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冉绍尔汤森德效应

冉绍尔——汤森德效应

摘要：

冉绍尔——汤森德效应是在研究低能电子的平均自由程时发现的一种气体原子与电子弹性碰撞的散射截面Q与电子能量密切相关的现象。

此现象与经典理论相矛盾，需要用量子理论解释。

关键词：

散射截面碰撞概率加速电压补偿电压电离电位

一、引言

1921年德国物理学家冉绍尔在研究低能电子的平均自由程时发现：

在惰性气体中，当电子的能量降到几个电子伏时，气体原子与电子弹性碰撞的散射截面Q（与平均自由程成反比）迅速减小；当电子能量约为1电子伏时，Q出现极小值，而且接近零。

如果继续减少电子能量，则Q迅速增大，这说明弹性散射截面与电子能量密切相关。

1922年英国物理学家汤森德把电子能量进一步降低，用另外的方法研究平均自由程随电子速度变化的情况，也发现类似现象。

随后，冉绍尔用实验证明了汤森德的结果。

冉绍尔——汤森德效应在当时无法解释，因为经典理论认为气体原子与电子弹性碰撞的散射截面仅决定于原子的尺寸，而与电子的运动速度无关，只有在波粒二象性和量子力学建立后，这种效应才得到圆满解释。

因此冉绍尔——汤森德效应也验证了量子力学的正确性。

图1惰性气体的冉绍尔曲线

如图1所示的是Xe、Kr、Ar三种惰性气体的冉绍尔曲线。

因为电子的速度与加速电压V的平方根成正比，故横坐标采用平方根√V表示，纵坐标为散射截面Q，采用原子单位。

由图1可以看出，结构相近的物质，其冉绍尔曲线的形状相似。

2、冉绍尔——汤森德效应的理论描述

在量子力学中，碰撞现象也称作散射现象。

粒子的碰撞过程有弹性碰撞与非弹性碰撞两大类。

在弹性碰撞过程中，粒子A以波矢k

（1）

沿Z入射到靶粒子B（即散射中心）上，受B粒子作用偏离原方向而散射，散射程度可用总散射截面Q表示。

讨论粒子受辏力场弹性散射的情况。

取散射中心为坐标原点；设入射粒子与散射中心之间的相互作用势能为U（r），当r→∞时，U（r）趋于零，则远离散射中心处的波函数Ψ由入射粒子的平面波Ψ1和散射粒子的球面散射波Ψ2组成

（2）

这里考虑的是弹性散射，所以散射波的能量没有改变，即其波矢k的数值不变。

θ为散射角，即粒子被散射后的运动方向与入射方向之间的夹角；f（θ）称散射振幅。

总散射截面

（3）

利用分波法求解满足式（3）边界条件的薛定谔方程

（4）

可求得散射振幅为

（5）

从而得到总散射截面

（6）

中心力场中，波函数可表成不同角动量l的入射波和出射波的相干叠加，l＝0,1,2…的分波，分别称为s,q,d…分波。

势场U（r）的作用仅使入射粒子散射后的每一个分波各自产生相移δl。

δl可通过解径向方程

（7）

求得，要满足

（8）

这样，计算散射截在Q的问题就归结为计算各分波的相移δl；式（6）中的Ql为第l个分波的散射截面。

在冉绍尔-汤森德效应实验里，U（r）为电子与原子之间的相互用势，可以把惰性气体的势场近似地看成一个三维方势阱

（9）

U0代表势阱深度，a表征势阱宽度。

对于低能散射，ka<<1，δl随l增大而迅速减少，仅需考虑s波的贡献，

（10）

其分波相移

（11）

其中

可见在原子势特性（-U0，a）确定的情况下，低能弹性散射截面的大小将随入射电子波波矢，即入射电子能量E的变化而变化。

当入射电子能量（E

0），原子势特性满足

（12）

时，δ0=π，Q0=0；而高l分波的贡献又非常小，因此散射截面呈现极小值。

对图1的几种惰性气体来说，适当选择势阱参数，可使入射电子能量为leV左右时，其总散射截面Q为极小。

随着能量的逐渐增大，高l分波的贡献不能忽略，各l分波相移的总和使总散射截面不再出现极小值。

上述三维方势阱模型还是相当粗糙的，只能定性地用来解释冉绍尔曲线。

散射截面的更精确的计算要采用Hartree-Fock自洽场方法。

但从以上分析我们可以看到，实验测定弹性散射截面与入射电子能量的关系，可以提供有关原子势场的信息，这是研究基本粒子间相互作用所常用的方法。

三、散射几率、散射截面和平均自由程之间的关系推导

当入射粒子A穿过由B粒子组成的厚度为dz的靶时，若其平均自由程为

则其散射几率为

（13）

另一方面，若靶粒子的体密度为n，单个靶粒子的散射截面为Q，入射粒子穿过该靶时的散射几率又可表示为

（14）

因此有

（15）

既入射粒子的平均自由程

与单位体积内靶粒子的总散射截面nQ互为倒数关系。

在几种惰性气体（Ar,Kr,Xe）的冉绍尔-汤森德效应实验中，当电子能量约为leV时，散射截面出现极小值，

为极大值，入射电子径直透过势阱，犹如不存在原子一样，原子对电子像是“透明”的，这种现象称为共振贯穿或共振透射。

密度为N（z）的入射粒子，经由B粒子组成的厚度为dz的靶散射后，出射粒子密度的减小量为

（16）

取不定积分得

（17）

设z=0处的入射粒子密度为N0，则

（18）

于是求得密度N0的入射粒子穿过厚度为z的靶时，散射几率为

（19）

n代表了单位体积内所有靶粒子对于碰撞的总贡献。

当靶粒子密度n一定时，散射截面Q则是决定散射几率Ps的因子。

实验测得散射几率Ps后可得

（20）

和

（21）

对于给定温度T和压强p的气体，其总散射截面

（22）

其中k为玻耳兹曼常数。

四、实验仪器

实验仪器由充气闸流管、R-T实验仪（包括电源组和微电流计及交流测量两部分）示波器、液氮保温瓶等组成。

用ZQI0.1/1.3型充氙闸流管作碰撞管，进行低能电子和气体原子弹性碰撞散射截面的测量。

图2是充氙闸流管结构示意图，K为旁热式氧化物阴极，内有灯丝F，M为调制极，调制极与板极P之间有一块中央开矩形孔的隔板，它与周围的屏蔽金属套相连，称为栅极或屏蔽极S，调制极与屏蔽极连在一起作加速极用。

隔板右面区域是等电位区，通道隔板小孔的电子与氙原子在这一区域进行弹性碰撞，该区内的板极则收集未被散射的电子。

图2闸流管结构示意图

现将R-T实验仪的电源组作简要说明：

1、灯丝电源Ef，提供1.2---5V交流电，连续可调。

2、加速极电源Ea有交流、直流两种。

示波器观察时用交流，直流测量时用直流。

交流和直流电压用同一个电位器调节。

3、直流补偿电源Ec，0-5.0V，连续可调。

由于屏蔽极与板极材料表面状况不同，存在接触电位差，调节Ec进行补偿，可使板极区域空间等电位，不致影响散射几率的测量。

电源组面板示意图如图3所示。

微电流计及交流测量部分中，微电流计有2只数显表，用来测量收集极上的电流Ic和加速极上的电流，交流测量用于在示波器上观察Ic-Va和Ia-Va曲线。

微电流计及交流测量仪器面板示意图如图4所示。

图3电源组面板示意图图4微电流计面板示意图

⑴电源开关⑵灯丝电压调节电位器⑴电源开关⑵Is测量输入端子

⑶灯丝电压输出⑷加速电压调节电位器⑶Is量程选择⑷数显表，显示Is

⑸加速电压输出⑹补偿电压调节电位器⑸Ic测量输入端子⑹Ic量程选择

⑺补偿电压输出⑻灯丝电压的数显表⑺数显表，显示Ic⑻K、S、P端子

⑼加速电压的数显表⑼Y1、Y2，BNC插座

（10）补偿电压的数显表（10）X，BNC插座（11）Ec端子

（12）W1电位器（13）W2电位器

五、测量原理

测量原理线路图如图5所示。

图5测量原理线路图

灯丝电源为Ef，调制极M与屏蔽极S连在一起作加速极用，它与阴极之间接有加速电源Ea，可以改变和控制到达屏蔽极隔离板孔处电子运动的速度；电源Ec用来补偿板极与屏蔽极之间的接触势差，保证屏蔽极隔离板至板极的空间为等势空间；Ra和Rc为取样电阻，作测量加速极电流和收集极电流之用。

加速电源Ea上还有一组交流可调电压输出，供双踪示波器动态观察Ia-Va和Ic-Va曲线。

六、实验内容

1、交流定性观察

（1）、按图6所示连接线路。

示波器X轴扫描由加速电源的交流输出电压提供，闸流管处于室温。

调节Ef为某一值，电位器W1用来调节交变电压Va的幅度，W2用来调节X轴的扫描幅度，示波器上会出现图7（a）所示图形。

其中Ⅰ为Ia-Va曲线，Ⅱ为Ic-Va曲线。

其中曲线Ⅱ中凹陷是由散射几率的变化引起的。

图6交流观察接线图图7交流定性观察

（2）、一只手扶住闸流管管座，另一只手旋松支架上的固定螺丝，小心地将闸流管玻壳缓慢移入装有液氮的保温瓶内，让管顶浸入液氮，切不可使金属管座接触液氮，否则会炸裂。

观察Ic-Va曲线的变化,其凹陷消失。

（3）、接触电势差的补偿：

由于屏蔽极和板极间接触电势差的存在，碰撞空间不是等势空间。

Va很小时，Ia和Ic不同时出现。

（必要时将X轴扫描扩展10倍）仔细调节示波器Y1和Y2的放大倍数以及补偿电压Ec的值，使曲线Ⅰ和Ⅱ基本上全部重合，如图7（b）所示，此时可认为接触电势差得到补偿。

以后操作保持Ec不变。

2、直流测量

（1）、按图8所示连接线路。

图8直流测量接线图

闸流管仍置于液氮中。

选择好灯丝电压，将Va调至较大负电压，使闸流管完全截止。

两微电流计置于最小量程。

（2）、测量液氮温度下一组Va,Ia*、Ic*值，由于实验曲线以√Va为横坐标，所以起始时Va的间隔应取得小些。

（3）、将闸流管从液氮中取出，待温度平衡后，将Va置1.00V左右，由于室温下氙原子的导热使阴极温度稍微下降，故应适当增加灯丝电压Vf，使室温下的Is+Ic等于低温下的Is*+Ic*，即保持阴极温度不变。

然后取与低温下相同的Va值，测量一组Is、Ic值，根据测得的数据，计算可得散射几率Ps和散射截面Q。

（4）、选取三种不同的灯丝电压，分别测量Ps—√Va曲线（选做）。

七、数据处理

1、计算Ps（或Q）的值

将数据列表，作Ps—√Va曲线（或Q-√Va曲线）；求出散射几率为极小值（或散射截面Q为极大值）时的入射电子能量值。

已知ZQI—0.1/1.3型充氙闸流管屏蔽极隔离板孔到板极距离为3.5mm，20°C时管内氙气压为16Pa。

记录的实验数据以及处理如表1所示。

表1实验数据以及处理

2、作Ps—√Va曲线，如图9所示。

图9Ps—√Va曲线1

由图9可以看出，曲线大致分为三段：

①开始几个点上升，②随后下降到某个极小值，③慢慢上升趋于平直。

图中第一阶段开始几个数据P呈上升变化，甚至突变很大，原因解释为：

①、考虑电子发射口对准等势区入射孔，假设Va=0时，电子无动能。

那么在Va由0开始变大的几个点，射出电子数有限，则进入等势区电子数相对于被屏蔽电子数都有增加。

②、由测量过程知，开始几个点对应的电流很小，由于电流计的精度极限以及测量过程中示数不断跳动等，测量误差很大。

随后在第二阶段由于Va值适当大，被加速电子数增多，但是被屏蔽电子数很多，所以迅速下降；之后在第三阶段由于Va恒定，所以电子数在两个方面的分配情况f（θ）稳定。

由图10可得当Ps最小为0.11146时，对应的Vs=（1.14018）2=1.3V，即此时入射电子的能量为1.3eV。

八、实验总结及误差分析

1、实验的重点也是难点就出在低温条件测量，由于液氮挥发迅速且不易观察液氮的量，容易导致实验数据偏差。

如果液氮的量可视或者低温温度可视，则可以减小误差。

2、试验在低温条件下，总是存在微弱碰撞，几何因子f（θ）在1.0V附近不是稳定值，这是实验原理上的误差。

3、现有实验仪器下，电离电位的测量尚属于验证性变化趋势。

电力电压超过了实验仪的额定电压，实验配备的电源不宜做精确测定，故误差很大。

4、实验本属于统计的结果，操作误差在所难免，只能通过经验加以修正。

5、失败的实验设计或者实验操作也是一种收获。

九、思考题

1、已知标准状态下氙原子的有效半径为2×10-10m，按照经典气体分子运动论计算其散射接散射截面及电子平均自由程，再将实验所得P

s最大值和最小值对应的散射截面求出来，与经典结果作比较，并讨论之。

答：

按经典气体分子运动论，分子散射截面

平均自由程为

实验所得Ps最大值和最小值对应的散射截面由

①、Ps最小值为0.11146，带入计算得对应的Q为8.53×10-21m2，对应平均自由程为4.362um；

②、Ps最大值为0.84435，带入计算得对应的Q为1.34×10-19m2，对应平均自由程为0.278um。

从结果可以发现经典气体分子运动论计算其散射接散射截面远大于实验值，说明量子效应不能忽略。

2、对示波器上显示的Ia—Va与Ic—Va曲线作出定性解释。

答：

其中Ⅰ为Ia-Va曲线，Ⅱ为Ic-Va曲线。

曲线Ⅱ中凹陷是由散射几率的变化引起的。

当电子能量约为leV时，散射截面出现极小值，

为极大值，入射电子径直透过势阱，犹如不存在原子一样，原子对电子像是“透明”的，这种现象称为共振贯穿或共振透射。

曲线反映的是在某个值下，未穿过板孔的电子形成的电流与被散射的电子形成的电流之和；而且曲线在曲线的下面，这是由于未被散射的电子多于被散射的电子。

电压较高时，到达板极的电子数受到灯丝阴极发射的电子数的瓶颈限制，将趋于某一个值；而被散射的电子数也受到散射几率的限制趋于某一个值；故较大时两条曲线均趋向某一水平线。

随着加速电压的降低，到

达板极、被散射的电子数均很小，由于冉绍尔-汤森德效应，出现了迅速增大的情况，表现为迅速增大形成一个小峰。

继续减小时，单位时间内到达板极和被散射的电子数减少，故两个电流均减小。

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