Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Обзор экспериментальных и теоретических исследований прямой и резонансной ионизации атомов тяжелыми заряженными частицами . ii
I.I. Экспериментальные исследования резонансной ионизации атомов тяжелыми заряженными частицами 11
1.2 . Резонансная ионизация тяжелыми заряженными частицами в теоретических исследованиях 16
1.3. Обзор экспериментальных работ по исследованию дважды дифференциальных сечений ионизации атомов тяжелыми заряженными частицами 24
1.4. Основные достижения теоретических исследований дважды дифференциальных сечений ионизации атомов тяжелыми заряженными частицами 26
ГЛАВА II. Единое описание прямой и резонансной ионизации атомов заряженными частицами 42
2.1. Определение волновой функции непрерывного спектра в области возбуждения автоионизационных резонансов 42
2.2. Амплитуда ионизации при наличии автоионизацион ных резонансов у атома мишени 46
ГЛАВА III. Описание угловых и энергетических распределений электронов, эжектируемых в результате прямых ионизационных переходов 59
3.1. Волновая функция системы трех асимптотически 7
свободных заряженных частиц 59
3.2. Амплитуда ионизации атома быстрыми тяжелыми заряженными частицами с учетом взаимодействия в конечном состоянии 65
3.3. Результаты расчетов угловых и энергетических распределений электронов, эжектируемых из атомов гелия в результате прямых ионизацион ных переходов 71
3.4. Прямая ионизация атома гелия многозарядными ионами 93
ГЛАВА ІV. Кожчественные исследования по ионизации атомовгелия заряженными частицами в области возбуждения автоионизационных резонансов 97
4.1. Определение и параметризация дифференциального сечения ионизации вблизи изолированного автоионизационного резонанса 97
4.2. Количественные исследования влияния взаимодействия в конечном состоянии на форму автоионизационных резонансов 106
4.3. Возбуждение автоионизационных состояний тяжелыми заряженными частицами 119.
4.4. Расчеты профиля автоионизационных (2s ) 5
и (sQlp) Р резонансов в спектрах эжекти руемых электронов при ионизации атомов гелия протонами и многозарядными ионами 130
Заключение 144
Приложение
- . Резонансная ионизация тяжелыми заряженными частицами в теоретических исследованиях
- Амплитуда ионизации при наличии автоионизацион ных резонансов у атома мишени
- Амплитуда ионизации атома быстрыми тяжелыми заряженными частицами с учетом взаимодействия в конечном состоянии
- Количественные исследования влияния взаимодействия в конечном состоянии на форму автоионизационных резонансов
Введение к работе
В последние два десятилетия заметно вырос интерес к физике автоионизационных состояний атомных систем. Появилось большое количество экспериментальных и теоретических работ, в которых исследованы различные свойства автоионизационыых состояний. Причины постоянно растущего внимания к этой, в прошлом практически неисследуемой области атомной физики, заключаются,прежде всего, в продолжающемся бурном развитии атомной физики как науки, основанном на достижениях экспериментальной техники (синхротронное излучение, регистрирующая аппаратура с высоким разрешением, ядерная ускорительная техника, лазеры ...), дальнейшем совершенствовании теории, использовании быстродействующих вычислительных машин, а также увеличении числа приложений, разрабатываемых в связи с решением крупных научно -технических проблем.
Автоионизационные уровни атома появляются в результате воз буждения двух электронов наружной оболочки или одного внешнего электрона вместе с возбуждением атомного остатка [l»2]. Большое количество автоионизационных состояний образуется и в результате возбуждения внутренних оболочек атомных систем [3]. Полная энергия возбуждения атомов или ионов, находящихся в автоионизационных состояниях, превышает энергию связи одного электрона, и поэтому такие состояния формируются на фоне одного или нескольких непрерывных спектров, примыкающих к различным ионизационным порогам. Свойства автоионизационных состояний в значительной степени определяются характером их взаимодействия с непрерывным спектром.
Автоионизационные состояния играют важную роль в формировании спектра неупругих потерь энергии в ион-атомных столкновениях [4], являются источником резонансной структуры в сечениях фотопоглощения [б], оказывают существенное влияние на упругое и неупругое рассеяние электронов атомами и ионами ^б], вызывают появление резонансов в энергетических спектрах рассеянных частиц и испускаемых в результате ионизации электронов [і]. Учет ионизации через возбуждение автоионизационных уровней с их последующей автоионизацией может изменить сечение ионизации вплоть до порядка величины [?»8]. Поэтому авторы \_7,9 J полагают, что насущной задачей в изучении явления ионизации, как теоретическом так и экспериментальном, является не столько уточнение сечений прямой ионизации, сколько исследование роли ионизации через возбуждение автоионизационных состояний. Сечение возбуждения атома может резко изменяться за счет резонансного возбуждения автоионизационного состояния иона [в]. Имеются примеры, где резонансное возбуждение уровней играет важную роль в полной скорости возбуждения уровня ^8,10]. Диэлектронная рекомбинация является одним из основных процессов образования многозаряцных ионов меньшей кратности в высокотемпературной плазме и весьма сильно влияет на ионизационное равновесие плазмы. Автоионизационный распад является конкурирующим процессом, препятствующим диэлектронной рекомбинации [і1,12].
Эффекты, связанные с автоионизационными состояниями атомных систем, приобретают важное значение в исследовательских установках управляемого термоядерного синтеза [9]. Знание свойств автоионизационных состояний необходимы для надежного -
моделирования [9] и диагностики [l3-I6j плазмы. Диэлектронные сателлиты, образующиеся из возбужденных состояний, лежащих в непрерывном спектре, обладают рядом свойств, которые делают их незаменимыми для диагностических целей. По относительным интенсивностям диэлектронных сотеллитов ионов разной кратности можно исследовать ионизационное равновесие и установить наличие стационарности или изучать динамику развития плазмы [l7,I8]. Надежная диагностика термоядерной плазмы имеет особое значение, поскольку даже доли процента примесей существенно влияют на потери энергии, процессы переноса и устойчивость плазмы [19].
Резонансная фотоионизация атомов через автоионизационные состояния стала наиболее универсальным методом разделения изотопов на атомарном уровне [20]. Б квантовой химии атомные системы, находящиеся в долгоживущих автоионизационных состояниях, интересны своими каталитическими свойствами в различных химических реакциях [21]. С возникновением внеатмосферных экспериментов появилась возможность регистрировать излучение космических источников в рентгеновской и ультрафиолетовой области спектра. Представления об автоионизационных состояниях, расположенных в этой части спектра, были привлечены для объяснения линий Фраунгофера и определения температуры солнечной короны [22]. Оптимальное управление процессами в коллективных ускорителях тяжелых ионов [23,24], разработка лазеров, излучающих в коротковолновом диапазоне [25,2б] требует знания по возбуждению и распаду автоионизационных состояний. Вышеперечисленным не исчерпываются те области науки, где автоионизационные состояния атомов и ионов играют важную роль.
Интерес к автоионизационным состояниям в атомной физике основан и на том, что их возбуждение и распад является одним из наиболее ярких проявлений многочастичных эффектов атомной структуры и поэтому исследование как бы концентрирует в себе совокупность наиболее современных методов экспериментального и теоретического изучения атомных систем.
Использование синхротронного излучения и излучения высокотемпературной плазмы для создания интенсивного излучения в рентгеновской части спектра и области далекого ультрафиолета позволило провести исследования автоионизационных состояний методом фотопоглощения [27,28]. Сведения о свойствах этих состояний могут быть получены не только в опытах по фотопоглощению, но и методом фотоэлектронной спектроскопии [29] и путем регистрации флюоресцентного излучения [ЗО]. По сравнению с традиционными методами фотопоглощения и фотоэлектронной спектро' скопии резонансная ионизация заряженными частицами содержит ряд новых возможностей, реализуемых в экспериментах: возбуждение оптически запрещенных, а при ионизации электронами и интеркомбинационных переходов; "развертка" характеристик ионизации по углу рассеяния [ЗІ] или углу эжекции [32,33], проведение совпадательного эксперимента, позволяющего изучать явления в разнообразных кинематических условиях [34].
Теоретические исследования резонансной ионизации атомов
заряженными частицами ограничены, практически, случаем элект
рон-атомных столкновений. Последовательного теоретического
изучения автоионизационных резонансов, возбуж-
даемых тяжелыми заряженными частицами к настоящему времени не проведено.
Целью настоящей работы является теоретическое изучение процессов возбуждения и распада автоионизационных состояний атомных систем при ионизации атомов быстрыми тяжелыми заряженными частицами. Основой теоретического описания является диагО' нализационное приближение, которое обобщается на задачу резонансной ионизации атомов тяжелыми заряженными частицами с учетом взаимодействия образовавшихся частиц в открытом канале.
Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения, приложения и списка литературы.
Во введении кратко обоснована актуальность темы диссертации, сформулирована цель работы, изложено содержание диссертации и положения, которые выносятся на защиту.
Первая глава содержит обзор современного состояния экспериментальных и теоретических исследований прямой и резонансной ионизации атомов быстрыми тяжелыми заряженными частицами. Показано, что логика развития исследований процессов образования и распада автоионизационных состояний атомных систем под действием тяжелых заряженных частиц диктует решение именно тех задач, которые решаются в диссертации.
Во второй главе на основе диагонализационного приближения, развита теория резонансной ионизации атомов быстрыми тяжелыми заряженными частицами с учетом взаимодействия в открытом канале между испущенным электроном и рассеянной частицей. Получена волновая функция и амплитуда ионизации в окрестности изолированного резонанса для случая ионизации быстрыми тяжелыми заряженными частицами атомов гелия. В качестве состояний непрерывного спектра использовались приближенные решения уравнений Фаддеева, модифицированных для кулоновских потенциа-
- 9 -лов.
Третья глава диссертации посвящена исследованию дважды дифференциальных сечений прямой ионизации атомов быстрыми тяжелыми заряженными частицами. Получена приближенная волновая функция системы трех асимптотически свободных заряженных частиц на основе уравнений Фаддеева, модифицированных для куло-новского взаимодействия. Записана амплитуда ионизации атома быстрыми тяжелыми заряженными частицами с учетом взаимодействия в конечном состоянии. Анализируются угловые и энергетические распределения электронов эжектируемых из атомов гелия под действием протонов и многозарядных ионов.
В четвертой главе общая теория применяется к анализу ионизации атомов гелия тяжелыми заряженными частицами в области возбуждения автоионизационных резонансов. Определено дифференциальное сечение ионизации и его параметризация вблизи изолированного резонанса. Исследовано возбуждение автоионизационных состояний тяжелыми заряженными частицами в первом и втором борновских приближениях. Проведены, в различных приближениях, количественные исследования профиля автоионизационных (2S ) 5 и (2. S 2. р^ Р резонансов атомов гелия в спектрах эжектируемых электронов.
В заключении сформулированы основные результаты и выводы диссертации.
Защищаемые положения.
Теория резонансной ионизации атомов тяжелыми заряженными частицами с учетом взаимодействия в конечном состоянии.
Теоретический метод описания прямой ионизации атомов на основе приближенного решения уравнений Фаддеева, модифицированных для случая кулоновских потенциалов.
Результаты расчетов угловых и энергетических распределений электронов, эжектируемых из атомов гелия под действием протонов и тяжелых многозарядных ионов.
Количественные исследования профиля автоионизационных
резонансов в спектрах эжектируемых электронов при ионизации атомов гелия быстрыми протонами и многозарядными ионами.
5. Результаты расчетов сечения возбуждения двухэлектронных
состояний тяжелыми заряженными частицами на основе первого
и второго борновских приближений.
- II -
. Резонансная ионизация тяжелыми заряженными частицами в теоретических исследованиях
Энергия налетающих протонов изменялась в интервале от 33 кэВ до 150 кэВ. Получена крайне сложная зависимость параметров асимметрии и выхода резонансов от угла эжекции и энергии налетающих протонов. Введены нулеграммы параметра асимметрии "а", позволяющие, по мнению авторов, единым образом представлять основные результаты исследований в широкой области исследуемых углов эжекции и энергий налетающих протонов и даже экстраполировать эти результаты в те области кинематических переменных, где отсутствуют экспериментальные результаты. Особо сложное поведение параметров наблюдается при энергии протонов меньше 200 ю , а в интервале от 30 до 50 кэВ происходит частая смена знака параметра асимметрии. С уменыпение-ем угла эжекции число переходов от симметричной формы резонанса к асимметричной и наоборот увеличивается. Подтверждено также, высказанное ранее предположение [39], что наблюдаемые изменения формы резонансов в зависимости от кинематики столкновения связаны с особенностями формирования непрерывного спектра, на фоне которого проявляются автоионизационные резонансы. Отмечено, что существенную роль в формировании непрерывного спектра при малых углах эжекции и скоростях испускаемых электронов, близких к скорости рассеянных протонов, играет / искажение волновой функции электрона в конечном состоянии полем двух кулоновских центров. Поэтому теоретическая интерпретация зависимости формы резонансов, наблюдаемых в спектрах электронов испускаемых атомами под действием протонов, от кинематики столкновения оказывается гораздо сложнее чем при ионизации быстрыми электронами.
Новый шаг в исследовании автоионизационных резонансов в ионизационных столкновениях тяжелых заряженных частиц с ато - 15 мами сделан в Институте ядерных исследований имени О.Гана и Л.Мейтнер. В работе [46] исследованы спектры электронов,эжек-тируемых из атомов гелия не только протонами, но ионами1 (не ) и ионами Не . При этом энергия падающих ионов выбрана таким образом, что их скорость равна скорости протонов с энергией 100 кэВ. На основании сравнительного изучения спектров электронов, полученных при бомбардировке различными ионами, можно исследовать изменение формы автоионизационных резонансов как в зависимости от заряда налетающего иона (сравнение Н - VU )» так и от структуры падающего иона при наличии у него собственных электронов (сравнение Ue -Vie ). Шнайдер [47 ] выполнил исследования низших автоионизационных резонансов гелия в ионизационных столкновениях с иона т + т 2.-V т Ъ + ми лития различной кратности ( Li Lv , u\ ). Энергия налетающих ионов находилась в интервале от I до 3 МэВ, что явилось существенным продвижением в сторону высоких энергий налетающих частиц. Изменение углов эжекции составило от 23 до 140. Такие эксперименты позволяют провести более надежные исследования роли различных механизмов на резонансную ионизацию атомов тяжелыми заряженными частицами.
Следует отметить и экспериментальные работы [48-51], в которых проводится сравнение резонансной структуры энергетических спектров электронов, испускаемых в результате распада автоионизационных состояний атома гелия, при возбуждении их электронами, протонами, молекулярными ионами кислорода, атомами и ионами гелия, ионами кислорода. Проведение таких исследований дает дополнительные сведения о механизме ионизации атомов.
Автоионизационные состояния других атомных систем, наб людаемые в процессах неупругого рассеяния тяжелых заряженных частиц исследованы менее полно. Имеется только несколько работ _52-54), в которых получены угловые распределения электронов, образующихся в результате отрыва электрона от И и Не через автоионизационные состояния в столкновениях с тяжелыми заряженными частицами.
Известно всего несколько попыток теоретического объяснения экспериментальных данных, полученных при резонансной ионизации атомов тяжелыми заряженными частицами.
Для описания спектров электронов, эжектируемых из низших автоионизационных состояний атомов гелия под действием протонов Липовецкий и Сенашенко [55 J использовали теорию резонансной ионизации атомов быстрыми электронами [56 J с учетом кинематических отличий, возникающих из-за разницы масс протона и электрона.
Амплитуда ионизации при наличии автоионизацион ных резонансов у атома мишени
Это часто используемая форма записи уравнения Шредингера \_II6, I53 \ . (Здесь и далее для удобства записи полная волновая функция ч?» is-J-S) обозначена как "У ) . Выразим GlS! из уравнения (2.3б") через PV и подставим полученное выражение в уравнение ( .За4) . В результате будем иметь одно замкнутое уравнение для волновой функции РН , (Е -Р РЧ! -P d-rl Ш РЧ! . Легко видеть, что волновая функция "РЧ! является решением уравнения (Е - V\)VW = о; 5) Определим теперь волновую функцию Фа как решение со спектральным представлением (2.7 ( - Ewa
Пусть далее Ч является решением уравнения (- - WO04 - О (2.8 ) - 45 Тогда уравнение (2.5) для определения волновой функции PV можно записать как уравнение Липпмана - Швингера с потенциалом V Домножая это уравнение на Р НО.\ и используя спектральное представление оператора (Н - GL HOO , получим: т н - -PW Положим далее отличными от нуля в уравнении (2.ю)только те матричные элементы для которых а - СХ. Теперь система уравнений (2.10 ) расцепляется и можно записать: - WTO\SV или в несколько ином виде Подставляя (,2.11) в (2.9) запишем волновую функцию PV конечного состояния РУ1 = я\А wim? (2Л2)
Из уравнения (2.4s) с использованием (2.II) легко получить - 46 волновую функцию конечного состояния в подпространстве, определяемом оператором Q. «мі -Л ъ ы . С2ЛЗ) Волновую функцию конечного состояния, образовавшегося в результате ионизации, запишем в виде: - \ + р — Оч ч г-ы Ес" - - 9JQ P -J—— т№с Е-- Р W 2.2 Амплитуда ионизации при наличии автоионизационных резонансов у атома мишени Используя определение амплитуды ионизации (2.I) и выражение для волновой функции конечного состояния ( 2.14 ), получим
Рассмотрим далее на основе амплитуды 2.15 ) ионизацию атома гелия быстрыми заряженными частицами с зарядом "Zo К Р каналам отнесены все те состояния системы, где один из атомных электронов находится в связанном состоянии иона пе (\ ь) К Q каналам отнесены остальные состояния системы. Гамильто - 47 ниан в этом случае имеет вид ; где Не - гамильтониан атома гелия в пренебрежении межэлектронным взаимодействием атомных электронов. Потенциал взаимодействия налетающей частицы с атомом гелия имеет вид: Используя приближение независимых электронов для волновой функции Р каналов и ортогональность волновых функций и Q, каналов;можно записать: (2.17) к» где . - энергия автоионизационного состояния, ? энергия рассеянной частицы в то время, когда атом находится в автоионизационном состоянии.
При проведении количественных исследований возникает , необходимость использования дополнительных приближений в амплитуде Q2.I7) . Однако,при этом необходимо сохранить то основное, что отвечает за поведение сечения ионизации наблюдаемого в эксперименте.
Наметим нить возможных упрощений. Пусть полный гамильтониан Я можно записать как & = V(Q +"NJ , где решения для P 3WP и Q oQt известны или могут быть получены стандартными, методами. Тогда можно записать уравнения Липпмана-Швингера для определения волновых функций Ч и Фо, полного гамильтониана & , где Чо и Ч\ являются неоднородными членами этих уравнений ч -- ч 0 г PVP &;?ч (,2.18а) (С - VHJ ) ч о - О Ф, -- Ф; + о окь; Подставляя приближенные решения уравнений (,2.18 ) в амплитуду резонансного рассеяния Q2.Т7),получим некоторое приближение к "точной" амплитуде (2.17) .
Прежде чем преобразовывать амплитуду ( 2.17), оставляя в ней взаимодействие в конечном состоянии между рассеянной частицей и выбиваемым электроном, рассмотрим результат, получаемый в плосковолновом борновском приближении,с целью лучшего понимания совершаемых преобразований.
Амплитуда резонансной ионизации в борновском приближении.
В плосковолновом борновском приближении за H\Q при разбиении полного гамильтониана принимаем ЧД0 « W " , тогда V - V- . Решением уравнений_(2.І8") в этом приближении являются во лновые_ функции ЧЇ,(Л Л т для гамильтониана V% ? и Я Л Л") o.v г для гамильтониана ( HoQ , где V - 49 -—- импульс выбиваемого электрона, к» - импульс рассеянной частицы, С\ - индекс невозмущенного автоионизационного состоя-ния атома гелия, №г) и L V) собственные волновые функции атома гелия.
Амплитуда ионизации атома быстрыми тяжелыми заряженными частицами с учетом взаимодействия в конечном состоянии
Остановимся более подробно на соотношении полученных результатов и результатов рассмотрения ионизационных столкновений на основе обычных уравнений Фадцеева _80 J. Ограничиваясь первым членом разложения в ряд Неймана решения уравнений Фад-деева, представим волновую функцию конечного состояния, образовавшегося в результате ионизации, следующим образом _ 119 . і Ч«{\ 1 - )) ,u- (3.14) где Ф0 - волновая функция описывающая движение трех невзаимодействующих частиц, TV - определено выше (ЗЛІ). Теперь преобразуем волновую функцию (3.13) к вицу 4 (3.15)
Первые два слагаемых в фигурных скобках совпадают с выражением (3.14), а два следующих слагаемых при подстановке в амплитуду ионизации составляют поправку, включающую эффекты двойного и тройного перерассеяния пар и обеспечивающую нужную асимптотику волновой функции.
Амплитуда ионизации атома быстрыми тяжелыми заряженными частицами с учетом взаимодействия в конечном состоянии Амплитуда прямых ионизационных переходов, определяющая сечение ионизации атома протонами, имеет вид где 4 и o - волновые функции начального и конечного состояний сталкивающихся частиц, Ц - приведенная масса системы, V - взаимодействие налетающей частицы с атомом мишени.
Если воспользоваться одноконфигурационными волновыми функциями начального и конечного состояний, то амплитуду ионизации многоэлектронного атома можно записать через трехчастич-ную амплитуду (3.17) где 2. - число электронов в атоме (точнее в подоболочке к которой принадлежит выбиваемый электрон), N - интеграл перекрывания между волновыми функциями атома - мишени и иона - остатка, х. - трехчастичная амплитуда. Потенциал взаимодействия равен: v V V - гл + т (ЗЛ8) первая часть которого включает взаимодействие налетающей частицы с выбиваемым из атома электроном, а вторая - взаимодействие тяжелых частиц. Волновая функция начального состояния J определяется выражением і - (, /г Т-А») (3.19)
Здесь 4 (.4) волновая функция электрона в начальном состоянии. Поскольку мы рассматриваем ионизацию быстрыми тяжелыми заряженными частицами, то в соответствии с аргументами, приведенными в ( 3.1), определим волновую функцию конечного состояния как приближенное решение модифицированных уравнений Фаддеева, равноправно учитывающее взаимодействие трех асимптотически свободных заряженных частиц в конечном состоянии
На основе теории изложенной в 3.1 и 3.2 проведены расчеты угловых и энергетических распределений электронов, выбиваемых из атомов гелия протонами с энергией от 43 кэВ до 5 МэВ и многозарядными ионами с энергией до 327 МэВ. В расчетах сечения прямой ионизации более пристальное внимание уделено тем областям кинематических переменных, которые являются наиболее важными при изучении резонансной ионизации атомов тяжелыми заряженными частицами. Однако, учитывая, что изучение процессов прямой ионизации представляет и значительный самостоятельный интерес, то в некоторых случаях проводится обсуждение выполненных расчетов и в более широком интервале кинематических переменных.
Дважды-дифференциальное сечение ионизации, описывающее угловые и энергетические распределения выбитых из атомов электронов имеет вид: где jx - приведенная масса сталкивающихся частиц, г». N - интеграл перекрывания между волновыми функциями атома мишени и иона - остатка, No, - число электронов в атоме, Ее - энергия испускаемого электрона, -s и d l -элементы телесного угла в направлении вылета рассеянной частицы и выбитого электрона, ъ - амплитуда ионизации.
Волновые функции конечного состояния, используемые в расчетах сечения ионизации получены как на основе уравнений Фаддеева, модифицированных для кулоновских потенциалов (формулы 3.28 и 3.29), так и на основе уравнений Фаддеева, записанных для короткодействующих потенциалов (формула I.I2) с целью иллюстрации преимуществ использования модифицированных уравнений при описании ионизации атомов тяжелыми заряженными частицами.
Волновая функция эжектируемого электрона в поле иона -остатка использовалась в двух вариантах: кулоновская волновая функция непрерывного спектра в поле заряда ( ъ- I ) (где ъ- заряд ядра гелия) и волновая функция, полученная в потенциале Германа-Скиллмана \і27І» более полно.учитывающая эффекты экранировки заряда ядра остаточного поля 1- электроном. Основное состояние атома гелия описано в приближении Хартри-Фока [128].
Количественные исследования влияния взаимодействия в конечном состоянии на форму автоионизационных резонансов
Приближения, в рамках которых описываются угловые и энергетические распределения электронов, образующихся при ионизации атомов заряженными частицами, наиболее обоснованы для высоких скоростей налетающих частиц. Поэтому исследование дважды дифференциальных сечений ионизации в зависимости от энергии налетающих протонов позволяет определить границы применимости (по энергии налетающих частиц) метода теоретического описания ионизации .
На рисунках (19-21) приведены результаты расчетов дважды дифференциальных сечений ионизации в зависимости от энергии налетающих протонов при энергии выбиваемых электронов равной 30 эВ и углах эжекции 10, 30 и 90. Хорошо видно, что расчеты с учетом взаимодействия в конечном состоянии всех трех асимптотически свободных заряженных частиц показывают хорошее согласие с экспериментом, для передней полусферы углов эжекции, начиная с энергий падающих протонов всего в несколько десятков кэВ. Расчеты без учета взаимодействия тяжелых частиц в волновой функции завышают сечение ионизации, что особенно заметно в области его максимума. По мере выхода в область изменения кинематических параметров - энергии налетающих частиц и углов эжекции электронов, где взаимодействие в конечном состоянии становится слабым, - борновские расчеты правильно передают поведение сечения ионизации, причем в задней полусфере углов эжекции уже при энергии налетающих протонов в 10 кэВ.
На рисунке (22) приведены результаты расчетов угловых распределений электронов с энергией 30 эВ, испускаемых атомами ге-лия под действием ионов Не с энергией 300 кэВ. При такой энергии столкновения скорость ионов Це равна скорости протонов с энергией 100 кэВ. Сравнение результатов расчетов сеть 1+ чения ионизации ионздзи Не - - (рис.22) и протонами с энергией 100 кэВ (рис.11) показывает, что лучшее согласие с экспериментом в обоих случаях обеспечивает расчет с учетом взаимодействия всех трех асимптотически свободных заряженных частиц. Однако в случае столкновений с протонами имеется лучшее количественное согласие с экспериментальными данными.
Энергетические распределения электронов, испускаемых атомами гелия под нулевым углом эжекции при столкновении с ионами кислорода с энергией 109.8 МэВ показаны на рис.23. Видно, что расчеты с учетом взаимодействия в конечном состоянии воспроизводят качественное поведение дважды дифференциального сечения ионизации, наблюдаемое в эксперименте. Из-за неудачной формы представления экспериментальных результатов в работе [іЗО] возможно было проведение лишь качественного сравнения.
Таким образом использование уравнений Фаддеева, модифицированных с учетом кулоновской природы взаимодействия, в задаче ионизации атомов быстрыми тяжелыми заряженными частицами обеспечивает наиболее адекватное описание дважды дифференциальных сечений ионизации в широкой области энергий столкновения. При этом наблюдается существенное улучшение согласия расчетов с экспериментальными данными как по сравнению с расчетами выполненными на основе обычных уравнений Фаддеева, учитываювдх лишь наличие короткодействующих потенциалов, так и по сравнению с другими теоретическими расчетами. Учет взаимодействия рассеянной тяжелой частицы с ядром атома мишени_ в области средних и больших энергий столкновений приводит к понижению дважды дифференциальных сечений ионизации, как правило существенно улучшая согласие теории с экспериментом. Описание ионизационных столкновений с многозарядными ионами, в отличие от столкновений с протонами при той же скорости сталкивающихся частиц предъявляет более жесткие требования к теоретической модели процесса ионизации.
В настоящей главе проведены расчеты профиля (OLSID ) Р резонансов атома гелия в спектрах эжектируемых электронов при возбуждении протонами, ионами V-U и ионами Li . Энергия налетающих частиц изменялась в интервале от 62 кэВ до 2000 кэВ. Основой описания является теория резонансной ионизации атомов заряженными частицами полученная в главе 2, в диагонализационном приближении с учетом взаимодействия в конечном состоянии. Получены выражения для дифференциальных сечений ионизации вблизи изолированного автоионизационного резонанса и рассмотрены различные способы их параметризации. Обсуждается описание возбуждения двухэлектронного состояния тяжелыми заряженными частицами в первом и втором борновских приближениях по взаимодействию с налетающей частицей.
