Неупругие процессы при столкновениях релятивистских структурных тяжёлых ионов с атомами

• Автор: Гусаревич, Евгений Степанович
• Шифр специальности: 01.04.04
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Архангельск
• Количество страниц: 142 с. : ил.

Глава I. Сечения неупругих процессов

1.1. Приближение эйконала

1.1.1. Рассеяние нерелятивистского иона в потенциальном поле

1.1.2. Рассеяние релятивистского иона в потенциальном поле

1.1.3. Рассеяние релятивистского иона на нерелятивистском атоме

1.1.4. Рассеяние релятивистского иона на релятивистском атоме

1.2. Приближение внезапных возмущений

1.3. Ультрарелятивистское приближение

1.4. Борновское приближение и асимптотика Бете в методе параметра удара

1.5. Столкновение голых релятивистских многозарядных ионов с атомами

1.5.1. Метод сшивки

1.5.2. Сечения неупругих процессов при столкновениях голых релятивистских многозарядных ионов с водородоподобными атомами
1.5.3. Сечения неупругих процессов при столкновениях голых релятивистских многозарядных ионов с гелиеподобными атомами
Глава II. Столкновение структурных релятивистских многозарядных ионов
с атомами
2.1. Выбор потенциала взаимодействия
2.2. Сечения неупругих процессов при столкновениях структурных релятивистских многозарядных ионов с водородоподобными атомами

2.3. Сечения неупругих процессов при столкновениях структурных
релятивистских многозарядных ионов с гелиеподобными
атомами
2.4. Одновременные переходы электронов в оболочках снаряда и
мишени
Глава III. Дифференциальные характеристики
М 3.1. Эмиссия электронов из атома водорода
3.1.1. Распределение по энергии
3.1.2. Распределения по компонентам импульса
3.2. Эмиссия электронов из атома гелия
3.2.1. Распределение по энергии
3.2.2. Распределения по компонентам импульса
Глава IV. Потери энергии при столкновениях релятивистских структурных
тяжёлых ионов с атомами
4.1. Непертурбативная теория торможения релятивистских структурных
4• тяжёлых ионов
4.2. Ионизационные потери релятивистских структурных тяжёлых ионов при столкновении с атомом водорода
Заключение
Приложение
Приложение II
Библиография

Актуальность темы исследования. Существует много прикладных задач, таких как, например, проектирование и использование ускорителей тяжёлых ионов высоких энергий, исследование процессов имплантации и распыления твёрдых тел при ионной бомбардировке, использование тяжёлых ^ ионов для диагностики и спектроскопии плазмы, которые стимулировали в
последнее время интенсивное изучение столкновений с участием быстрых многозарядных ионов. С фундаментальной же точки зрения изучение поведения вещества в сверхсильных электромагнитных полях является одной из актуальных задач современной физики. Большой интерес, проявляемый к исследованиям неупругих процессов, сопровождающих столкновения атомов с многозарядными ионами, объясняется, прежде всего, тем, что эффективные напряжённости полей, создаваемых многозарядными ионами, значительно превосходят электрические поля, получаемые в лабораторных условиях. ^ Поэтому столкновительные эксперименты с участием многозарядных ионов
представляют собой по сути дела пока единственную возможность изучения поведения атомов и молекул в сверхсильных электромагнитных полях.
Часто при проведении современных экспериментальных исследований столкновений ионов с атомами в качестве снарядов, бомбардирующих мишень (см., например, [1-3] и приведённые там ссылки), используются структурные ионы высоких зарядов и энергий. Под структурными ионами в рамках данной работы понимаются частично ободранные ионы, состоящие из ядра и некоторого количества связанных электронов, частично компенсирующих заряд ядра и образующих электронную “шубу” иона. Например, такие структурные ионы образуются при движении быстрого иона в среде, когда, в результате процессов перезарядки и потерь электронов, у иона (даже если он первоначально не имел собственных электронов) устанавливается некоторый равновесный заряд, меньший заряда голого ядра. Таким образом, актуальной задачей является развитие теоретических

причём предполагается, что при п = 3 сумма в (104) обращается в нуль.
Зная сечение (101) возбуждения атома водорода в состояние с главным квантовым числом п, можно найти полное сечение возбуждения состояний дискретного спектра. Действительно, суммируя (101) по всем п, получим
<7=8 л—г Л
I2 Л Г, 2аУг
2 ех
1пг)гюг
где величины Ла и аех определяются соотношениями
я« = X X |("1г1°)Г >
(105)
(106)
п(дискр.) п(дискр.)
1 V2
«е, = ит—вф]— bclb X |<и|ехр(/'Чг)|0)|2 (107)
Л., 4Л
п(дискр)
а “средняя” энергия возбуждения соех вычисляется по формуле (87). Причём известно [48], что для атома водорода Лех = 0,717, соех = 0,393 ,ааа- 0,294.
Если при столкновении с релятивистским многозарядным ионом атом водорода ионизуется, то для расчёта сечения ионизации можно воспользоваться формулами, аналогичными формулам (105)-(107). Действительно, сечение ионизации можно представить в виде
2 а У у р2'

а, = Чп^гЛ, V

пЛсо,
ч ’ 1 ;
где коэффициенты Л1 и а1 рассчитываются по формулам
Л, = Д<Л|<к|г|0)|
а, = Пт —ехр< Ьа
1 V
|бс/б|с(3к|{к|ехр(г^г)|0)|2
(108)
(109)
(110)
а со,- так называемая “средняя” энергия ионизации (84). Причём для случая ионизации атома водорода [48] Л, = 0,283, со, = 0,711, а а, = 3,264.