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PASO DE LA CORRIENTE A TRAVÉS DE LOS GASES 465

se llega a una cierta concentración de éstos para la cual el número de iones que se forman por el
agente ionizante es igual al número de iones que desaparecen por recombinación.
Al establecerse una diferencia de potencial los iones son arrastrados hacia las placas, adqui-
riendo un movimiento tanto más acelerado cuanto mayor sea la diferencia de potencial. Si la velo-
cidad es débil existe «recombinación», lo que impide a algunos iones alcanzar los electrodos; con-
forme aumenta la diferencia de potencial, aumenta la velocidad y, por lo tanto, la recombinación es
menor, llegando cada segundo a los electrodos un mayor número de iones (Región C de la curva).
A partir de una diferencia de potencial determinada, los iones adquieren velocidades suficien-
temente grandes para que no se produzca «recombinación» y todos los iones que produce el agen-
te ionizante se depositan en las placas; aunque se aumente V – V , únicamente los n iones produ-
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cidos cada segundo llegan a las placas (saturación). (Región D de la curva).
Si continuamos aumentando V – V , la velocidad de los iones sigue aumentando, llegando a
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adquirir una energía cinética (1/2 mv ) suficiente para que al chocar un ión con una molécula
«arranque» de ella electrones, verificándose el fenómeno de IONIZACIÓN POR CHOQUE.
Además de los n iones por segundo producidos por el agente ionizante llegan, entonces, a la Fig. XX-47.– Curva de la intensidad
con el potencial en bornas del con-
placa los iones producidos por el choque y la intensidad de la corriente crece (Región E de la cur- densador en la cámara de ionización.
va). Para potenciales grandes el número de iones producido por choque es enorme, colaborando
con los producidos inicialmente en nuevas ionizaciones, circulando intensidades elevadísimas y
verificándose el fenómeno de la CHISPA ELÉCTRICA (región F de la curva), la cual no cesa aunque
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deje de actuar el agente ionizante, bastando la ionización por choque para mantenerla (ver pá-
rrafo XXX-20).
XX – 42. Paso de la electricidad a través de gases enrarecidos
Si en el interior de un tubo de vidrio, en el que hemos introducido dos electrodos entre los cua-
les hacemos pasar la descarga disruptiva (Tubo de Geissler), se hace el vacío, se observa que al
disminuir la presión por debajo de 1 mm de Hg se produce un régimen permanente de descarga si
la diferencia de potencial es lo suficientemente alta (del orden de 1 kV para una separación de 0,1
m entre los electrodos); originándose en el tubo una serie de luminosidades distribuidas de la for-
ma siguiente: 1. Brillo catódico. 2. Espacio oscuro de Hirtoff o Crookes. 3. Luz negativa. 4. Espa-
cio oscuro de Faraday. 5. Luz positiva (estratificada).
El fenómeno es debido a que el campo eléctrico a lo largo del tubo no es constan-
te, teniendo su intensidad un valor enormemente mayor en las proximidades del cá-
todo que en el resto del tubo. Imaginemos un ión positivo del gas en la región del
campo intenso (proximidades del cátodo). Si el valor del campo es E, la carga del ión
q y su masa m, la fuerza que actúa sobre él es: F =Eq =ma, adquiriendo una acele-
ración a tanto mayor cuanto mayor es la intensidad del campo E. Debido a tal acele-
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ración adquiere el ión la energía cinética (1/2 mv ) suficiente para provocar, en las Fig. XX-48.– Descarga en gases enrarecidos.
moléculas próximas al cátodo y en las de éste, la ionización por choque, con un des-
prendimiento de energía radiante que es la causa del brillo catódico. Por esta ionización se origi-
nan iones positivos, que son captados por el cátodo, y electrones que atraídos por el ánodo, se
mueven aceleradamente en el espacio de Hirtoff o Crookes, hasta que adquieren la energía cinéti-
ca necesaria para producir la ionización por choque produciendo luz (luz negativa) por el mecanis-
mo citado.
De la colisión de electrones y moléculas resultan electrones e iones positivos; éstos se dirigen
hacia el cátodo produciendo los fenómenos ya descritos; los electrones son atraídos por el ánodo
recorriendo el espacio de Faraday, a través del cual vuelven a adquirir la energía cinética suficien-
te para producir la ionización por choque (luz positiva); las estratificaciones de ésta representan las
nuevas colisiones verificadas con ionización.
A una presión del orden de 1 mm de Hg para un gas (como, por ejemplo, vapor de mercurio)
la columna positiva llena por completo el tubo cualquiera que sea su longitud; tapizando la super-
ficie interna del tubo con una sustancia fluorescente (silicatos de metales de tierras raras, por ejem-
plo) la cual tiene la propiedad de absorber las radiaciones ultravioleta produciendo más luz, se ob-
tienen los que normalmente llamamos TUBOS FLUORESCENTES.

XX – 43. Rayos catódicos y canales
A medida que disminuimos la presión en un tubo de Geissler, el espacio oscuro de Crookes o
Hirtoff aumenta, ya que el menor número de moléculas de gas disminuye la probabilidad de coli-
siones y el campo intenso se reduce, aun más, a las proximidades del cátodo. Al llegar a un vacío
de centésimas de mm de Hg el espacio oscuro ocupa todo el tubo, lo que indica que los electrones
salientes del cátodo no ionizan moléculas a su paso. Este chorro de electrones salientes del cátodo
y acelerados por el campo eléctrico existente en el tubo, constituye los RAYOS CATÓDICOS.
Los rayos catódicos se pueden obtener también en los tubos de alto vacío sometiendo a un
campo eléctrico a los electrones liberados por un filamento en incandescencia (EFECTO TERMOIÓNI-
CO). El filamento metálico F (Fig. XX-49) libera electrones al ser puesto en incandescencia; la ba-
tería B origina en la placa metálica A (ánodo) un fuerte potencial positivo. Los electrones liberados