冉绍尔汤森效应实验
冉绍尔汤森效应验证和测量气体原子散射截面与电子能量的关系
散射截面用以表示A粒子与B粒子发生相互作用而离开入 射束的概率
3
测量原理
冉绍尔-汤森效应实验仪
4
• 测量气体原子总散射截面的原理图
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• 灯丝被加热，电子自阴极逸出，设阴极电流为Ik，电子在 加速电压的作用下，有一部分电子在到达栅极之前，被屏 极接收，形成电流Is1；有一部分穿越屏极上的矩形孔，形 成电流I0，由于屏极上的矩形孔与板极P之间是一个等势 空间，所以电子穿越矩形孔后就以恒速运动，受到气体原 子散射的电子则到达屏极，形成散射电流Is2；而未受到散 射的电子则到达板极P，形成透射电流Ip
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• 用测量所得数据作图，分别得到Ea- Is曲线、Ea-Ip曲线、 Ea- Is*曲线、 Ea- Ip*曲线、Ea-f曲线。与交流观察的现象吻 合，各个电流与加速电压的关 系基本成正比例，而Ea-Ip 曲线存在拐角，验证了在交流观察时看到的明显的凹陷。 同时得到的Ea-f曲线，f数值可以低至0.02左右，可视为 f<<1，故关系式（总有效散射截面） Q=-(1/L)*ln[（Ip/Is）*( Is*/ Ip*)]在实验处理时完全可以采用。
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作出散射几率与电子能量平方根的关系图
Pห้องสมุดไป่ตู้s
0.9
0.8
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0.5
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
(eV)1/2
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曲线分析： 有效散射截面与电子的运动速度密切相关。电子能量
降到约6.5eV时，散射截面达到极大值；进一步降低电子 能量，散射截面急剧变小，当电子能量低至约0.9eV，散 射截面出现极小值，此时，气体原子呈现所谓的“透明” 现象，即电子经过原子气体时，几乎不与原子发生碰撞而 径直透过；再降低电子的能量，散射截面将迅速增大。
冉绍尔—汤森效应实验
中国石油大学近代物理实验实验报告成绩：班级：应物11—4 姓名：辛拓同组者：武丁仓教师：亓鹏冉绍尔—汤森效应实验【实验目的】1、了解电子碰撞管的设计原则，掌握电子与原子的的碰撞规则和测量的原子散射截面的方法。
2、测量低能电子与气体原子的散射几率Ps与电子速度的关系。
3、测量气体原子的有效弹性散射截面Q与电子速度的关系，测定散射截面最小时的电子能量。
4、验证冉绍尔—汤森效应，并学习用量子力学理论加以解释。
【实验原理】1、理论原理电子与原子的碰撞实际上市入射电子波在原子势场中的散射，是一种量子效应。
冉绍尔在研究极低能量电子（0.75eV-1.1eV）的平均自由程时，发现氩气中电子自由程比用气体分子运动论计算出来的数值大得多。
后来，把电子的能量扩展到一个较宽的范围内进行观察，发现氩原子对电子的弹性散射总有效截面Q随着电子能量的减小而增大，约在10eV附近达到一个极大值，而后开始下降，当电子能量逐渐减小到1eV左右时，有效散射截面Q出现一个极小值。
也就说，对于能量为1eV左右的电子，氩气竟好像是透明的。
电子能量小于1eV以后Q再度增大。
此后，冉绍尔又对各种气体进行了测量，发现无论哪种气体的总有效散射截面都和碰撞电子的速度有关。
并且，结构V为加速电压值）具有相同的形状，称为冉绍尔曲线。
2、测量原理当灯丝加热后，就有电子自阴极逸出，设阴极电流为I k，电子在加速电压的作用下，有一部分电子在到达栅极之前，被屏板接收，形成电流I S1；有一部分穿越屏板上的矩形孔，形成电流I0，由于屏板上的矩形孔与板极P之间是一个等势空间，所以电子穿越矩形孔后就以恒速运动，受到气体原子散射的电子到达屏板，形成散射电流I S2；而未受到散射的电子则到达板极P，形成板流I P，因此有I k = I0+ I S1I S = I S1 + I S2I0 = I P + I S2电子在等势区内的散射概率为Ps=1−Ip/Io可见，只要测量出I P和I0即可以求得散射几率。
冉绍尔-汤森效应
冉绍尔-汤森效应——验证和测量气体原子散射截面与电子能量的关系摘要：实验研究发现，电子与气体原子发生碰撞，散射截面的大小与电子的速度有关，惰性气体（Ar、Kr、Xe）原子对电子的弹性散射截面存在极大值与极小值；无论哪种气体原子的弹性散射截面，在低能区都与碰撞电子的能量明显有关，而且相似原子具有相似的行为，称为冉绍尔-汤森效应。
冉绍尔-汤森效应是量子力学理论极好的实验验证，通过实验可以研究分析，气体分子对低能电子的弹性散射几率以及散射截面和电子平均自由程与电子能量的关系。
关键词：电子能量散射截面充气闸流管加速电压室温与液氮条件实验历史背景：早在1921年，德国物理学家冉绍尔用磁偏转法分离出单一速度的电子，对极低能量0.75~1.1eV的电子在各种气体中的平均自由程作了研究。
结果发现，Ar气中的平均自由程远大于经典热力学的理论计算值。
惰性气体（主要讨论Ar）原子对电子的弹性散射截面在10eV左右存在极大值；同时在能量约为0.37eV时，电子的自由程出现极大值；在能量降到约0.2eV时，Ar的散射截面呈现极小值，且接近于零。
无论哪种气体原子的弹性散射截面，在低能区都与碰撞电子的能量明显有关，而且相似原子具有相似的行为。
在经典理论中，散射截面与电子的运动速度无关，而冉绍尔与汤森的实验结果表明它们是相关的，需要用量子力学理论作出合理解释。
左图为氩、氪、氙的冉绍尔曲线实验原理：1.散射截面设想B粒子杂乱分布在一个很薄的平面层上，单位面积上平均有n个粒子，当一个A粒子垂直入射到这一平面层，可能会通过与B粒子的相互作用而离开入射束。
将这一事件的发生概率记为P，定义散射截面：σ=P/n . 在厚层下，经过路程x而散射的概率Ps（x）=1-exp(-x/λ).在经典物理学中，粒子的平均自由程等于总散射截面nσ的倒数（λ=1/nσ）。
2.测量原理测量气体原子总散射截面的原理图灯丝被加热，电子自阴极逸出，设阴极电流为Ik，电子在加速电压的作用下，有一部分电子在到达栅极之前，被屏极接收，形成电流Is1；有一部分穿越屏极上的矩形孔，形成电流I，由于屏极上的矩形孔与板极P之间是一个等势空间，所以电子穿越矩形孔后就以恒速运动，受到气体原子散射的电子则到达屏极，形成散射电流Is2；而未受到散射的电子则到达板极P，形成透射电流Ip.电子在等势区内的散射概率为: PS =1-Ip/II p 可以直接测得，至于I则需要用间接的方法测定。
冉绍尔-汤森效应实验
冉绍尔-汤森效应实验【摘要】加速电子与充氙闸流管中的氙原子碰撞，电子被散射，把闸流管先后浸入77K 液氮和在室温下测俩观众的栅极及板极电流。
得出散射概率、散射截面与电子能量的关系，低能电子与气体原子的散射几率与电子速度的关系，验证冉绍尔-汤森效应。
用量子力学解释这一效应测量氙原子的电离电位。
【实验原理】当灯丝加热后，就有电子自阴极逸出，设阴极电流为K I ，电子在加速电压的作用下，有一部分电子在到达栅极之前，被屏极接收，形成电流1S I ；有一部分穿越屏极上的矩形孔，形成电流0I ，由于屏极上的矩形孔与板极P 之间是一个等势空间，所以电子穿越矩形孔后就以恒速运动，受到气体原子散射的电子则到达屏极，形成散射电流2S I ；而未受到散射的电子则到达板极P ，形成板流P I ,因此有10S K I I I +=21S S S I I I +=20S P I I I +=电子在等势区内的散射概率为:01I I P PS -= (1)可见，只要分别测量出P I 和0I 即可以求得散射几率。
从上面论述可知，P I 可以直接测得，至于0I 则需要用间接的方法测定。
由于阴极电流K I 分成两部分1S I 和0I ，它们不仅与K I 成比例，而且他们之间也有一定的比例关系，这一比值称为几何因子f ，即有10S I I f =(2)几何因子f 是由电极间相对张角及空间电荷效应所决定，即f 与管子的几何结构及所用的加速电压、阴极电流有关。
将式（2）带入（1）式得到111S PS I I f P -= (3)为了测量几何因子f ，我们把电子碰撞管的管端部分浸入温度为77K 的液氮中，这时，管内掉气体冻结，在这种低温状态下，气体原子的密度很小，对电子的散射可以忽略不计，几何因子f 就等于这时的板流*P I 与屏流*S I 之比，即**=SP I I f (4)如果这时阴极电流和加速电压保持与式(1)和(2)时的相同，那么上式中的f 值与式(3)中掉相等，因此有**-=PS S P S I II I P 11 (5)设L 为出射孔S 到板极P 之间的距离，则)exp(1QL P S --= (6)当f<<1时，由(5)、(6)两式得⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛-=**P S S P I I I I L Q ln 1 测量不同的加速电压Ea 下的Ps 的值，即可由上式得到总有效散射截面Q 与a E 的关系曲线。
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。
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k2|k|=mE（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12()ikrikzr e e f r ψψψθ→∞→+=+ （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。
冉绍尔-汤姆森效应实验
中国石油大学近代物理实验报告成绩：班级：姓名：同组者：教师：实验B8 冉绍尔-汤姆森效应实验【实验目的】1、了解电子碰撞管的设计原则，掌握电子与原子的碰撞规则和测量的原子散射截面的方法。
2、测量低能电子与气体原子的散射几率Ps与电子速度的关系。
3、测量气体原子的有效弹性散射截面Q与电子速度的关系，测定散射截面最小时的电子能量。
4、验证冉绍尔-汤森效应，并学习用量子力学理论加以解释。
【实验原理】一、理论原理冉绍尔在研究极低能量电子（0.75eV—1.1eV）的平均自由程时，发现氩气中电子自由程比用气体分子运动论计算出来的数值大得多。
后来，把电子的能量扩展到一个较宽的范围内进行观察，发现氩原子对电子的弹性散射总有效截面Q随着电子能量的减小而增大，约在10eV附近达到一个极大值，而后开始下降，当电子能量逐渐减小到1eV左右时，有效散射截面Q出现一个极小值。
也就是说，对于能量为1eV左右的电子，氩气竟好像是透明的。
电子能量小于1eV以后Q再度增大。
此后，冉绍尔又对各种气体进行了测量，发现无论哪种气体的总有效散射截面都和碰撞电子的速度有关。
并且，结构上类似的气体原子或分子，它们的总有效散射截面对电子速度的关系曲线Q （V为加速电压值）具有相同的形状，称为冉绍尔曲线。
图B8-1为氙（Xe），氪（Ke），氩（Ar）三种VF惰性气体的冉绍尔曲线。
图中横坐标是与电子速度成正比的加速电压平方根值，纵坐标是散射截面Q值，这里采用原子单位，其中a0为原子的玻尔半径。
图中右方的横线表示用气体分子运动论计算出的Q值。
显然，用两个钢球相碰撞的模型来描述电子与原子之间的相互作用是无法解释冉绍尔效应的，因为这种模型得出的散射截面与电子能量无关。
要解释冉绍尔效应需要用到粒子的波动性质，即把电子与原子的碰撞看成是入射粒子在原子势场中的散射，其散射程度用总散射截面来表示。
图B8-1 Xe、Kr、H气体对电子的散射截面二、测量原理测量气体原子对电子的总散射截面的方法很多，装置也各式各样。
弗兰克 赫兹实验及冉邵尔 汤森效应：电子与 原子核发生的弹性和非
4. 热电子发射以及空间电荷限制电流
首先思考管子按照如图 2 连接的情况。在室温下汞蒸汽压力很小以致于阴极释放电子的 平均自由程与管子的尺度（~8mm）相比较大。阴极被灯丝加热后，会在热电子发射过程中不 断释放电子，这一过程中金属内靠近费米分布上端的电子穿越势垒并逃逸。逃逸电子的动能 分布近似于满足麦克斯韦-玻尔兹曼分布，且平均能量 E0 靠近 kT，其中 T 为阴极温度。在稳 定状态下，其中网格相对于由阴极发射出的电子形成在阴极表面的负电荷云为正电势。该负 电荷云通过驱使低能电子返回阴极，而产生能够抑制电子发射的电场，并由此产生熟知的空 间电荷有限电流的条件。热电子发射和空间电荷有限电流的物理原理在文献【2】中有讨论， 该讨论针对的为理想圆柱形管。我们实验中用到的管子，是为别的目的而设计的，有着一个 不同的几何结构，它不让自己在热电子发射中成为“干净”的实验。不论如何，利用它空间 电荷有限电流的性质特征还是可以被很好的观测到。
图 2 用于测量由热发射形成的空间电荷限制电流的管与电路的原理图。图的右边标出了管中 不同位置的电势。对于本实验拨动开关应拨到“E” （激发）处，而“遏制”电压控制应设为 零。外部香蕉插座接头的颜色在图中标出。标记为 Vcg 的电压计是 Keithley 电子伏特计， 连上它可以测量在阴极和网格间的加速电势。注意图中标有“红色”的点是出于地电势，因 此必须连接到 Keithey 电子伏特计底部输入接头上。对于加速电压该伏特计将读到一个负的 电压值。 并因此不能获得足够的能量产生电离。再低年级实验设备中，阴极与穿孔的（网格）阳极之 间的距离为 8mm，而穿孔的阳极与计数器电极板之间的距离很小（在 1mm 量级） 。
图 4 由理想化假设隐含的阳极电流随加速电压 Vcg 的变化图。 6. 汞的激发电势 现在考虑以下关于激发电势实验的理想化描述。我们假设（之前的实验显示这些假设对 不同温度来说都是不准确的） ： 所有电子在从阴极逸出时初始速度为 0。 从阴极溢出的电子数不受阴极与网格之间加速电场的影响。 当阴极逸出的电子能量在第一级激发态之下时，不受与汞原子碰撞的影响。因 此在阴极和网格之间一个特定位置的所有电子都具有相同的能量。 所有穿过网格的能量小于网格和阳极之间遏制电势差的电子，将会被网格拉回 并收集。所有能量大雨遏制电势的电子将被阳极收集。 汞原子对于能量高于临界值的电子非弹性截面很大，使得这类电子在非弹性散 射之前所飞行过的距离可以忽略。 当所有假设都成立时，阳极电流 Ia 与加速电压 Vcg 的关系将如图 4 所示。连续电流之间的间隔 增加（或减少）与汞原子第一激发的激发电势相等。最小值的宽度将由网格和阳极之间的遏 制电势决定。在第一个下落处的加速电压与激发电势之间的差为阴极和网格金属之间的功函 数之差，即，两金属之间的接触电势。事实上 Ia 相对于 Vcg 的变化曲线由于各种各样的原因而 与理想情况偏离很大。
冉绍尔-汤森效应实验
f (θ ) 即为入射平面波和散射 exp(ikr ) ， r
球面波的叠加， f (θ ) 为散射振幅。散射截面表示为
σ (θ ) =| f (θ ) |2
理论上可以通过解 Schrödinger 方程在 r → ∞ 时的解求得 f (θ ) ，从而求得 σ (θ ) 。 但这是不现实的。我们假设：弹性碰撞； V ( r ) 具有短程势；定态假设；忽略散 射波之间的干涉效应；无二次散射等，建立在方势阱模型上用“分波法”处 理 。 把非守恒量动量的本征态按照守恒的能量和角动量的本征态展开，把入射波 “分波”为：
徐世锦
上图中 E f 均为 2.00V ，右图同为在 Va =1.0V 处满足 I s + I p = I s* + I p*
由以上两图看出： （前提： Ec 在一个合适大小范围内） 1).当 Va 在 0 ∼ 2V 之间时，随着 Ec 的增大， f 整体增大。 2).在相同的测量方案下，随着 Ec 的增大， Pmin 逐渐增大，但 Emin 减小不明显。 对 Ec 作用的定性解释： 如右图所示，单考虑电源的作用，线路图不短路。把 试验管的接触电位差等等效为 E，则 � Ec = E 时，理想情况，完全刚好补偿。此时 Va 等 于真正的 Va 。 � Ec < E 时，净电压（ Ec − E ）与 Va 反向， 那么实 际 Va 读数偏大，那么 Emin 也偏大。 � Ec > E 时，净电压与 Va 同向，那么 Va 的读数偏小， Emin 也偏小。 以上定性的结论在其他条件完全相同时成立。 那么在不考虑实验精度等条件下可 以用 Ec 较小时的情况定性的说明本实验结果 Emin > 0.9 eV 。 由此可以帮助解释 f 的变化：随着 Ec 的增大，净电压逐渐趋向于 Va 的 方 向 。 极端情况下， Ec 的作用等价于一个二级加速电源。因此，对于“抽取”电子的 趋势增大， I p 增大。间接地，影响到 Pmin 。 对于探究 E f 对管子电离电位的影响时的 实验测量方案设计失败。 Ec 值选了 0.34V， 不符合控制变量规则（应设为 0.19V） 。但 是由图中（右图）还是可以得到些提示的： 随着 E f 增大（ E f 分别为 2.4V、2.7V）， 曲
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实验5-3 冉绍尔－汤森效应实验作者：任学智 同组者：关希望 指导老师：周丽霞一. 引言1921年，德国物理学家冉绍尔（Carl Ramsauer ）用磁偏转法分离出单一速度的电子，对极低能量0.75～1.1eV 的电子在各种气体中的平均自由程做了研究。
结果发现，氩气（Ar ）气中的平均自有程e λ远大于经典力学的理论计算值。
以后，他又把电子能量扩展到100eV 左右，发现Ar 原子对电子的弹性散射截面Q （与e λ成反比）随电子能量的减小而增大，在10eV 左右达到极大值，而后又随着电子能量的减小而减小。
1922年，现代气体放电理论的奠基人、英国物理学家汤森（J.S.Townsend ）和贝利（Bailey ）也发现了类似的现象。
进一步的研究表明，无论哪种气体原子的弹性散射截面（或电子平均自由程），在低能区都与碰撞电子的能量（或运动速度v ）明显相关，而且类似的原子具有相似的行为，这就是著名的冉绍尔-汤森效应。
冉绍尔-汤森效应在当时是无法解释的。
因为经典的气体分子运动论把电子看成质点，把气体原子看成刚性小球，它们之间碰撞的散射截面仅决定于原子的尺寸，电子的平均自由程也仅决定于气体原子大小及其密度 n ，都与电子的运动速度无关。
不久，在德布罗意波粒二相性假设（1924年）和量子力学理论（1925～1928年）建立后，人们认识到，电子与原子的碰撞实际上是入射电子波在原子势场中的散射，是一种量子效应，以上实验事实才得到了圆满的理论解释。
冉绍尔-汤森效应是量子力学理论极好的实验例证，通过该实验，可以了解电子碰撞管的设计原则，掌握电子与原子的碰撞规则和测量原子散射截面的方法，测量低能电子与气体原子的散射几率以及有效弹性散射截面与电子速度的关系。
本实验的目的主要有：了解电子碰撞管的设计原则，掌握电子与原子的碰撞规则和测量的原子散射截面的方法；测量低能电子与气体原子的散射几率Ps 与电子速度的关系；测量气体原子的有效弹性散射截面Q 与电子速度的关系，测定散射截面最小时的电子能量；验证冉绍尔-汤森效应，并学习用量子力学理论加以解释。
二. 实验原理1.理论原理冉绍尔在研究极低能量电子（0.75eV —1.1eV ）的平均自由程时，发现氩气中电子自由程比用气体分子运动论计算出来的数值大得多。
后来，把电子的能量扩展到一个较宽的围进行观察，发现氩原子对电子的弹性散射总有效截面Q 随着电子能量的减小而增大，约在10eV 附近达到一个极大值，而后开始下降，当电子能量逐渐减小到1eV 左右时，有效散射截面Q 出现一个极小值。
也就是说，对于能量为1eV 左右的电子，氩气竟好像是透明的。
电子能量小于1eV 以后Q 再度增大。
此后，冉绍尔又对各种气体进行了测量，发现无论哪种气体的总有效散射截面都和碰撞电子的速度有关。
并且，结构上类似的气体原子或分子，它们的总有效散射截面对电子速度的关系曲线V F Q =（V 为加速电压值）具有相同的形状，称为冉绍尔曲线。
图B8-1为氙（Xe ），氪（Ke ），氩（Ar ）三种惰性气体的冉绍尔曲线。
图中横坐标是与电子速度成正比的加速电压平方根值，纵坐标是散射截面Q 值，这里采用原子单位，其中a 0为原子的玻尔半径。
图中右方的横线表示用气体分子运动论计算出的Q 值。
显然，用两个钢球相碰撞的模型来描述电子与原子之间的相互作用是无法解释冉绍尔效应的，因为这种模型得出的散射截面与电子能量无关。
要解释冉绍尔效应需要用到粒子的波动性质，即把电子与原子的碰撞看成是入射粒子在原子势场中的散射，其散射程度用总散射截面来表示。
图B8-1 Xe 、Kr 、H 气体对电子的散射截面2．测量原理测量气体原子对电子的总散射截面的方法很多，装置也各式各样。
如图B8-2所示，为充氙电子碰撞管的结构示意图，管子的屏极S(Shield)为盒状结构，中间由一片开有矩形孔的隔板把它分成左右两个区域。
左面区域的一端装有圆柱形旁热式氧化物阴极K(Kathode),有螺旋式灯丝H(Heater)，阴极与屏极隔板之间有一个通道式栅极G （Grade ），右面区域是等电位区，通过屏极隔离板孔的电子与氙原子在这一区域进行弹性碰撞，该区的板极P （Plate ）收集未能被散射的透射电子。
图B8-2 充Xe 电子碰撞管示意图图B8-3 测量气体原子总散射截面的原理图图B8-3为测量气体原子总散射截面的原理图，当灯丝加热后，就有电子自阴极逸出，设阴极电流为I K ，电子在加速电压的作用下，有一部分电子在到达栅极之前，被屏极接收，形成电流I S1；有一部分穿越屏极上的矩形孔，形成电流I 0，由于屏极上的矩形孔与板极P 之间是一个等势空间，所以电子穿越矩形孔后就以恒速运动，受到气体原子散射的电子则到达屏极，形成散射电流I S2；而未受到散射的电子则到达板极P ，形成板流I P ,因此有10S K I I I +=(B8-1)21S S S I I I += (B8-2) 20S P I I I +=(B8-3)电子在等势区的散射概率为1I I P PS -= (B8-4)可见，只要分别测量出I P 和I 0即可以求得散射几率。
从上面论述可知，I P 可以直接测得，至于I 0则需要用间接的方法测定。
由于阴极电流I K 分成两部分I S1和I 0，它们不仅与I K 成比例，而且他们之间也有一定的比例关系，这一比值称为几何因子f ，即有1S I I f =(B8-5)几何因子f 是由电极间相对角及空间电荷效应所决定，即f 与管子的几何结构及所用的加速电压、阴极电流有关。
将式(B8-5)带入(B8-4)式得到⎪⎪⎭⎫⎝⎛++-=-=f I I I I I f P S P P S P S 111111 (B8-6)为了测量几何因子f ，我们把电子碰撞管的管端部分浸入温度为77K 的液氮中，这时，管掉气体冻结，在这种低温状态下，气体原子的密度很小，对电子的散射可以忽略不计，几何因子f 就等于这时的板流I P *与屏流I S *之比，即**SP I I f =(B8-7)如果这时阴极电流和加速电压保持与式(B8-4)和(B8-5)时的相同，那么上式中f 的值与式(B8-6)中的相等，因此有**11PSS P S I I I I P -= (B8-8)由式(B8-2)和式(B8-3)得到01I I I I S P S +=+(B8-9)由式(B8-5)和式(B8-7)得到**10SPS I I I I =(B8-10)再根据式(B8-9)和(B8-10)得到PS P S S S I I I I I I ++=**1)( (B8-11)将上式代入式(B8-8)得到PS PS P P S I I I I I I P ++-=***1 (B8-12)式(B8-12)就是我们实验中最终用来测量散射几率的公式。
电子总有效散射截面Q 和散射几率有如下的简单关系)ex p(1QL P S --=(B8-13)式中L 为屏极隔离板矩形孔到板极之间的距离。
由（22）式和（23）式可以得到)()(ln ***P S P P S P I I I I I I QL ++= (B8-13)因为L 为一个常数，所以做)()(***ln P S PP S P I I I I I I ++和c E 的关系曲线，即可以得到电子总有效散射截面与电子速度的关系。
三. 实验仪器和实验容1.实验仪器冉绍尔－汤森效应实验仪主机两台（一台为电源组，另一台是微电流计和交流测量装置），电子碰撞管（包括管固定支架），低温容器（盛放液氮用，液氮温度77K ），一台双踪示波器。
2.实验容仪器连接如图B8-4所示。
图B8-4 冉绍尔－汤森实验直流测量仪器连接图A ．按照图B8-4所示的仪器连接图，将两台冉绍尔－汤森效应实验仪主机和电子碰撞管相连。
B ．首先打开冉绍尔－汤森效应实验仪微电流计主机，打开电源组主机电源开头，将灯丝电压E f 调至2.63V ，直流加速电压E a 调至0.20V ，补偿电压E c 调至0.34V 。
这里加速电压有一个初始值E a 0=0.20V ，用来补偿热电子的初速度和K 、S 间的接触电势差。
C ．从0.20－9.00V 逐渐增加加速电压E a ，列表记录每一点对应的电流I c（即I P ）和I S 的大小（2.00V 以下每隔0.10V 记录一次数据，2.00V-3.00V 可以每隔0.20V 测量，以后每隔0.50V 测量，见表B8-1）。
根据公式(B8-6)做0a a S E E P --的关系图，测量低能电子与气体原子的散射几率P S 随电子能量变化的关系。
D ．画出E f =2.63V 下几何因子f 随加速电压0a a E E -的变化曲线，分析两者的关系。
E ．利用前面计算出的P S 值，测量E f =2.00V 下的I P 和I S 并计算几何因子f 随加速电压0a a E E -的变化，画出曲线，并与E f =2.63V 下的f 比较。
四. 结果与讨论1.数据记录与处理结果数据如下所示表1室温下测量加速电压与板极电压、栅极电压的关系由公式**S P I I f =计算几何因子，由公式PS PS P P S I I I I I I P ++-=***1计算散射几率。
由公式)()(ln ***P S P P S P I I I I I I QL ++= 计算散射截面Q ，其中L=3.5mm ，整个表格的计算均用excel 表格计算处理。
使用excel 计算1中，直接使用excel 计算并用origin 作图），用origin 软件做s P f 图如下所示（其中横坐标e0.50.60.70.80.91.0ep 1f图10/s a a P f E E -- 关系曲线0.34c E V=图20/s a a P f E E --关系曲线此时0.50c E V=0.40.50.60.70.80.91.0Pe图3 不同补偿电压下的散射几率比较由图像可知：低能电子与气体原子碰撞时的散射几率随着电子能量的增加先减小后增大，之后再减小，在加速电压为1eV 左右时，散射几率达到一个极小值，之后散射几率数值增大，当加速电压为7eV 左右时，散射几率达到一个极大值，之后缓慢减小。
不同补偿电压下的散射几率Ps 随（Ea-Ea^0）^1/2的变化趋势大体相同，当加速电压小于1eV 时，补偿电压为0.5V 的电子的散射几率小于补偿电压为0.34V 的电子，当加速电压大于1eV 时，不同补偿电压下，电子的散射几率大体相同，曲线基本重合。
而几何因子f 随（Ea-Ea^0）^1/2的增大而不断减小。
根据横坐标的值可以计算其加速电压进一步求得电子的能量。
图一中最低点的横坐标X=1.054，则有低能电子散射几率最小时对应的的电子能量值为219191.610 1.054 1.686410E ex J--==⨯⨯=⨯。