
* Данный текст распознан в автоматическом режиме, поэтому может содержать ошибки
803 ОБЪЕМНЫЙ ЗАРЯД 804 Если эта среда имеет показатель преломле ния одинаковый с фронтальной линзой О., то последний называется объективом с одно родной иммерсией. И м м е р с и я дает и др. преимущества. При употреблении не иммер сионных, т. наз. «сухих» систем приходится считаться с употреблением покровного стек ла, к-рое закрывает объект в обычной мик роскопической практике. Это стекло вводит гл. обр. сферич. аберрацию, меняющуюся с толщиной покровного стекла. Поэтому при расчете О. вводится поправка на покровное стекло определенной толщины. Д л я наблю дения объектов при различной толщине по кровных стекол строятся т . н . к о р р е к ц и о н н ы е о п р а в ы , где остаток аберрации от неравенства толщины компенсируется раздвижением линз О. Менее удобно такая компенсация достигается изменением длины т у б у с а микроскопа. Употребление осо бых сортов оптич. стекла, а также флюорита, дают О., в к-рых в значительной мере умень шен вторичный спектр, а также хроматич. разница сферич. аберрации. Эти О. называ ются а п о х р о м а т а м и . В соединении с компенсационным окуляром (см.) они дают наиболее совершенное изображение. Менее совершенны О. с частью линз из флюорита; такие О. известны под названием полуапо хроматов . Лит.: Х в о л ь с о н О . Д . , К у р с ф и з и к и , т . 2, Б е р л и н , 1923; К и с л о в , Т е о р и я о п т и ч . и н с т р у м е н т о в , M . , 1915; С z a p s k i S . u . E p p e n s t e i n O . , Grundzuge d . Tlieorie d . optischen I n s t r u m e n t e n a c h A b b e , 3 A u f l . , L p z . , 1924; G l e i c h e n A . , Lehr b u c h d . geometrischen O p t i k , В . , 1902; H a n d b . d . P h y s i k , hrsg. v . H . G-eiger u . K . S c h e e l , B . 18, Geometrische O p t i k , Optische K o n s t a n t e , Optische I n s t r u mente, В . , 1927; R o h r M . , T h e o r i e u. G e s c h i c h t e d . photograph]schen O b j e k t i v s , В . , 1899. В. Линник. пространство, содержащее свободные элек троны или ионы (гл. обр. электронные лампы, различные газовые выпрямители, вольтова дуга и др.). В электронных лампах О. з . образуется преимущественно вблизи нака ленного катода в виде э л е к т р о н н о г о о б л а ч к а . Последнее состоит из выделен ных катодом, но, вследствие недостаточности анодного напряжения V не увлеченных анодом электронов; при установившемся ре жиме плотность д этого облачка неизмен на во времени и пространстве, но «индиви дуально» состав облачка подвшкен, так как 1) часть электронов все время покидает его и, направляясь к аноду, образует анодный ток, 2) эти электроны непрерывно заменя ются новыми из катода, 3) электроны от части возвращаются из облачка обратно к катоду. В облачке д непрерывно изменяет ся от катода к аноду, достигая на некото ром расстоянии от катода максимума; т . о. границ облачка указать по существу дела нельзя. Соответственно изменению д и по тенциал V имеет некоторый ход по мере пе ремещения от катода к аноду, обладая мини мумом на расстоянии х от катода, причем х тем больше, чем V меньше, а У i < О м. б. определено из соотношения (получа емого на основании закона для свободной эмиссии): a> т т a m n (к—постоянная Больцмана, Т—абс. темпе ратура). В виду того что электроны покида ют катод с некоторой начальной скоростью О Б Ъ Е М Н Ы Й З А Р Я Д в радиотехнике, п р о с т р а н с т в е н н ы й з а р я д , электри ческий заряд, заполняющий нек-рый объем т". Под плотностью О . з . понимается величина Р = ^ , где dr—физически бесконечно малый объем, a dq—величина заряда. Величина о, вообще зависящая от координат и времени (х, у, z и t), связана следующими соотно шениями: а) с зарядом электрона или иона е и числом N таких зарядов в 1 см : д = eN; б) с плотностью тока j = gv = eNv, где v—ско рость движения элементов (е) О . з . ; в) с на пряженностью электрич. поля Е: div Е = Алд; г) с потенциалом V (ур-ие Пуассона): 3 Ф и г . 1. Фиг. 2. Здесь везде д ^ О в зависимости от знака зарядов. Последнее соотношение для цилин дрических (плоская проблема) и для сферич. координат, в первом случае—с осью симме трии, а во втором — с центром симметрии, дает соответственно: г dr 2 2 2 dr) dr* & г dr для цилиндрического распололшния, причем г = ж + у, и г* dr& (средней квадратичной, см. Кинетическая теория г а з о в ) и>0, то V i обязательно д. б. < 0 , ибо в противном случае мы всегда имели бы ток насыщения. Фиг. 1 дает при мерное (схематическое) распределение ве личин Е (напряженности поля) и V между анодом и катодом. О . з . благодаря образованию V < О соз дает у катода поле, о б р а т н о е полю анода, и, тем самым тормозя вылет электронов из катода, о г р а н и ч и в а е т величину анодного тока, уменьшая его с величины 1„ ., которую он должен был бы иметь по ф-ле Ричардсона, до величины 1 < 1 .. Повыше ние V разрушает О. з . , перемещая одновре менно V к катоду и приближая эту вели чину к 0; тем увеличивается 1 , который однако, разумеется, не может превзойти 1^ (фиг. 2). Приближенный подсчет на осно вании уравнения Пуассона и соотношений m n min ас а нас a min а dr) dr* ^ r dr v для сферического расположения, причем О . з . играет крупную роль во всех устрой ствах, где электрич. ток проходит сквозь I = gv и ^ = eV(m—масса электрона) пре небрегает скоростью вылета и должен по этому принять для величины Е у поверх ности катода значение 0 (при Е > 0 не имело бы места ограничение тока, при Е < О ток был бы нуль); получающаяся зависимость rr 2