Диссертация (1149434), страница 8
Текст из файла (страница 8)
На рисунке 2.19представлено отношениес электронами, гдеdσ CdεdΩdσdσ C/dεdΩ dεdΩдля ионизации U91+ (1s) в столкновенииэто дифференциальное сечение ионизации без учетабрейтовского взаимодействия. Данные соответствуют тем же энергиям налетающего электрона, которые рассматривались ранее. Из рисунка видно, чтобрейтовское взаимодействие дает существенный вклад в сечение, местамиувеличивая его в несколько раз.46Недостатком рассмотрения ионизации в рамках первого порядка по взаимодействию ионного электрона с налетающей частицей является то, чтов таком подходе не учитывается взаимодействие между частицами в конечном состоянии системы (post collision interaction (PCI) ).
Для того, чтобы убедиться, что в рассмотренных выше случаях эффект от PCI мал,на рисунках 2.20 и 2.21 приводятся его относительные вклады в сечения P CIP CIdσdσdσdσξ = dεdΩ − dεdΩ / dεdΩ, где dσdεdΩ и dεdΩ обозначают сечения с учетом и безучета PCI, соответственно.На рисунке 2.20 представлены результаты расчета ξ для ионизацииU91+ (1s) в столкновении с 367.2 МэВ протоном. Сечениеdσ P CIdεdΩ ,учитывающеепритяжение электрона в конечном состоянии протоном, было получено с помощью distorted-wave approach [37]. Из рисунка следует, что PCI почти невлияет на сечение в большинстве импульсного пространства ионизированного электрона. Отношение ξ принимает значения существенно отличные от0 только в очень малой области импульсов, для которых ионизированныйэлектрон летит со скоростью, близкой к скорости протона (так называемыйcusp эффект).На рисунке 2.21 приведено отношение ξ для ионизации U91+ (1s) в столкновении с налетающим электроном с энергией 200 кэВ.
Эффект от расталкивания электронов в конечном состоянии был грубо учтен с помощью домножения сеченияdσdε1 dΩp1 dε2 dΩp2на гамовский фактора (Gamov factor)η = α/(∆ve )1dσ P CI=dεdΩ2Zdση+dε dΩdεdΩdε0 dΩ000Zdσdε dΩ 0 0η , (2.12)dε dΩ dεdΩ00где ∆ve это абсолютная величина разности скоростей электронов в конечномсостоянии. Очевидно, что η значительным образом изменит двукратно дифференцированное сечение, только если существенной частью разрешенной47области импульсного пространства для электронов будет область, в которой электроны летят почти сонаправлено. Это так в случае, если энергияналетающего электрона близка к порогу ионизации.
В остальных случаяхотношение ξ должно быть мало, что подтверждается результатами расчета,которые приведены на рисунке 2.21. Из рисунка видно, что в рассмотреннойобласти углов и энергий электронов в конечном состоянии вклад от PCI непревышает 8%.Заключает этот раздел обсуждение полного сечения ионизации для различных МЗИ. На рисунке 2.22 представлены сечения ионизации Fe25+ (1s),Xe53+ (1s), Au78+ (1s) и U91+ (1s) в их равноскоростных столкновениях с электронами, протонами, атомами водорода и атомами гелия.
Для каждого ионасечение дано как функция кинетической энергии налетающего электрона(или как функция соответствующей кинетической энергии протона). Изучается наиболее интересная, для сравнения эффективности равноскоростныхэлектронов и протонов, область энергий столкновения, которая, в случаеналетающего электрона (и при покоящемся ионе), варьируется от пороговойэнергии εth до ' 5εth .С помощью рисунка 2.22 можно сделать следующие основные заключения. Во-первых, при столкновении со скоростью, соответствующей εth ,протоны гораздо эффективнее индуцируют ионизацию МЗИ, чем равноскоростные электроны. Во-вторых, с увеличением скорости столкновения,относительная эффективность электронов увеличивается.
Причем электроны и протоны становятся почти эквивалентными по эффективности ионизации МЗИ при скорости столкновения, соответствующей энергии электрона' 5εth . В-третьих, с увеличением атомного номера иона, электроны становятся относительно более эффективными. Кроме того, сравнивая сечения48ионизации U91+ (1s), представленные на правой нижней картинке рисунка2.22 и на рисунке 2.17 (или 2.18), можно заключить, что даже почти полное равенство полных сечений для налетающих равноскоростных протонови электронов не означает равенство (или хотя бы сходство) дифференциальных сечений.Интересно отметить, что, при рассмотрении возбуждения МЗИ ударамиэлектронов, их эффективность относительно протонов также растет при росте атомного номера иона [38].
Однако существенным отличием возбужденияот ионизации является то, что уже при скорости, соответствующей пороговой энергии для возбуждения МЗИ ударом электрона, электроны гораздоэффективнее протонов.Также на рисунке 2.22 приведены экспериментальные данные для сечений ионизации при столкновениях с электронами (насколько нам известно,аналогичные данные для столкновений с протонами или легкими атомамиотсутствуют). Кроме того, на этом рисунке приведено сечение ионизацииU90+ (1s2 ) при его столкновении с H2 , которое умножено на фактор 1/4, дляего сведения к сечению ионизации U91+ (1s) в столкновении с атомом водорода.Экспериментальные данные по ионизации одноэлектронных очень тяжелых МЗИ (как в случае с ураном) не отличаются своим большим количеством.
А те скудные данные, которые доступны в литературе, измерены сбольшими погрешностями. Более того, как видно из экспериментальных данных для урана, результаты различных научных групп не согласуются друг сдругом. Проведенное в данной работе теоретическое исследование может послужить дополнительной мотивацией для осуществления новых, более точных, экспериментов в данной области.492.2Ионизация: возбуждение с последующей автоионизацией2.2.1Описание и применяемые теоретические методыВ случае ионов с (минимум) двумя электронами процесс ионизации можетидти не только напрямую, но и через возбуждение и последующий Ожераспад автоионизационных состояний иона.
В литературе такому процессудано название excitation-autoionization (EA).Схематически процесс EA можно описать какAZ+ (i) + B → AZ+ (a) + B ∗ → A(Z+1)+ (f ) + e− + B ∗ ,(2.13)где AZ+ обозначает ион с изначальным зарядом Z, B и B ∗ обозначают начальное и конечно состояния налетающей частицы, а i, a и f это начальное, промежуточное (возбужденное) и конечное состояния электронов иона.Удобно, для упрощения описания, рассматривать процесс EA и процесс прямой ионизации как два конкурирующих канала общего процесса ионизациив более широком смысле. Схема обоих каналов изображена на рисунке 2.23.EA является резонансным каналом ионизации. Соответствующее сечениепроявляет минимумы и максимумы, каждый из которых отвечает резонансу с автоионизационным состоянием.
Условия резонанса выполняются еслиэнергия вылетающего электрона ε близка к разности энергий автоионизационного состояния Ea и конечного состояния иона Ef (ε ' Ea − Ef ).Роль автоионизационных состояний в процессах ионизации в электронионных и электрон-атомных столкновениях довольно хорошо исследована.Было рассмотрено больше количество атомных систем. Они включают, например, He и Li+ [46–49], Mg+ , Ca+ и Sr+ [50], C3+ , N3+ и O3+ [51], Ti3+ , Zr3+и Hf3+ [52], Xeq+ [53, 54] (q = 6 − 10), легкие трехэлектронные ионы от B2+50до F6+ [55, 56]. В частности, в этих работах было обнаружен существенныйвклад в сечение ионизации от автоионизационных состояний и значительнуюинтерференцию между каналами EA и прямой ионизации.В случае, когда EA возникает при ионизации МЗИ, появляются новыеособенности этого процесса, связанные с релятивистскими и КЭД эффектами.
Например в работе [57] произведен расчет ионизации трехэлектронныхионов аргона, железа и криптона, в ней отмечается существенное влияниена процесс EA брейтовского межэлектронного взаимодействия и электронных M 2 переходов. Расчет сечения ионизации четырехэлектронных МЗИ встолкновениях с ядрами представлен в [58], где так же отмечается важностьучета брейтовского взаимодействия.Хороший обзор, покрывающий разные аспекты автоионизационных эффектов в электрон-ионных столкновениях, представлен в работе [59].В данном разделе изучается процесс ионизации двухэлектронных МЗИ,которые изначально находятся в основном (1s2 ) состоянии, в их столкновениях с голыми ядрами и нейтральными атомами.
В качестве конечногосостояния уже одноэлектронного иона так же выбирается основное. Несмотря на большое количество литературы в данной области, нам не известно обизучении EA в таких системах. Основное направление исследования, которому посвящен данный раздел диссертации, выбирается так, чтобы пронаблюдать вклад (LL) автоионизационных состояний в EA.Рассматриваются столкновения с такими атомами, для которых в выражении сечения (2.2) можно пренебречь вторым членом ZA σe по отношениюк первому ZA2 σp , что выполняется с удовлетворительной точностью уже начиная с ZA ≥ 10.В данной работе применяется полуклассическое описание налетающей51атомной частицы: ядра или атома.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
