close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

?

Исследование автоионизационных состояний в резонансных процессах при столкновениях многозарядных ионов с атомными частицами

код для вставкиСкачать
На правах рукописи
ЛЯЩЕНКО Константин Николаевич
ИССЛЕДОВАНИЕ АВТОИОНИЗАЦИОННЫХ СОСТОЯНИЙ В
РЕЗОНАНСНЫХ ПРОЦЕССАХ ПРИ СТОЛКНОВЕНИЯХ
МНОГОЗАРЯДНЫХ ИОНОВ С АТОМНЫМИ ЧАСТИЦАМИ
01.04.02 – теоретическая физика
АВТОРЕФЕРАТ
диссертации на соискание ученой степени
кандидата физико-математических наук
Санкт-Петербург – 2018
Работа выполнена в ФГБОУ ВО
«Санкт-Петербургский государственный университет»
Научный руководитель:
кандидат физико-математический наук,
АНДРЕЕВ Олег Юрьевич
Официальные оппоненты: доктор физико-математический наук,
НЕФЕДОВ Андрей Владимирович,
ведущий научный сотрудник
Петербургского института ядерной физики им.
Б.П. Константинова НИЦ "Курчатовский институт"
кандидат физико-математический наук,
КОРЗИНИН Евгений Юрьевич,
руководитель лаборатории
Федерального государственного унитарного предприятия
"Всероссийский научно-исследовательский институт
метрологии им. Д.И.Менделеева"
Ведущая организация:
Санкт-Петербургский государственный
электротехнический университет «ЛЭТИ»
им. В.И. Ульянова (Ленина)
Защита состоится « 26 » апреля 2018 г. в 15-00 на заседании диссертационного
совета Д 212.232.24, созданного на базе Санкт-Петербургского государственного
университета, по адресу: Санкт-Петербург, Средний пр. В. О., д. 41/43, ауд. 304.
С диссертацией можно ознакомиться в Научной библиотеке им. М. Горького
СПбГУ и на сайте
https://disser.spbu.ru/
Автореферат разослан «
» марта 2018 г.
Ученый секретарь диссертационного совета,
доктор физико-математический наук
Аксёнова Елена Валентиновна
ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ
Актуальность темы исследования
Фундаментальные процессы, протекающие во время столкновения многозарядных
ионов (МЗИ) с различными атомными частицами, на протяжении многих десятилетий являются объектами активных исследований в области атомной физики, и
интерес к ним остается актуальным до сих пор. Постоянное развитие экспериментальных и теоретических методов в данной области, частично сопряженное с техническим прогрессом, приводит к постоянной актуальности новых, более точных
и теоретически строгих, расчетов в рамках квантовой механики и квантовой электродинамики (КЭД). Настоящая диссертация посвящена изучению резонансных
процессов таких, как диэлектронная рекомбинация с МЗИ и резонансная ионизация МЗИ, и роли автоионизационных состояний в них.
Эти процессы распространены в природе и активно протекают, например, в лабораторной и астрофизической плазме, для исследования свойств которой необходимо детальное изучение выше обозначенных процессов атомной физики.
Сечения диэлектронной рекомбинации и резонансной ионизации проявляют
максимумы или минимумы, которые соответствуют резонансам с автоионизационными состояниями. При этом от энергий и ширин этих состояний напрямую
зависят положение резонансов в сечениях и форма этих сечений. Для корректного теоретического описания автоионизационных состояний необходимо применение квазивырожденной теории возмущений, что в данной работе осуществляется
в рамках метода контура линии.
Участие автоионизационных состояний в этих процессах происходит благодаря
межэлектронному взаимодействию. Поэтому, при их рассмотрении, открывается
возможность изучения и межэлектронного взаимодействия. В частности, в данной
работе детально изучается роль брейтовского взаимодействия.
Цель работы
1. Развитие метода контура линии для описания двух и трехэлектронных МЗИ.
2. Численный расчет дифференциальных и полных сечений электронной рекомбинации в столкновениях изначально одно- и двухэлектронных МЗИ со свободными
и квазисвободными электронами.
3
3. Численный расчет полных и дифференциальных сечений ионизации одноэлектронных МЗИ в столкновениях с легкими атомами.
4. Численный расчет дифференциальных сечений ионизации через возбуждение
автоионизационных уровней двухэлектронных МЗИ в их столкновениях с ядрами
и атомами.
Научная новизна работы
В диссертации получены следующие новые результаты:
1. Произведено обобщение и тестирование КЭД метода контура линии для расчета
квазивырожденных уровней энергии и ширин электронных конфигураций двух- и
трехэлектронных МЗИ. В случае трёхэлектронных ионов показана необходимость
аккуратного учёта брейтовских ширин. В случае двухэлектронных ионов со средним зарядом ядра Z исследована необходимость учёта Оже ширин и разработан
механизм их учёта в рамках метода контура линии.
2. Численный расчет дифференциальных сечений диэлектронной рекомбинации с
изначально одно- и двухэлектронными ионами урана строго в рамках КЭД произведен впервые.
3. Выполнен численный расчет полного и дифференциального сечения ионизации
широкого спектра МЗИ в столкновениях с легкими атомами. Впервые произведён
сравнительный анализ ионизации равноскоростными электронами и протонами.
4. Численный расчет дифференциальных сечений ионизации двухэлектронных
ионов со средним зарядом ядра Z (на примере ионов кальция и цинка) в столкновениях с ядрами и атомами неона через возбуждение и последующий Оже распад
ионных автоионизационных уровней произведен впервые.
Научная и практическая значимость работы
1. Произведен расчет уровней энергий и ширин двух- и трехэлектронных многозарядных ионов в рамках квазивырожденной КЭД теории. При этом учитывались
такие поправки, как одно- и двухфотонный обмен (между электронами иона), вакуумная поляризация и собственная энергия. За счет применения метода контура
линии в расчете также частично учитываются вклады от всех высших порядков
стандартной КЭД теории возмущений.
4
2. Рассмотрен процесс диэлектронной рекомбинации для одно- и двухэлектронного
МЗИ. Процесс описывался строго в рамках КЭД. Для проведения конкретных расчетов были выбраны ионы урана, для которых получены полные и дифференциальные сечения диэлектронной рекомбинации как функции энергии налетающего
(в системе покоя иона) электрона и полярного угла вылетающего фотона. Детально изучена роль брейтовского взаимодействия. Также рассматривались различные поляризационные эффекты, в частности, представлены результаты расчета
параметров Стокса. Выявлена важность учета брейтовских ширин в случае рекомбинации с изначально двухэлектронными ионами.
3. Произведен сравнительный анализ эффективности ударов электронами и протонами для индуцирования процесса ионизации широкого спектра одноэлектронных
МЗИ: от Fe25+ до U91+ .
4. Выполнен численный расчет полного и дифференциального сечения ионизации
МЗИ в столкновениях с легкими атомами. В частности, произведен детальный
анализ энергетически-углового спектра вылетающего электрона для столкновения одноэлектронного урана с атомарным водородом и гелием.
5.Рассмотрен процесс непрямой ионизации двухэлектронных ионов кальция и цинка в столкновениях с ядрами и атомами неона. Произведен численный расчет дифференциального сечения как функции энергии и угла вылетающего электрона.
Основные положения, выносимые на защиту
1) 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 многозарядных ионов в
быстрых столкновениях с атомными частицами. Произведен сравнительный анализ ионизации в столкновениях с равноскоростными протонами и электронами.
Произведен расчет сечений ионизации многозарядных ионов в столкновениях с
легкими атомами.
4) КЭД расчет сечений резонансной ионизации двухэлектронных многозарядных
ионов в быстрых столкновениях с атомами через возбуждение и Оже распад ав5
тоионизационных состояний.
Апробация работы
Результаты, изложенные в диссертации, были представлены на шести международных конференциях:
1. 46th Conference of European Group on Atomic Systems (46-ая конференция европейской группы по атомным системам), 1-4 июля 2014, Лилль, Франция.
2. 17th International Conference on the Physics of Highly Charged Ions (17-ая международная конференция по физике высоко заряженных ионов), 31 августа - 5
сентября 2014, Сан-Карлос-де-Барилоче, Аргентина.
3. XXIX International Conference on Photonic, Electronic, and Atomic Collisions (29ая международная конференция по фотонным, электронным и атомным столкновениям) 22-28 июля 2015, Толедо, Испания.
4. 18th International Conference on the Physics of Highly Charged Ions (18-ая международная конференция по физике высоко заряженных ионов), 11 - 16 сентября
2016, Кельце, Польша.
5. 25th International symposium on Ion-Atom Collisions (29-ый международный симпозиум по ион-атомным столкновениям), 23-25 июля 2017, Палм Ков, Австралия.
6. XXX International Conference on Photonic, Electronic and Atomic Collisions (30-ая
международная конференция по фотонным, электронным м атомным столкновениям), 26 июля - 1 августа 2017, Кэрнс, Австралия.
Публикации
Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:
1. A. Bondarevskaya, E. A. Mistonova, K. N. Lyashchenko et al., Method for the
production of highly charged ions with polarized nuclei and zero total electron angular
momentum // Physical Review A - 2014. - vol.90. - p.064701-1 – 064701-4.
2. K. N. Lyashchenko and O. Yu. Andreev, Calculation of differential cross section for
dielectronic recombination with one-electron uranium // Journal of Physics: Conference
Series - 2015. - vol.583. - p.012005-1 – 012005-4.
3. K. N. Lyashchenko and O. Yu. Andreev, Importance of the Breit interaction for
calculation of the differential cross section for dielectronic recombination with oneelectron uranium // Physical Review A - 2015. - vol.91. - p.012511-1 – 012511-9.
6
4. K. N. Lyashchenko and O. Yu. Andreev, Calculation of differential cross section for
dielectronic recombination with two-electron uranium // Physical Review A - 2016. vol.94. - p.042513-1 – 042513-12.
5. K. N. Lyashchenko, O. Yu. Andreev and A. B. Voitkiv, Effects of autoionization in
electron loss from heliumlike highly charged ions in fast collisions with atomic particles
// Physical Review A - 2017. - vol.96. - p.052702-1 – 012511-14.
6. A. A. Bondarevskaya, D. V. Chubukov, E. A. Mistonova, K. N. Lyashchenko et al.,
Considerations towards the possibility of the observation of parity nonconservation in
highly charged ions in storage rings // Physica Scripta - 2018. - vol.93. - 025401-1 –
025401-16.
Личный вклад автора
На основе результатов, представленных в диссертации, совместно с соавторами
было опубликовано шесть статей в индексируемых Web of Science и Scopus журналах (Physical Review A и Physica Scripta). Персональный вклад автора в работы 2 –
5 является определяющим. Все новые результаты, представленные в диссертации,
получены лично автором.
Структура и объем работы
Диссертация состоит из введения, 2 глав, заключения, 2 приложений и содержит
119 страниц, 33 рисунка и 5 таблиц. Список литературы включает 65 наименований.
КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ
Введение
Диссертация начинается с Введения, в котором обозначена мотивация исследования, сформулированы его основные цели и дано краткое содержание
нижеследующих глав.
Глава 1. Электронная рекомбинация
Первая глава полностью посвящена первой части исследования – электронной рекомбинации. Глава состоит из трех разделов. Первый раздел содержит краткий
7
обзор существующих теоретических и экспериментальных работ в данной тематике, начиная с первого эксперимента 1942 года [1] и заканчивая самыми недавними
работами [2, 3, 4].
Далее в разделе дается определение процесса электронной рекомбинации, имеющего место быть в электрон-ионных столкновениях. В результате такого столкновения электрон может захватиться ионом в одно из связанных состояний с испусканием одного или нескольких фотонов. Причем есть несколько каналов этого
захвата, конкурирующих между собой: прямой захват электрона, в котором электрон переходит напрямую в рассматриваемое конечное состояние иона, и резонансный (непрямой) захват, который протекает через образование и последующий
радиационный распад автоионизационного состояния иона.
Прямой захват электрона (radiative electron capture) схематически можно изобразить как
e− + AZ+ (i) → A(Z−1)+ (f ) + γr → · · · → A(Z−1)+ (g) + γr + γ ,
(1)
где e− и AZ+ обозначают электрон и ион, изначально имеющий заряд Z, а i, f
и g обозначают начальное состояние, состояние, в которое произошел захват, и
основное состояние иона, соответственно. В результате захвата излучается фотон
γr . Если f не является основным состоянием, далее оно радиационно распадается
в основное состояние g с излучением некоторого количества фотонов γ.
Резонансный захват электрона, в свою очередь, можно схематически изобразить как
e− + AZ+ (i) → A(Z−1)+ (a) → A(Z−1)+ (f ) + γr → · · · → A(Z−1)+ (g) + γr + γ ,
где a – это промежуточное состояние, в которое произошел захват, и которое распалось радиационно в состояние f с излучением одного фотона γr . В зависимости от
количества возбуждаемых ионных электронов при образовании состояния a различают диэлектронную рекомбинацию (если был возбужден одни ионный электрон),
триэлектронную рекомбинацию (если два) и т.д. Сечение такого захвата проявляет
резонансную структуру, и каждый резонанс соответствует определенному автоионизационному (промежуточному) состоянию. При этом резонансная энергия налетающего электрона (в системе покоя иона) определяется как εres = Ea − Ei , где Ea
8
и Ei энергии автоионизационного состояния и начального состояния электронов
иона, соответственно. При проведении экспериментов по изучению рекомбинации
обычно регистрируется только фотон γr [5] (его еще называют резонансным), энергия которого вблизи резонанса определена как Eγr ' Ei + ε − Ef , где Ef – это
энергия состояния f и ε – энергия налетающего электрона. Так как интерференция между γr и γ пренебрежимо слаба [6], при теоретическом описании процесса
разумно рассматривать следующие "обрезанные" процессы:
e− + AZ+ (i) → A(Z−1)+ (f ) + γr ,
(2)
e− + AZ+ (i) → A(Z−1)+ (a) → A(Z−1)+ (f ) + γr .
(3)
Во втором разделе главы представляется теоретические методы, которые используются для осуществления расчетов сечений диэлектронной рекомбинации с
одно- и двухэлектронными МЗИ. На начальном этапе многоэлектронные системы
рассматриваются в рамках картины Фарри. При этом используются одноэлектронные волновые функции, являющиеся решениями уравнения Дирака
αZ
∂
+ 1)ϕ(t, r) ,
(4)
iγ 0 ϕ(t, r) = (−iγ∇ − γ 0
∂t
r
где γ µ = (γ 0 , γ) обозначают гамма матрицы Дирака (µ = 0, 1, 2, 3), Z – это
атомный номер иона, а α – постоянная тонкой структуры. В уравнении (4) и
далее, если не указано обратное, используется релятивистская системе единиц
(h̄ = c = me = 1). Рассматриваются стационарные решения уравнения Дирака,
общий вид которых записывается как
ϕηjlm (t, r) = ψηjlm (r)e−iεt ,
(5)
наборы индексов ηjlm определяют электронные состояния с конкретными значениями энергии (η либо главное квантовое число n для дискретной части спектра,
либо энергия ε для непрерывной части спектра) и квантовыми числами полного
углового момента (j(j + 1)), орбитального углового момента (l(l + 1), для верхнего
спинора) и проекции полного углового момента (m).
Из одноэлектронных волновых функций строятся двух- и трехэлектронные, которые сначала берутся в виде детерминантов Слэтера в j-j связи:
(0)
ΨJM η1 j1 l1 η2 j2 l2 (r1 , r2 ) = N
X
m1 m2
j1 j2
CJM
(m1 , m2 )
× det{ψη1 j1 l1 m1 (r1 ), ψη2 j2 l2 m2 (r2 )} ,
9
(6)
(0)
ΨJM j12 η1 j1 l1 η2 j2 l2 η3 j3 l3 = N
X
m1 m2 m12 m3
j12 j3
2
CJM
(m12 m3 )Cjj121 jm
(m1 m2 )
12
(7)
× det{ψη1 j1 l1 m1 , ψη2 j2 l2 m2 , ψη3 j3 l3 m3 } .
В уравнениях (6) и (7) J и M обозначают полный угловой момент двух- и трехj1 j2
электронных систем и его проекцию, соответственно, CJM
(m1 , m2 ) – коэффици-
енты Клебша-Гордана, а N – нормировочный множитель.
Для учета взаимодействия с электрон-позитронным и электромагнитным полями использовался метод контура линии [7, 8], с помощью которого произвольное
многоэлектронное состояние ng описывается в рамках квазивырожденной КЭД
теории функциями Φng
Φng =
X
(0)
Dkng Ψk .
(8)
k
Матричные элементы Dkng строятся с применением стандартной теории возмущений КЭД. В диссертации в них учтены поправки на одно- и двухфотонный обмен,
вакуумную поляризацию и собственную энергию электрона.
Амплитуда процесса рекомбинации дается выражением [7]
Uif = hΦf |Ξ|Φi i .
(9)
Вид оператора Ξ заранее не известен. Он выводится в рамках теории возмущений
порядок за порядком [7].
Сечение электронной рекомбинации, дифференцированное по телесному углу
вылета фотона Ωk , записывается как
1 2
dσ
=
ω |Uif |2 ,
2
dΩk
(2π) p
(10)
где и p обозначают энергию и импульс налетающего электрона, соответственно.
В последнем разделе первой главы представляются результаты численного расчета сечений диэлектронной рекомбинации с изначально одно- и двухэлектронными МЗИ на примере ионов урана (Рис. 1). Производится детальный анализ
энергетически-углового сечения диэлектронной рекомбинации. Исследуется интерференция между резонансным и нерезонансным каналами электронного захвата. Особое внимание уделяется роли брейтовского межэлектронного взаимодействия, вклад которого существенен в резонансных областях. Приводятся результаты точного КЭД расчета положений и ширин резонансов, а также уровней
10
энергий и ширин автоионизационных состояний, соответствующих этим резонансам. Рассматриваются различные поляризационные эффекты как налетающего
электрона, так и вылетающего фотона.
2 .2
1 8 0
2 .0
1 6 0
1 9 8
1 4 0
1 7 6
2 2 0
b a rn /s tr
p o la r e m is s io n a n g le ( d e g r e e )
1 .8
s e c tio n ( k b a r n )
1 .6
1 .4
1 .2
1 .0
0 .8
0 .6
0 .4
0 .2
0 .0
1 5 4
1 2 0
1 3 2
1 0 0
1 1 0
8 0
8 8
6 0
6 6
4 0
4 4
2 0
2 2
0
0
6 7 .5
6 7 .6
6 7 .7
6 7 .8
6 7 .9
6 8 .0
6 7 .5
k in e tic e n e r g y ( k e V )
6 7 .6
6 7 .7
6 7 .8
6 7 .9
6 8 .0
k in e tic e n e r g y ( k e V )
Рис. 1: Диэлектронная рекомбинация с U90+ (1s2 ) в системе покоя иона. Полное сечение
как функция энергии налетающего электрона и дифференциальное сечение как функция
энергии налетающего электрона и полярного угла вылетающего фотона. Область энергий
соответствует резонансам с автоионизационными KL1/2 L3/2 состояниями.
Глава 2. Ионизация МЗИ
Вторая глава, состоящая из двух разделов, посвящена ионизации одно- и двухэлектронных МЗИ в столкновениях с электронами, ядрами и легкими атомами.
Первый раздел содержит исследование по прямой ионизации широкого спектра
одноэлектронных МЗИ (от Fe25+ (1s) до U91+ (1s)) в столкновениях с атомами H
и He. Т.к. рассматриваются только такие столкновения, в которых импульс, передающийся от атома ионному электрону, много больше, чем типичный импульс
любого атомного электрона, сечение ионизации МЗИ в столкновениях с атомами
может быть выражено через сечения ионизации МЗИ ударами равноскоростных
протонов и электронов.
Выражения для этих сечений выводятся в рамках квантовой механики. Взаимодействие электронов с ионным ядром учитывается во всех порядках, за счет
включения соответствующего потенциала в уравнение Дирака. Взаимодействие
между ионным электроном и налетающей частицей описывается по теории возмущений, в рамках которой достаточно учесть только первый порядок. Производится
11
детальный сравнительный анализ эффективности равноскоростных электронов и
протонов в процессе ионизации. Производится сравнение результатов расчетов с
результатами экспериментов.
Далее приводятся результаты расчета полных и дифференциальных сечений ионизации МЗИ в столкновениях с H и He (Рис. 2). Обнаружено, что
энергетически-угловые спектры вылетающего электрона хорошо делятся на две
области: первая область заселяется преимущественно за счет столкновения с ядром атома, в то время как вторая заселяется преимущественно за счет столкновения с электроном (электронами) атома.
Второй раздел второй главы посвящен резонансной ионизации (EA, excitationautoionization). Этот процесс протекает через возбуждение и последующий Оже
распад автоионизационных состояний в столкновениях ионов с минимум двумя
электронами с атомными частицами. EA всегда идет совместно с прямой ионизацией, интерферируя с ней. Стоит заметить, что если в качестве частицы, которая
индуцирует ионизацию, рассматривать фотон (фотопоглощение), то данный процесс является обратным к процессу электронной рекомбинации, которому посвящена первая глава диссертации. В данном разделе рассматривается столкновение
двухэлектронных МЗИ с относительно легкими атомами. Схематично процесс EA
в таком столкновении можно представить как
AZ+ (i) + B → AZ+ (a) + B ∗ → A(Z+1)+ (f ) + e− + B ∗ ,
(11)
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.
После краткого обзора существующих работ по данной тематике формулируются теоретические методы, с помощью которых были получены сечения резонансной
ионизации. Как и в первой главе, двухэлектронная система описывается функциями, полученными в рамках КЭД метода контура линии (см. уравнение (8)).
Взаимодействие ионных электронов с полем налетающей частицы учитывается по
теории возмущений. Случай двухэлектронного иона, изначально находящегося в
основном состоянии, является особым, в том смысле, что образование автоионизационного состояния может протекать через два (дающих существенный вклад в
12
1 8 0
3 x 1 0
1 3 5
1
9 0
6 x 1 0
9 0
1
1 0
4 5
0
0
2 5
5 0
7 5
1 0 0
3 0
0
1 2 5
0
1 0 0
2 0 0
(a )
3 0 0
4 0 0
5 0 0
1 0
2
1 0
1
1 0
0
1 0
-1
1 0
-2
1 0
-3
6 0 0
(b )
1 8 0
e le c t r o n p o la r a n g le ( d e g r e e )
2
6 0
9 0
1 3 5
6 0
9 0
3 0
4 5
0
0
2 5
5 0
7 5
1 0 0
0
1 2 5
0
1 0 0
2 0 0
(c )
3 0 0
4 0 0
5 0 0
6 0 0
(d )
1 8 0
1 0
9 0
0
1 3 5
6 0
9 0
3 0
4 5
0
0
2 5
5 0
7 5
1 0 0
0
1 2 5
0
1 0 0
2 0 0
(e )
3 0 0
4 0 0
5 0 0
6 0 0
(f)
1 8 0
9 0
1 3 5
6 0
9 0
3 0
4 5
0
1 0
0
2 5
5 0
7 5
1 0 0
1 2 5
-1
0
0
(g )
e le c t r o n k in e t ic e n e r g y ( k e V )
1 0 0
2 0 0
3 0 0
4 0 0
5 0 0
6 0 0
(h )
e le c t r o n k in e t ic e n e r g y ( k e V )
Рис. 2: Дифференциальные сечения ионизации U91+ (1s) в столкновениях с равноскоростными электронами, протонами, атомами водорода и атомами гелия. Сечения в левой
колонке относятся к системе отсчета, в которой ион урана покоится, и соответствуют
налетающим электронам с энергией 200 кэВ (a), протонам с энергией 367.2 МэВ (c),
атомам водорода с энергией 367.4 МэВ (e) и атомам гелия с энергией 367.3 МэВ/нуклон
(g). Полярный угол ионизированного электрона отсчитывается от направления движения
налетающей частицы. Данные в правой колонке соответствуют лабораторной системе отсчета, в которой ион урана двигается с энергией 364.55 МэВ/нуклон и сталкивается с
покоящимися электронами (b), протонами (d), атомами водорода (f ) и атомами гелия
(h). Полярный угол вылетающего электрона отсчитывается от направления движения
иона урана.
сечение) канала.
В первом канале (EA1 ) один из ионных электронов возбуждается за счет взаимодействия с полем налетающей частицы, в то время как второй осуществляет
(виртуальный) переход за счет электронных корреляций. Во втором же канале
(EA2 ) оба ионных электрона возбуждаются за счет взаимодействия с полем налетающей частицы. Для наглядности на Рис. 3 приведены фейнмановские диаграммы, дающие основной вклад в каждый из каналов.
13
e−
pµ
1s
r
r
r
r
1s
r
b
1s
r
@
@
q
@
@
0
Q
a
@
@
@
@
Q
@
@
@
@
1s
@
@
r
@
@
Q
r
r
r
r
1s
1s
e−
pµ
1s
e−
pµ
r
r
r
d
e−
pµ
1s
r
r
1s
1s
e−
pµ
1s
r
c
r
q
00
@
@
@
@
@
@
1s
q
@
@
00
1s
1s
r
e
q
0
@
@
@
@
1s
Рис. 3: Фейнмановские диаграммы, отвечающие главным вкладам в прямой канал ионизации двухэлектронного иона (a), в EA1 (b, c) и в EA2 (d, e). Волнистая линия с крестом
обозначает взаимодействие с полем налетающей частицы, а Q = q0 + q00 – это полный
переданный момент иону.
Основные вклады в каналы EA1 и EA2 , отличаясь по способу возбуждения
автоионизационного состояния, содержат одинаковое количество взаимодействий,
что позволяет им конкурировать и, в общем, интерферировать друг с другом.
В конце раздела приводятся результаты расчетов дифференциальных сечений
ионизации Ca18+ (1s2 ) и Zn28+ (1s2 ) в столкновениях с ядрами и атомами Ne (см.
Рис. 4) в системе покоя иона. Производится детальный анализ энергетическиугловых спектров вылетающих из иона электронов. Приводятся результаты КЭД
расчетов положений резонансов, уровней энергий соответствующих автоионизационных состояний, а также их ширины.
Также обсуждается возможность наблюдать резонансную структуру дифференциального сечения ионизации с двухэлектронными МЗИ на эксперименте. С
этой целью часть полученных результатов приводится в системе покоя атома.
14
to ta l
d iffe r e n tia l c r o s s s e c tio n
(k b a rn /k e V )
1 6
1 2 3
4
5
6
7
8
E A
9
1 0
1 2
2
1 6
1 2
8
8
4
4
0
0
2 .8 0
2 .8 2
2 .8 4
1 8 0
p o la r e m is s io n a n g le
(d e g re e )
E A
1
2 .8 6
k b a rn /(k e V s r)
2 .8 0
2 .8 2
2 .8 4
1 8 0
2 .8 6
k b a rn /(k e V s r)
1 5 0
1 5 0
1 2 0
1 2 0
9 0
9 0
6 0
6 0
3 0
3 0
1 .7 5
1 .3 1
0 .8 8
0 .4 4
0
0 .0 0
0
2 .8 0
2 .8 2
2 .8 4
2 .8 6
2 .8 0
k in e tic e n e r g y ( k e V )
2 .8 2
2 .8 4
2 .8 6
k in e tic e n e r g y ( k e V )
Рис. 4: Сечение однократной ионизации Ca18+ (1s2 ) ударом голого ядра неона с кинетической энергией 100 МэВ/нуклон (левая колонка) и ударом атома неона с такой же
энергией (правая колонка). Верхняя и нижняя части рисунка представляют энергетические и энергетически-угловые распределения ионизированного электрона в системе покоя
иона. Пронумерованные вертикальные линии обозначают положения резонанса с автоионизационными состояниями.
Список литературы
[1] H. S. Massey and D. R. Bates, Rep. Prog. Phys. 9, 62 (1942).
[2] C. Beilmann, P. H. Mokler et al., Phys. Rev. Lett. 107, 143201 (2011).
[3] C. Beilmann, Z. Harman, and P. H. Mokler, Phys. Rev. A 88, 062706 (2013).
[4] A. Müller, A. Borovik. Jr., and T. Buhr et al., Phys. Rev. Lett. 114, 013002 (2015).
[5] D. Bernhardt, C. Brandau, Z. Harman et al., Phys. Rev. A 83, 020701 (2011).
[6] S. Zakowicz, W. Scheild, and N. Grün, J. Phys. B 37, 131 (2004).
[7] O. Yu. Andreev, L. N. Labzowsky, G. Plunien et al., Phys. Rep. 455, 135 (2008).
15
[8] O. Yu. Andreev, L. N. Labzowsky et al., Phys. Rev. A 80, 042514 (2009).
16
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа