电子科学与技术优秀毕业论文

电子科学与技术优秀毕业论文内容摘要：

 ， 所以 这 两个式子不能同时满足，从而表明了如下的事实 ： 一个自由电子不能完全吸收一个光子的能 量。 仅当电子被束缚在固体或原子中 ，具有一定的束缚能 时， 电子才能完全吸收光子 而产生光电效应。 由于逸出功 A 一般只有几个电子伏特，因此，入射光子的能 量 只要超过 A 就能产生光电效应，故光子的能 量 较小。 由于 原子内层的电子 的 电离能 较大 ， 尤其是重元素 原子的 电离能很大 ，因此随着入射光子能 量的增大， 除了金属中的自由电子外，原子内层电子也可吸收入射光子的能 量 而脱离原子 而 飞出物质表面。 在这种光电效应 (光电离 )中，还观察到一种共振现象 ： 当入射光子的能 量 与某个壳层的电子 结合能相 近时， 解脱电子的几率最大 ， 所以用  射线光子照射物质表面，产生的光电子大部分来自内层电 7 子。 这时，因为  射线光子的 450 10 ~ 10h eV  数 量 级 ， 远大于金属表面的逸出功 A ， 故 方程式 (1}应为 2 2 20 1 0 1(1 1 )xh E A m c v c A     。 其中 2 2 20 (1 1 )xE m c v c。 能量较大的光 子与自由电子碰撞产生康普顿效应 上面的讨论，已经证明了光子与自由电子碰撞 时，自由电子不能吸收一个光子的全部能 量 ， 换句话说 ， 自由电子只能部分地吸收光子的 能量。 因此按照能量 转换与守恒定律，式 （ 1） 应改写为 220 0 1h m c A A m c h     （ 5） 对能量较大的光子，例如  射线，波长为 197。 ~1197。 ， 光子的能量为 5400 1. 24 10 1. 24 10h hc e V e V     入射光子的能 量 与电子的静能 250 10m c eV 有相同数 量 级。 对于轻元素，从原子 K 壳层电离一个电子所需能 量 较小 ， 如铝 ( 13Z )， 它的 K 层电子的电离能最大约为 2KeV ， 远小于  射线光子的能 量 ，即 01h A A   ， 因此 (5)式中 的 1AA 可忽略不计。 同样 ， 电子的热运动能 量也可忽略，碰撞 前可将它看作是静止的 ， 这样能 量 较大的光子与散射 物中的弱束缚电子的碰撞 可以看作光子与静止自由电子的碰撞 (散射物中的自由电子理应包含在内 )， 如图 1 所示。 于是 ， 式 (5)可写成 2200h m c h m c   （ 6） 将散射光子的动量 /nh c 代替 式 （ 4） 中的 P，则 有 220 00 1h hn m v v c ncc    （ 7） 联立（ 6） 、（ 7） 两式 ， 解得康普顿 散射 波长移动 为 20 2 s in 2       式中 0 m c   197。 ；  为散射角。 此外，入射光子的一部分能量转移给了电子，这种从入射光中吸收一部分能量的电子叫反冲电子，有别于光电效应中的光电子，后者吸收入射光子的全部能量。 反冲电子的能量为 0eE h h， 与入射光子的能 量 0h 之比为 8 0 0 0 0 0 0( ) ( ) ( )Eh                  02 si n /( 2 si n )22    （ 8） 由 (8)式 ， 可计算原始光子的能 量 中有多少能 量 被反冲电子所获得。 例如入射光子波长 0 10     197。 (硬  射线范围 )、 散射角 2 时， 比值 0 1 11eEh 。 当 0   197。 (属于  射线区域 )、 /2 时，比值 0/ 1/ 2eEh 。 可见， 对于一般的  射线 (不太硬的  射 线，即波长的 0   197。 的  射线 )，在散射角/2 处，比值 0/ 1/11eEh  ，表明反冲电子只获得入射光子能量的很小一部分。 由此也易 于区分反冲电子和光电子，因为光电子与入射光子的能 量 有相同的 数量级。 除了康普顿散射以外，还同时存在波长不变的散射 (汤姆逊散射 )。 后者是入射光子与整 个原子的碰撞，由于原子的巨大质量， 以致因弹性碰撞 而使散射光子的能量保持不变 .因而波长与入射光的波长相同。 对于重元素 ，内层电子的电离能较大， 如铅， K 层电子的电离能达 510eV 数量级，与入射  射线光子的能量相近，不能再把这种电子看作自由电子了。 重元素原子的较外层〔如 L， M 层 )， 电子的电离能较小，康普顿散射将主要发生于光子与弱束缚电子间。 因而当原子序数增加时，波长改变的谱线强度 (康普顿散射 )将下降， 而不变谱线 (汤姆逊散射 )的强度将增长。 随 着入射光波长的增大，光子动量 0/ph 和 00/E h hc 均减小，转移给反冲电子的那一部分动量和能量也随之减小。 例如，用 4000 197。 的紫光来观察康普顿效应，入射光子的能量 00/ 3 .1E h hc eV  。 当散射角  时，波长移动有最大值 m ax 2     197。 ， 与入射光波长之比仅为 5m ax 0/ 10   ， 此时反冲电子的能量为 500 ( 1 / 1 / ) 3 1 0eE h h h c e V         ， 比室温下金属中自由电子的平均热运动能量 （ 数量级为 210eV )还要小 1000 倍，只占入射光子能量的十万分之一，从而表明，显著的康普顿波长移动和较大的反冲电子速度在入射光处于可见光区域时是观察不到的，仅在波长很短的 X 射线 (包括波长更短些的下射线 )区域内才能观察到。 当入射光子能量进一步加大时，光电吸收和康普顿吸收均将很快减小。 例如， 像铅那样重的物质中，从光子能量 起 ， 光电吸收已 微 不足道 ， 康普 9 顿吸收也几 乎 可不计。 当光子能量 MeV  时又产。