1626435917-d26f9677b92985e7688f24b5e74711ce (844351), страница 52
Текст из файла (страница 52)
Тем не менее, как отмечает Далгарно [6], этот метод позволяет качественно показать, что некоторые нерезонапсные реакции могут быстро протекать при тепловых энергиях. Ясно, что адиабатнческое приближение пе может привести к точной теории, а позволяет лишь сделать качественные выводы. В частности, адиабатическая гипотеза пе дает возможности предсказать величину максимального сечения в зависимости от ЛЕ при фиксированных и и ! или в зависимости от о при фиксированных ЛЕ и й Для получения точных результатов обычно требуются сложные кваптовомеханические расчеты конкретных 1ъ ! Отпоеительяо пересечения яриаых потенциальной яаергиа сн.
а гл. !2, й4,п ейъ 0,01 эв (.У =- О), О'('5)+1-1(1в) — >О(Я7'~)+ Н' +0,00 эв(з'==1), (6.2.8) +0.02 эв(У= — 2) Неон + Н (1в) — Не~ (2в или 2р)+ Н '. (6 2.9) Теоретические прогнозы относительно этих процессов вызвали дискуссию.
Гарни и Мети [19] утверждают, что при столкновениях с малым дефектом энергии сечения — того же порядка, что н прн симметрн п1ом резонансе,, с максимумом при довольно низких скоростях, а при дефекте энергии, равном О, этот процесс почти неотличим от случая симметричного резонанса. Бейте и Лнн [20] и Бионди [2!], напротив, полагают, что этим двум процессам должны соответствовать совершенно разные кривые зависимости сечения от энергии, причем при случайном резонансе сечение должно быль малым при небольших относительных скоростях и с уменьшением скорости быстро стремиться к нулю. Файт н его сотрудники [22] провели измерения, относящиеся к симметричной резонансной реакции Н ь + Н (1в) -ь Н (1з) + Н ~, (6.2.10) а также к реакциям (6.2.8) и (6.2.9) вплоть до малых энергий столкновения.
Их результаты приводятся па фиг. 6.2.8. Сходство результатов для процессов О'--Н н Н' — Н согласуется с предсказаниями Раппа н Ортеибергера [23] н Раппа и Франсиса [24], которые использовали теоретические методы Гарни н Меги [!9] для расчета реакций (6.2.8). Однако эти экспериментальные данные могут и ие противоречить воззрениям Бейтса н Днпа, поскольку энергетическая зависимость сечения реакции О' — Н может отличаться от соответствующей истинному резонансу в области более низких энергий, чем первая экспериментальная сте, хотя Фирсов и Фетисов [16, 17] добились значительного своей приближаю!Ой квантовой теории симметричной резонансной перезарядки. Недавно Бейте и Мак-Кэррол [!8] опубликовали ценный обзор теоретических исследований процесса перезарядки.
Прежде чем обратиться к анализу экспериментальных работ, необходимо остановиться еще на одном классе реакций, в которых сталкиваю|нисон атомные нлн молекулярные частицы пе одинаковые, но дефект энергии случайно оказывается в точности илн приблизительно равным О. Такого рода реакции называют ивигялгвтричной (или сл ~наиной) резонинсной нсрезарлсц кой.
В качестве примера можно указать реакции глава а точка (25 эв). Нерезонансцый же характер кривой сечения реак- ции Не'+ — Н, по-видимому, подтверждаешься экспериментами. б. Экспериментальные методы изучения процесса перезарядки при низких энергиях.
!. Метод одного лучкш Большая часть измеренных значений сечений перезарядки при малых энергиях получена методом пропускания пучка положительных ионов через.нейтральный певозбуждецный газ, являющийся мишенью. Эффекты объемного заряда и рассеяного поля (см. гл. 4, $ 1, и. «а») не позволяют проводить эти эксперименты при энергиях пучка ниже нескольких электронвольт. Следовательно, энергией частиц мишени всегда можно пренебречь, поскольку она па два порядка меньше энергии налетающих частиц. В рассматриваемом здесь диапазоне низких энергий сечения иопизации, иопизации с перезарядкой и реакции срыва очень малы, и поэтому в газовой мишени образуются в основном положительные ионы и пебольпюе число свободных электронов (см. табл.
6.!.!). Кроме того, образующиеся положительные ионы обладают пренебрежимо малыми кинетическими энергиями'), и рассеянные частицы проходят область взаимодействия, лишь незначительно изменяя свое направление. Благодрая всему этому сечения перезарядки можно определять, позволяя налетающим частицам свободно пролетать через объем, где осуществляются столкновения, и собирая медленные положительные ионы, возникающие в газе. Для избежания осложнений, которые могли бы возникнуть при многократных столкновениях одной и той же налетающей частицы, необходимо, чтобы произведение толщины мишени па давление газа было достаточно малым и удовлетворяло условию «ловкой мишени» (см.
гл. 4, $1, п. «а»). Если выполнено условие топкой мишени, то сечение перезарядки с)т определяется уравнением линейного приближения л', = !етлгдгх, (6.2. 11) р.ходе илепульс, ') Илаеется одно исклеочсние. Хоти пря злектровяом переходе передаваемый налетающей частицей частице мишеви, почти все т б и всегда пренс режима мал, возникающий иои может обладать кинетической ко зиергией в несколько злектронвольт, если ов образовался в результате реакщ е) р кцяи иссоииаиии, в которой внутренняя зпергия исходной молекулярная с~рук у труктуры пре.
образовалась в кинетическую энергию при развале атой струк у ( , в, «),п.«б». И й, п. «»). Интересно отметить, что при перезарядке без диссоциации малый импульс, переданный медленным ионам, направлен почти перпендикулярно к осп падающего пучка. (Правда, возможны очень редкие ст р торых быстрые тяжелые налетающие часмщы передают частицам лпешепи значительный импульс и рассеиваются на значительные углы. Об исследовании таких лобовых столкновений см. 4 6, п. «аж д) НЕУПРУГНЕ СТОЛКНОПЬННЯ ТЯЖЕЛЫХ ЧЛСТНЦ где ла — ток медленных положительных ионов на коллектор, г -- ток падаюц(его пучка, й — плотность газа, выражаемая о —. чпслом частиц в единице объема, х — эффективная толщина мишени.
Строго говоря, таким методом можно измерить лишь кажущееся сечение перезарядки (гл. 5, ~ 2, и. «а»), поскольку на коллектор могут собираться медленные ионы, образующиеся в различных заршшых состояниях. Правда, основной вклад, как паар ~яе,ае и кососу Ф и г. 6.2.1. лигеичпая схема установки для измерения сечения персзарндки ионов низкой зпсргии иа пейтральнлах молекулах. пытал вам«реева ееееак, ппкюыпмл алы, часто вазывмат мемедам кладем«ап~пра аа-аа ееаметрка ее«темы алектрпапв.
«аанраю~аея мегмекаые иакм, правило, дает однократная перезарядка, по, если это необходимо, можно исследовать н вклад мпогоэлектронпой перезарядки путем анализа попов по отношению д(пл. В гл. 4, ~ 8, описывалась установка Крамера для измерения сечений перезарядки при низких энергиях с помощью пучков положительных ионов. Схема другой типичной установки представлена на фиг. 6.2.1. Выделение ионов нужного вида из общего ну~на, выходящего из источника, н фокусировка пучков этих ионов на входную щель камеры столкновений осуществляется в данной установке с помогцью анализирующего магнита. Низкое давление газа впе заданной области взаимодействия пучка обеспечивается дифференциальной откачкой. В установке, изображенной па фиг. 6.2.1, для собирания медленных положительных ионов на коллектор создается поперечное электрическое поле.
Охранные пластины вблизи коллектора позволяют точно определить положение эффективной области взаимодействия. Приемник для ионного пучка представляет собой гллвл з е и о и в и л и и о о Е она и и и а и о, й 'с ы Я и х В и их я 1 к н мб и к сз и К, Ф и 0 и е 'О и и и а ы и и й и ю щ и й Ы о 3 и » '! Дополнительные исследонзипя по переззрндке ионов рубндия нз цейтрзльных атомах цезия аспещекы и докязде гйзрино (26), '! Длн анализа первичного пучка нинон пп массам применяется несимметричный магнитный спектрометр.
Уо;мпи (27! ппкзззл, чзо н закон спектрпметре обеспечинастся фокусировка очень высоких ппрялкон для пздзющнх частиц и широком интеризле ихпдпых углов. Наоборот, симметричный анализатор обеспечивает фокусировку только псрипгп порядка, причем требуется, чтобы падающие частицы входили под мальва углемн к перл~зли к границе мзгпитппгп поля. Спектрометр, изпбрзжепнын пз фиг.
6.2.2, фокусирует падающий ио«ный пучок, максимальная рзсходнмпсть которого рани 2б; а ось состзиляет с грзпнцсй мзгннпюго поля угол бб'. ы сз! цилиндр Фарадся, устроенный так, что вторичные электроны, выбиваемые частицами пучка, пе могут попасть на коллектор медленных ионов.
Выбиваемые из коллектора медлешиях ионов вторичные электроны (см. гл. !3, э 2, и. «а») могут быль возвращены на пего с помощью редкой сетки, расположенной перед коллектором н находящейся под потенциалом смещения. Другие конфигурации электрических н магнитных полей, используемых для собирания медленных ионов, описаны Хастедом (2, 3), который рассматривает также различные методы регистрации пучка. Помимо этого, в статьях Хастеда дается ценный обзор методов получения хорошо сфокуснрованных мопоэнергетических пучков положителы ых ионов и вытягивания медленных продуктов столкновений па вход анализатора. На фиг. 6.2.2 показана схема установки, с помощью которой Марино и др, [25) определили сечение перезарядки, связанное с обменом заряда иона Сз' с атомом Сз в диапазоне энергий от 50 до 4000 эв'). Частично это исследование было предприяято в связи с интересом к цезневым ионным двигателям для космических ранет и к использованию цезиевого диода как термоэлектрического прибора.
Ионы получаются за счет поверхностной иопизацин атомов, диффундирующнх через нагретую пористую вольфрамовую перегородку (см. гл. )3, э 6, п. с<бз). Затем эти ионы ускоряются, анализируются по массам з) и, наконец, фокусируются в камеру перезарядки. В камере находятся центральные атомы цезия. Плотность паров Сз измеряется детектором с поверхностной ионнзацией. Первичный пучок проходит между двумя параллельными электродами Я, один из которых виден на фигуре.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
