理想的晶体表面具有二维周期性，其单位网格由基矢a1和a2决定,根据对称性的要求，可能形成的二维单位网格有五种，如图1所示，这五种格子常称为二维布喇菲格子。由于表面原子受力的情况与体内不同,或由于有外来原子的吸附，最表面层原子常会有垂直于或倾斜于表面的位移，表面下的数层原子也会有相应的垂直或横向位移，因而表面单位网格的基矢b1和b2与理想的表面不同，这种现象称为表面再构,如果表面原子只有垂直于表面的运动，则称为表面弛豫。表面结晶学的主要研究内容是弄清b1、b2与a1、a2之间的关系。如b1=pa1,b2=qa2,p和q都是整数，常用下述符号来描写晶体表面结构 R(hkl) p×q,式中R是元素的符号，(hkl)代表密勒指数是hkl的晶面。如果再构是由吸附物A引起的，则可用符号 R(hkl)p×q－A或 A/R(hkl)p×q。 如果表面和衬底单位网格的基矢并不平行，b1与a1、b2与a2之间有相同的夹角α,则常用下述符号来标志表面的再构 R(hkl)p×q－α。
要定量地研究表面，必须获得表面所有原子的坐标信息，为此早期采用的实验方法是低能电子衍射(LEED)。把能量在5～500eV范围的电子沿近于正入射的方向射向晶体表面，通过在荧光屏上观察到的衍射点可以获得有关表面的单位网格的信息。对若干衍射斑点记录斑点强度随电子能量变化的曲线（I-V线）,并对实验结果用根据一定的几何构形计算的理论曲线加以拟合，从而定出原子在单位网格中的位置，这就是LEED结晶学研究表面结构的方法。利用这种方法，研究了许多清洁金属表面的弛豫和再构、金属表面上的吸附、半导体表面的弛豫和再构等。图2给出目前研究得最清楚的而且认识比较一致的 GaAs(110)表面的结构。在表面上的砷原子向外弛豫，而镓原子则向内移动，表面的As-Ga键与无弛豫的表面的As-Ga键之间有一个夹角为ω1的倾斜。由于电子在晶体表面的多重散射增加了LEED结晶学在理论分析上的复杂性。此外，也可用中能电子衍射(MEED)和高能电子衍射 (RHEED)来研究表面结构。
表面扩展X 射线吸收精细结构(SEXAFS)是近年来发展起来的研究表面结构的另一手段。当吸附在衬底 S上的原子A吸收X 射线后，从芯态发射的光电子可受到周围原子的散射，出射电子波与散射电子波之间有干涉作用形成有起伏的末态。这个有起伏的末态使X 射线吸收的几率在吸收边后有振荡现象，振荡的幅度与周期包含了吸附原子 A的近领数及其和周围原子所形成的键长的信息。键长确定的准确度达±0.03┱。 利用能量为 60meV的氦原子在固体表面的弹性散射可以研究衬底和吸附层的周期性结构。足够强的原子束和表面的强相互作用，使这种探测方法具有相当高的灵敏度。探测深度只有3～4┱,衍射峰的强度主要取决于氦原子和表面原子的相互作用势，如何确定与实际情况最接近的势是当前的一个困难问题。
将能量在0.1～3MeV的 He或 H离子束准直沿着晶轴入射，由于离子束首先遭到晶轴第一个原子的散射,入射离子的轨迹形成一个影锥。由于入射波束的波长远小于点阵常数，可把散射过程看作似弹性碰撞，通过测量在影锥中的原子的散射可以测定第一层原子的位移。
表面成分
表面成分的确定是表面研究中的另一重要课题。利用原子芯态能级的位置和原子的质量这两个特征可以确认原子的类别。
X 射线光电子谱(XPS)是通过测量入射X射线打出表面外的光电子的动能Ek来确定芯态能级的位置Eb,从而定出原子的类型及其与周围原子成键的信息。芯态能量Eb和入射光子能量 啚ω，出射光电子动能Ek之间的关系为 ,
φs是功函数（图3）。在固体表面上，Eb的数值随着与周围原子成键的情况而有所移动，利用这种“化学位移”可以得到有关成键的信息。
俄歇电子谱 (AES)利用涉及三个能级的过程来确认原子，基本过程如图4所示。用能量在3～5keV的电子束e入射到晶体表面,把处于A能级某一芯态电子激发到体外,较高能级B的电子可通过无辐射复合过程填满空穴，并把多余的能量用来激发处于 C能级的另一个电子。通过测量这些逸出电子的数目随能量变化的信息可以识别元素。图4所示的过程称作俄歇过程,它涉及了A、B、C三个能级。当元素与其他元素形成化学键时，也会引起谱线的移动（俄歇电子谱）。
出现电势谱(APS) 测量足以产生芯态空穴的最低能量（见出现电势谱，图1）。由于芯态能量随元素而异，因此通过这个能量的测定可以鉴别元素。空穴的产生可以通过填充空穴时所涉及的俄歇过程或所发出的软 X射线来探测。前者称为俄歇出现电势谱(AEAPS)，后者为软X 射线出现电势谱(SXAPS)。如果测量入射电子束的反射，由于参与激发芯态电子的入射电子的能量损失而不在反射中出现，因此测量反射束强度的减弱也可探测空穴的存在，这个方法称为消隐出现电势谱(DAPS)（见出现电势谱）。
当低能（200～2000eV）惰性气体离子He、Ne、Ar等入射到表面时，通过弹性碰撞，由在一定角度内散射离子可测出表面原子的质量。由能量和动量守恒定律，能量为E0，散射到实验室参考系θ角中能量为E质量为M1的离子束，E和E0的关系可表示为
这个方法称为离子散射谱(ISS),上式对能量更高的离子也适用，只是实验上多采用θs≈π的背散射。对于低能离子散射，θs≈π/2。
如将能量为2～20keV的氩、氮、氧或铯离子入射到固体表面上，通过一系列的碰撞过程，次级离子及离子集团逸出体外，用质谱仪确认离子的品类，这种方法称为次级离子质谱(SIMS)。
对于有吸附物的表面，也可通过脱附过程来确认吸附物的类型以及吸附物与衬底的结合能。可通过加热、电子轰击和光照射来产生脱附，分别称为热脱附(TDS)、电子感生脱附(ESD)或光子感生脱附(PSD)。对于热脱附，脱附的激活能和产生脱附峰的绝对温度成正比。当用能量在10～1000eV的电子轰击表面时, 入射电子通过碰撞可将与衬底成键的原子中的电子由成键态激发到反键态，这个受激态和衬底的排斥势可使原子以离子态离开表面，常把这种机理称为门泽尔 (Menzel)－戈默(Gomer)－雷德黑德 (Redhead)模型。离子逃逸的方向形成分立的锥形。锥轴取决于被脱附断裂的分子键的取向。通过测量逃逸离子束的角分布，可以研究吸附类型，这个方法称为电子激发脱附离子角分布(ESDIAD)。对于过渡金属氧化物M.L.诺特克和P.J.菲布尔曼认为电子束轰击表面后，可在金属离子的芯态产生空穴，氧离子可通过离子间的俄歇过程，激发俄歇电子，成为中性氧原子或荷正电的氧离子离开表面（图6），因此 ESD可以用来做为研究表面吸附原子价态的有力工具。
在弄清表面结构和表面成分后，表面物理的主要研究内容之一是表面电子态和有关的物理性质。光电子能谱是研究表面电子态的重要方法之一。真空紫外辐射的光子可将固体体内价态中的电子或表面态的电子激发到较高能态，通过一系列的碰撞过程，逃逸出表面，测量这些电子的能量分布曲线(EDC)可得到有关占有状态密度的信息。由于表面态电子和体内电子服从不同的选择定则，可通过测量光子能量不同的能量分布曲线，其中不随光子能量变化而移动的峰即相应于表面态的峰。近年来，由于同步辐射的发展，可获得能量连续可变的光源。选择不同的光子能量可使光电子具有最小的逃逸深度，从而提高表面灵敏度，如果收集在某个角度内出射的光电子谱，则可得出表面电子态中占有态的能量色散关系。
测量总的光电子数随光子能量变化的谱称为产额谱，这个方法最早用来探测能隙中表面态的密度，当电子从占有态被激发到略高于真空能级的空态，这个电子可通过俄歇过程来激发电子，也可在经受多次碰撞后逃逸出体外。测量总的产额随光子能量的变化可灵敏地探测能隙中的状态。利用同步辐射，光子可将价带中的电子激发到导带或空的表面态，通过控制激发逃逸深度在 5～30┱的光电子，可探测表面态。当吸收光子后,激发的芯态电子可通过俄歇过程而退激发，也可通过和价带有关的激子的直接复合，或是与表面空态的直接复合，由此而产生的快电子可再次通过电子、电子之间的相互作用产生较慢的次级电子。在总的产额谱中，快的和慢的电子都被收集，如果只收集能量在5eV以下的次级电子，这种分析方法称为部分产额谱(PYS)。如测量能量高于5eV某一个范围内的产额谱，则称为恒定末态谱(CFS)，通过这种模式可以研究初态和激子的影响；如果同步地改变入射光子和电子分析器的能量,得到恒定初态谱(CIS)。如果适当选择E，使价带发射光电子的几率小，并增加芯态俄歇衰减的产额，就可以大大增强芯态到表面态的跃迁。利用光电子发射的衍射现象也可研究表面结构。
如将50～200eV 左右的低能电子束入射到固体表面，测量反射电子的能量损失如图7所示，通过这种能量损失谱可得到体等离激元、表面等离激元等信息。能量损失也可用于激发带间的跃迁或芯态能级间的跃迁。
利用电子的隧道过程也可探测表面电子态。当离子接近固体表面时，表面价态中电子可通过隧道效应和离子中和，放出的能量可用来把固体价态的电子激发到体外，利用这种过程来探测表面电子态的方法称为离子中和谱(INS)。由于只有在非常靠近表面的电子,才可能通过隧道效应与离子的空态复合，也只有在表面处激发的俄歇电子才能逸出体外，因此离子中和谱是对表面非常灵敏的探测手段。如果在中和过程中被激发的是在离子激发态的电子，这种过程称为亚稳退激谱(MDS)。
场发射显微镜(FEM)是根据冷阴极发射原理，把阴极腐蚀成半径为1～2000┱的尖端, 施加负电压后电子可通过隧道效应穿透到固体表面外并打在阴极前面的荧光屏上。由于电子穿透隧道的几率与外加电场和针尖的功函数有关，因此打在荧光屏上电子的多少就是针尖材料功函数大小的复制图。通过图形的变化可以了解气体原子在针尖表面的吸附、分解和扩散等过程。
为了提高分辨率，在场发射显微镜的基础上又发展了场离子显微镜(FIM)。把金属样品做成针尖状,然后加正电压，在针尖周围充以低压惰性气体，气体的电子可通过隧道效应进入样品费密能级以上的空态，带正电的离子被针尖场所斥，打在荧光屏上并显示出一定的图样，这个图样可提供有关表面分子电离、化学反应、分解以及蒸发的信息。在场离子显微镜的荧光屏上开一小孔，并将它与飞行时间质谱仪相结合，则构成原子探测束。
由于表面可被看为破坏了点阵周期性的缺陷，因此表面的原子具有和体内原子不同的振动模式。当表面有分子的覆盖层，通过研究这些覆盖层的振动模式可以测定吸附分子的结构，确定分子在表面的吸附位置。通过观察某些振动模式的激发，可以得到吸附分子相对于衬底的取向，研究频率随覆盖度的变化，可以了解覆盖层的横向相互作用。可以用红外反射谱(IRAS)、高分辨电子能量损失谱（HREELS）和非弹性电子隧道谱(IETS)来研究表面的振动。红外反射谱的优点是分辨率高，可在周围环境加压来模拟真正催化作用的情况，缺点是灵敏度低。高分辨电子能量损失谱具有高的灵敏度，但分辨率低。这个方法所根据的原理同前面所介绍的能量损失谱同,但是由于声子的能量只有数十毫电子伏，因此要求特殊设计的高分辨的探测器以及高度单色性的电子枪。非弹性隧道谱（IETS）是利用金属-绝缘体-金属（超导态）的夹心结构中的隧道过程(见约瑟夫森效应)来研究吸附在绝缘层的体系的振动谱，可由此决定吸附分子的分子结构，确定吸附分子的表面浓度、吸附物的取向、吸附物之间的相互作用等。
光电效应的数学推导
关于氧化亚铜的电化学制备的目的和意义相关资料如下
氧化亚铜是一种性能优异的p型半导体材料,其带隙宽度与可见光波长范围相对应,适合被太阳光直接激发而具有光催化和光电特性,非常具有应用潜力。但是氧化亚铜基光催化和光电器件并没有得到普遍应用,原因是受现有方法和工艺的限制,氧化亚铜的制备成本难以降低、制备过程较为繁复,加之本身量子效率不高,实际性能很难令人满意。因此,探索和丰富氧化亚铜的制备手段,并研究制备工艺与氧化亚铜自身属性和应用性能之间的关系,对于拓展氧化亚铜基光催化和光伏材料的应用以及能源产业的优化都具有重要的意义。从理论上讲,氧化亚铜的量子效率可以通过两种方式提高,一是通过利用异质结之间的势垒来对光生电子-空穴对实现有效分离,二是减小氧化亚铜的晶粒尺寸来阻碍光生电子-空穴对的复合。所以,本文探索了阳极氧化和电沉积等两种电化学制备方法,分别在铜箔和导电玻璃表面制备了氧化亚铜薄膜,表征了其光催化和光电性能,并重点探讨了制备工艺、薄膜成分和形貌以及光催化和光电性能方面的相互作用机理。本文的主要研究内容如下:1.利用阳极氧化+水解/还原两步法在铜箔上制备了氧化亚铜薄膜。研究了阳极氧化过程中氯化铵电解液pH值和浓度、电流密度、温度以及搅拌等工艺条件对于阳极表面成分和形貌的影响,并结合固-液界面双电层动力学、热力学模型和电化学表征数据对于影响机理进行了分析。研究表明:在阳极氧化过程中,当电解液为酸性时,铜箔表面主要生成氯化亚铜薄膜,当电解液为碱性时,则生成氢氧化铜薄膜,因为氯化铵电解液的pH值升高无论是在动力学方面还是热力学方面都更适合氢氧化铜的生成;电解液浓度升高会使产物的析出电流增加,电极表面双电层中的电荷传输和离子结合速率都得到提升,有利于氢氧化铜的生成;较高的电解液温度有利于氢氧化铜的水解反应,同时有利于氯化亚铜晶粒的长大;在阳极氧化过程中加入搅拌是防止钝化膜生成的一个必要手段,但是搅拌速度不宜过快。阳极氧化完成后,将制得的氯化亚铜薄膜浸入双氧水稀溶液并光照,可以利用水解和发泡反应将氯化亚铜薄膜转化为氧化亚铜海绵状多孔纳米晶薄膜;制得的氢氧化铜薄膜则可以通过在还原性气氛下热处理或与葡萄糖溶液反应来进行还原,转化为氧化亚铜。2.对氧化亚铜薄膜的光催化性能进行了表征。薄膜在90分钟内对甲基橙的光催化降解率达到了60%~70%;氧化亚铜薄膜还可以光催化加速氧化剂对亚甲基蓝等有机染料的氧化脱色,使得脱色速率提高了一倍以上;氧化亚铜薄膜在光照下对于污染河水水样中的藻类具有非常显著的杀灭效果,4小时内对蓝藻、绿藻和杂藻的杀灭率分别达到了100%、100%和90.9%;同时,对水样中有机污染物也起到了明显的降解作用,4小时内水样中总碳、总磷和总氮含量分别下降了10.6%、55.4%和18.4%。氧化亚铜薄膜还在光解水析氧反应中具有很高的催化活性,8小时内的单位质量产氧量达到了172.90~233.27μmol每毫克氧化亚铜。
光束里的光子所拥有的能量与光的频率成正比。假若金属里的自由电子吸收了一个光子的能量，而这能量大于或等于某个与金属相关的能量阈（阀）值（称为这种金属的逸出功），则此电子因为拥有了足够的能量，会从金属中逃逸出来，成为光电子；若能量不足，则电子会释出能量，能量重新成为光子离开，电子能量恢复到吸收之前，无法逃逸离开金属。增加光束的辐照度会增加光束里光子的“密度”，在同一段时间内激发更多的电子，但不会使得每一个受激发的电子因吸收更多的光子而获得更多的能量。换言之，光电子的能量与辐照度无关，只与光子的能量、频率有关。
被光束照射到的电子会吸收光子的能量，但是其中机制遵照的是一种非全有即全无的判据，光子所有能量都必须被吸收，用来克服逸出功，否则这能量会被释出。假若电子所吸收的能量能够克服逸出功，并且还有剩余能量，则这剩余能量会成为电子在被发射后的动能。
逸出功 W 是从金属表面发射出一个光电子所需要的最小能量。如果转换到频率的角度来看，光子的频率必须大于金属特征的极限频率，才能给予电子足够的能量克服逸出功。逸出功与极限频率 v0之间的关系为
W=h*v0
其中，h是普朗克常数， 是光频率为h*v0 的光子的能量。
克服逸出功之后，光电子的最大动能 Kmax 为
Kmax=hv-W=h（v-v0）
其中，hv 是光频率为 v的光子所带有并且被电子吸收的能量。
实际物理要求动能必须是正值，因此，光频率必须大于或等于极限频率，光电效应才能发生。 关于光的产生和转化的一个启发性观点
爱因斯坦
1905年3月
在物理学家关于气体或其他有重物体所形成的理论观念同麦克斯韦关于所谓空虚空间中的电磁过程的理论之间，有着深刻的形式上的分歧。这就是，我们认为一个物体的状态是由数目很大但还是有限个数的原子和电子的坐标和速度来完全确定的；与此相反，为了确定一个空间的电磁状态，我们就需要用连续的空间函数，因此，为了完全确定一个空间的电磁状态，就不能认为有限个数的物理量就足够了。按照麦克斯韦的理论，对于一切纯电磁现象因而也对于光来说，应当把能量看作是连续的空间函数，而按照物理学家的看法，一个有重客体的能量，则应当用其中原子和电子所带能量的总和来表示。一个有重物体的能量不可能分成任意多个、任意小的部分，而按照光的麦克斯韦理论（或者更一般地说，按照任何波动理论），从一个点光源发射出来的光束的能量，则是在一个不断增大的体积中连续地分布的。
用连续空间函数来运算的光的波动理论，在描述纯悴的光学现象时，已被证明是十分卓越的，似乎很难用任何别的理论来替换。可是，不应当忘记，光学观测都同时间平均值有关，而不是同瞬时值有关，而且尽管衍射、反射、折射、色散等等理论完全为实验所证实，但仍可以设想，当人们把用连续空间函数进行运算的光的理论应用到光的产生和转化的现象上去时，这个理论会导致和经验相矛盾。
确实在我看来，关于黑体辐射，光致发光、紫外光产生阴极射线，以及其他一些有关光的产生和转化的现象的观察，如果用光的能量在空间中不是连续分布的这种假说来解释．似乎就更好理解。按照这里所设想的假设，从点光源发射出来的光束的能量在传播中不是连续分布在越来越大的空间之中，而是由个数有限的、局限在空间各点的能量子所组成，这些能量子能够运动，但不能再分割，而只能整个地被吸收或产生出来。
下面我将叙述一下我的思考过程，并且援引一些引导我走上这条道路的事实，我希望这里所要说明的观点对一些研究工作者在他们的研究中或许会显得有用。
§1关于“黑体辐射”理论的一个困难
让我们首先仍采用麦克斯韦理论和电子论的观点来考察下述情况。设在一个由完全反射壁围住的空间中，有一定数目的气体分子和电子，它们能够自由地运动，而且当它们彼此很靠近时，相互施以保守力的作用，也就是说，它们能够象气体[分子]运动理论中的气体分子那样相互碰撞。此外，还假设有一定数目的电子被某些力束缚在这空间中一些相距很远的点上，力的方向指向这些点，其大小同电子与各点的距离成正比。当自由的[气体]分子和电子很靠近这些[束缚]电子时，这些电子同自由的分子和电子之间也应当发生保守[力]的相互作用。我们称这些束缚在空间点上的电子为“振子”；它们发射一定周期的电磁波，也吸收同样周期的电磁波。
根据有关光的产生的现代观点，在我们所考察的空间中，按照麦克斯韦理论处于动态平衡情况下的辐射，应当与“黑体辐射”完全等同——至少当我们把一切具有应加以考虑的频率的振子都看作存在时是这样。
我们暂且不考虑振子发射和吸收的辐射，而深入探讨同分子和电子的相互作用（或碰憧）相适应的动态平衡的条件问题。气体[分子]运动理论为动态平衡提出的条件是：一个电子振子的平均动能必须等于一个气体分子平移运动的平均动能。如果我们把电子振子的运动分解为三个相互垂直的[分]振动，那末我们求得这样一个线性[分]振动的能量的平均值 为
这里R是绝对气体常数，N是克当量的“实际分子”数，而T是绝对温度。由于振子的动能和势能对于时间的平均值相等，所以能量 等于自由单原子气体分子的动能的 。如果现在不论由于哪一种原因——在我们的情况下由于辐射过程——使一个振子的能量具有大于或小于 的时间平均值，那末，它同自由电子和分子的碰撞将导致气体得到或丧失平均不等于零的能量。因此，在我们所考察的情况中，只有当每一个振子都具有平均能量 时，动态平衡才有可能。
我们进一步对振子同空间中存在的辐射之间的相互作用作类似的考虑。普朗克（Planck）先生曾假定辐射可以看作是一种所能想象得到的最无序的过程，在这种假定下，他推导出了这种情况下动态平衡的条件。他找到：
这里 是本征频率为ν的一个振子（每一个振动分量）的平均能量，c是光速，ν是频率，而 是频率介于ν和 之间的那部分辐射在每个单位体积中的能量。
频率为ν的辐射，如果其能量总的说来既不是持续增加，又不是持续减少，那么，下式
必定成立。
作为动态平衡的条件而找到的这个关系，不但不符合经验，而且它还表明，在我们的图象中，根本不可能谈到以太和物质之间有什么确定的能量分布。因为振子的振动数范围选得愈广，空间中辐射能就会变得愈大，而在极限情况下我们得到：
§2．关于普朗克对基本常数的确定
下面我们要指出普朗克先生所作出的对基本常数的确定，这在一定程度上是同他所创立的黑体辐射理论不相关的。
迄今为止，所有经验都能满足的关于 的普朗克公式是：
其中，
对于大的 值，即对于大的波长和辐射密度，这个公式在极限情况下变成下面的形式：
人们看到，这个公式是同§l 中用麦克斯韦理论和电子论所求得的公式相符的。通过使这两个公式的系数相等，我们得到：
或者
这就是说，一个氢原子重 克 克。这正好是普朗克先生所求得的数值，它同用其他方法求得的关于这个量的数值令人满意地相符合。
我们因此得出结论：辐射的能量密度和波长愈大，我们所用的理论基础就愈显得适用；但是，对于小的波长的小的辐射密度，我们的理论基础就完全不适用了。 (一)反常光生伏特效应：
光生伏特效应
一般光生电压不会超过Vg=Eg/e,但某些薄膜型半导体被强白光照射会出现比Vg高的多的光生电压，称反常光生伏特效应。（已观察到5000V的光生电压）
70年代又发现光铁电体的反常光生伏特效应（APV）可产生1000V到100000V的电压，且只出现在晶体自发极化方向上，
光生电压：V=(Jc/(σD+△σl))l
(二)贝克勒尔效应：
将两个同样的电极浸在电解液中，其中一个被光照射，则在两电极间产生电位差，称为贝克勒尔效应。
（有可能模仿光合作用制成高效率的太阳能电池）
(三)光子牵引效应：
当一束光子能量不足以引起电子-空穴产生的激光照射在样本上，可在光束方向上于样本两端建立电势差VL，其大小与光功率成正比，称为光子牵引效应。
(四)俄歇效应（1925年法国人俄歇）
用高能光子或电子从原子内层打出电子，同时产生确定能量的电子（俄歇电子），使原子、分子称为高阶离子的现象称为俄歇效应。
应用：俄歇电子能谱仪用于表面分析，可辨别不同分子的“指纹”。
光电效应
(五)光电流效应（1927年潘宁）
放电管两级间有光致电压（电流）变化称为光电流效应。
（1）：低压气体可以放电（约100Pa的惰性气体）
（2）：空间电荷效应与辉光放电：
放电管中由阴极到阳极存在7个不同的区域：
1：阿斯顿暗区：靠近阴极很薄的一层暗区。原因：从阴极由正离子轰击出的二次电子动能很小，不足以激发原子发光。
2：阴极辉区：继阿斯顿暗区后很薄的发光层。
3：阴极暗区：电子从阴极达到该区，获能量越来越大，超过原子电离能，引起大量碰撞电离，雪崩电离过程集中发生在这里。产生电离后电子很快离开，这里形成了很强的正空间电荷，引起电场分布畸变，管压大部分降在此处和阴极间
以上三区为阴极位降区。
4：负辉区：是发光最强的区域。电子在负辉区产生许多激发碰撞发出明亮的辉光。
5：法拉第暗区：电子在负辉区损失能量，进入此区无足够的能量产生激发。
6：正柱区：在此区电子密度与正离子密度相等，净空间电荷为零，因此又称等离子区。
7：阳极区：可看到阳极暗区和阳极辉区。应用：气体放电器件，如气体放电灯（荧光灯、霓虹灯、原子光谱灯、氖泡）、稳压管、冷阴极闸流管等。激光器中用正柱区实现粒子束反转，粒子束装置中冷阴极离子源，半导体工艺中等离子体刻蚀，薄膜溅射沉积，等离子体化学沉积等。
光电流效应机理：亚稳态（寿命约10^(-4)s到10^(-2)s）原子较中性原子易于电离，多产生一些激发原子，尤其是亚稳态原子，可能改变放电管中载流子浓度。
光电流光谱技术应用：光电流光谱无需常规光谱仪的光学系统，从紫外、可见、红外到微波都可产生光电流效应。光电流光谱有8个数量级的动态范围，灵敏度高、噪声小，是一种超灵敏的光谱技术。（1976年格林等用激光证实光电流光谱）
焦希效应：当用可见光连续辐照以空气或绝缘气体为介质的气体电容器时，流经电容器的低频电流将发生变化，称为焦希效应。
马尔特效应：当放电管阴极表面有金属氧化膜，正离子轰击表面时，二次电子发射作用增强，称为马尔特效应。
