Задача 2. Масс-спектрограф омегатрон. Масс-анализ остаточного газа. (1121295), страница 4
Текст из файла (страница 4)
При необходимости остановки автома-261.Провести подготовку к измерениям согласнонастоящему описанию.2.Выполнить операции, указанные в разделе«Проведение измерений».3.Пронаблюдать качественную картину спектрамасс на экране осциллографа.4.Записать спектр масс остаточных газов (т.е.снять зависимость I a = f (ν ) ) с помощью самописца. Использоватьпределыизмерения:3 ∗ 10 −10 A; 1 ∗ 10 −10 A или 1∗10 −11 A . В случае не-обходимости можно записать интересующий участок спектра, используя более чувствительный предел электромет-−11рического усилителя ( 1 ∗10).5.Для одного из пиков (средней интенсивности)исследовать зависимость профиля линии от величины E0 ,для чего записать этот пик при различных амплитудах напряженности электрического поля.
При необходимостискорость протяжки диаграммной ленты можно изменить.6.Определить массы и отождествить ионы остаточного газа в омегатронной лампе.7.Для каждого сорта ионов рассчитать числооборотов n, разрешающую способность R, длину пути S,энергию W.Расчеты представить в виде таблицы.Например, (при r =0,8 см.):27Масс.n,кГцН,ЭрстEo,В/смчисло520040011СортионовR+H43n82S,смW,эВ708353стве датчика давлений (Р ~ N ~−5ik , что особенно важно при−9малых давлениях ( 10− 10мм.рт.ст.)).В этом качестве используется омегатрон в приборах ИПДО-1 и ИПДО-2.ЛИТЕРАТУРА+374400114N186400128CON+32205125161025132+( )8.При помощи графика I = f ν оценить процентный состав газа в лампе и разрешающую силу дляразличных ионов.Величина максимального (в пике) ионного токаi на коллектор при прочих равных условиях пропорцио-kнальна концентрацииNkиσk1.Шпольский Э.В.
Атомная физика.-М.: Наука,1974,т.1, гл.112.Рик Г.Р. Масс-спектроскопия.-М.:ГИТТЛ,1953.3.Современная вакуумная техника (сборник статей)-М.:ИЛ., 1963, с.190-199.4.Леонтьев Н.И. Удовченко Ю.Н.-ПТЭ,1959, № 1,с.101.5.Месси Г. Бархоп Е. Электронные и ионные столкновения. - М.: ИЛ., 1958.6.Квливидзе В.А., Красильников С.С.
- Введение вфизику атомных столкновений. 1985, гл.1, гл.3.7.Мак-Даниель И. Процессы столкновений в ионизованных газах. Мир, 1967, гл.5.-сечению ионизации ато-мов (молекул) данного «k» - сорта прямым электроннымi ~ N ⋅σ .ударом,т.е.Следовательно,∑ ik = ∑ N k σ kkkk(см.[5] стр.9-11, 34-39).Сечения ионизации для атомов (молекул) различных газовприведены в Приложении.То обстоятельство, что величина ионного токаi на коллектор пропорциональна концентрации атомовkNk, делает возможным использовать омегатрон в каче-2829Лабораторная работа № 3Ионизация атомов и молекул электроннымударом.ВведениеСтолкновения электронов с атомами и молекулами могут сопровождаться, если позволяет энергия, целым рядом неупругих процессов, таких как возбуждениеэлектронных, колебательных, вращательных степеней свободы, ионизация и диссоциация.
Эффективность этих процессов при неизменной скорости электронов разная и характеризуется эффективным сечением или проще - сечением рассеяния, представляющим вероятность данного процесса, выраженную в единицах площади. Сечениеприближенно можно представить себе как площадку («поперечное сечение»), описанную около атома или молекулы, попадая в которую электрон обязательно произведетнеупругое столкновение того или иного типа. Величинаэтой площадки, а, следовательно, эффективность реакциизависит от типа реакции, внутренних свойств частицы мишени и относительной скорости столкновения. Как правило, сечение любого неупругого процесса как функции скорости (или энергии относительного движения) представляет собой кривую с максимумом, начало которой определяется пороговой энергией (см.
рис.6) данного неупругогопроцесса (вместо термина «неупругий процесс» частоупотребляется термин «реакция»). Мы будем изучать ионизацию атомов и молекул электронным ударом.Обычно значение сечения ионизации σ i в макси-σмумепо10 −16 − 10 −17порядкувеличинысм 2 .30составляетРис.6.Зависимость сечения ионизации от энергииэлектронов.Расчет сечения ионизации представляет сложнуюквантово-механическую задачу. Решение ее возможно и врамках классического подхода, однако, результат в этомслучае может претендовать лишь на качественное описание явления.Мы остановимся на наиболее простой классической модели описания акта ионизации атома электроном,предложенной в 1912 году Дж.
Томсоном.Прежде всего Томсон отказался от учета движения атомного электрона. Полагая, что электрон покоится,он в то же время связал его с ядром, как обычно в атоме,энергией связи равной потенциалу ионизации I .Заметим сразу, что приближение покоящегосяэлектрона справедливо лишь при условии, что энергия падающего электрона много больше энергии связи (E >> I ) ,или более точно - скорость падающего электрона многобольше скорости атомного электронаНа следующем этапе Томсон опустил из рассмотрения ядро, полагая, что падающий электрон упруго рассеивается на покоящемся электроне, который может бытьсдвинут с места лишь при E > I , (а не при E > 0 , как приупругом рассеянии на свободном электроне).
Теперь, рассматривая упругое рассеяние двух заряженных частиц31(электронов), необходимо было определить эффективность передачи энергии падающей частицы покоящейся.Если представляет интерес эффективность передачи долиэнергии от E до E + ∆E , то эту задачу решает дифференциальное сечение (не полное). Дифференциальноесечение представляет собой долю полного сечения, характеризующего тот или иной процесс рассеяния в малойобласти изменения переменных, от которых оно (дифференциальное сечение) зависит. Например, число рассеянных в единицу времени частиц зависит от угла рассеянияθ . Можно ввести дифференциальное (по углу рассеянияθ ) сечение dσ / dθ , которое будет описывать эффективность процесса рассеяния в области углов от θ доθ + dθ . Именно такую величину изучают в задаче «ОпытРезерфорда».
Можно ввести дифференциальное (по переданной энергии Е) сечение dσ / dE и тогда оно, какговорилось выше, будет описывать эффективность процесса передачи энергии в малую энергетическую областьот E до E + dE . Вычисление этой величины приводит(см.[1], формула Резерфорда, а также [2], гл.1) к формулеdσi=π e 4 dE(1)E2EЗдесь Ry (читается «Ридберг») величина, равнаяпотенциалу ионизации атома водородаe2me 4== 13,595 эВRy =I =i 2a 02h 2иa0 -радиус первой орбиты атома водорода, называемый«боровским» радиусомa0 =IдоКривая имеет порог (при E = I ) , максимум и с1ростом спадает как 1 / E .
Удобно вместо E ввести пороговые единицы энергии χ = E / I , тогда формулу (2) можно переписать в виде: Ryσ = 4 π a i Iπ e43220211 1 − χχ(3)Зависимость от энергии содержится в «универ-E.dE π e 4 1 1 = − iE ∫ E2E I E2 Ry I I 2 2 −.= 4π a 0 I E E 2 σ =см 2(по вопросу «атом Бора» см.[3]). Интересно отметить, чтонесмотря на весьма грубую модель, полученная формула(2) правильно отражает качественные закономерности.Теперь, чтобы получить полное сечение ионизации следует лишь проинтегрировать (1) в пределах отминимально возможной до максимально возможной переданной энергии, т.е.
отh2= 0,529 ⋅ 10 −82Meсальной» функции=1 11 − , одинаковой для всехχ χ атомов , она изображена на рис.6.Значение сечения в максимуме всегда представляет особый интерес, так как является одной из характер(2)1Квантовая механика описывает поведение сечения в области больших E функцией (1 / E ) ⋅ ln E33ных величин для данного типа реакций. Из формулы (3)следует, что максимум лежит при χ = 2 т.е. при двух пороговых значениях энергии, и величина сечения в этойточке равна ( см. Рис.
6)Ryσ max = π a 02 i IТак для атома водорода172см ;= 24,6для гелия ( IHe-172(4)I H = Ry и σimax(H) = πao2 ~ 9*10эВ) - σimax (He) = 0.3*πao2 ~23*10 см . Поскольку формула Томсона неприменима прималых энергиях, в том числе и в области максимума, тополученные результаты не могут являться оценкой качества принятой модели. Тем не менее проведем сравнение сэкспериментально полученными результатами.Так для атома водорода максимум в сечении находитсяпритеКак уже указывалось выше, в настоящей рабодля определения σ iслужит омегатрон.χ =4и равенσ max (H ) = 7 ⋅ 10 −17 см 2 ,iа для ато-ма гелия при χ = 5 и равен σi(He) = 2*10 см .Таким образом, различия между экспериментальными и томсоновскими значениями касаются в основномположения максимума, а не его величины.
Из проведенного сравнения можно сделать вывод, что формула Томсонаможет служить для грубых оценок. Ее простой аналитический вид очень удобен для использования σ i в расчетах.max-172Часто используют различные эмпирические модификацииэтой формулы.34Рис. 7. Схема соединения электродов омегатрона со штырьками и типовой режим работы лампы:1-подкатодная диафрагма; 2, 5-высокочастотные пластины; 3, 9-катод; 4-камера (анализатор ионов); 6коллектор электронов; 8-Земля; К- коллектор ионов.±Напряжение на катоде, В ,минус 100 5 ,Напряжение на улавливающих пластинах, В , 0-1,5Напряжение на подкатодной диафрагме, В ,10± 0,5±Напряжение на коллекторе электронов, В ,100 10Ток на коллекторе электронов, µ kA ,~10 .Все напряжения указаны относительно Земли.35Схема включения омегатрона.На Рис.
8 представлена электрическая схемавключения омегатрона , на Рис. 9 - общий вид установки.Рис. 8. Электрическая схема включения омегaтрона.Омегатронная лампа помещается между полюсами постоянного магнита М (или электромагнита). Электромагнит питается источником постоянного тока напряжением в 110 В.Рис.9.Общийвидустановки:1электрометрический усилитель измерения ионного тока;2-частотомер (измерение частотыгенератора); 3УНИП1-5-блок питания; 4-блок питания накала лампы ТЭС;5-микроамперметры для установления режима лампы (N1,N2, N3); 6-амперметр для измерения накалалампы; 7блок питания Б13-3 (-100 В и +100 В); 8-цифровойвольтметр; 9-генератор частоты Г3-111; 10-ручка регулировкивыходного напряжения генератора ; 11-прибордля установкисмещения на корпус омегатрона; 12кнопка включениямагнита; 13-электромагнит; 14амперметр для измерения тока магнита.Амперметр магнитаAм , как и все измерительныеприборы вмонтирован в измерительный щиток установки.Кнопка включения магнита К м расположена на торцевойпанели установки.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
