ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2009, том 35, № 8, с. 758-761
ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ПРОЦЕССЫ В ПЛАЗМЕ
УДК 533.92
ИЗУЧЕНИЕ СПЕКТРОВ ЭЛЕКТРОНОВ ОТРЫВА, ВОЗНИКАЮЩИХ ВО ВЗАИМНЫХ СТОЛКНОВЕНИЯХ ОТРИЦАТЕЛЬНЫХ ИОНОВ ДЕЙТЕРИЯ
© 2009 г. В. А. Беляев, М. М. Дубровин, Д. А. Козлов, А. А. Терентьев, А. Е. Тренин, Г. В. Шолин
РНЦ "Курчатовский институт", Институт ядерного синтеза, Москва, Россия Поступила в редакцию 24.11.2008 г. Окончательный вариант получен 26.01.2009 г.
Изучены спектры электронов отрыва, возникающих при взаимных столкновениях ионов Б- с энергией относительного движения 1.8-6.1 эВ. Помимо электронов, отвечающих нейтрализации ионов Б- с образованием атомов Б0, обнаружены пики, соответствующие образованию молекулы Б2 и молекулярного иона Ц- в основном электронном состоянии. Экспериментальное подтверждение существования иона Ц- в течение времени, превышающего период колебаний ядер в молекуле, получено впервые.
РАСЯ: 52.20.Hv
Для осуществления дополнительного пучкового нагрева высокотемпературной плазмы в нее вводится поток атомов дейтерия с энергией около 1 МэВ, получаемый путем нейтрализации на подходящей газовой или плазменной мишени предварительно сформированного ионного пучка. При этом ионы, извлеченные из ионного источника, должны пройти предварительное ускорение перед нейтрализацией. Поскольку ионные пучки всегда обладают энергетическим разбросом и угловой расходимостью, в них происходят взаимные парные столкновения частиц, входящих в состав этих пучков. В пучке отрицательных ионов дейтерия Б-, использование которых по сравнению с пучками Б+ более перспективно из-за существенно больших сечений нейтрализации при энергиях ~1 МэВ, такие столкновения могут сопровождаться процессами
Б- + Б- ^ Б- + Б0 + е - 0.75 эВ, (1)
Б- + Б- ^ Б0 + Б0 + 2е -1.51 эВ, (2)
Б- + Б- ^ Б0 + Б+ + 3е - 15.11 эВ, (3)
Б- + Б- ^ Б+ + Б+ + 4е - 28.71 эВ. (4) Это приводит к частичной нейтрализации пучка еще до достижения ионами требуемой энергии на участке их ускорения от источника до камеры нейтрализации. В результате спектр атомов, вводимых в плазму, уширяется в сторону низких энергий, что может повлиять на эффективность пучкового нагрева.
Энергия относительного движения двух сталкивающихся ионов (энергия столкновения) V, при которой процессы (1)-(4) протекают в пучке,
имеющем энергетический разброс АЕ и угловую расходимость ф, всегда много меньше абсолютной энергии Е = М^2/2 этих ионов и равна V = (Ш/2)(Ач)г/2. Вектор Аv относительной скорости ионов является суммой двух практически ортогональных векторов длиной |Ду(ф)| = уф и
|Ду( ДЕ) = ДЕ/л/2 МЕ. Отсюда максимальная величина энергии столкновения ионов Б (минимальная равна нулю) определяется выражением
Wmзx(ф, АЕ) = Еф2 + |(Е)2 .
В результате, при Е = 106 эВ величина Wmax не превысит 15 эВ, если энергоразброс будет не более 1%, а угловая расходимость останется в пределах 3-х миллирадиан в соответствии с существующими в настоящее время требованиями к таким пучкам. При этом останутся возможными лишь процессы (1) и (2).
Изучение столкновительных процессов с участием простейших атомных систем (Н+, Н, Н-, Н+, Н2), помимо упомянутого выше прикладного, имеет и большое фундаментальное значение для проверки основных теоретических положений теории молекулярного строения.
В последнее время в этой области получены новые важные результаты, касающиеся роли корреляционной энергии электронов, учитываемой обычно с помощью процедуры симметризации волновых функций [1, 2]. Особенно отчетливо наличие корреляций, которые не учитываются процедурой симметризации волновых функций, про-
ИЗУЧЕНИЕ СПЕКТРОВ ЭЛЕКТРОНОВ ОТРЫВА
759
+
+ 1
Б
-Эз
Рис. 1. Схема выделения и регистрации электронов эффекта. 1 — камера столкновений, 2 — электростатический энергоанализатор, 3 — цилиндр Фарадея, 4 — двухщелевая диафрагма, 5 — вторичный электронный умножитель.
1
4
явилось в экспериментах по двойной перезарядке протона Н+ на отрицательном ионе Н- [2], в котором два электрона находятся в состоянии ^ с противоположно направленными спинами. О существовании таких корреляций свидетельствовали также результаты более ранних измерений двойной перезарядки ионов Н+ и Не+ на атомах и ионах с двумя валентными электронами в состоянии ^ [3, 4]. Возможно, что именно неучтенное в теории корреляционное взаимодействие электронов может обеспечить устойчивое существование в основном электронном состоянии молекулярных ионов Н - и Б-. Не исключено также,
что ион Н - наблюдался в основном состоянии в ряде масс-спектрометрических экспериментов [5-7]. Однако, поскольку теория [8] предсказывала автоионизационную ширину уровня основного состояния Г(Д) ~ 2-4 эВ, практически совпадающую с энергией сродства электрона к молекуле Н2, то результаты этих измерений, в которых использовались электронные пучки с энергией ~80 эВ, были интерпретированы как наблюдение электронно-возбужденных состояний молекулярного иона Н -. Кроме того, осталась неясной однозначность расшифровки регистрируемого спектра масс ионов из-за практического совпадения в нем линий Н - и Б-. Последнее легко снимается переходом в экспериментах от водорода к
дейтерию, однако способ образования ионов Б2 должен исключать возможность получения ими энергии >11 эВ, характерной для электронно-возбужденных состояний.
Отмеченное условие может быть выполнено при попытке получить ион Б- во взаимных столкновениях двух отрицательных ионов Б-, если их суммарная кинетическая энергия в системе цен-
тра масс ("энергия столкновения") не будет превышать 11 эВ. Если процессы нейтрализации сводятся просто к туннелированию слабо связанных электронов в электрическом поле, сопровождающем взаимное сближение двух ионов Б-, то можно ограничиться рассмотрением двух каналов: (1)и (2) [8, 9].
Не исключено, однако, что реальными могут оказаться и каналы, идущие через образование
промежуточного комплекса Б--, который может распадаться с образованием молекулярных продуктов:
Б- + Б- ^ Б-- ^ Б- + е, (1а)
Б- + Б- ^ Б-- ^ Б0 + 2е. (2а)
Исследование этих процессов было начато нами с изучения спектров вторичных электронов ("электронов эффекта"). Измерения проводились по методу расщепленного пучка [10], на установке, описанной в работе [11], конструкция которой была изменена в соответствии с требованиями к настоящим измерениям. Основные изменения состояли в том, что для получения ионов Б- был использован ионный источник магне-тронного типа, а в измерительной камере установки был размещен электростатический энергоанализатор, предназначенный для получения спектра электронов эффекта. На рис. 1 представлена схема взаимного расположения этого анализатора, камеры столкновений, в центре которой пучки ионов Б- пересекались под углом 4°, и цилиндров Фарадея, используемых для измерения токов этих пучков. Вход в камеру столкновений перекрывала двухщелевая диафрагма, задающая размеры области пересечения пучков, полученных предварительным расщеплением первичного пучка ионов Б-. Диафрагма находилась под небольшим положительным потенциалом, который
760
БЕЛЯЕВ и др.
I, отн. ед.
Т, эВ
Рис. 2. Энергетические спектры электронов, образующихся в области пересечения пучков ионов Б- при энергиях: а) Е = 0.75 кэВ, Ж = 1.8 эВ; б) Е = 1 кэВ, Ж = 2.4 эВ; в) Е = 2.5 кэВ, Ж = 6.1 эВ. Стрелками отмечены максимально возможные значения энергий электронов для случаев: 1 - реакция (1), 2 - реакция (2), 3 - реакция (1а) с образованием иона Б2, 4 - реакция (2а) с образованием молекулы Б2. Т - энергия электронов, I - ток электронов, выделенных анализатором.
препятствовал выбитым из нее электронам вторичной эмиссии проникать в область пересечения ионных пучков. В анализатор проходили те электроны, которые вылетали из области пересечения пучков в пределах угла ±3° от направления на анализатор. Вторичный электронный умножитель (ВЭУ-6) регистрировал электроны, энергии которых не превышали 17 эВ. Конструкция анализатора, размещенного внутри камеры из магнитного материала для экранировки от внешних
полей (на рисунке не показана), позволяла выделять электроны с разрешением по энергиям ±5%, начиная от 0.5 эВ.
На рис. 2 приведены спектры электронов, полученные для энергий столкновения Ж = 1.8 эВ, 2.5 эВ и 6.1 эВ (соответствующие энергии ионов Б- в пучке Е = 0.75 кэВ, 1 кэВ и 2.5 кэВ). Стрелками 1 и 2 отмечены максимально возможные значения энергий электронов эффекта в реакциях (1) и (2), зависящие от величины порога Ел этих реакций (0.75 эВ и 1.51 эВ соответственно) и от скорости нейтрализовавшегося иона, определяющего величину энергии столкновения Ж = = 2.43 х 10-3Е и энергию Те электронов в лабораторной системе отсчета, согласно выражению
т - (№ - Еш + те12 т * VмЕ) *
Здесь т - масса электрона, М - масса иона, п -число оторванных электронов. При этом принималось, что энергии электронов при п = 2 в реакции (2) одинаковые.
В начале каждого спектра имеется подъем в сторону нулевой энергии. Причина этого в том, что наряду с электронами эффекта на вход анализатора поступали паразитные электроны, образовавшиеся в результате обдирки ионов Б- на остаточном газе. При движении вперед по ходу пучка они должны были, практически, сохранять скорость потерявших их ионов, т.е. иметь энергии менее одного электронвольта. Однако поскольку их интенсивность на несколько порядков величины превышала интенсивность электронов эффекта, то попадание даже ничтожной доли паразитных электронов на катод ВЭУ заметно уширяло основания этих пиков, увеличивая амплитуду начального участка регистрируемого спектра. При этом расположение на энергетической шкале максимумов пиков, соответствующих электронам эффекта, не менялось.
Как видно из рис. 2, с увеличением энергии ионов Б- в спектрах появляются пики, указывающие на образование электронов, энергии которых больше отмеченных стрелками 1, т.е. превышают энергию столкновения. Это можно объяснить, лишь предположив, что в процессе столкновения возникают молекулярные образования Б2 и Б2, а выделяемая при этом энергия, равная энергии связи Есоп этих образований (4.56 эВ и 3.80 эВ соответственно), передается электронам. Соответствующие зна
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.