Totale und differentielle Ionisationsquerschnitte beim Zusammenstoß zwischen Stickstoffatom und einfach geladenem Natriumion

Wissenschaftliche Berichte Band 13, Artikelnummer: 14080 (2023) Diesen Artikel zitieren

78 Zugriffe

Details zu den Metriken

Wir präsentieren eine theoretische Untersuchung der Ionisierung eines Stickstoffatoms durch ein einfach geladenes Natriumion unter Verwendung der klassischen Trajektorien-Monte-Carlo-Methode. Obwohl es an Querschnittsdaten dieses Kollisionssystems mangelt, ist die Kenntnis der grundlegenden Wirkungsquerschnitte in der Fusionswissenschaft von entscheidender Bedeutung, da diese Reaktion potenzielle Anwendungen bei der Diagnose magnetisch eingeschlossener Fusionsplasmen hat. In unseren Untersuchungen wird das Na+-N-Kollisionssystem auf ein Dreikörperproblem reduziert. Die Interaktion zwischen den Stoßpartnern wird durch das Modellpotential vom Garvey-Typ beschrieben. Die Ergebnisse unserer Studie geben Einblick in die Dynamik einfach geladener Natrium-Stickstoff-Wechselwirkungen. Die Gesamtwirkungsquerschnitte werden im Stoßenergiebereich zwischen 10 keV und 10 MeV dargestellt und mit den verfügbaren experimentellen Daten verglichen. Die einzelnen und doppelten Differentialwirkungsquerschnitte werden bei Energien von 30, 40, 50 und 60 keV dargestellt, die sich auf die Energien der bei der Kernfusion verwendeten Plasmadiagnostik beziehen.

Ionisation ist eines der Phänomene, die in der Strahlungsphysik und bei der Untersuchung der Struktur von Atomen und Molekülen eine große Rolle spielen1. Darüber hinaus ist es auch für die Untersuchung des Fusionsplasmas von erheblicher Bedeutung. In magnetisch eingeschlossenen Tokamak-Fusionsplasmen haben die Verteilungen und Konzentrationen angeregter Verunreinigungsionen einen großen Einfluss auf die Plasmakantenprofile. Um die Plasmaparameter (dh Temperatur, Verunreinigungskonzentrationen und Dichte) sowie die Plasmaturbulenz2 zu messen, wird für eine hohe räumlich-zeitliche Auflösung eine Diagnosemethode verwendet, die die Injektion eines schnellen neutralen Atomstrahls in das Randplasma erfordert. Viele Atome wurden als neutrale Diagnosestrahlen verwendet, beispielsweise Helium, Lithium und Stickstoff2,3,4,5,6. Darüber hinaus wird in Tokamak-Reaktoren der Prozess der Stickstoffbeimpfung genutzt, um das Randplasma abzukühlen7. Durch die Kollision des neutralen Atomstrahls mit den Bestandteilen des Plasmas wird eine Emissionslinie erzeugt. Die Emissionslinien ermöglichen ein besseres Verständnis der Randplasmaprofile. Die genauen Diagnosemethoden basieren auf der Kenntnis der hochgenauen Querschnitte der Kollisionssysteme im Randplasma.

Für diagnostische Zwecke wurde zunächst Helium als Diagnosestrahl eingesetzt. Viele theoretische Modelle wurden verwendet, um die Ionisationsprozesse in Kollisionssystemen mit Helium zu untersuchen. Beim Vergleich der theoretischen und experimentellen Daten des doppelten differenziellen Wirkungsquerschnitts (DDCS) stellen wir jedoch eine erhebliche Diskrepanz zwischen ihnen fest. Bei der Untersuchung der DDCS im Vergleich zur Winkelverteilung der aus dem Heliumatom ausgestoßenen Elektronen verwendeten Madison8 und Manson et al9 ein Hartree-Fock-Potential, um gebundene und Kontinuumselektronenwellenfunktionen zu erhalten und den differentiellen Wirkungsquerschnitt in der Born-Näherung für Protonen mit ebenen Wellen zu berechnen bzw. Elektronenprojektile. Ihre Ergebnisse stimmten gut mit den experimentellen Daten bei hohen Aufprallenergien überein. Die Continuum-Distorted-Wave-Eikonal-Initial-State (CDW-EIS)-Näherung wurde von Fainstein et al.10 verwendet, um den differentiellen Wirkungsquerschnitt in der Wechselwirkung zwischen Heliumatomen und blanken Projektilen zu untersuchen. Das CDW-EIS ist eine Vereinfachung der CDW-Methode11, während die CDW-Methode die vollständige elektronische Coulomb-Wellenfunktion nutzt, nutzt die CDW-EIS-Methode das asymptotische Verhalten der genannten Wellenfunktion (d. h. die logarithmische Coulomb-Phase)12. Die Ergebnisse von Fainstein et al.10 stimmten bei bestimmten Auswurfwinkeln leicht mit den experimentellen Daten überein. Die Drei-Körper-Verzerrungswellen-Born-Approximation (3DWBA)-Methode, die zur Untersuchung der Ionisierung von Helium durch niederenergetische Elektronen in koplanarer Geometrie verwendet wurde, wurde von Jones und Madison vorgeschlagen13. Die 3DWBA berücksichtigt die Wechselwirkung zwischen dem einfallenden Elektron und dem ausgestoßenen Elektron. Diese Einbeziehung führte zu einer hohen Übereinstimmung mit den experimentellen Daten. Andererseits verwendeten Jones et al.14 die von Alt und Mukhamedzhanov15 und Berakdar16 im 3DWBA eingeführten Wellenfunktionen, und die berechneten Ergebnisse stimmen weniger mit den experimentellen Daten überein.

Die Studie von Wolfrum et al.17 wurde durchgeführt, um die Verwendung von Natrium als Diagnosestrahl für Plasmen als Alternative zum Lithiumstrahl zu untersuchen. Sie entschieden sich wegen der vielen Vorteile von Natrium für Natrium anstelle von Lithium. Die Hauptvorteile sind folgende: niedrigere Emittertemperatur, größerer Ladungsaustauschquerschnitt für Kollisionen mit Helium- und Kohlenstoffverunreinigungen (mehr dazu in Lit. 17). Allerdings wurden in den letzten Jahren neutrale Alkalistrahlen (nämlich Li und Na) mit einer Energie von etwa 60 keV verwendet, um die magnetisch eingeschlossenen Plasmen in der Abstreifschicht und am Rand zu diagnostizieren, nämlich um die Plasmaturbulenz und -dichte zu messen Profil des Plasmaelektrons18,19,20,21,22,23.

In dieser Arbeit stellen wir die klassische Behandlung der Ionisierung von Stickstoffatomen (N) durch ein einfach geladenes Natriumion vor. Das Kollisionssystem \({Na}^{+}-N\) wird unter Verwendung eines abstandsabhängigen Modellpotentials vom Garvey-Typ auf ein Dreikörperproblem reduziert24,25. Die gebundenen Elektronen und der Kern des Natriumions (\({Na}^{+}\)) werden als ein einziger Körper behandelt. Das gleiche Verfahren wird auf das Stickstoffatom \(N\) angewendet. Das aktive Elektron wird als ein Körper und der Kern behandelt, und die verbleibenden gebundenen Elektronen des Stickstoffatoms werden als ein einziger Körper betrachtet. Die Berechnungen wurden mit der klassischen Trajektorien-Monte-Carlo-Methode (CTMC)26 durchgeführt. Wir präsentieren die gesamten Wirkungsquerschnitte im Stoßenergiebereich zwischen 10 keV und − 10 MeV und vergleichen sie mit den verfügbaren experimentellen Daten. Wir präsentieren auch die einzelnen und doppelten differenziellen Wirkungsquerschnitte der \({Na}^{+}-N(2p)\)-Kollision bei Energien von 30, 40, 50 und 60 keV, die mit den Energien der Plasmadiagnostik in der Kernenergie in Zusammenhang stehen Verschmelzung.

Um die Ionisierung der Außenhülle des Stickstoffatoms durch einfach geladene Natriumionen zu untersuchen, haben wir eine große Anzahl klassischer Flugbahnsimulationen durchgeführt. Wir verfolgen 106 zufällig ausgewählte individuelle Trajektorien für jedes Kollisionssystem.

Abbildung 1 zeigt unsere CTMC-Ergebnisse für den gesamten Ionisationsquerschnitt (TCS) als Funktion der Aufprallenergie in einem breiten Bereich von Projektilaufprallenergien im Vergleich mit, nach unserem besten Wissen, den einzigen experimentellen Daten von Graham et al.27. Wir stellen fest, dass Graham et al. verwendeten in ihrer Studie ein molekulares Stickstoffziel anstelle des von uns verwendeten atomaren Ziels. Um unsere Ergebnisse mit den experimentellen Daten zu vergleichen, müssen wir Folgendes berücksichtigen. Erstens enthält ein molekularer Stickstoff zwei äquivalente Stickstoffatome, daher müssen wir unsere berechneten Wirkungsquerschnitte mit zwei multiplizieren. Zweitens umfasst die Gesamtionisations-TCS des \({Na}^{+}-N\)-Kollisionssystems alle Unterschalen (d. h. 1s, 2s und 2p), und da wir eine Einzelpartikelnäherung verwendet haben, ist die Die entsprechenden Ionisationsquerschnitte müssen mit der Anzahl der Elektronen in der gegebenen Schale multipliziert werden, d. h. TCSs der 2p-Unterschale werden mit drei multipliziert, TCSs von 1 s- und 2 s-Unterschalen werden mit zwei multipliziert. Der TCS der 1s-Unterschale ist in Abb. 1 nicht dargestellt, da sein Beitrag vernachlässigbar gering ist. Tabelle 1 zeigt jedoch einige TCS-Ergebnisse der 1s-Untergranate bei ausgewählten Aufprallenergien. Unter Berücksichtigung dieser Korrekturen und gemäß Abb. 1 können wir den Schluss ziehen, dass unsere berechneten Gesamtwirkungsquerschnitte sehr gut mit den verfügbaren experimentellen Daten übereinstimmen. Darüber hinaus präsentieren wir die Querschnitte in einem viel größeren Projektilenergiebereich als die experimentellen Daten als Benchmark-Querschnitte für die bevorstehenden Messungen oder Berechnungen.

Gesamtionisationsquerschnitt (TCS) als Funktion der Aufprallenergie bei der Kollision zwischen einem einzelnen geladenen Natriumion und einem Stickstoffatom. Durchgezogene rote Linie: aktuelle CTMC-Ergebnisse der Summe für 1s-, 2s- und 2p-Unterschalen; schwarze strichpunktierte Linie: TCS der N2p-Unterschale; blaue gepunktete Linie: TCS der N2s-Unterschale; ausgefüllte Kreise: experimentelle Daten von Graham et al.27.

Wir haben herausgefunden, dass das Maximum des gesamten Ionisationsquerschnitts bei etwa 2 MeV Aufprallenergie liegt. Der grün schattierte Bereich in Abb. 1 deckt den Energiebereich ab, der in der Fusionsplasmaforschung im Hinblick auf die Plasmadiagnostik von Interesse ist. Daher konzentrieren wir uns im Folgenden auf diesen begrenzten Energiebereich, um die differentiellen Wirkungsquerschnitte (DCSs) zu analysieren. Gemäß unseren Ergebnissen in Abb. 1 werden wir in den Ergebnissen der differentiellen Wirkungsquerschnitte nur die 2p-Unterschale berücksichtigen.

Abbildung 2 zeigt die Energieverteilung der vom Stickstoffatom bei \({Na}^{+}-N(2p)\)-Kollisionen emittierten Elektronen. Die einzelnen differenziellen Wirkungsquerschnitte (SDCS) werden bei unterschiedlichen Projektilaufprallenergien von 30 keV bis 60 keV verglichen. Bei allen Projektilaufprallenergien dominieren die niederenergetischen Elektronen. Die SDCS liegen sehr nahe beieinander und folgen dem gleichen Trend. Dies ist auf die nahe beieinander liegenden Werte der von uns untersuchten Aufprallenergien zurückzuführen. Wir fanden heraus, dass der SDCS bei etwa 10 eV schnell abzunehmen beginnt.

Energieverteilung der von Stickstoff bei \({Na}^{+}-N(2p)\)-Kollisionen emittierten Elektronen als Funktion der Projektil-Aufprallenergien. Grüne gestrichelte Linie: 30 keV, schwarze durchgezogene Linie: 40 keV, blaue gepunktete Linie: 50 keV, rote gestrichelte Linie: 60 keV.

Abbildung 3 zeigt die Winkelverteilung der vom Stickstoffatom bei \({Na}^{+}-N(2p)\)-Kollisionen emittierten Elektronen als Funktion der Projektilaufprallenergien. Gemäß der Energieabhängigkeit der gesamten Ionisationsquerschnitte sind die Winkeldifferenzquerschnitte umso höher, je höher die Aufprallenergie ist. Die dominierenden Elektronenausbeuten sind in den unteren Streuwinkeln zu finden. Gleichzeitig stellen wir fest, dass bei Rückwärtswinkeln eine erhebliche Elektronenausbeute zu beobachten ist. Die Querschnittsminimum liegen bei Abstrahlwinkeln im Bereich um 90°.

Winkelverteilung der vom Stickstoffatom bei \({Na}^{+}-N(2p)\)-Kollisionen emittierten Elektronen als Funktion der Projektilaufprallenergien. Grüne gestrichelte Linie: 30 keV, schwarze durchgezogene Linie: 40 keV, blaue gepunktete Linie: 50 keV, rote gestrichelte Linie: 60 keV.

Die Abbildungen 4 und 5 zeigen das Konturdiagramm des doppelten differenziellen Wirkungsquerschnitts (DDCS) der aus Stickstoff ausgestoßenen Elektronen bei \({Na}^{+}-N(2p)\)-Kollisionen bei Aufprallenergien von 30 keV und 60 keV , jeweils. In beiden Fällen werden die höchsten DDCSs für Elektronen mit Energien unter 10 eV und Auswurfwinkeln unter 20° erhalten. Für Elektronen mit Energien größer als etwa 15 eV zeigen die DDCS für beide Aufprallenergien über alle Auswurfwinkel nahezu identische Ergebnisse. Allerdings ist ein deutlicher Unterschied zwischen den Ergebnissen bei 30 keV und 60 keV im Winkelbereich von 60°–120° erkennbar. Hier zeigt das DDCS für die Aufprallenergie von 30 keV niedrigere Werte im Vergleich zum DDCS für die Aufprallenergie von 60 keV, und wir haben festgestellt, dass die DDCS-Werte für alle Streuwinkel für die Aufprallenergie von 60 keV nahezu identisch sind.

Doppelter differentieller Wirkungsquerschnitt (DDCS) als Funktion der ausgestoßenen Elektronenenergie und des Streuwinkels der ionisierten Elektronen aus Stickstoff im Kollisionssystem \({Na}^{+}- N(2p)\) bei einer Aufprallenergie von 30 keV.

Wie Abb. 4, jedoch mit einer Aufprallenergie von 60 keV.

In Abb. 6 ist die DDCS als Funktion der Energie des ausgestoßenen Elektrons bei Aufprallenergien von 30 und 60 keV dargestellt. Die DDCS-Kurven zeigen ein komplexes Verhalten hinsichtlich der Aufprallenergie und des Auswurfwinkels. Die DDCS-Kurve mit der höchsten Energie, unter 5 eV, ist auf die Aufprallenergie von 60 keV und den Auswurfwinkel von 30 ± 15° zurückzuführen. Im Gegensatz dazu ist die DDCS-Kurve mit der niedrigsten Energie über alle Auswurfenergien auf die Aufprallenergie von 30 keV und den Auswurfwinkel von 90 ± 15° zurückzuführen.

Doppelter differentieller Wirkungsquerschnitt (DDCS) der ionisierten Elektronen aus Stickstoff bei der \({Na}^{+}-N(2p)\)-Kollision als Funktion der ausgestoßenen Elektronenenergie. (a) Aufprallenergie 30 keV, blaue durchgezogene Linie: Der Streuwinkel beträgt 30 ± 15; rote durchgezogene Linie: Der Streuwinkel beträgt 90 ± 15°; grüne durchgezogene Linie: Der Streuwinkel beträgt 150 ± 15°; (b) Aufprallenergie 60 keV, blaue gestrichelte Linie: Der Streuwinkel beträgt 30 ± 15°; rote strichpunktierte Linie: der Streuwinkel beträgt 90 ± 15°; grüne strichpunktierte Linie: Der Streuwinkel beträgt 150 ± 15°.

Im allgemeinen Trend beginnen alle DDCS-Kurven mit den höchsten Werten bei niedrigeren Energien und nehmen langsam ab, bis die Energie des Elektrons etwa 20 eV erreicht, mit Ausnahme der Energie-DDCS-Kurve bei 60 keV Aufprallenergie und einem Streuwinkel von 150 ± 15°. was in diesem Energiebereich einen nahezu konstanten Wert beibehält. Wenn die Elektronenenergie 20 eV überschreitet, nehmen die DDCSs drastisch ab. Darüber hinaus stellen wir fest, dass wir in den Energiespektren deutlich die Signatur des sogenannten Fermi-Shuttle-Ionisationsprozesses erkennen (siehe Einschub in Abb. 7).28,29,30,31. Eine Fermi-Shuttle-Ionisation tritt auf, wenn das ausgestoßene Elektron während der Bewegung des Projektils einige Male sowohl am Projektil als auch am Zielkern gestreut werden kann. Bei jedem Zusammenstoß mit dem Projektilkern gewinnt das Elektron an Energie (beschleunigt) und kann nach einigen Vor- und Rückstößen eine relativ große Energie erreichen. Die Signatur der beschleunigten Elektronen ist in den Energiespektren als erhöhte Elektronenausbeute bei den entsprechenden Energien erkennbar. Die Idee der Fermi-Beschleunigung geht auf das Jahr 1949 zurück, als Fermi32 ein hypothetisches Schema als möglichen Ursprung der hochenergetischen kosmischen Strahlung vorschlug. In diesem vorgeschlagenen Schema können riesige elektromagnetische Felder, die sich im Raum gegeneinander bewegen, die geladenen Teilchen in langen Reflexionssequenzen auf sehr hohe Energien beschleunigen. Später wurde gezeigt, dass diese Art von „Ping-Pong“-Spiel auch mit viel kleineren mikroskopischen Feldern von Atomen, Molekülen oder Clustern beobachtet werden kann28,29,30,31,33,34,35,36,37,38, wo Selbst eine kurze Abfolge von Streuereignissen kann zu sehr interessanten Beobachtungen führen.

Doppelter differentieller Wirkungsquerschnitt (DDCS) der ionisierten Elektronen aus Stickstoff im Kollisionssystem \({Na}^{+}- N(2p)\) als Funktion des Streuwinkels. Rote durchgezogene Linie: Aufprallenergie 30 keV, Elektronenenergie \(0<{E}_{e}\le 12\, \mathrm{eV}\); rote gestrichelte Linie: Aufprallenergie 60 keV, Elektronenenergie \(0<{E}_{e}\le 12\, {\rm eV}\); blaue durchgezogene Linie: Aufprallenergie 30 keV, Elektronenenergie \(12<{E}_{e}\le 50\, \mathrm{eV}\); schwarze gepunktete Linie: Aufprallenergie 40 keV, Elektronenenergie \(12<{E}_{e}\le 50\, \mathrm{eV}\); Magenta gestrichelte Linie: Aufprallenergie 50 keV, Elektronenenergie \(12<{E}_{e}\le 50 \,\mathrm{eV}\); blaue gestrichelte Linie: Aufprallenergie 60 keV, Elektronenenergie \(12<{E}_{e}\le 50\, \mathrm{eV}\); grüne durchgezogene Linie: Aufprallenergie 30 keV, Elektronenenergie \(50<{E}_{e}\le 100\, \mathrm{eV}\); grüne gestrichelte Linie: Aufprallenergie 60 keV, Elektronenenergie \(50<{E}_{e}\le 100 \,\mathrm{eV}\);

Abbildung 7 zeigt die Winkelverteilung des ausgestoßenen Zielelektrons im bestimmten Energiebereich für den Na+-N(2p)-Stoß bei Aufprallenergien von 30, 40, 50 und 60 keV. Die DDCSs sind für ausgestoßene Elektronen mit Energien unter 12 eV bei kleinen Streuwinkeln am höchsten. Bei höheren Streuwinkeln nehmen die DDCS-Werte ab, bis sie 60 Grad erreichen, und oberhalb von 60 Grad sind die Wirkungsquerschnitte nahezu konstant. Darüber hinaus sind die DDCS-Werte bei einer Aufprallenergie von 60 keV für alle Winkel und Elektronenenergien höher als bei 30 keV.

Gemäß der Energieverteilung der ausgestoßenen Elektronen sind die Querschnittswerte für die ausgestoßenen Elektronen mit Energien im Bereich von 50–100 eV die kleinsten Werte. Die Vorwärts- und Rückwärtsstreuquerschnitte liegen in der gleichen Reihenfolge vor. Die minimalen Wirkungsquerschnitte liegen beim Streuwinkel von 90°.

Bei ausgestoßenen Elektronen mit Energien im Bereich von 12–50 eV ist ein interessanter Trend zu beobachten. Die DDCS für alle Aufprallenergien sind bei kleinen Winkeln nahezu gleich, aber mit zunehmenden Winkeln beginnen die Querschnitte für alle Aufprallenergien voneinander zu abweichen. Der maximale Abstand zwischen den Kurven der vier Energien tritt bei Winkeln nahe 180 Grad auf. Für das DDCS, das bei einer Aufprallenergie von 30 keV erhalten wurde, ist die Vorwärtsstreuung etwas größer als die Rückwärtsstreuung, während für das DDCS, das bei einer Aufprallenergie von 60 keV erhalten wurde, die Vorwärtsstreuung kleiner als die Rückwärtsstreuung ist. Diese Ergebnisse deuten darauf hin, dass durch die Erhöhung der Aufprallenergie mehr rückgestreute Elektronen ionisiert werden als durch Vorwärtsstreuung in diesem Energiebereich.

In dieser Arbeit werden die Ionen-Atom-Kollisionen mit der klassischen Trajektorien-Monte-Carlo-Methode (CTMC) modelliert, indem zufällig die Anfangsbedingungen kollidierender Teilchen abgetastet und die Bewegungsgleichungen numerisch gelöst werden. In unseren Untersuchungen wird das Na+-N-Kollisionssystem auf ein Dreikörperproblem reduziert. Die Interaktion zwischen den Stoßpartnern wird durch das Modellpotential vom Garvey-Typ beschrieben. Das Dreikörpersystem besteht aus dem Projektil, \({Na}^{+} (P)\), dem aktiven Zielelektron (e) und dem Zielkern (T) einschließlich des Zielkerns und den restlichen inaktiven Zielelektronen ( siehe Abb. 8.).

Schematische Darstellung des untersuchten Dreikörper-Kollisionssystems. Die relativen Positionsvektoren sind gegeben durch \(\overrightarrow{r}={\overrightarrow{r}}_{e}-{\overrightarrow{r}}_{T}\), \(\overrightarrow{x}={ \overrightarrow{r}}_{e}-{\overrightarrow{r}}_{P}\) und \(\overrightarrow{s}={\overrightarrow{r}}_{P}-{\overrightarrow{r }}_{T}\). Der Vektor \(\overrightarrow{R}\) ist der Abstand zwischen dem Projektil und dem Massenschwerpunkt des Zielsystems, \({\overrightarrow{v}}_{P}\) ist die Zielgeschwindigkeit und \(b \) ist der Impact-Parameter.

Die potentielle Energie in der Wechselwirkung zwischen dem Projektil (P), dem Zielkern (T) und dem Elektron (e) unter Verwendung des abstandsabhängigen Modellpotentials vom Garvey-Typ24,25 kann wie folgt geschrieben werden:

Dabei ist \(q_{e}\) die Elektronenladung, \(\zeta = s,r,x\) der Abstand zwischen den kollidierenden Teilchen und \(Q\left( \zeta \right)\) der Abstand abhängige Kernladung, gegeben durch die folgende Gleichung:

Dabei ist Z die Ordnungszahl, N die Gesamtzahl der Elektronen im Atom oder Ion und die Funktion \(\Omega \left( \zeta \right)\) das Abschirmpotential, gegeben durch:

Die Rolle der Parameter \(\eta\) und \(\xi\) besteht darin, die Energie eines bestimmten Atoms oder Ions zu minimieren. In Tabelle 2 stellen wir die Parameter für unser System vor.

Die Parameter \(\eta_{ }\) und \(\xi\) können erhalten werden als:

wobei \(a\) gleich 1 für Projektil und 0 für Ziel ist, die Parameter \(\eta_{X}^{\left( 0 \right)} ,\eta_{X}^{\left( 1 \right)} ,\xi_{X}^{\left( 0 \right)} ,\xi_{X}^{\left( 1 \right)}\) werden von Garvey et al24 vorgestellt.

Der potenzielle Vorteil der Abschirmung besteht darin, die abstandsabhängige Ladung des Projektils und des Zielkerns zu berücksichtigen. Die effektive Ladung für Natriumionen und Stickstoffkerne für kleine und große Werte von \(\zeta\) ist in Abb. 9 zu sehen.

Die abstandsabhängige effektive Ladung als Funktion der Wechselwirkungsentfernung zwischen dem aktiven Elektron des Stickstoffs und sowohl dem Stickstoffkern (grüne gestrichelte Linie) als auch dem Natriumion (rote gestrichelte Linie).

Nachdem wir die Bewegungsgleichungen durch Anwendung des Hamilton-Operators auf das System erhalten hatten, verwendeten wir die CTMC-Methode, um diese Gleichungen mithilfe der adaptiven Runge-Kutta-Methode numerisch zu lösen. Die verwendete Schrittgröße hing von den Anfangsparametern aller Partikel ab. Für das Projektil-Ion haben wir seine Anfangsparameter in Bezug auf den Massenschwerpunkt des Zielsystems definiert. Die Position wurde durch den Anfangsabstand \({R}_{0}\) und den Aufprallparameter \(b\) bestimmt, der zufällig innerhalb des Intervalls \(\left[0,{b}_{max}} ausgewählt wurde. \right]\), wie in Abb. 8 dargestellt. Der Anfangsimpuls wurde durch die Aufprallgeschwindigkeit \({v}_{P}\) bestimmt und die Anfangsrichtung wurde so gewählt, dass sie ausschließlich eine z-Komponente aufweist. Was das aktive Elektron des Ziels betrifft, so war es zunächst auf den Kern beschränkt und einem nichtkolumbischen Potential ausgesetzt. Reinhold und Falcón39 liefern eine umfassende Erläuterung der Methodik zur Bestimmung der Anfangsparameter dieses aktiven Elektrons.

Die Bewegungsgleichungen werden für eine große Anzahl von Projektilen mit zufälligen Anfangsbedingungen gelöst. Eine höhere Anzahl von Projektilen führt zu einer Verringerung des statistischen Fehlers (SE). Der Gesamt-, der Energie-, der Winkeldifferential-Einzeldifferential- und der Doppeldifferential-Querschnitt können mit den folgenden Ausdrücken ausgewertet werden:

Dabei ist \(N_{tot}\) die Gesamtzahl der Projektile mit Aufprallparametern kleiner oder gleich \(b_{max}\) und \(N_{t}\) die Anzahl der Flugbahnen mit Aufprallparameter \( b_{i}\), der den Elektronenionisationsprozess erfüllt. Der statistische Fehler für eine bestimmte Messung hat die Form:

Wir haben eine theoretische Untersuchung der Ionisierung eines Stickstoffatoms durch ein einfach geladenes Natriumion unter Verwendung einer klassischen Behandlung des Kollisionssystems vorgestellt. Unsere Arbeit ist eine lückenfüllende Arbeit, da für dieses System entweder nur sehr begrenzte Gesamtquerschnittsdaten oder keine Differenzialquerschnittsdaten verfügbar sind. In unseren Untersuchungen wurde das Na+-N-Kollisionssystem auf ein Dreikörperproblem reduziert. Die Interaktion zwischen den Kollisionspartnern wurde durch das Garvey-Modellpotential beschrieben. Die Gesamtwirkungsquerschnitte wurden im Stoßenergiebereich zwischen 10 keV und − 10 MeV dargestellt und mit den verfügbaren experimentellen Daten verglichen. Die einzelnen und doppelten Differentialwirkungsquerschnitte werden bei Energien von 30, 40, 50 und 60 keV dargestellt, die sich auf die Energien der bei der Kernfusion verwendeten Plasmadiagnostik beziehen. Diese Aufprallenergien des differenziellen Wirkungsquerschnitts stellen sicher, dass das Na+-Projektil das Plasma bis zu einer geeigneten Tiefe durchdringen kann. Höhere Energien verringern die Wechselwirkungswahrscheinlichkeit mit den Plasmakomponenten, während niedrigere Aufprallenergien eine geringere Eindringtiefe im Plasma bedeuten. Wir haben gezeigt, dass der maximale Gesamtionisationsquerschnitt bei einer Aufprallenergie um 2000 keV auftritt. Darüber hinaus haben wir auch gezeigt, dass die Mehrheit der Elektronen in kleineren Winkeln und durch Rückstreuung ausgestoßen wird. Darüber hinaus haben die meisten ausgestoßenen Elektronen eine kinetische Energie von etwa 20 eV und weniger. Die Ergebnisse stellen ein wertvolles Werkzeug zum Verständnis der Dynamik von Ionen-Atom-Kollisionen und ihrer Anwendungen in der Fusionsplasmaforschung dar. Die Studie hebt auch die Verwendung neutraler Alkalistrahlen bei der Diagnose magnetisch eingeschlossener Plasmen in der Abstreifschicht und am Rand hervor.

Die während der aktuellen Studie generierten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage bei den entsprechenden Autoren erhältlich.

XXII. Das Eindringen atomarer Teilchen durch Materie. In The Penetration of Charged Particles Through Matter (1912–1954) (Hrsg. Jens Thorsen), Bd. 8 423–568 (Elsevier, 1987).

Kruezi, U., Stoschus, H., Schweer, B., Sergienko, G. & Samm, U. Überschall-Heliumstrahldiagnose für Schwankungsmessungen der Elektronentemperatur und -dichte am Tokamak TEXTOR. Pfr. Fr. Wissenschaft. Instrument. Rev. 83, 065107 (2012).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Patel, M., Thomas, J. & Joshi, HC Strömungscharakterisierung von Überschall-Gasstrahlen: Experimente und Simulationen. Vakuum 192, 110440 (2021).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Yuan, BD et al. Entwicklung einer mehrfarbigen Gasstoß-Bildgebungsdiagnose für HL-2A-Tokamak. Rev. Sci. Instrument. 91, 073505 (2020).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Dimitriou, K., Aumayr, F., Katsonis, K. & Winter, H. H+–He(1s2)-Kollisionen: CTMC-Berechnungen einzelner Ionisations- und Anregungsquerschnitte. Int. J. Massenspektrometer. 233, 137–144 (2004).

Artikel CAS Google Scholar

Brañas, B., Tafalla, D., Tabarés, FL & Ortiz, P. Atomstrahldiagnostik zur Charakterisierung von Randplasma im TJ-II-Stellarator. Pfr. Fr. Wissenschaft. Instrument. Rev. 72, 602–606 (2001).

Artikel ADS Google Scholar

Schmid, K. et al. Wechselwirkung von Stickstoffplasmen mit Wolfram. Nukl. Fusion 50, 025006 (2010).

Artikel ADS Google Scholar

Madison, DH Winkelverteilungen von Elektronen, die durch Protoneneinschlag aus Helium ausgestoßen werden. Physik. Rev. A 8, 2449–2455 (1973).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Manson, ST, Toburen, LH, Madison, DH & Stolterfoht, N. Energie und Winkelverteilung von Elektronen, die von schnellen Protonen und Elektronen aus Helium ausgestoßen werden: Theorie und Experiment. Physik. Rev. A 12, 60–79 (1975).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Fainstein, PD, Ponce, VH & Rivarola, RD Ein theoretisches Modell für die Ionisation bei Ionen-Atom-Kollisionen. Antrag auf den Aufprall mehrfach geladener Projektile auf Helium. J. Phys. Schläger. Mol. Opt. Physik. 21, 287–299 (1988).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Belkic, Dz. Eine Quantentheorie der Ionisation bei schnellen Kollisionen zwischen Ionen und Atomsystemen. J. Phys. Schläger. Mol. Physik. 11, 3529–3552 (1978).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Belkić, D. Gesamtwirkungsquerschnitte in fünf Methoden zum Einfangen von Zweielektronen durch Alphateilchen aus Helium: CDW-4B, BDW-4B, BCIS-4B, CDW-EIS-4B und CB1-4B. J. Mathe. Chem. 58, 1133–1176 (2020).

Artikel MathSciNet MATH Google Scholar

Jones, S. & Madison, DH Asymptotisch korrekte Berechnungen verzerrter Wellen für die niederenergetische Elektronenstoßionisation von Helium. J. Phys. Schläger. Mol. Opt. Physik. 27, 1423–1428 (1994).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Jones, S., Madison, DH & Konovalov, DA Dreikörpermodelle der Elektron-Wasserstoff-Ionisation. Physik. Rev. A 55, 444–449 (1997).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Alt, EO & Mukhamedzhanov, AM Asymptotische Lösung der Schrödinger-Gleichung für drei geladene Teilchen. Physik. Rev. A 47, 2004–2022 (1993).

Artikel ADS MathSciNet CAS PubMed Google Scholar

Berakdar, J. Näherungsanalytische Lösung des quantenmechanischen Dreikörper-Coulomb-Kontinuumsproblems. Physik. Rev. A 53, 2314–2326 (1996).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Wolfrum, E. et al. Eine Natrium (Na)-Strahlkantendiagnose. In Proceedings of 18th International Conference in Plasma-Surface Interaction Controlling Fusion Device 390–391, 1110–1113 (2009).

Pusztai, I. et al. Entfaltungsbasierte Korrektur von Dichteprofilmessungen der Alkalistrahlemissionsspektroskopie. Rev. Sci. Instrument. 80, 083502 (2009).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Brix, M. et al. Aktuelle Verbesserungen der JET-Lithiumstrahldiagnose. Rev. Sci. Instrument. 83, 10D533 (2012).

Artikel CAS PubMed Google Scholar

Anda, G. et al. Entwicklung eines Hochstrom-60-keV-Neutral-Lithium-Strahlinjektors für Strahlemissionsspektroskopiemessungen an Fusionsexperimenten. Rev. Sci. Instrument. 89, 013503 (2018).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Réfy, DI et al. Messung des Elektronendichteprofils im Submillisekundenbereich am JET-Tokamak mit dem schnellen Lithiumstrahl-Emissionsspektroskopiesystem. Rev. Sci. Instrument. 89, 043509 (2018).

Artikel ADS PubMed Google Scholar

Zoletnik, S. et al. Fortschrittliche Diagnostik neutraler Alkalistrahlen für Anwendungen in der Fusionsforschung (eingeladen). Rev. Sci. Instrument. 89, 10D107 (2018).

Artikel CAS PubMed Google Scholar

Zoletnik, S. et al. Ultraschnelle zweidimensionale Lithiumstrahl-Emissionsspektroskopie-Diagnose am EAST-Tokamak. Rev. Sci. Instrument. 89, 063503 (2018).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Garvey, RH, Jackman, CH & Green, AES Unabhängige Teilchenmodellpotentiale für Atome und Ionen mit 36 < Z ≤ 54 und einer modifizierten Thomas-Fermi-Atomenergieformel. Physik. Rev. A 12, 1144–1152 (1975).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Green, AES Ein analytisches unabhängiges Teilchenmodell für Atome. In Advances in Quantum Chemistry vol. 7 221–262 (Elsevier, 1973).

Tőkési, K. Zustandsselektiver Elektroneneinfang bei niederenergetischen Positronen- und Argonkollisionen. Nukl. Instrument. Methoden Phys. Res. Sekte. B-Strahl-Interaktion. Mater. Bei. 279, 62–65 (2012).

Artikel ADS Google Scholar

Graham, WG, Latimer, CJ, Browning, R. & Gilbody, HB Ionisierung der Fragmentierung zweiatomiger molekularer Gase durch 5–45 keV Ne+- und Na+-Ionen und Ne-Atome. J. Phys. Schläger. Mol. Physik. 6, 2641–2652 (1973).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Sulik, B., Koncz, CS, Tőkési, K., Orbán, A. & Berényi, D. Hinweise auf Fermi-Shuttle-Ionisation bei C + + X e-Kollisionen mittlerer Geschwindigkeit. Physik. Rev. Lett. 88, 073201 (2002).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Sulik, B. et al. Fermi-Shuttle-Beschleunigung von Elektronen bei der Ion-Materie-Wechselwirkung. Nukl. Instrument. Methoden Phys. Res. Sekte. B-Strahl-Interaktion. Mater. Bei. 212, 32–44 (2003).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Tőkési, K., Sulik, B. & Stolterfoht, N. Mehrfachelektronenstreuung vom Fermi-Shuttle-Typ bei Atomkollisionen. Nukl. Instrument. Methoden Phys. Res. Sekte. B-Strahl-Interaktion. Mater. Bei. 233, 187–190 (2005).

Artikel ADS Google Scholar

Sulik, B. & Tőkési, K. Beschleunigung der Mehrfachstreuung von Elektronen durch Ionenstoß: Beitrag zur molekularen Fragmentierung und Strahlungsschäden. In Advances in Quantum Chemistry vol. 52 253–276 (Elsevier, 2007).

Fermi, E. Über den Ursprung der kosmischen Strahlung. Physik. Rev. 75, 1169–1174 (1949).

Artikel ADS MATH Google Scholar

Beuhler, RJ, Friedlander, G. & Friedman, L. Cluster-Impact-Fusion. Physik. Rev. Lett. 63, 1292–1295 (1989).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Burgdörfer, J., Wang, J. & Ritchie, RH Schätzungen für Cluster-Impact-Fusionsausbeuten unter Verwendung der Fermi-Beschleunigungskarte. Physik. Scr. 44, 391–394 (1991).

Artikel ADS Google Scholar

Wang, J., Burgdörfer, J. & Bárány, A. Ionisationsspektrum für Ionen-Atom-Kollisionen mit Nullbereichspotentialen in einer und drei Dimensionen. Physik. Rev. A 43, 4036–4039 (1991).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Jakas, MM Einfangen eines klassischen Elektrons zwischen zwei stark streuenden Zentren. Physik. Rev. A 52, 866–869 (1995).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Jakas, MM Die Produktion hochenergetischer Elektronen bei niederenergetischen Atomkollisionen in Festkörpern. Nukl. Instrument. Methoden Phys. Res. Sekte. B-Strahl-Interaktion. Mater. Bei. 115, 255–260 (1996).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Reinhold, CO et al. Ternärer Grat aus ausgestoßenen Elektronen bei schnellen Ionen-Atom-Kollisionen. Physik. Rev. A 58, 2611–2614 (1998).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Reinhold, CO & Falcón, CA Klassische Ionisations- und Ladungsübertragungsquerschnitte für H+ + He- und H+ + Li+-Kollisionen unter Berücksichtigung von Modellwechselwirkungen. Physik. Rev. A 33, 3859–3866 (1986).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Referenzen herunterladen

Diese Arbeit wurde im Rahmen des EUROfusion-Konsortiums durchgeführt, das von der Europäischen Union über das Euratom-Forschungs- und Ausbildungsprogramm finanziert wird (Finanzhilfevereinbarung Nr. 101052200 – EUROfusion). Die geäußerten Ansichten und Meinungen sind jedoch ausschließlich die der Autoren und spiegeln nicht unbedingt die der Europäischen Union oder der Europäischen Kommission wider. Weder die Europäische Union noch die Europäische Kommission können dafür verantwortlich gemacht werden. Wir bedanken uns auch für die Unterstützung der European Cost Actions CA18212 (MD-GAS).

Open-Access-Förderung durch das ELKH-Institut für Kernforschung.

Institut für Kernforschung (ATOMKI), Debrecen, 4026, Ungarn

M. Al-Ajaleen & K. Tőkesi

Doctoral School of Physics, Universität Debrecen, Egyetem tér 1, Debrecen, 4032, Ungarn

M. Al-Ajaleen

Zentrum für Energieforschung, Budapest, Ungarn

K. Kapital

Sie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchen

Alle Autoren haben zur Erstellung des Manuskripts beigetragen.

Korrespondenz mit K. Tőkési.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Springer Nature bleibt neutral hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten.

Open Access Dieser Artikel ist unter einer Creative Commons Attribution 4.0 International License lizenziert, die die Nutzung, Weitergabe, Anpassung, Verbreitung und Reproduktion in jedem Medium oder Format erlaubt, sofern Sie den/die ursprünglichen Autor(en) und die Quelle angemessen angeben. Geben Sie einen Link zur Creative Commons-Lizenz an und geben Sie an, ob Änderungen vorgenommen wurden. Die Bilder oder anderes Material Dritter in diesem Artikel sind in der Creative-Commons-Lizenz des Artikels enthalten, sofern in der Quellenangabe für das Material nichts anderes angegeben ist. Wenn Material nicht in der Creative-Commons-Lizenz des Artikels enthalten ist und Ihre beabsichtigte Nutzung nicht durch gesetzliche Vorschriften zulässig ist oder über die zulässige Nutzung hinausgeht, müssen Sie die Genehmigung direkt vom Urheberrechtsinhaber einholen. Um eine Kopie dieser Lizenz anzuzeigen, besuchen Sie http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Nachdrucke und Genehmigungen

Al-Ajaleen, M., Tőkési, K. Totale und differentielle Ionisationsquerschnitte bei der Kollision zwischen Stickstoffatom und einfach geladenem Natriumion. Sci Rep 13, 14080 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-41134-0

Zitat herunterladen

Eingegangen: 28. Juni 2023

Angenommen: 22. August 2023

Veröffentlicht: 28. August 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-41134-0

Jeder, mit dem Sie den folgenden Link teilen, kann diesen Inhalt lesen:

Leider ist für diesen Artikel derzeit kein Link zum Teilen verfügbar.

Bereitgestellt von der Content-Sharing-Initiative Springer Nature SharedIt

Durch das Absenden eines Kommentars erklären Sie sich damit einverstanden, unsere Nutzungsbedingungen und Community-Richtlinien einzuhalten. Wenn Sie etwas als missbräuchlich empfinden oder etwas nicht unseren Bedingungen oder Richtlinien entspricht, kennzeichnen Sie es bitte als unangemessen.