冉绍尔.汤森德效应.doc

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1、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

2、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，

3、结构相近的物质，其冉绍尔曲线的形状相似。二、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

4、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

5、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（E0），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

6、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）

7、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。

8、当靶粒子密度n一定时，散射截面Q则是决