar uns aos outros devido à cinética. energia de colisão de ch-ts - ocorre térmica I. Isso significa. atinge intensidade a partir de uma temperatura de -103-104 K, por exemplo. em descargas de arco, ondas de choque e atmosferas estelares. Grau térmico A energia de um gás em função de sua temperatura e pressão é estimada pela fórmula de Sakha para um gás fracamente ionizado em estado termodinâmico. equilíbrio.
São chamados processos nos quais partículas ionizadas recebem energia de fótons (quanta de radiação eletromagnética). fotoionização. Se (a molécula) não estiver excitada, então a energia do fóton ionizante hn (n é a frequência da radiação) no ato direto da radiação não deve ser inferior à energia da radiação W. Para todos os átomos e moléculas de gases e líquidos , W é tal que apenas os fótons UV satisfazem esta condição e a radiação de comprimento de onda ainda mais curto. No entanto, a fotoionização também é observada em hn
Se a diferença hn-W for relativamente pequena, então ela é absorvida no ato da radiação. Os fótons de alta energia (raios X, g-quanta) gastam parte de sua energia durante a radiação (alterando sua frequência). Tais fótons, passando por algo, podem causar. número de eventos de fotoionização. A diferença DE-W (ou hn-W ao absorver um fóton) se transforma em cinética. energia de produtos energéticos, em particular elétrons livres, que podem realizar atos secundários de energia (já choque).
A imigração com radiação laser é de grande interesse. Sua frequência geralmente é insuficiente para que um fóton cause radiação, porém o fluxo extremamente alto de fótons no feixe de laser possibilita a radiação, devido à absorção simultânea de vários. fótons (imagem multifotônica). A irradiação com absorção de 7 a 9 fótons foi observada experimentalmente em vapores rarefeitos de metais alcalinos. Em gases mais densos, a radiação laser se combina. caminho. Primeiro, Multiphoton I. libera vários. “semente” el-nov. Eles são acelerados por um campo de luz, excitando átomos de forma chocante, que são então ionizados pela luz (ver TESTE DE LUZ). A fotoionização reproduz criaturas. papel, por exemplo, nos processos de radiação das camadas superiores da atmosfera, na formação de serpentinas durante a eletricidade quebra de gás.
I. átomos e moléculas de gás sob a influência de eletricidade forte. campos (=107 -108 V*cm-1), chamados. autoionização, usada em projetor de íons e projetor eletrônico.
Gases e líquidos ionizados possuem condutividade elétrica, que, por um lado, está na base de sua decomposição. aplicações, e por outro lado, permite medir o grau de radiação desses ambientes, ou seja, a razão de concentração de carga. atinge neles a concentração inicial de nêutrons. tsk.
Dicionário enciclopédico físico. - M.: Enciclopédia Soviética. . 1983 .
IONIZACAO
A transformação de partículas atômicas eletricamente neutras (átomos, moléculas) como resultado da transformação de uma ou mais delas. elétrons em íons polo e elétrons livres. Os íons também podem ser ionizados, o que leva a um aumento no múltiplo de sua carga. (Átomos e moléculas neutras podem, em casos especiais, adicionar elétrons, cerca de íons negativos.)O termo "eu". designado como um ato elementar (irradiação de um átomo, molécula) e um conjunto de muitos desses atos (irradiação de um gás, fotoionização); ionização de campo; I. ao interagir com superfícies sólido (ionização de superfície); Os dois primeiros tipos de I são discutidos abaixo. Ionização de colisãoé o mecanismo mais importante de radiação em gases e plasma. O ato elementar de I. é caracterizado por eff. seção transversal de ionização si [cm 2 ], dependendo do tipo de partículas em colisão, seus estados quânticos e a velocidade do movimento relativo. Ao analisar a cinética da energia, são utilizados os conceitos de velocidade da energia.<v e eu ( v)>, caracterizando o número de ionização que uma partícula ionizante pode produzir em 1 s:
Aqui v- a velocidade está relacionada ao movimento e F(v)- função da distribuição de velocidade das partículas ionizantes. Probabilidade de ionização c i de um determinado átomo (molécula) por unidade de tempo em densidade N o número de partículas ionizantes está relacionado à velocidade da radiação. O papel decisivo em gases e plasmas é desempenhado pelo impacto de elétrons (colisões com combinados 
Arroz. 1. Ionização de átomos e moléculas de hidrogénio por impacto electrónico; 1 -
átomos de H; 2 -
moléculas de H 2 (curvas experimentais); 3 -
Átomos de H (cálculo teórico, Born); 4 -
Cálculo
elétrons). O processo dominante é a remoção de um elétron - a remoção de um elétron (geralmente externo) de um átomo. Cinético. a energia do elétron ionizante deve ser maior ou igual à energia de ligação do elétron no átomo. Min. valor cinético energia do elétron ionizante é chamada. limiar de ionização (limite). A seção transversal do impacto eletrônico de átomos, moléculas e íons é zero no limiar e aumenta (aproximadamente linearmente) com o aumento da cinética. energia, atinge valores máximos em energias iguais a vários (2-5) valores limite, estados de autoionização ou I. interno. conchas do átomo. Estes últimos podem ser considerados de forma independente, uma vez que sua contribuição para a radiação está associada a outras camadas eletrônicas do átomo. 
Arroz. 2. Ionização de átomos de Zn por impacto de elétrons próximo ao limiar.
Juntamente com os elétrons de um único elétron, é possível remover dois ou mais elétrons em um evento de colisão, desde que a cinética a energia é maior ou igual à energia I correspondente. A seção transversal desses processos em vários. vezes (para dois e três elétrons) ou várias vezes. ordens de grandeza (para processos multieletrônicos) são menores que as seções transversais para radiação de elétron único.Portanto, na cinética de radiação de gases e plasmas, o principal O papel é desempenhado pelos processos de I. de um elétron e autoionização por excitação de um elétron. estados.
onde a 0 =0,529,10 -8 cm - Raio Bora; R=13,6 eV-t. n. Unidade de energia Rydberg, igual à energia do átomo de hidrogênio do básico. estados (ver Constante de Rydberg); E eu - energia do estado considerado do átomo ou íon; n eu - o número de elétrons equivalentes na camada de um átomo; eu- o valor do momento orbital do início. estados de elétrons; valor você = (EE eu)/E eu há uma diferença na cinética energia eletrônica incidente E e limiar de ionização E eu, expresso em unidades de E eu. As funções Ф(u) são calculadas e tabuladas para um grande número de átomos e íons em. Em altas energias do elétron incidente EдE eu aplica-se teoria da perturbação primeira ordem (chamada Aproximação de Born). Neste caso, para o átomo de hidrogênio da base. função estatal
Em regiões de baixa e média energia do elétron incidente (uхl), o efeito mais importante que afeta o valor de s eu, é um efeito de troca associado à identidade dos elétrons incidentes e eliminados do átomo. Cálculos eu a ionização de elétron único no âmbito da teoria da perturbação, levando em consideração o efeito de troca, leva a uma concordância satisfatória com o experimento para a maioria dos átomos e íons.A melhoria (e a complexidade) dos métodos de cálculo tornam possível descrever a estrutura detalhada da ionização. curvas, bem como elétrons liberados por energia e ângulo de espalhamento (ou seja, seção transversal diferencial).A velocidade acima de I. (1) sob a suposição de uma distribuição Maxwelliana de elétrons sobre velocidades pode ser representada na forma
onde b =
E eu/kT, T - temp-pa de elétrons ionizantes. As funções G(b) são calculadas e tabuladas para um grande número de átomos e íons. Como pode ser visto nas fórmulas (2) e (4), com o aumento da carga do íon Z() I. a proporção diminui. Z -4 ,
velocidade I. Com o aumento da energia do elétron incidente, é energeticamente possível eliminar um dos elétrons 
Arroz. 3. Ionização de um átomo de hidrogênio por prótons: 1 -
dados experimentais; 2 -
cálculo na aproximação de Born; 3 -
Cálculo .
interno cartuchos ( K, L, . ..)átomos multielétrons (ou íons). As correntes e velocidades correspondentes também são descritas pelas fórmulas (2) e (4). Contudo, a criação de uma vaga no quadro interno shell leva à formação de autoionização. estado do átomo, que é instável e se desintegra com a remoção de um ou mais do átomo. elétrons e radiação de fótons ( Efeito Auger). Mas a seção transversal deste processo é muito menor que a seção transversal de I. ext. shell, portanto, no plasma, o mecanismo dominante para a formação de íons com carga múltipla é I. sequencial. cartuchos. 
Em gases densos e com fluxos de alta intensidade de bombardeio de partículas com propriedades cinéticas. energia 
Arroz. 5. Ionização do hidrogênio molecular por átomos de hidrogênio (curva 1) e prótons (curva 2 ).
A radiação de átomos e moléculas em colisões com átomos neutros é explicada pelos mesmos mecanismos que nas colisões com íons; porém, via de regra, é quantitativamente menos eficaz. Na Fig. 5 são dados para comparação de ionização. curvas para a ionização do hidrogênio molecular por átomos de hidrogênio e prótons. troca de carga de íons.A natureza "quase molecular" dos processos de colisões de partículas atômicas em baixas velocidades pode levar a uma formação mais eficiente de íons com carga maior que a unidade do que nas colisões eletrônicas (nas mesmas velocidades). Diagnóstico de plasma) .
Neste caso, é necessário ter dados confiáveis sobre a temperatura (função de distribuição) das partículas e sua densidade. Este método foi usado com sucesso para estudar o impacto eletrônico de íons com carga múltipla (Za10). Ionização pela luz (fotoionização)- processo de radiação de partículas atômicas como resultado da absorção de fótons. Em campos de luz fraca, ocorre radiação de fóton único. Em campos de luz de alta intensidade, é possível ionização multifotônica. Por exemplo, a frequência da radiação laser é geralmente insuficiente para que a absorção de um fóton cause radiação. No entanto, a densidade de fluxo extremamente alta de fótons em um feixe de laser torna possível a radiação multifóton. Experimentalmente, radiação com absorção de 7 a 9 fótons foi observado em vapores rarefeitos de metais alcalinos.
Onde uma= 1/137 - constante de estrutura fina, w g - pureza limite de fotoionização, w - frequência de fótons e 
. Para o átomo de hidrogénio w g =109678,758 cm -1 (1216 E). (Na espectroscopia, a frequência é frequentemente dada em cm “inverso”, ou seja, ~1/l.) Perto do limite de fotoionização (w-w g bw g)
longe da fronteira (w-w g dw g)
A seção transversal para fotoionização a partir de estados excitados diminui com o aumento de h. número quântico n proporcional n -5 (para n/Z). A seção transversal de fotoionização s f está relacionada ao coeficiente. 
Arroz. 6. Fotoionização de átomos de metais alcalinos: lítio (1 -
experimentar; 2 -
cálculo) e sódio (3 -
experimentar;4 -
Cálculo).
fotoabsorção de um fóton de frequência fixa da seguinte forma:
Aqui a soma é tomada em todos os níveis do átomo, para os quais é energeticamente possível, e N n -
densidade do número de átomos no estado n .
Cálculo de seções transversais e comparação com experimentos. dados (inclusive para átomos não semelhantes ao hidrogênio) são fornecidos. A seção transversal de fotoionização é 2-3 ordens de magnitude menor que s eu durante colisões. Z faz sentido ef. carga do núcleo, em cujo campo se move). Fotoionização interna profunda camadas de átomos, em contraste com o impacto dos elétrons, praticamente não têm efeito sobre os elétrons externos. cascas, ou seja, é um processo muito seletivo. O efeito Auger que acompanha a eliminação de uma vaga no setor interno casca, leva à formação de um íon com carga múltipla. Neste caso, vários íons podem ser formados. graus de multiplicidade. Na tabela Os valores calculados e observados da média são fornecidos. cargas de íons para certos átomos.
Mesa - Valores calculados e observados de cargas iônicas médias
A fotoionização é estudada experimentalmente medindo o coeficiente. absorção, registro do número de íons formados, medição de recombinação. radiação (seções transversais do processo reverso - fotorecombinação). A fotoionização desempenha um papel significativo no equilíbrio de ionização da alta atmosfera, nebulosas planetárias, expostas à radiação ionizante de estrelas e outros plasmas. O processo inverso de I. é recombinação de íons e elétrons, associado à ionização. processos e relações que seguem os princípios do equilíbrio detalhado. I. e os processos de recombinação desempenham um papel importante em todos os processos elétricos. descargas em gases e outros. dispositivos de descarga de gás. Aceso.: 1) Donets E. D., Ovsyannikov V. P., Estudo da ionização de íons positivos por impacto de elétrons, "JETP", 1981, v. 916; 2) Peterkop R. P. Presnyakov.
Enciclopédia física. Em 5 volumes. - M.: Enciclopédia Soviética. Editor-chefe A. M. Prokhorov. 1988 .
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IONIZAÇÃO, a transformação de átomos e moléculas em íons e elétrons livres; o processo inverso de recombinação. A ionização em gases ocorre como resultado da remoção de um ou mais elétrons de um átomo ou molécula sob a influência de influências externas. EM… … Enciclopédia moderna
Assim como um forte campo elétrico retira elétrons dos metais, ele também os retira dos átomos individuais do gás. Este fenômeno é às vezes chamado de “autoionização” dos átomos e sua razão é fácil de entender se considerarmos o tipo de energia potencial de um elétron em um átomo na presença de um campo elétrico externo. Seja a energia potencial de um elétron na ausência de um campo externo Você(r). Campo elétrico externo Ó deixe-o ser direcionado ao longo do eixo OZ. Então toda a energia potencial do elétron é
Arroz. 6.1
Vamos considerar a forma da curva de potencial no eixo OZ(x = y = 0, r = | z | ). Na ausência de um campo externo (o = 0) U" = U (r) e tem a forma mostrada na Fig. 6.1 pela linha pontilhada. Energia potencial adicional no campo externo eÓ z será representado como uma linha pontilhada ah." Curva de Energia Potencial Total VOCÊ, resultante da adição é mostrado na Fig. 6.1 linha sólida um"b" E ab. Vemos isso em torno do ponto z 0 forma-se uma barreira potencial, dividindo o espaço em duas áreas: a interna z>z 0 e externo z<z 0 , cada um dos quais tem energia potencial VOCÊ" menos você" (z 0 ) = você eu . Na Fig. 6.1 também mostra dois níveis de energia E` e E". Se energia E = E" > você eu , então o elétron não ficará retido perto do átomo, mas se afastará para a região negativa z. Se a energia do elétron E= E"<você eu , então, de acordo com as leis da mecânica clássica, o elétron permanecerá na região interna. De acordo com a mecânica quântica, neste caso, o vazamento através da barreira ainda ocorrerá. Assim, cria-se aqui um estado de coisas bastante semelhante ao que ocorre durante o decaimento radioativo.
Agora não é nada difícil entender a razão da ionização dos átomos pelo campo. Quando o campo é ativado, é criada uma barreira através da qual os elétrons penetram no espaço externo. Se a altura da barreira você T menos energia do elétron, então as partículas passarão (“acima da barreira”) de acordo com a mecânica clássica. Portanto, a mecânica clássica também leva à possibilidade de ionização de um átomo por um campo elétrico externo. A única diferença é que, pelas leis da mecânica quântica, essa ionização deveria ocorrer em campos inferiores aos prescritos pela mecânica clássica, pois, segundo a mecânica quântica, para que a ionização seja possível, não é necessário que a barreira seja menor que a energia do elétron. É claro, contudo, que em campos baixos a barreira será muito ampla e a sua transparência será muito baixa.
O fenômeno da autoionização pode ser observado desta forma: vamos supor que observamos alguma linha espectral causada por uma transição eletrônica do estado E` para E Ó(ver Fig. 6.1). À medida que o campo elétrico aumenta, esta linha muda (efeito Stark), e se o campo atingir um valor tão grande que a transparência da barreira seja alta, então o elétron no estado E` voará para fora do átomo com mais frequência, passando pela barreira (ionização), em vez de cair para o estado inferior (E Ó ), emitindo luz. Devido a isso, a linha espectral enfraquecerá até desaparecer completamente. Este fenômeno pode ser observado na série Balmer de hidrogênio atômico.
Para poder rastrear a ação de um campo elétrico de diferentes intensidades, ele é organizado de forma que diferentes partes da linha espectral sejam causadas pela luz que emana de átomos localizados em campos de diferentes intensidades. Ou seja, no volume de gás luminoso o campo elétrico aumenta na direção paralela à fenda do espectroscópio (até um certo limite, tendo atingido o qual novamente
Figura 6.2
cai). A fotografia (ver Fig. 6.2) mostra os resultados de tal experimento. As letras c, d, e, f, g indicam as linhas da série Balmer (H c - transição n = 4 > n = 2, N g -- transição n = 5 > n = 2, N d -- transição n = 6 > n = 2 e N e -- transição n = 7 > n = 2). O campo elétrico aplicado aumenta de baixo para cima. As linhas brancas na fotografia são linhas de igual intensidade de campo. Pela fotografia você pode ver que as linhas se dividem primeiro. Esta divisão aumenta à medida que o campo cresce (a partir da divisão da linha H é fácil ver a posição da linha de intensidade máxima do campo). Com uma certa intensidade de campo, a linha espectral desaparece.
A comparação das linhas c, d, e, f mostra que elas desaparecem na sequência e, d, d (com os campos alcançados, c não desaparece completamente). Esta é uma sequência de energia crescente do estado excitado. 6.1 fica claro que quanto maior a energia do elétron, menor será a largura e a altura da barreira para um determinado campo, ou seja, maior será sua transparência. Assim, a sequência observada no desaparecimento das linhas espectrais é totalmente consistente com a nossa interpretação deste fenômeno como resultado do efeito túnel. O fato de os componentes vermelhos das linhas divididas desaparecerem antes dos violetas também recebe uma explicação completa quando se examinam mais detalhadamente as funções de onda dos elétrons. Ou seja, os estados correspondentes às linhas deslocadas para o lado vermelho têm a propriedade de que neles a intensidade da nuvem de elétrons é maior na região da barreira do que nos estados dos componentes violetas. Graças a isso, a ionização ocorre de forma mais favorável.
Formulemos com mais detalhes as condições sob as quais devemos esperar o desaparecimento de uma linha espectral num campo elétrico. Seja a probabilidade da transição óptica de um elétron para o estado inferior 1/φ (φ é o tempo de vida no estado excitado). O tempo de vida de um elétron em estado excitado é f? 10 -8 seg. A probabilidade de um elétron transitar para um estado inferior é 1 segundo será 1/f. A probabilidade do efeito túnel (ionização) será igual (a mesma do cálculo do decaimento radioativo) ao número de impactos de elétrons na parede interna da barreira de potencial em 1 segundo, multiplicado pelo coeficiente de transparência D. O número de impactos na barreira é, em ordem de grandeza, igual a v/2r 0 , Onde v- velocidade do elétron e R 0 - raio da barreira, aproximadamente igual ao raio orbital A. A velocidade é igual, novamente na ordem de grandeza, onde |E| --energia do elétron e m-sua massa.
Portanto, seg -1 (6.2)
(desde. Conseqüentemente, a probabilidade de autoionização é 10 16 D seg -1
.
Para que prevaleça a autoionização (condição para o desaparecimento da linha espectral), é necessário que 1/f
emissão de barreira de túnel quase estacionária
IONIZACAO- a transformação de partículas atômicas eletricamente neutras (átomos, moléculas) como resultado da transformação de uma ou mais delas. elétrons em íons polo e elétrons livres. Os íons também podem ser ionizados, o que leva a um aumento na sua proporção. (Átomos e moléculas neutras podem, em casos especiais, adicionar elétrons, cerca de íons negativos.)O termo "eu". designado como um ato elementar (a atividade de um átomo, uma molécula) e um conjunto de muitos desses atos (a atividade de um gás, um osso). Básico Os mecanismos de energia são os seguintes: energia colisional (colisões com elétrons, íons, átomos); I. luz (fotoionização); ionização de campo; I. ao interagir com a superfície de um corpo sólido ( ionização de superfície); Os dois primeiros tipos de I são discutidos abaixo. Ionização de colisãoé o mecanismo mais importante de radiação em gases e plasma. O ato elementar de I. é caracterizado por eff. corte transversal ionizacao s i [cm 2], dependendo do tipo de partículas em colisão, seus estados quânticos e velocidade. Ao analisar a cinética da energia, são utilizados os conceitos de velocidade da energia.<v e eu ( v)>, caracterizando o número de ionização que uma partícula ionizante pode produzir em 1 s:
Aqui v- a velocidade está relacionada ao movimento e F(v)- função de distribuição de partículas ionizantes por velocidade. Probabilidade de ionização c i de um determinado átomo (molécula) por unidade de tempo em densidade N o número de partículas ionizantes está relacionado à velocidade da radiação. O papel determinante nos gases é desempenhado pelo impacto dos elétrons (colisões com combinados 
Arroz. 1. Ionização de átomos e moléculas de hidrogénio por impacto electrónico; 1 - átomos de H; 2 - Moléculas de H 2 (curvas experimentais); 3 - Átomos de H (cálculo teórico, aproximação de Born); 4
- Cálculo
elétrons). O processo dominante é a remoção de um elétron - a remoção de um elétron (geralmente externo) de um átomo. Cinético. a energia do elétron ionizante deve ser maior ou igual à energia de ligação do elétron no átomo. Min. valor cinético energia do elétron ionizante é chamada. limiar de ionização (limite). A seção transversal do impacto eletrônico de átomos, moléculas e íons é zero no limiar e aumenta (aproximadamente linearmente) com o aumento da cinética. energia, atinge um valor máximo em energias iguais a vários (2-5) valores limite e depois diminui com o crescimento adicional da cinética. energia. A posição e o valor da seção transversal máxima dependem do tipo de átomo. Na Fig. 1 mostra ionização. curvas (dependência da seção transversal do hidrogênio na energia) para o átomo e a molécula de hidrogênio. No caso de átomos e moléculas complexas (multieletrônicas), pode haver vários. máximos dependendo da seção transversal da energia. A aparência complementará os máximos da seção transversal na região de energias de colisão entre o limiar correspondente à fundamental. máximo, geralmente está associado à interferência da radiação direta com a excitação de um dos estados discretos (e a subsequente radiação deste último) no mesmo evento de colisão. Na Fig. 2 está visível e será adicionado, no máximo no início. ionização de peças curva para Zn. Adicional máximos na região de energia excedendo o valor correspondente ao básico. seção transversal máxima é explicada pela excitação estados de autoionização ou eu. ramal. conchas do átomo. Os últimos processos podem ser considerados de forma independente, uma vez que sua contribuição para a radiação está associada a outras camadas eletrônicas do átomo. 
Arroz. 2. Ionização de átomos de Zn por impacto de elétrons próximo ao limiar.
Juntamente com os elétrons de um único elétron, é possível remover dois ou mais elétrons em um evento de colisão, desde que a cinética a energia é maior ou igual à energia I correspondente. A seção transversal desses processos em vários. vezes (para dois e três elétrons) ou várias vezes. ordens de grandeza (para processos multieletrônicos) são menores que as seções transversais para radiação de elétron único.Portanto, na cinética de radiação de gases e plasmas, o principal O papel é desempenhado pelos processos de I. de um elétron e autoionização por excitação de um elétron. estados. A seção transversal de impacto de elétrons de um átomo ou íon pode ser representada como:
onde a 0 =0,529,10 -8 cm - Raio de Bohr; R=13,6 eV-t. n. Unidade de energia Rydberg, igual à energia do átomo de hidrogênio do básico. estados (ver Constante de Rydberg;)E eu- energia do estado considerado do átomo ou íon; n eu- o número de elétrons equivalentes na camada de um átomo; eu- o valor do momento orbital do início. estados de elétrons; valor você = (EE eu)/E eu há uma diferença na cinética energia eletrônica incidente E e limiar de ionização E eu, expresso em unidades de E eu. As funções Ф(u) são calculadas e tabuladas para um grande número de átomos e íons em. Em altas energias do elétron incidente EдE eu aplica-se teoria da perturbação primeira ordem (chamada Aproximação nascida) Neste caso, para o I. átomo de hidrogênio da base. função estatal
Em regiões de baixa e média energia do elétron incidente (uхl), o efeito mais importante que afeta o valor de s eu, é um efeito de troca associado à identidade dos elétrons incidentes e eliminados do átomo. Cálculos eu A energia de um elétron dentro da estrutura da teoria das perturbações, levando em consideração o efeito de troca, leva a uma concordância satisfatória com o experimento para a maioria dos átomos e íons. O aprimoramento (e complexidade) dos métodos de cálculo permite descrever a estrutura detalhada da ionização. curvas, bem como a distribuição de elétrons liberados por energia e ângulo de espalhamento (ou seja, seção transversal diferencial). A velocidade acima de I. (1), sob a suposição de uma distribuição Maxwelliana de velocidades dos elétrons, pode ser representada na forma
onde b =
E eu/kT, T- temp-pa de elétrons ionizantes. As funções G(b) são calculadas e tabuladas para um grande número de átomos e íons. Como pode ser visto nas fórmulas (2) e (4), com o aumento da carga do íon Z() seção transversal I. diminui proporcionalmente. Z-4, e a velocidade é I. Com o aumento da energia do elétron incidente, é energeticamente possível eliminar um dos elétrons 
Arroz. 3. Ionização do átomo de hidrogênio por prótons: 1 - dados experimentais; 2 - cálculo na aproximação de Born; 3 - cálculo.
interno cartuchos ( K, L, . ..)átomos multielétrons (ou íons). As correntes e velocidades correspondentes também são descritas pelas fórmulas (2) e (4). Contudo, a criação de uma vaga no quadro interno shell leva à formação de autoionização. estado do átomo, que é instável e se desintegra com a remoção de um ou mais do átomo. elétrons e fótons ( Efeito Auger).Mas a seção transversal deste processo é muito menor que a seção transversal de I. ext. shell, portanto, no plasma, o mecanismo dominante para a formação de íons com carga múltipla é I. sequencial. cartuchos. 
Em gases densos e com fluxos de alta intensidade de bombardeio de partículas com propriedades cinéticas. energia 
Arroz. 5. Ionização do hidrogênio molecular por átomos de hidrogênio (curva 1
) e prótons (curva 2 )
.
A radiação de átomos e moléculas em colisões com átomos neutros é explicada pelos mesmos mecanismos que nas colisões com íons; porém, via de regra, é quantitativamente menos eficaz. Na Fig. 5 são dados para comparação de ionização. curvas para a ionização do hidrogênio molecular por átomos de hidrogênio e prótons. Quando as partículas atômicas interagem, os elétrons podem ser removidos não apenas das partículas alvo, mas também das partículas bombardeadas (o fenômeno de “remoção” de íons ou átomos rápidos ao passar por um gás ou plasma). Os íons incidentes também podem capturar elétrons de partículas ionizadas - ou seja, troca de carga iônica. A natureza “quase molecular” dos processos de colisões de partículas atômicas em baixas velocidades pode levar a uma formação mais eficiente de íons com carga maior que a unidade do que nas colisões eletrônicas (nas mesmas velocidades). Seções transversais de ionização irá colidir. processos são estudados experimentalmente em vigas cruzadas utilizando a técnica de coincidência. Este método é o mais preciso e fornece uma imagem detalhada dos valores diferenciais. e seções transversais totais e suas dependências físicas parâmetros. I. as velocidades podem ser obtidas espectroscopicamente com boa precisão. método ao estudar a radiação de um plasma bem diagnosticado (ver. Diagnóstico de plasma). Neste caso, é necessário ter dados confiáveis sobre a temperatura (função de distribuição) das partículas e sua densidade. Este método foi usado com sucesso para estudar o impacto eletrônico de íons com carga múltipla (Za10). Ionização pela luz (fotoionização) - o processo de radiação de partículas atômicas como resultado da absorção de fótons. Em campos de luz fraca, ocorre radiação de fóton único. Em campos de luz de alta intensidade, é possível ionização multifotônica Por exemplo, a frequência da radiação laser é geralmente insuficiente para que a absorção de um fóton cause radiação. No entanto, a densidade de fluxo extremamente alta de fótons em um feixe de laser torna possível a radiação multifóton. Experimentalmente, radiação com absorção de 7 a 9 fótons foi observado em vapores rarefeitos de metais alcalinos. Ao contrário da radiação em colisões, a seção transversal da radiação de um fóton não é igual a zero no limiar da radiação, mas geralmente é máxima e diminui com o aumento da energia do fóton. No entanto, máximos são possíveis na curva de ionização além do limiar de ionização, dependendo da estrutura dos átomos. Na Fig. A Figura 6 mostra a dependência da seção transversal de fotoionização para átomos de Na e Li. Para o átomo de hidrogênio e íons semelhantes ao hidrogênio existe uma teoria exata dos processos de fotoionização. Ef. seção transversal de fotoionização do básico. estado é igual
Onde uma= 1/137 - constante de estrutura fina,w g - pureza limite de fotoionização, w - frequência de fótons e 
. Para o átomo de hidrogénio w g =109678,758 cm -1 (1216 E). (Na espectroscopia, a frequência é frequentemente dada em cm “inverso”, ou seja, ~1/l.) Perto do limite de fotoionização (w-w g bw g)
longe da fronteira (w-w g dw g)
A seção transversal para fotoionização a partir de estados excitados diminui com o aumento de h. número quântico n proporcional n -5 (para n/Z). A seção transversal de fotoionização s f está relacionada ao coeficiente. 
Arroz. 6. Fotoionização de átomos de metais alcalinos: lítio (1 - experimento; 2 - cálculo) e sódio (3 - experimento; 4 - cálculo).
fotoabsorção de um fóton de frequência fixa da seguinte forma:
Aqui a soma é tomada em todos os níveis do átomo, para os quais a fotoionização é energeticamente possível, e N n é a densidade do número de átomos no estado n. Cálculo de seções transversais e comparação com experimentos. dados (inclusive para átomos não semelhantes ao hidrogênio) são fornecidos. A seção transversal de fotoionização é 2-3 ordens de magnitude menor que s eu durante colisões. Os mesmos padrões caracterizam I. interno. conchas de átomos (neste caso Z faz sentido ef. carga do núcleo, em cujo campo o elétron se move). Fotoionização interna profunda camadas de átomos, em contraste com o impacto dos elétrons, praticamente não têm efeito sobre os elétrons externos. cascas, ou seja, é um processo muito seletivo. O efeito Auger que acompanha a eliminação de uma vaga no setor interno casca, leva à formação de um íon com carga múltipla. Neste caso, vários íons podem ser formados. graus de multiplicidade. Na tabela Os valores calculados e observados da média são fornecidos. cargas de íons para certos átomos.
Mesa - Valores calculados e observados de cargas iônicas médias
A fotoionização é estudada experimentalmente medindo o coeficiente. absorção, registro do número de íons formados, medição de recombinação. radiação (seções transversais do processo reverso - fotorecombinação). A fotoionização desempenha um papel significativo no equilíbrio de ionização das camadas superiores da atmosfera, nebulosas planetárias, expostas à radiação ionizante de estrelas, etc. Gases e líquidos ionizados possuem condutividade elétrica, que está na base de sua decomposição. formulários. Isso também permite medir o grau de radiação desses ambientes – a relação entre a concentração de carga. partículas para a concentração inicial de partículas neutras. Gás com alto grau de oxigênio se forma plasma. O processo inverso de I. é recombinação de íons e elétrons, associado à ionização. processos e relações que seguem os princípios do equilíbrio detalhado. I. e os processos de recombinação desempenham um papel importante em todos os processos elétricos. descargas em gases e outros. dispositivos de descarga de gás. Aceso.: 1) Donets E. D., Ovsyannikov V. P., Estudo da ionização de íons positivos por impacto de elétrons, "JETP", 1981, v. 916; 2) Peterkop R.K., Teoria da ionização de átomos por impacto de elétrons, Riga, 1975; 3) Vainshtein L.A., Sobelman I.I., Yukov E.A., Excitação de átomos e alargamento de linhas espectrais, M., 1979; 4) Drukarev G.F., Colisões de elétrons com átomos e moléculas, M., 1978; 5) Massey N. S. W., Gilbodu N. V., Fenômenos de impacto eletrônico e iônico, v. 4, Oxf., 1974; 6) Messi G., Barhop E., Colisões eletrônicas e iônicas, trad. do inglês, M., 1958; 7) Janev R.K., Presnyakov L.P., Processos de colisão de íons com carga múltipla com átomos, "Phys. Repts", 1981, v. 70, nº 1; 8) Shah M.V., Gilbody N.V., Estudo experimental da ionização do hidrogênio atômico por íons de carbono, nitrogênio e oxigênio com carga multiplicada rápida, "J. Phys. V.", 1981, v. 14, pág. 2831; 9) Sobelman I.I., Introdução à teoria dos espectros atômicos, M., 1977. L. P. Presnyakov.