WWW.KNIGI.KONFLIB.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

 
<< HOME
Научная библиотека
CONTACTS

Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 21 |

«НАУЧНО-ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКИЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНОЙ ФИЗИКИ имени Д.В. СКОБЕЛЬЦЫНА Исследования по ядерной и атомной физике на циклотронах НИИЯФ МГУ Университетская книга Москва ...»

-- [ Страница 4 ] --

Рис.3. Зависимость пробегов R ионов от Z в воздухе, при давлении 760 Торр, темные точки средний пробег, светлые экстраполированный. Около кривых указана скорость в единицах 10 8 см/с.

Рис.4 Потери энергии (-dE/dx) в воздухе в зависимости от заряда ядра налетающих ионов Z. Экспериментальные данные:

() – энергия ионов 0.02 МэВ/нуклон, () – энергия ионов 0. МэВ/нуклон.

Для описания потерь энергии была предложена [16] полуэмпирическая формула, которая качественно описывает процесс торможения :

где NA число Авогадро, Zc заряд ядра атома мишени, ф(v) множитель, который подбирается на основе экспериментальных данных. Анализ показал, что потери энергии за счет упругих перезарядки в рассматриваемом диапазоне скоростей ионов в энергетическом интервале приоритет в потерях энергии принадлежит взаимодействию быстрых частиц с электронами атомов среды.

4.2 Средний заряд и распределение ионов по зарядам Распределение ионов по зарядам определялось массспектрометрическим методом на основе исследования зарядового состава ионного пучка, первоначально состоявшего из частиц с одним определенным зарядом, после его прохождения через тонкий слой вещества. Изменение относительного количества ионов в ионном пучке с сечениями jk процессов, в результате которых ион с зарядом j превращается в ион с зарядом k, описывается системой линейных дифференциальных уравнений:

где Фk – относительное количество ионов с зарядом k (Фk = 1), t количество атомов вещества в объеме сечением 1 см2, расположенном вдоль пути иона, jk, kj сечения перезарядки в приближении однократных столкновений [ 14 ].

Экспериментально установлено, что при прохождении быстрых частиц в веществе до изменения их энергии происходит многократное изменение заряда и при t постепенно устанавливается равновесное распределение dФk/dt = 0, Фk(t) Fk. Пренебрегая кратными процессами, можно получить равенство Fi i,i+1 = Fi+1i+1,i, где Fi – относительное количество ионов при равновесии. По известным сечениям можно определить относительное количество ионов с данным зарядом и средний заряд ионов: i =i i Fi. Если средний заряд иона не приближается к 0 или распределение зарядов среди интенсивных групп близко к распределению Гаусса и зависит от двух параметров: среднего заряда и полуширины распределения. Для ионов с числом электронов больше 10 в газовой среде наблюдаются отклонения от распределения Гаусса, что можно объяснить наличием кратных процессов. При расчетах Fi в первом приближении были учтены возможные искажения за счет давления остаточного газа и конечной толщины мишени.

Анализ зарядового состава пучков ионов проводился после их прохождения через проточную газовую или твердую мишени в зависимости от толщины последних. Контроль осуществлялся путем измерения распределений по зарядам при различных начальных зарядах ионов. Наибольшая разница в величине среднего заряда ионов, прошедших через различные газы, составила около 20%. Средний заряд в твердом веществе превышал максимальное значение заряда в газообразных средах при Z = 3-7 на 15-20 % и при Z = 10-18 на 50-80%.

При прохождении ионов через тонкие пленки постепенно устанавливается равновесное распределение Фi Fi, которое зависит от начального заряда ионов. Чем больше начальный заряд иона, тем большая толщина мишени требуется для установления равновесного распределения, особенно для ионов с К-вакансией. На рис. 5 эффект наиболее четко виден для ионов B5+ и N7+ [21].

Рис. 5 Зависимость величины Фi от толщины целлулоидной пленки t для ионов В (а) и N (б) при v = 8.108 см/с (около кривых указан заряд ионов после прохождения пленки, а над кривыми начальное зарядовое состояние ионов) [21].

Разница в зарядовом распределении ионных пучков, аналогичным распределением в газах может объясняться возбуждением быстрых ионов, которые за малое время между двумя последовательными столкновениями с атомами среды не успевают перейти в основное состояние.

Простейший способ оценки равновесных значения Fi состоит в использовании полуэмпирических формул. Ионы удерживают те электроны, скорость которых близка к скорости иона, при этом можно использовать статистическую теорию Бора [22]. Для расчета среднего заряда была предложена [23] полуэмпирическая формула, которая неоднократно и успешно экспериментом:

где f – монотонно возрастающая функция, 1/3 2/3. Значения f и должны подбираться на основе экспериментальных данных.

Так, для процесса прохождения ионов в азоте – i / Z =0,18 v/Z при i / Z 0,3.

Эффективные сечения потери и захвата электронов ионами определялись на основании исследования зарядового состава эксперимента контролировалось влияние углового распределения регистрирующих устройств так, чтобы погрешность измерений не превышала 10%.

Установлено, что скорость vm, при которой сечение потери электрона достигает максимума, определяется энергией его связи в атоме I, где 1,3 в гелии, а в криптоне 2.

Это соотношение остается справедливым и для процессов потери нескольких электронов, если величину u определять из фиксированной энергии частиц сечение потери одного электрона приблизительно пропорционально числу электронов во внешней пропорционально qi(qi–1). Величины i,i+1/qi образуют систему ионизации Ii это отношение монотонно увеличивается. При малых скоростях v u зависимость сечения от Ii усиливается, по сравнению с большими скоростями.

Известно, что при изменении ядерного заряда иона Z величины Ii и qi изменяются немонотонно, поэтому зависимость сечений потери электрона от Z тоже немонотонна.



Для ионов, у которых внешние электроны находятся в К и Lоболочках значения i,i+1/qi ( в пределах 20% ) ложатся на одну кривую, зависящую только от ионизационного потенциала.

Исключение составляют повышенные сечения потери электронов для ионов в метастабильных состояниях. Потеря каждого из столкновениях происходит независимо одного от другого и ведет не только к однократной ионизации, но и к потере двух и более теоретических расчетах использовать одноэлектронное приближение. При переходе от одной заполненной оболочки n к другой, при v u, изменение сечения потери электрона носит ступенчатый характер.

На основании экспериментальных данных и простых расчетов установлено, что величина сечения потери электрона определяется в основном ионизацией при больших прицельных параметрах. Теоретические модели свободных столкновений и нерелятивистского борновского приближения удовлетворительно описывают сечения потери электронов ионами в водороде и положительно – заряженных и нейтральных частиц мало влияет на зависимость сечений потери электронов от заряда иона, но становится заметной для отрицательных ионов. Для данного полуэмпирическую формулу:

где = 0,5-0,7, Zс v/2, v (1-2)ui, Ni – число электронов в ионе, ui и uс – орбитальная скорость внешних электронов в ионе и атоме среды соответственно, а0 – радиус боровской орбиты.

Лежащее в основе теоретических формул представление о преимущественном захвате электронов с орбитальными экспериментальное подтверждение. С наибольшей вероятностью электроны захватываются в состояния с энергией связи (mev2/2), где me – масса электрона. Установлено, что между сечениями захвата электрона протонами и другими ядрами или ионами с большими зарядами существует приближенное соотношение, которое слабо зависит от среды и находится в качественном согласии со статистическими представлениями об электронном захвате. Основной вклад в сечения электронного захвата вносят далекие столкновения со сравнительно небольшой вероятностью захвата. Из-за этого заметной конкуренции в нашем случае между захватом и потерей электрона не наблюдалось.

Приближения Оппенгеймера – Бринкмана – Крамерса водородоподобными функциями, показало качественное совпадение с экспериментом при включении в расчет нормирующего коэффициента. При этом предполагалось, что захват электрона осуществляется из любой оболочки атома среды с произвольными эффективными зарядами и параметром экранировки в состояние с любым заданным главным квантовым числом n. Результаты исследования сечений потери и захвата электронов быстрыми ионами позволили установить причины закономерностей наблюдаемых в равновесном зарядовом составе ионных пучков, проходящих через разреженные среды.

Распределение зарядов определяются в основном сечениями потери и захвата электронов ионами с зарядами близкими к i.

Рис. 6. Зависимость сечений бора В3+ и б ядрами Н+, Не2+, В5+, N7+ от Zc.

Для ионов с малыми зарядами сечение захвата электрона зависит от заряда ядра мишени немонотонно в связи с периодическим изменением числа вакансий и средней энергии связи. При доступных в эксперименте скоростях ионов сечения захвата электронов при изменении ядерных зарядов атомов среды осциллируют (рис. 6), каждый из максимумов связан с парциальным сечением захвата электрона из разных электронных оболочек атомов.

Измерения показали, что для ионов с зарядами ядер Z = 710 и энергией 0,03-0,3 МэВ/нуклон равновесные толщины твердых мишеней превышают толщины газов на порядок величины. Анализ отношений сечений потери и захвата электронов в твердой среде и в газе подтвердил увеличение сечений потери электронов и уменьшение сечений захвата электронов в твердом веществе по сравнению с газами.

Удовлетворительное описание процесса захвата электрона можно получить, используя полуэмпирическую формулу:

Следует указать на особенности установления зарядового равновесия при прохождении ионов через твердое вещество. В этом процессе непосредственную роль играют сечения потери и захвата электронов. Так как в твердом веществе у быстрого иона сохраняется большое количество электронов в возбужденных состояниях, вероятность потери которых больше, чем потеря из равновесный заряд в твердом веществе больше, чем в газе.

Однако, кроме увеличения сечения потери электрона имеет место повышенным сечением потери электронов из возбужденных состояний и отсутствием у ионов тех возбужденных состояний, размеры оболочек которых превышают среднее расстояние между атомами среды. Для ионов с небольшими зарядами разница невелика, но при больших зарядах этот эффект величине равновесного заряда и равновесной толщине мишени.

интервале скоростей (1-5)v0 и ионов (3 периода таблицы Д.И.

Менделеева) была установлена зависимость рассмотренных параметров столкновений от структурных особенностей взаимодействующих частиц. Результаты измерений показаны на рис. 3, 4, 6.

Экспериментально установлено, что в пучках быстрых ионов из циклотрона или прошедших через газовые или твердые мишени всегда присутствует определенное количество частиц в возбужденных состояниях, часть которых оказывается долгоживущими (метастабильными). Такие состояния, например, были обнаружены в пучках изоэлектронных рядов гелия и лития.

Идентификация метастабильных частиц выполнялась времяпролетным методом. Присутствие их в ионных пучках заметно изменяет величины сечений потери и захвата электронов, что отражается на эффективном заряде ионов и, соответственно, на величине потери энергии. Для оценки этих изменений, при прохождении ионов через разные среды, была проведена серия измерений относительных количеств этих ионов в разных условиях столкновения: в процессах захвата и потери электрона 1, при захвате двух электронов 2, в случаях прямого возбуждения 3.

Рис.7 Зависимость 2 количества литиеподобных ионов азота в метастабильном, автоионизующемся состоянии Р54/2, от толщины мишени Tg: а в молекулярных газах H2 и N2.

Эксперимент: (n) - в водороде H2, ()- в азоте N2, () - в целлулоиде; б в инертных газах -Не, Ne и Ar. Эксперимент:

() в гелии (He), () в неоне (Ne), () в аргоне (Ar), () в целлулоиде. Расчеты сплошные линии.



Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 21 |