Почему анодный ток в минимумах не спадает до нуля

Краткая теория. Явление вторичной электронной эмиссии заключается в том, что электроны достаточной энергии, попадая на поверхность металла

Явление вторичной электронной эмиссии заключается в том, что электроны достаточной энергии, попадая на поверхность металла, находящегося в вакууме, не только сами отражаются от этой поверхности, но вызывают также и эмиссию новых электронов с той же поверхности. Электроны, ударяющиеся о поверхность металла, называются первичными, а электроны, вылетевшие с поверхности металла, называются вторичными.

Вторичная эмиссия обычно возникает при энергии первичных электронов 10–15 эВ и выше. Если скорость первичного электрона достаточно велика, то он может выбить несколько вторичных электронов. Следовательно, число вторичных электронов может в несколько раз превышать число первичных электронов, падающих на поверхность.

Явление вторичной эмиссии количественно характеризуется коэффициентом вторичной эмиссии s. Он равен отношению числа вторичных электронов n₂ к числу первичных n₁, отношению тока вторичных электронов I₂ к току первичных I₁:

Коэффициент может быть как меньше, так и больше единицы. Он зависит от вещества тела, структуры его поверхности, скорости первичных электронов, угла их падения и других факторов.

Для чистых металлов величина s лежит в пределах от 0,5 до 1,8. При наличии активирующих покрытий s доходит до 10 и более.

В специальных электронных приборах для получения вторичной электронной эмиссии применяют сплавы из различных металлов, например, магния с серебром, алюминия с медью, бериллия с медью, сурьмы с цезием. У них s может быть в пределах от 2 до 12 и больше, причем эмиссия более устойчива, чем у других веществ.

Вторичная эмиссия наблюдается у полупроводников и диэлектриков. Особенно она велика у металлов, покрытых тонкой пленкой полупроводника и диэлектрика. В этом случае значение s доходит до сотен и тысяч. Но практического использования это явление еще не получило.

Главную роль в явлении вторичной электронной эмиссии играет процесс получения вторичными электронами энергии от первичных электронов и возможность продвижения электронов изнутри к поверхности без значительных потерь энергии. Эти процессы совершаются в глубине поверхностного слоя вещества и зависят от его атомно-молекулярной структуры.

На рис. 1 дана зависимость s от напряжения U₁.

При малых значениях напряжения U₁ вторичной эмиссии нет. Затем она появляется и s повышается с ростом U₁, доходя до максимума, после чего он уменьшается. Кривая 1 дана для чистого металла, кривая 2 – для металла с активирующим покрытием.

Максимум вторичной эмиссии достигается обычно при напряжении порядка сотен вольт. Понижение s при высоких объясняется тем, что первичные электроны в этом случае проникают более глубоко в вещество и передают полученную энергию другим электронам и поэтому не могут дойти до поверхности металла с энергией, необходимой для выхода из него.

Для чистых металлов вторичная эмиссия почти не зависит от температуры, но для активированных катодов и полупроводников с повышением температуры возрастает. Ускоряющее электрическое поле увеличивает эмиссию вторичных электронов. В этом случае наблюдается совместное действие вторичной эмиссии и электростатической. Это особенно заметно у катодов с оксидным покрытием.

При увеличении угла падения a первичных электронов s возрастает, что и показывает рис. 2.

Первичный электрон В, влетающий под углом a₂, большим, чем угол падения a первичного электрона А, проникает на меньшую глубину (h₂

Явление вторичной эмиссии или как его иначе называют, динатронный эффект, наблюдается при работе электронных ламп и оказывает вредное действие на анодный ток. Поэтому около анода в электронной лампе помещается третья сетка (кроме управляющей и экранизирующей), служащая для устранения динатронного эффекта. Она обычно соединяется с катодом внутри лампы и имеет нулевой потенциал.

Динатронный эффект используется для усиления электронного тока. Применение явления вторичной эмиссии для усиления фототоков впервые было разработано в СССР Тимофеевым П.В. и Кубецким К.А. Общая картина явления вторичной эмиссии легко наблюдается в любой трехэлектродной лампе (Схема 1).

Если сетка имеет более высокий потенциал, чем анод, то часть электронного потока из катода попадает на сетку, а другая часть пройдет через сетку к аноду.

Результирующий анодный ток, который покажет прибор, включенный в анодную цепь, будет представлять собой разность между первичными и вторичными электронными потоками.

Направление тока меняется в зависимости от того, будет ли первичных или вторичных электронов больше. Характер изменения анодного тока в зависимости от напряжения на сетке показан на рис. 4.

На участке кривой ОА число электронов, проходящих через сетку и достигающих анода, увеличивается с увеличением анодного напряжения. На участке кривой АВ число вторичных электронов быстро увеличивается и суммарный ток к аноду начинает быстро падать. В точке В поток первичных электронов равен потоку вторичных, поэтом I_а = 0. На участке ВСД анодный ток имеет обратное направление, так как поток вторичных электронов больше первичного потока. Дальнейшее увеличение анодного напряжения приводит к тому, что оно достигает значения напряжения на сетке, а затем становиться больше него. Поле анод-сетка начинает тормозить вторичные электроны, вторичный поток уменьшается и I_а меняет знак.

Изменение знака I_а на участке ВСД возможно лишь при условии s > 1, если же s

Нам важно ваше мнение! Был ли полезен опубликованный материал? Да | Нет

Источник

Почему анодный ток в минимумах не спадает до нуля

Существование дискретных энергетических уровней атома подтверждается опытом Франка и Герца. Немецкие ученые Джеймс Франк и Густав Герц за экспериментальные исследования дискретности энергетических уровней получили Нобелевскую премию в 1925 г.

В опытах использовалась трубка (рис. 6.9), заполненная парами ртути при давлении р ≈ 1 мм рт. ст. и три электрода: катод, сетка и анод.

Электроны ускорялись разностью потенциалов U между катодом и сеткой. Эту разность потенциалов можно было изменять с помощью потенциометра П. Между сеткой и анодом тормозящее поле 0,5 В (метод задерживающих потенциалов).

Определялась зависимость тока через гальванометр Г от разности потенциалов между катодом и сеткой U. В эксперименте была получена зависимость, изображенная на рис. 6.10. ЗдесьU = 4,86 В – соответствует первому потенциалу возбуждения.

Согласно боровской теории, каждый из атомов ртути может получить лишь вполне определенную энергию, переходя в одно из возбужденных состояний. Поэтому если в атомах действительно существуют стационарные состояния, то электроны, сталкиваясь с атомами ртути, должны терять энергию дискретно, определенными порциями, равными разности энергии соответствующих стационарных состояний атома.

Из опыта следует, что при увеличении ускоряющего потенциала вплоть до 4,86 В анодный ток возрастает монотонно, его значение проходит через максимум (4,86 В), затем резко уменьшается и возрастает вновь. Дальнейшие максимумы наблюдаются при и .

Ближайшим к основному, невозбужденному состоянию атома ртути является возбужденное состояние, отстоящее по шкале энергий на 4,86 В. Пока разность потенциалов между катодом и сеткой меньше 4,86 В, электроны, встречая на своем пути атомы ртути, испытывают с ними только упругие соударения. При = 4,86 эВ энергия электрона становится достаточной, чтобы вызвать неупругий удар, при котором электрон отдает атому ртути всю кинетическую энергию, возбуждая переход одного из электронов атома из нормального состояния в возбужденное. Электроны, потерявшие свою кинетическую энергию, уже не смогут преодолеть тормозящий потенциал и достигнуть анода. Этим и объясняется резкое падение анодного тока при = 4,86 эВ. При значениях энергии, кратных 4,86, электроны могут испытывать с атомами ртути 2, 3, … неупругих соударения. При этом они полностью теряют свою энергию и не достигают анода, т.е. наблюдается резкое падение анодного тока.

Таким образом, опыт показал, что электроны передают свою энергию атомам ртути порциями, причем 4,86 эВ – наименьшая возможная порция, которая может быть поглощена атомом ртути в основном энергетическом состоянии. Следовательно, идея Бора о существовании в атомах стационарных состояний блестяще выдержала проверку экспериментом.

Атомы ртути, получившие при соударении с электронами энергию , переходят в возбужденное состояние и должны вернуться в основное, излучая при этом, согласно второму постулату Бора, квант света с частотой . По известному значению можно вычислить длину волны светового кванта: . Таким образом, если теория верна, то атомы ртути, бомбардируемые электронами с энергией 4,86 эВ, должны являться источником ультрафиолетового излучения с , что действительно обнаружилось в опытах.

Таким образом, опыты Франка и Герца экспериментально подтвердили не только первый, но и второй постулат Бора и сделали большой вклад в развитие атомной физики.

Источник

5. Чем объясняется размытость спадов анодного тока в опыте Франка – Герца, и почему в них анодный ток уменьшается не до нуля?

Спад тока в лампе обусловлен тем, что при достижении ускоряющим напряжением некоторого значения, вылетающие из катода электроны, приобретают энергию, достаточную для возбуждения при столкновениях атомов газа. Отдавая приобретенную в ускоряющем электрическом поле энергию атомам газа, электроны оказываются не в состоянии затем преодолеть тормозящее электрическое поле сетки и «выключаются» из процесса переноса тока между анодом и катодом лампы. Это «выключение» происходит не сразу для всех электронов, так как они вылетают из катода, имея заметный статистический (тепловой) разброс в значениях начальных скоростей и кинетических энергий. С этим разбросом связано и то, что провал анодного тока на ВАХ не опускается до нулевого значения.

6. Почему в данной работе не наблюдается второй потенциал возбуждения?

Второй потенциал возбуждения, соответствующий энергии бомбардирующих атомы электронов, достаточной для заброса атомов газа с первой орбиты (из основного состояния) на третью, может наблюдаться в опыте лишь в достаточно разреженных газах. В них вероятность столкновения электронов с атомами газа не очень велика и заметная часть электронов успевает набрать необходимую энергию раньше, чем произойдет их столкновение с атомом. Но в таких газах сила тока оказывается очень малой, и усложняется проблема его измерения.

В данной работе газ не очень разрежен, и вероятность столкновений электронов с атомами газа столь высока, что электроны соударяются и отдают энергию атомам раньше, чем приобретут (накопят) энергию, достаточную для заброса атомов на третий энергетический уровень.

7. Охарактеризуйте полученные в работе результаты на физическую достоверность и соот­ветствие их целям работы.

Работы N 51 — 55 ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА

1. Из каких частиц состоит ядро, и каковы особенности сил, которые их связывают? Что такое энергия связи? Почему энергия ядра квантуется?

Согласно планетарной (ядерной) модели атома по Резерфорду, атом состоит из положительно заряженного ядра, сосредоточенного в очень малом объеме и содержащем в себе почти всю массу атома и вращающихся вокруг ядра легких отрицательно заряженных электронов. Радиус ядра примерно в 100000 раз меньше радиуса атома и составляет величину порядка 10 -15 м.

В соответствии с протонно-нейтронной моделью строения ядра, предложенной В. Гейзенбергом и Д. Д. Иваненко (1939 г.), ядро является сложным образованием и состоит из более мелких частиц — положительно заряженных протонов и незаряженных (электрически) нейтронов. Этим частицам дают общее название — нуклоны (ядерные частицы; nucleus (лат.) — ядро)

Заряд протона численно равен заряду электрона (1,610 -19 Кл), а масса протона чуть меньше массы нейтрона (наличие заряда и электрического взаимодействия как бы «съедают» часть массы, «снимают стружку» с частицы) и почти в 2000 раз больше массы электрона:

В отличие от протона, являющегося стабильной частицей, нейтрон в свободном состоянии нестабилен и распадается с периодом полураспада в 16 минут.

Заряд (электрический) ядра определяется числом протонов в ядре. Это число обозначается Z и называется зарядовым. Оно же является порядковым номером соответствующего химического элемента в таблице Менделеева. Если число нейтронов в ядре обозначить за N , то сумма нуклонов (протонов и нейтронов) в ядре выразится числом A = Z + N, называемым массовым числом. Этому числу пропорциональна масса ядра.

Используя зарядовое Z и массовое А числа, вводят следующее условное обозначение ядер: , где за Х обозначен химический символ соответствующего элемента в таблице Менделеева.

Что удерживает (склеивает) нуклоны в ядре? Ведь нейтроны не заряжены, а протоны должны электрически отталкиваться друг от друга! Для объяснения опытного факта устойчивости существования ядра, устойчивости соединения протонов и нейтронов в ядре, было выдвинуто предположение о наличии в природе нового, дополнительного к известным гравитационному и электромагнитному взаимодействиям — ядерного, являющегося гораздо более сильным в сравнении с гравитационным и электромагнитным. На малых расстояниях (внутриядерных, порядка 10 -15 м) это взаимодействие носит характер притяжения, причем оно не зависит от электрического заряда частиц и является одинаковым для протонов и нейтронов 11 . На еще меньших расстояниях ядерное взаимодействие-притяжение сменяется отталкиванием и таким образом, возможно состояние и положение динамического равновесия. Для сравнения можно сказать, что в маленьком ядре составные части — нуклоны связаны сильными, но короткодействующими ядерными силами, а в «большом» атоме частицы (электроны и ядра) связаны более дальнодействующими, но и более слабыми электрическими силами.

Вследствие короткодействующего характера ядерные силы обладают свойством насыщения. Оно проявляет себя в том, что каждый нуклон способен эффективно взаимодействовать лишь с небольшим числом близких к нему нуклонов. Например, два протона и два нейтрона, образующие так называемую  — частицу, практически не взаимодействуют с другими нуклонами ядра.

Связанное (в ядре) состояние нуклонов отвечает минимуму потенциальной (ядерной) энергии взаимодействия нуклонов, поэтому полная энергия (и масса соответственно) их в ядре оказывается меньшей их полной энергии и массы в состоянии, когда нуклоны разведены на расстояния, при котором они не взаимодействуют друг с другом. Поэтому на расщепление ядра требуется затратить работу против сил связи (ядерных), удерживающих нуклоны в ядре. Эта работа равна разности энергий нуклонов связанных в ядре и тех же нуклонов, но не взаимодействующих друг с другом. Иначе говоря, эта работа и выражает собой энергию связи нуклонов в ядре:

где за М = Е_св/c 2 = m_р + (А — )m_n — М_я обозначена разность масс нуклонов и ядра, называемая дефектом массы 12 ядра.

нергия связи, приходящаяся на один нуклон Е_св/А = Е_{св уд}, называется удельной энергией связи. Она выражает меру устойчивости ядра как соединения нуклонов и зависит от массового числа А. На усредненном графике зависимость Е_{св уд} (А) имеет вид кривой с максимумом.

Источник

Задача № 1. Опыт Франка и Герца

Задача № 1

Опыт Франка и Герца

ОПЫТ ФРАНКА И ГЕРЦА.

Эксперимент Франка и Герца является прямым подтверждением постулатов Бора о том, что:

1.Атом может находиться лишь в определенных дискретных состояниях и иметь внутреннюю энергию, соответствующую состоянию, в котором он находится.

2.Изменение внутренней энергии атома может происходить лишь при переходе между состояниями и равно разности энергии этих состояний (энергии перехода).

Идея эксперимента состоит в анализе энергий электронов, претерпевших столкновения с атомами; при этом можно убедиться в том, что электроны передают атомам энергию лишь порциями, равными энергии переходов. Следует различать два типа столкновений: упругие и неупругие.

При упругих столкновениях сохраняется суммарная кинетическая энергия сталкивающихся частиц, а изменение кинетической энергии каждой из них зависит от соотношения масс. Например, при упругом столкновении электрона с покоящимся атомом кинетическая энергия электрона может измениться лишь нa величину порядка

где и — массы электрона и атома, соответственно. Внутренние энергии частиц при упругом соударении не меняются.

При неупругом столкновении кинетическая энергия сталкивающихся частиц изменяется на величину, равную изменению внутренних энергий частиц. Например, при неупругом столкновении электрона с атомом, атом может перейти из одного энергетического состояния в другое, изменив таким образом свою внутреннюю энергию. Разность энергий конечного и начального состояний атома называется энергией перехода.

Изменение кинетической энергии электрона равно энергии перехода ( здесь и далее тяжелый и медленный, по сравнению с электроном, атом считаем покоящимся до и после столкновения) :

Возбуждение атома (увеличение его внутренней энергии) может произойти лишь тогда, когда кинетическая энергия относительного движения электрона и атома будет превышать энергию перехода. В противном случае столкновение будет упругим, а изменение кинетической энергии — ничтожным. При соударении электрона с возбужденным атомом может произойти обратный процесс: атом переходит в состояние с меньшей внутренней энергией, а энергия электрона увеличивается на величину, равную энергии перехода; такое соударение называется неупругим соударением второго рода . Число таких столкновений пропорционально числу возбужденных атомов и в условиях эксперимента Франка и Герца мало. Ниже они не учитываются.

Таким образом, если в объем, заполненный некоторым газом, влетает электрон с энергией , превышающей энергии переходов в атоме, то после столкновений электроны должны разделиться по энергиям на группы:

1. Электроны, столкнувшиеся с атомами только упруго и почти не потерявшие энергии.

2. Электроны, столкнувшиеся с атомами неупруго, т. е. возбудившие атомы на различные энергетические уровни и имеющие энергии

— энергия перехода из основного энергетического состояния в энергетическое состояние с номером ( при не слишком высоких температурах, согласно распределению Больцмана, почти все атомы находятся в основном состоянии).

В эксперименте Франка и Герца [1] наблюдается возбуждение самого нижнего (из возбужденных) уровня, далее называемого резонансным. Потенциал, соответствующий энергии возбуждения этого уровня, называется резонансным потенциалом.

В лабораторной работе для наблюдения возбуждения резонансного уровня используется трехэлектродная лампа, заполненная парами исследуемого элемента.

Электрическая схема эксперимента представлена на рис.1. Электроны, испущенные катодом, ускоряются электрическим полем между сеткой и катодом и испытывают столкновения с атомами. По мере продвижения от катода к сетке изменяется их энергия, численно равная ( в электрон — вольтах ) пройденной от катода разности потенциалов ( в вольтах ) за вычетом энергии, потерянной при столкновениях с атомами.

Тормозящее поле между сеткой и анодом является анализатором энергетического спектра электронов, пропуская к аноду лишь те электроны, энергия которых превышает тормозящую разность потенциалов.

Если потенциал сетки относительно катода не превышает резонансного потенциала атома, то нигде в лампе не может происходить неупругих столкновений

По мере повышения ускоряющего потенциала при постоянном тормозящем, в районе сетки возникает первая зона столкновений. Медленные (после неупругих столкновений) электроны, неспособные преодолеть задерживающий потенциал, не доходят до анода — попадают на сетку — анодный ток

Рис. 1. Электрическая схема опыта Франка и Герца:

а) — электрическая схема; б) — конструкция лампы;

1 — катод прямого накала; 2 — сетка; 3 — анод.

падает. При дальнейшем росте ускоряющего потенциала зона неупругих столкновений отодвигается от сетки к катоду и на оставшемся до сетки пути электроны набирают энергию, достаточную для преодоления тормозящего поля между сеткой и анодом — анодный ток вновь возрастает. Как только потенциал сетки относительно катода превысит удвоенный потенциал возбуждения уровня, картина повторится, появится вторая зона неупругих соударений в районе сетки, второй минимум тока и т. д. ( В экспериментах со ртутью, выполненных Франком и Герцем, наблюдалось до пяти минимумов анодного тока).

Получить полный текст Подготовиться к ЕГЭ Найти работу Пройти курс Упражнения и тренировки для детей

Движение электронов в лампе имеет характер переноса — дрейфа — вдоль электрического поля, сопровождающегося диффузией из-за частых упругих столкновений. Энергия электрона, дрейфующего от катода к сетке, определяется только пройденной от катода разностью потенциалов; на расстоянии r от катода энергия электрона равна

Полагая потенциал катода равным нулю , (потенциал падает вдоль катода на величину, равную напряжению накала.) определим радиус, за которым начинается зона неупругих столкновений, соотношением

— энергия возбуждения резонансного уровня. Если энергия электрона превышает порог возбуждения резонансного уровня, то среднее время, в течение которого произойдет неупругое столкновение ( возбуждение атома ), определится соотношением

здесь N — плотность атомов, — сечение неупругого столкновения, -v — скорость электрона. За это время электрон, дрейфуя вдоль электрического поля и продолжая набирать энергию, не должен достичь порога возбуждения следующего за резонансным уровня E2:

здесь — — электрическое поле, — скорость дрейфа; второй член в левой части — энергия, набранная электроном в дрейфовом движении вдоль поля за время, необходимое для одного неупругого столкновения. Поскольку электрон после каждого ( в среднем ) упругого столкновения теряет направленную скорость, скорость дрейфа можно считать величиной порядка скорости, набираемой электроном на одном свободном пробеге за время

Если выполняется условие (5), то скорость электрона в соотношениях (4) и (6) можно считать не сильно превышающей порог возбуждения резонансного уровня и оценить величиной . Подставив теперь (4) и (6) в (5), получим оценку величины сечения неупругого столкновения — возбуждения атома:

— длина свободного пробега электрона.

Условие (5), обеспечивающее возбуждение только резонансного уровня, требует для своего выполнения достаточно высокой плотности атомов. Электрическое поле в цилиндрической лампе в районе сетки равно

здесь — радиус сетки, — радиус нити катода, — потенциал сетки относительно катода. Если в районе сетки расположена зона неупругих столкновений, то можно положить

Подставляя (8) в (7), получаем оценку величины эффективного сечения возбуждения атома:

Измерению подлежат зависимости анодного тока от ускоряющего напряжения при постоянном задерживающем ( анодные характеристики ) и от задерживающего при постоянном ускоряющем (характеристики задержки). Типичный вид анодных характеристик и характеристик задержки изображен на рис. 2, 3 и 4.

Глубина минимума на анодной характеристике и сдвиг его относительно максимума тока (рис. 2) зависят от величины задерживающего потенциала. Необходимо отметить, что начало отсчета потенциалов не является определенным из-за влияния различных факторов: контактной разности потенциалов между сеткой и катодом, распределения потенциала вдоль катода.

Кроме того, поскольку измеряется интегральный ток на всю поверхность анода, диффузия электронов вдоль оси лампы также эффективно приводит к сдвигу начала отсчета потенциалов. Поэтому потенциал первого максимума анодного тока Vmax не определяет резонансного потенциала атома, разность же потенциалов двух соседних максимумов тока равна

Рис. 2. Анодная характеристика.

разности потенциалов между началами зон неупругих столкновений, т. е. равна резонансному потенциалу с точностью до разности потенциалов между началом и концом зоны неупругих столкновений, определяемой соотношением (5).

Задача эксперимента заключается в подборе режима (давления, тока накала, ускоряющего и задерживающего потенциалов), обеспечивающего получение наилучших анодных характеристик и характеристик задержки ламп. Лампы наполнены парами ртути или инертным газом. Простота регулирования давления насыщенных паров ртути путем нагрева позволяет наблюдать токовые характеристики при различных соотношениях длины свободного пробега электрона и радиуса сетки.

Дифференцирование (кривая «б» на рис. 3,4) характеристики задержки (кривая «а») дает представление о распределении электронов по энергиям в лампе.

Рис. 3. Характеристика задержки (а) и распределение электронов

по энергиям (б) в случае упругих столкновений,

Vуск = const Vmax.

З А Д А Н И Е.

1. Снять анодную характеристику и характеристику задержки ртутной лампы при комнатной температуре (при Vуск > Vрез).

ВНИМАНИЕ! При работе с ртутной лампой анодный ток не должен превышать 1 мкА.

2. Подобрать режим ( изменяя величину тормозящего потенциала и ток накала ) , снять анодные характеристики лампы с инертным газом при двух задерживающих потенциалах и определить резонансный потенциал. Давление газа 1,2 мм рт. ст.

ВНИМАНИЕ! При работе с гелиевой лампой анодный ток не должен превышать 10 мкА.

3. Снять характеристики задержки лампы с инертным газом при двух ускоряющих потенциалах:

а) немного меньше Vmax ( на 3 – 4 В)

б) немного больше Vmax ( на 3 – 4 В.).

Увеличением задерживающего потенциала добиться

Iанод=0 .

4. Снять те же характеристики (пункты 2 и 3) горячей

100 C ртутной лампы ( см. Приложение ).

а) немного меньше Vmax ( на 1 – 2 В)

б) немного больше Vmax ( на 1 – 2 В.).

Увеличением задерживающего потенциала добиться

Iанод=0 .

5. Оценить сечения возбуждения резонансного уровня атомов ртути и инертного газа электронами. Сечения упругого рассеяния считать равными:

6. Получить анодные характеристики лампы с инертным газом на экране осциллографа. Схема включения лампы изображена на рис.5.

Рис. 5. Схема подключения лампы к осциллографу.

Л И Т Е Р А Т У Р А.

1. Шпольский физика.— М.: Наука, 1974, т.1. гл. VII.

2. Фриш спектры атомов. — М.- Л.: Физматгиз,1963.

3. Тригг Дж. Решающие эксперименты в современной физике.—М.: Мир, 1974.

Зависимость давления насыщенного пара ртути

Источник