Диссертация (1150658), страница 6
Текст из файла (страница 6)
и = 0.25 а.е., соответственно. Разница в 6.3∘ согласуется с относительным сдвигом бинарных пиков, приведенных на рис. 3.7.43d3σ/dεdΩedΩP (106 a.u.)2ПБПданная работаQM-CCCTDCC10−180−120−600θe (deg)60120180Рис. 3.6: ТДСИ атома водорода антипротоном с энергией 200 кэВ в плоскости рассеяния.Угол отклонения снаряда равен 0.3 мрад, энергия испущенного электрона равна 4 эВ.Результаты подходов QM-CCC и TDCC взяты из работ [43] и [44], соответственно.Нужно подчеркнуть, что ТДСИ для этого кинематического режима быловпервые вычислено с помощью метода CP в работе [39]. Однако оно почтинеотличимо от результата метода QM-CCC работы [43].ТДСИ дает наиболее полную информацию о процессе ионизации и можетбыть рассмотрено не только в плоскости рассеяния, но и в других плоскостях.
ТДСИ во всем трехмерном пространстве представлены на рис. 3.8, 3.9и 3.10. Они приведены для следующих кинематических параметров столкновения: энергия налетающего антипротона равна 200 кэВ, его угол рассеянияравен 0.2 мрад, энергия испущенного электрона равна 5 эВ. При этом предполагается, что антипротон налетает вдоль оси и рассеивается в плоскости() в сторону отрицательных значений . Таким образом, переданный антипротоном импульс также лежит в этой плоскости и имеет положитель-441.2d3σ/dεdΩedΩP (107 a.u.)1ПБПданная работаQM-CCCTDCC0.80.60.40.20−180−120−600θe (deg)60120180Рис. 3.7: ТДСИ атома водорода антипротоном с энергией 500 кэВ в плоскости рассеяния.Переданный импульс равен 0.25 а.е. и энергия испущенного электрона равна 5 эВ.Результаты подходов QM-CCC и TDCC взяты из работ [43] и [44], соответственно.ные составляющие по осям. На рис.
3.8 изображено ТДСИ, вычисленное вПБП. Видно, что оно симметрично относительно направления переданного импульса. При данных параметрах столкновения отдачный пик намногоменьше бинарного.На рис. 3.9 представлено ТДСИ, вычисленное в непертурбативном расчете с полным связыванием каналов и с учетом взаимодействия между снарядом и ядром мишени. Видно, что присущей ПБП симметрии относительно направления переданного импульса уже нет, однако осталась симметрияотносительно плоскости = 0, вытекающая из постановки задачи и простых физических соображений. Отдачная часть сечения значительно увеличилась, а бинарная уменьшилась по сравнению с результатом ПБП.
Такжеоба пика повернуты от направления рассеянного антипротона. Эти эффекты45Рис. 3.8: TДСИ в ПБП при энергии налетающего антипротона равной 200 кэВ, углерассеяния равному 0.2 мрад и энергии испущенного электрона равной 5 эВ.можно объяснить, во-первых, непертурбативным описанием взаимодействиямежду электроном и антипротоном и, во-вторых, учетом взаимодействиямежду антипротоном и протоном, которое не может быть учтено в ПБП.Чтобы подчеркнуть важность учета взаимодействия антипротона с протоном, на рис. 3.10 представлено ТДСИ, вычисленное непертурбативно, нобез учета этого взаимодействия. В этом случае можно видеть “промежуточную” между рис.
3.8 и 3.9 ситуацию. Отметим, что с уменьшением энергииналетающего антипротона влияние взаимодействия между снарядом и ядром мишени на сечения ионизации увеличивается.3.1.3Дважды дифференциальные сечения ионизацииДДСИ по энергии испущенного электрона и поперечной компоненте переданного снарядом импульса2 для различных энергий испущенного элек-трона как функция поперечной компоненты переданного снарядом импуль-46Рис. 3.9: TДСИ с учетом взаимодействия между снарядом и ядром мишени при энергииналетающего антипротона равной 200 кэВ, угле рассеяния равному 0.2 мрад и энергиииспущенного электрона равной 5 эВ.са при энергии налетающего антипротона равной 200 кэВ представлено нарис.
3.11. Результаты, полученные с помощью TDCC метода в работе [44],также представлены. Очевидно, что для всех энергий испущенного электрона настоящие результаты различаются с результатами TDCC метода иколичественно, и качественно. При малых величинах настоящие результаты для малых энергий испущенного электрона больше, чем для больших.При больших величинах ситуация обратная, что согласуется с ПБП, которое здесь не представлено.
Это означает, что при больших значениях переданного импульса максимум ДДСИ сдвинут от нулевой энергии испусканияэлектрона. Например, в ПБП при = 1.75 a.e. этот максимум расположеноколо = 25 эВ. В противоположность этому результаты метода TDCC длябольших энергий испускания электрона больше, чем для малых во всем интервале переданного импульса. Проинтегрированное по ДДСИ472 дастРис. 3.10: TДСИ без учета взаимодействия между снарядом и ядром мишени при энергииналетающего антипротона равной 200 кэВ, угле рассеяния равному 0.2 мрад и энергиииспущенного электрона равной 5 эВ.ОДСИ ,которое в этом случае будет необъяснимо возрастать с увели-чением энергии испущенного электрона. Отметим также, что полученныеметодом TDCC ДДСИ имеют выраженную структуру при изменении , чтоне согласуется с более монотонным поведением настоящих результатов.При большей энергии налетающего антипротона равной 500 кэВ авторыработы [44] получили похожие на изображенные на рис.
3.11 распределения.Однако их результаты опять далеки от результатов данной работы, которыев свою очередь близки к результатам ПБП. Результаты при данной энергиине приведены здесь.Для того чтобы исследовать влияние взаимодействия между снарядом иядром мишени на ДДСИ, лучше рассмотреть ДДСИ при меньшей энергииналетающего антипротона. На рис. 3.12 изображено ДДСИ2 как функ-ция поперечной компоненты переданного импульса для энергии испущен-48данная работа, 1 эВданная работа, 10 эВданная работа, 20 эВTDCC, 1 эВTDCC, 10 эВTDCC, 20 эВd2σ/dεdη (a.u.)1010.100.511.5η (a.u.)Рис. 3.11: ДДСИ как функция поперечной компоненты переданного снарядом импульсадля энергии испущенного электрона равной 1, 10, и 20 эВ при энергии налетающегоантипротона равной 200 кэВ.
Результаты TDCC подхода взяты из работы [44].ного электрона равной 5 эВ при энергии налетающего антипротона равной30 кэВ. Из рисунка очевидно, что взаимодействие между снарядом и ядроммишени сильно влияет на ДДСИ во всем интервале изменения переданногоимпульса. Также заметим, что никаких осцилляционных структур в ДДСИпри изменении опять не обнаружено.Причина сильного разногласия между результатами для ДДСИ даннойработы и результатами метода TDCC неясна. Вряд ли она может объяснена пропущенными множителями ⊥ и sin в уравнении (9) работы [44],которые скорее всего являются опечатками. Можно предположить, что ввыполненных в работе [44] расчетах по методу TDCC есть некая численнаяпроблема на стадии преобразования Фурье амплитуды ионизации от - к -представлению.49ПБПданная работа с учетом ВмСиЯМданная работа без учета ВмСиЯМd2σ/dεdη (a.u.)10100.511.5η (a.u.)Рис.
3.12: ДДСИ как функция поперечной компоненты переданного импульса для энергии испущенного электрона равной 5 эВ при энергии налетающего антипротона равной30 кэВ.Как уже было отмечено выше, в представлении прицельного параметраучет взаимодействия между снарядом и ядром мишени не может влиятьна сечения, не зависящие от переменных рассеянного снаряда. Также такиесечения можно вычислять без использования перехода в -представление.ДДСИ по энергии и углу вылета испущенного электрона2 Ωпри энергииналетающего антипротона равной 200 кэВ, вычисленное по формуле (2.46),представлено на рис. 3.13.
Хорошо видно, что характерное поведение сечения сильно зависит от энергии испущенного электрона. В то время как длянизкоэнергетических электронов виден явный пик при 180∘ , что отвечаетиспусканию назад, для электронов с энергией большей 5 эВ сечение максимально при угле испускания равном примерно 80∘ . Так как ДДСИ можетбыть получено интегрированием ТДСИ по углам рассеяния снаряда, пики50Рис. 3.13: ДДСИ по энергии и углу вылета испущенного электрона при энергии налетающего антипротона равной 200 кэВ.ДДСИ соответствуют проинтегрированным бинарному и отдачному пикамТДСИ, обсуждавшимся ранее. Испускание низкоэнергетических электроноввперед подавлено кулоновским отталкиванием одноименно заряженным рассеянным антипротоном.На рис. 3.14 представлено ДДСИ, вычисленное в ПБП. Как видно, даже при такой довольно большой энергии налетающего антипротона равной200 кэВ результаты ПБП качественно отличаются от результатов полногорасчета, особенно при малых энергиях испущенного электрона.Эти же сечения при фиксированной энергии испущенного электрона равной 5 эВ изображены на рис 3.15 вместе с результатами QM-CCC подхода работы [43].
Здесь угол — меняющийся от 0∘ до 180∘ полярный уголсферической системы координат, в отличие от полярного угла в плоскостирассеяния, использованного для представления результатов расчета ТДСИ.Видно, что результаты полного расчета данной работы находятся в хорошем, хотя и неидеальном, согласии с результатами метода QM-CCC.
Отме-51Рис. 3.14: ДДСИ по энергии и углу вылета испущенного электрона в первом борновскомприближении при энергии налетающего антипротона равной 200 кэВ.тим также существенно различное поведение между результатами полногорасчета и результатами ПБП. Далее приведены аналогичные сечения придругих исследованных в данной работе энергиях налетающего антипротона.На рис. 3.16 и 3.17 ДДСИ представлены для энергий 30 и 500 кэВ, соответственно. Видно, что с ростом энергии налетающего антипротона согласиемежду различными непертурбативными подходами улучшается.3.1.4Однократно дифференциальные сечения ионизацииНа рис. 3.18 изображено ОДСИ по энергии испущенного электронапри энергии налетающего антипротона равной 30 кэВ вместе с результатами непертурбативных методов работ [41, 43, 46]. Результаты всех подходовхорошо согласуются при энергии испущенного электрона большей 7 эВ. Однако поведение результатов при более низких энергиях различается.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
