Диссертация (1149434), страница 10
Текст из файла (страница 10)
Причем хоть сколь нибудь заметный вклад даюттолько состояния (2s2 )J=0 и (2s2p3/2 )J=1 . Исключением из данного правила является малый вклад в EA1 от состояния (2p23/2 )J=2 , который можноувидеть на рисунке 2.26, и который образуется, в основном, за счет члена(0)B(2p2 ),(1s2 ) Ψ(2p2 ) в выражении (2.28).Очевидно, что EA2 такого ограничения не имеет, и, в принципе, любыеавтоионизационные состояния могут давать заметный вклад через этот подканал.На рисунке 2.27 приведены графики для дважды дифференциальныхсечений как функции полярного угла импульса вылетающего электронадля нескольких резонансных энергий, соответствующих вкладам (2s2 )J=0 ,(2p1/2 2p3/2 )J=2 , (2s2p3/2 )J=1 , (2p23/2 )J=2 и (2p23/2 )J=0 состояний.
Из этого рисунка следует, что 4 из 5 приведенных угловых зависимостей (а также угловые зависимости для резонансов, не приведенных на рисунке) схожи иимеют максимум около 70◦ .Однако в случае резонанса с состоянием (2p23/2 )J=2 зависимость качественно сильно отличается и сечение имеет три максимума в 0◦ , 90◦ и 180◦ . Причем наибольший максимум в 180◦ . Это соответствует тенденции электронавылетать назад, что довольно необычно. Для того, чтобы понять причинутакого углового распределения, этот резонанс рассматривается отдельно на59рисунке 2.28. Из рисунка видно следующее. Во-первых, EA1 не дает практически ни какого вклада в сечение.
Во-вторых, вклад EA2 имеет почти полностью симметричную угловую зависимость относительно максимума в 90◦и имеет еще два дополнительных максимумы в 0◦ и 180◦ . В-третьих, именноконструктивная интерференция между прямым каналом и EA2 приводит кпоявлению тенденции вылета электрона назад.Образованное автоионизационное состояние может распасться не тольков электронный континуум через Оже, но и в фотонный континуум, черезрадиационный распад. Эти два различных пути распада конкурируют другс другом.
Поэтому полезной информацией при изучении EA будет относительная сила Оже распада, которая может быть выражена через отношение Γa /Γ, где Γa обозначает автоионизационную ширину состояния, а Γ егополную ширину. Значения этого отношения для рассмотренных автоионизационных состояний приведены в таблице 2.4.
В рамках КЭД автоионизационные ширины Γa наиболее естественным образом можно вести через учетпоправки на двухфотонный обмен. Подробнее об этом в Приложение B.Кроме того, в этой таблице указаны резонансные кинетические энергии вылетающего электрона (Eres = Ea − ε1s − me c2 , где ε1s = 505.5274кэВ для кальция) и энергии связи для (LL) автоионизационных состояний0(Ea = Ea − 2mc2 ). Также в этой таблице указаны сдвиги в положении резонансов из-за учета радиационных поправок (∆E). Величина этих сдвиговсущественно превышает полные ширины резонансов (Γ), поэтому их учетважен для определения точных положений резонансов.
Стоит отметить, чтовклад в положения резонансов от поправки на двухфотонный обмен также приводит к их сдвигам. Этот сдвиг, с одной стороны, меньше по порядкувеличины, чем ∆E, но, с другой стороны, того же порядка, что и полные ши-60рины. Поэтому вклад от двухфотонного обмена так же должен быть учтенв определении положений резонансов.Из сравнения сечений в левых и правых частях рисунков 2.25 – 2.27 можно сделать вывод, что сечение ионизации Ca18+ (1s2 ) в столкновении с ядромнеона качественно одинаково с тем сечением, которое соответствует столкновению с нейтральным неоном.
Как и ожидалось, наличие атомных электронов приводит лишь к небольшому уменьшению сечения за счет экранировкиатомного ядра, столкновение иона с которым является основным источником ионизированных электронов (исходя из формулы (2.2), конструктивным вкладом в сечение ионизации от атомных электронов в случае неона(Zp = 10) можно смело пренебречь). На картинке 2.29 приведена зависимость эффективного заряда ядра атома ZA,ef f с учетом экранировки. Изприведенной зависимости видно, что для области переданных поперечныхимпульсов, дающих основной вклад в сечение ионизации, ZA,ef f практически равняется не экранированному заряду ядра Zp .
Это соответствует тому,что для сечения ионизации важны преимущественно лишь малые прицельные параметры, где экранировка не существенна. Данный факт объясняется малым (пространственным) размером K оболочки кальция относительноразмера K оболочки в неоне.На картинках 2.30 – 2.32 представлены результаты расчета для ионизации Zn28+ (1s2 ) в столкновении с атомом неона, имеющим энергию 100МэВ/нуклон. Так как размер K оболочки в цинке меньше, чем в кальции,эффект от экранировки атомного ядра будет еще менее заметным в случаеионизации Zn28+ (1s2 ), по сравнению с ионизацией Ca18+ (1s2 ), что нивелирует разницу между столкновениями Zn28+ (1s2 ) с ядрами неона и атомаминеона.61Так же как и в случае ионизации Ca18+ , на рисунках 2.30 и 2.31 в энергетическом спектре вылетающего электрона наблюдаются узкие максимумыи минимумы, появляющиеся за счет интерференции EA и прямого канала ионизации.
Однако в случае иона цинка они менее выражены относительно фона прямой ионизации. Это является следствием того, что для EAнеобходимо как минимум одно межэлектронное взаимодействие (для осуществления Оже распада), роль которого с ростом атомного номера ионауменьшается как 1/ZI (брейтовское межэлектроное взаимодействие, ролькоторого растет как ZI , для кальция и цинка является минорным по сравнению с кулоновским).
Соответственно, отношение амплитуды EA2 (EA1 ) камплитуде прямого канала ведет себя как 1/ZI (1/ZI2 ). Из-за относительного уменьшения вклада EA в сечение, в резонансных областях на характеруглового распределения влияет в основном прямой канал, что хорошо виднона рисунке 2.32.
Поэтому угловые распределения для всех рассмотренныхрезонансов качественно схожи.Уменьшение вклада в сечение от EA канала происходит не только за счетмежэлектронного взаимодействия, но и за счет изменения силы Оже распада относительно радиационного распада. Характерный параметр силы ОжеΓa /Γ для рассмотренных автоионизационных состояний, вместе с другимипараметрами EA, приведены в таблице 2.5.Отношение амплитуд EA2 к EA1 можно грубо проскалировать какαZA ZIv(если брейтовская часть взаимодействия по прежнему является минорнойпо отношению к кулоновской части).
Поэтому вклад подканала EA2 в канал EA становится более важным одинаков с ростом ZI и/илиZAv .Этот от-носительный рост можно наблюдать сравнивая результаты, представленныена рисунках 2.25, 2.26 и 2.30, 2.31. Так как теория возмущений ограниче-62на αZA /v 1, в случае быстрых столкновений существенный вклад EA2в EA является качественной особенностью ионизации МЗИ, находящихсяизначально в основном состоянии.До сих пор в данном разделе обсуждалось сечение ионизации в системепокоя иона. Однако, с точки зрения возможного эксперимента, более реалистичной будет система, в которой налетающий ион сталкивается с атомом.Такого рода эксперименты доступны в ускорителях высоко заряженных частиц, в которых пучок двухэлектронных ионов проходит сквозь газ, который покоится в лабораторной системе отсчета. Поэтому на картинке 2.33мы приводим дважды дифференциальное сечение ионизации Ca18+ (1s2 ), который двигается с кинетической энергией 100 МэВ/нуклон и сталкивается спокоящимся атомом неона.На этом рисунке рассматривается излучение в малую область полярныхуглов (θ ≤ 2◦ ), которая соответствует доступной области измерения спектрометра, на настоящий момент установленного в GSI, в Германии [63].
Длятого, чтобы не перегружать рисунок, на нем представлены только те энергии и углы вылетающего электрона, которые соответствуют резонансам с(2s2p3/2 )J=1 и (2p23/2 )J=2 автоионизационными состояниями. Исходя из этогорисунка можно заключить, что резонансная структура EA остается заметной и в лабораторной системе отсчета.Так как ионизовать нейтральный атом неона гораздо проще, чем 1s электрон кальция, очевидно, что гораздо больше электронов в процессе столкновения полетит из атома. Поэтому важно убедиться, что спектры электронов,вылетающих из неона не перекрывают те электроны, которые летят из ионакальция. Для этого произведен дополнительный оценочный расчет дваждыдифференциального сечения ионизации атома неона в столкновении с Ca18+ .63Сначала был произведен расчет ионизации Ne9+ , электрон в котором изначально находится на K (1s) или L (2s, 2p1/2 или 2p3/2 ) оболочке.
Дляэтого был применен тот же полуклассический метод, что и до этого, с тойлишь разницей, что он ограничивается первым порядком по взаимодействиюмежду электроном неона с полем налетающего ядра кальция (сечение иони2зации имеет тот же вид, что и (2.9), умноженная на фактор ZCa18+ ). Длятого, чтобы учесть наличие других электронов в атоме неона, электрон вNe9+ рассматривался как двигающийся в поле ядра с эффективным зарядом (Zef f = 9.7 для электрона с K оболочки и Zef f = 5.58 для электроновс L оболочки, [22]). Далее, для получения сечения ионизации атома неона, сечения ионизаций Ne9+ для различных начальных состояний электрона складывались, с учетом количества соответствующих электронов в атоменеона. Благодаря этому простому расчету была получена грубая оценка дважды дифференциального сечения ионизации атома неона в столкновении сионами Ca18+ , двигающимся с энергией 100 МэВ/нуклон.
В области углови энергий, представленных на верхней и нижней частях рисунка 2.33, этодифференциальное сечение всюду не превышает значений 0.007 кб/(кэВ ср)и 0.001 кб/(кэВ ср), соответственно, что на много порядков меньше, чем значения дифференциального сечения ионизации Ca18+ (1s2 ) в той же области.Таким образом, электронами, летящими из неона, можно смело пренебречь.64ЗаключениеОсновные положения, выносимые на защиты1) КЭД расчет дифференциального сечения диэлектронной рекомбинации с одноэлектронными тяжелыми многозарядными ионами.2) КЭД расчет полного и дифференциального сечений диэлектронной рекомбинации с двухэлектронными тяжелыми многозарядными ионами.3) Исследование прямой ионизации одноэлектронных многозарядныхионов в быстрых столкновениях с атомными частицами.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
