WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Журнал технической физики, 2003, том 73, вып. 9 02 Влияние плотности мишени на сечения перезарядки быстрых ионов на атомах 2 © О. Розмей,1 И.Ю. Толстихина,2 В.П. Шевелько 1 Институт по исследованию тяжелых ионов (ГСИ), Дармштадт, ФРГ 2 Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН, 119991 Москва, Россия e-mail: shev@sci.lebedev.ru (Поступило в Редакцию 4 сентября 2002 г.) + Показано, что при столкновении быстрых ионов Xq с атомными и молекулярными мишенями полные сечения перезарядки убывают с ростом плотности мишени, что связано с „обеднением“ возбужденных + уровней образующихся ионов X(q-1) за счет ионизации атомами мишени. Влияние эффектов плотности на полные сечения перезарядки может достигать порядка и более в зависимости от заряда и энергии налетающего иона, плотности атомов мишени и структуры их внутренних оболочек. Численные расчеты выполнены для парциальных по главному квантовому числу n сечений (n) и полных сечений перезарядки tot = (n) при столкновении быстрых многозарядных ионов с энергией E = 100 keV/u-10 MeV/u с n газообразными и твердыми мишенями.

Введение в высоковозбужденных состояниях из-за их ионизации атомами мишени, что приводит к уменьшению и полных Процессы перезарядки, возникающие в ион-атомных сечений перезарядки. Влияние эффекта плотности мишестолкновениях ни на величины полных сечений может быть допольно + + большим и при определенных условиях достигать порядXq + A [X(q-1) ] + A+, (1) ка и более.

Используется система атомных единиц.

являются эффективным механизмом образования воз+ + бужденных ионов [X(q-1) ], где Xq — налетающий ион с зарядом q, A — атом мишени. Распределение Селективные и полные сечения + ионов X(q-1) по возбужденным состояниям зависит от перезарядки величин сечений перезарядки в определенные квантовые состояния (селективных сечений перезарядки) и влияет Сечения перезарядки в квантовые состояния nl j, т. е.

на излучение ионов после столкновения, а полные, селективные сечения, суммарные по всем конечным состояниям, сечения пе+ + Xq + A X(q-1) (nl j) + A+ (2) резарядки определяют времена жизни ионных пучков и их средний заряд при взаимодействии с атомами и имеют определенные распределения по уровням nl j в молекулами остаточного газа в ускорительных машинах зависимости от условий столкновения, где n —главное или при взаимодействии ионов с плазменными мишеняквантовое число, l и j — орбитальный и полный ми [1,2].

моменты захваченного электрона в конечном состояВ последние годы спектроскопические свойства обра+ нии. В случае статистического распределения сечения зующихся ионов X(q-1), особенно их излучение в рентселективной перезарядки и полное сечение tot можно геновской и ВУФ областях спектра, стали предметом представить в виде пристального внимания исследований в области физики плазмы и взаимодействия ионных пучков с газообраз- 2 j + 1 2l + nl j = nl, nl = n, (3) ными и твердыми мишенями [3–5], а также диагностики 2(2l + 1) nлабораторной плазмы, нагреваемой пучками нейтраль ных атомов [6,7]. Поэтому детальное исследование проtot = nl j = n, (4) цессов перезарядки, распределение образующихся ионов nl j n=nпо возбужденным состояниям и определение полных + сечений представляют несомненный интерес. где n0 — основное состояние иона X(q-1) ; nl, n — В настоящей работе рассмотрено влияние плотности сечения, усредненные по квантовым числам j и l соотмишени на сечения перезарядки быстрых многозарядных ветственно.

+ + ионов Xq при их столкновении с атомами и моле- В общем случае распределение ионов X(q-1) (nl j) по кулами. Показано, что с ростом плотности мишени nl j-уровням определяется штарковским перемешивани+ уменьшается вероятность образования ионов X(q-1) ем этих уровней в электрическом поле, образованном 32 О. Розмей, И.Ю. Толстихина, В.П. Шевелько окружающими заряженными частицами в ионном пучке определенными главными квантовыми числами n или плазме, а нахождение nl j-распределения представ+ + Xq + A X(q-1) (n) + A+, (8) ляет весьма трудоемкую задачу. Экспериментальные данные по селективным сечениям перезарядки практит. е. распределения образующихся ионов по квантовым чески отсутствуют и ограничены лишь полными сеченичислам l и j не рассматриваются.

ями. Однако в случае многозарядных ионов расщепление nl j-уровней может быть достаточно большим, что позволяет провести спектроскопические исследования Эффекты плотности мишени по измерению интенсивностей линий излучения образующихся ионов, которые чувствительны к селективным Суммарное по всем состояниям сечение перезарядки сечениям перезарядки. Такие эксперименты были вы- зависит не только от относительной скорости столкнополнены, например, в работах [8–10], где селективные вений v и атомной структуры сталкивающихся частиц, сечения перезарядки многозарядных ионов на твердых и но и от плотности атомов мишени. В случае мишеней с газообразных мишенях определялись по рентгеновскому низкой плотностью суммирование по уровням с квантоизлучению соответствующих ионов. Следует отметить, выми числами n для полного сечения (4) проводится от что такие „непрямые“ измерения сечений сопряжены основного состояния n = n0 и в принципе до бесконечно со значительными вычислительными трудностями, свя- больших значений n =. С ростом плотности мишени занными с необходимостью расчета уровней энергий сумма по n обрезается некоторым значением ncut за и длин волн, вероятностей радиационных переходов счет влияния процессов обеднения уровней, например + многозарядных ионов, что также является непростой возбуждения или ионизации ионов [X(q-1) (n)] атомами задачей. мишени, При малых энергиях столкновения полное сечение пе+ + X(q-1) (n) + A Xq + A + e-. (9) резарядки многозарядных ионов на атомах слабо зависит от энергии и определяется выражением [11] Таким образом, с ростом плотности мишени убывает доля образующихся ионов в возбужденных состояниях, q · 10-tot cons tan t cm2, (5) а следовательно, уменьшается и полное, суммарное по (IT / Ry)3/всем состояниям, сечение перезарядки.

где IT — энергия связи оболочки атома мишени в Поясним сказанное на примере перезарядки H-поединицах Ридберга, 1 Ry = 13.606 eV. добных ионов кислорода на атомах гелия При этом значение главного квантового числа nmax + O7+ + He O6+ + He+. (10) состояния иона X(q-1), куда перезарядка происходит с максимальной вероятностью, определяется соотношениЭффективные сечения ионизации, перезарядки и возем согласно классической модели [12] буждения при взаимодействии ионов O7+ с атомами He при энергиях E > 1 keV/u приведены на рис. 1. Расчет nmax q0.75/(IT / Ry)0.5. (6) С ростом относительной скорости v сечение перезарядки из оболочки с энергией связи IT резко убывает по закону q5I5/T, v/q 1 (7) vи имеет распределение по главным квантовым числам n, которое максимально при некотором n = nmax и убывает как n-3 при n nmax. Что касается распределения по орбитальным квантовым числам l, то при больших энергиях столкновения образование ионов в ридберговских состояниях nl с n 1 происходит, как правило, в состояния с орбитальными квантовыми числами l = 0, и 2 (см., например, [10–12]). При дальнейшем увеличении энергии столкновения перезарядка происходит преимущественно в основное состояние n0l0 образующегося + Рис. 1. Сечения перезарядки, ионизации и возбуждения при иона X(q-1).

столкновении ионов O7+ с атомами He. Сплошные кривые:

Как видно, картина образования ионов в возбужденEC — сечение перезарядки; He-ion. — сечение ионизации ных состояниях при перезарядке на атомах довольно атомов He ионами O7+; O7+-ion. — сечение ионов O7+ атосложная даже при больших энергиях столкновения.

мами He. Штриховая кривая — сечение возбуждения перехода В настоящей работе для простоты рассмотрены процес- 1s-2p в ионе O7+ при столкновении с атомами He. Расчет по сы перезарядки быстрых ионов на атомах в состояния с программам CAPTURE и LOSS, настоящая работа.

Журнал технической физики, 2003, том 73, вып. Влияние плотности мишени на сечения перезарядки быстрых ионов на атомах состояния с n = 10 при относительной скорости v.

Отметим, что сечения ионизации атомов и ионов из высоковозбужденных состояний n 1 сильно возрастают с ростом n: ion n4. При энергии, например, E = 100 keV/u (v = 4.4 · 108 cm/s) сечение ion и величина vion, оцененные по формуле Томсона [15], составляют 8 · 10-16 cm2 и 3.10-7 cm3/s соответственно. Скорость ионизации (He)vion нужно сравнить с вероятностью радиационного распада A(n = 10) =2.6 · 109 s-1, откуда видно, что при плотности атомов гелия (He) > 2.6 · 109 s-1/3.4 · 10-7 cm3/s 7.5 · 1015 cm-3, все уровни с главными квантовыми числами n > в образовавшемся ионе O6+ будут ионизованы и не Рис. 2. Распределение по главным квантовым числам сечевнесут вклада в полное сечение перезарядки.

ний перезарядки O7+ + He O6+(n) +He+ при E = 100 (1), Таким образом, при учете плотности мишени полное 400 (2), 3200 keV/u; tot, cm2: 1 —6.0 · 10-16, 2 —6.8 · 10-17, сечение перезарядки запишется в виде 3 —1.2 · 10-20. Расчет по программе CAPTURE, настоящая ncut работа.

tot = (n), (12) n=n+ где n0 — основное состояние иона X(q-1), а верхний сечений проводился по программам CAPTURE и LOSS, предел суммирования определяется некоторым значениописанным в работах [13,14] соответственно. В области ем (параметром обрезания) ncut.

энергий E = 1-100 keV/u сечение перезарядки (EC) В общем случае значение ncut можно оценить из услоквазипостоянно, ec 1.8 · 10-15 cm2, согласно (5), а вия равенства скорости ионизации и вероятности A(n) затем резко убывает по закону (7). Сечение ионирадиационного распада уровня n на все нижние уровни зации ионов O7+ атомами He достигает максимума, ion 2.0 · 10-19 cm2 при E 1 MeV/u. Также приведено n-сечение возбуждения перехода 1s-2p в ионе O7+ при T ion(n)v = A(n) = Ann, (13) столкновении с атомами He. Из рис. 1 видно, что в n nобласти энергии E = 1-800 keV/u перезарядка являетгде T — плотность атомов мишени, ion(n) — сечение ся единственным процессом образования ионов O6+ в + возбужденных состояниях. ионизации ионов X(q-1) из состояния с главным кванРаспределение He-подобных ионов кислорода, образу- товым числом n при скорости ионов v.

ющихся в результате перезарядки, по уровням с главны- Используя снова формулу Крамерса для полной вероятности распада A(n) и формулу Томсона для сечения ми квантовыми числами n приведено на рис. 2 для трех ионизации, из (13) получаем оценку для максимального значений энергий E = 100, 400 и 3200 keV/u. С ростом главного квантового числа ncut, начиная с которого энергии налетающих ионов максимум распределения по n сдвигается в область малых значений n, при энер- уровни образующихся ионов разрушаются за счет столкгии E = 3200 keV/u перезарядка происходит преимуще- новительной ионизации с атомами мишени, ственно в основное 1s-состояние (n0 = 1) иона O6+.

ncut = n0 + n, Приведем некоторые численные оценки для реакции (10) в состояние с определенным главным кванто1018 1/7 v2 1/ n q вым числом n = ZT T [cm-3] 10q1/O7+ + He O6+(n = 10) +He+. (11) 1018 1/7 E[keV/u] q, (14) ZT T [cm-3] 250qВероятность радиационного распада возбужденного иона O6+ (n = 10) на все нижние уровни и время где T — плотность атомов мишени в cm-3, v —скожизни, оцененные по формуле Крамерса [15], рость ионов в атомных единицах, 1 a.e. = 2.2 · 108 cm/s, соответственно составляют A(n = 10) =2.6 · 109 s-1 E — энергия налетающих ионов в keV/u.

и (n = 10) =3.8 · 10-10 s. За это относительно Из уравнения (14) видно, что чем тяжелее и плотнее большое время жизни возбужденный ион O6+ мишень, тем больше уровней разрушается ионизацией, (n = 10) успевает провзаимодействовать с атомами He, т. е. тем меньший вклад в полное сечение вносит перезастолкновения с которыми приведут к его ионизации рядка в возбужденные состояния. Значение ncut довольно со скоростью (He)vion s-1, где (He) — плотность слабо зависит от относительной скорости ncut v1/7, что атомов He, ion — сечение ионизации ионов O6+ из демонстрируется в табл. 1.

3 Журнал технической физики, 2003, том 73, вып. 34 О. Розмей, И.Ю. Толстихина, В.П. Шевелько Таблица 1. Значения предельных квантовых чисел ncut, В случае многоэлектронных мишеней, имеющих обоопределяемых условием (14), которые дают вклад в поллочечную структуру, ситуация сильно усложняется изное сечение перезарядки O7+ + He O6+ + He+ как функции за необходимости учета захвата электронов внутренплотности T атомов He и энергии ионов кислорода E них оболочек мишени. Это свойство — захват внутренних электронов — является наиболее характерным T, cm-3 E = 100 keV/u E = 400 keV/u E = 3200 keV/u для реакций перезарядки быстрых ионов на сложных атомах (см., например, [11]). На рис. 4 демонстрируется 1 · 1010 58 64 вклад электронов внутренних оболочек атомов цезия 1 · 1013 22 24 (55 электронов) при перезарядке ядер углерода 1 · 1016 9 10 1 · 1019 4 4 1 · 1022 2 2 C6+ + Cs(1s2... 5s25p66s) C5+ + Cs+. (16) Видно, что при энергиях E > 30 keV/u перезарядка Выражение, аналогичное (14), для ионизации атомов происходит целиком за счет захвата электронов внути ионов электронами в плазме приведено в [15], где в ренних оболочек Cs, а захват внешних 6s-электронов отличие от (14) величина ncut зависит не от энергии ионпрактически не играет роли.

ного пучка, а от температуры электронов в плазме Te.

Численные расчеты и сравнение с экспериментом В настоящей работе влияние эффекта плотности мишени на сечения перезарядки рассмотрено для столкновений многозарядных ионов с простыми атомами (He) и многоэлектронными мишенями (SiO2), имеющими сложную оболочечную структуру.

Расчеты селективных и полных сечений перезарядки проводились по программе CAPTURE, описанной в работе [13]. Коротко, сечения перезарядки вычислялись в представлении параметра удара с нормированными N вероятностями перезарядки W (b, v) в виде N 01(b, v) =2 W01(b, v)bdb;

Рис. 3. Зависимость полного сечения перезарядки O7+ + He O6+ + He+ от плотности атомов He при E = 100 keV/u. Расчет по программе CAPTURE, настоящая W01(b, v) N работа.

W01(b, v) =, (15) 1 + W0k(b, v) k N где b — прицельный параметр, W — вероятность перезарядки, нормированная на все возможные каналы k + образующегося иона X(q-1).

N При этом вероятности W 1; вероятности W01 вычислялись в модифицированном приближении Бринкмана–Крамерса с водородоподобными волновыми функциями (подробнее о методе расчета см. [13]); индексы и 1 относятся к начальному и конечному состояниям системы.

На рис. 3 приведена зависимость полного сечения перезарядки tot O7+ + He O6+ + He+ от плотности атомов He при энергии E = 100 keV/u.

Рис. 4. Сечения перезарядки ядер углерода на атомах цеВ данном конкретном случае с ростом плотности T атозия C6+ + Cs C5+ + Cs+ как функции энергии ионов C6+ мов He от 1019 до 1021 cm-3 полное сечение перезарядки (случай малой плотности мишени). Указан вклад различных -0.убывает примерно на порядок по закону: tot T.

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.