Secciones transversales de ionización total y diferencial en colisión entre el átomo de nitrógeno y el ion de sodio con carga única

Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 14080 (2023) Citar este artículo

78 Accesos

Detalles de métricas

Presentamos un estudio teórico de la ionización del átomo de nitrógeno mediante un ion sodio con carga simple utilizando el método de trayectoria clásica de Monte Carlo. Aunque adolecemos de una falta de datos de secciones transversales de este sistema de colisión, el conocimiento de las secciones transversales básicas es esencial en la ciencia de la fusión, porque esta reacción tiene aplicaciones potenciales en el diagnóstico de plasmas de fusión confinados magnéticamente. En nuestras investigaciones, el sistema de colisión Na+–N se reduce a un problema de tres cuerpos. La interacción entre los participantes en la colisión se describe mediante el modelo de potencial de tipo Garvey. Los resultados de nuestro estudio proporcionan información sobre la dinámica de las interacciones sodio-nitrógeno con carga única. Las secciones transversales totales se presentan en el rango de energía de impacto entre 10 keV y 10 MeV y se comparan con los datos experimentales disponibles. Las secciones transversales diferenciales simples y dobles se presentan a energías de 30, 40, 50 y 60 keV relacionadas con las energías del plasma diagnóstico utilizado en la fusión nuclear.

La ionización es uno de los fenómenos que tiene un papel muy importante en la física de la radiación y en el estudio de la estructura de átomos y moléculas1. Además, también tiene gran importancia en el estudio del plasma de fusión. En los plasmas de fusión confinados magnéticamente en tokamak, las distribuciones y concentraciones de iones de impurezas excitados tienen un gran impacto en los perfiles de los bordes del plasma. Para medir los parámetros del plasma (es decir, temperatura, concentraciones de impurezas y densidad), así como la turbulencia del plasma2, se utiliza un método de diagnóstico que requiere inyectar un haz atómico neutro rápido en el plasma del borde para una alta resolución espaciotemporal. Se utilizaron muchos átomos como haces de diagnóstico neutros, como el helio, el litio y el nitrógeno2,3,4,5,6. Además, en los reactores tokamak, el proceso de siembra de nitrógeno se utiliza para enfriar el plasma del borde7. Una línea de emisión se genera mediante la colisión del haz atómico neutro con las partículas constituyentes del plasma; las líneas de emisión permiten una mejor comprensión de los perfiles de los bordes del plasma. Los métodos de diagnóstico precisos se basan en el conocimiento de las secciones transversales de alta precisión de los sistemas de colisión en el plasma de borde.

Para fines de diagnóstico, el helio fue la primera opción para utilizarlo como haz de diagnóstico. Se utilizaron muchos modelos teóricos para estudiar los procesos de ionización en sistemas de colisión con helio. Sin embargo, al comparar los datos teóricos y experimentales de la sección transversal doble diferencial (DDCS) encontramos una discrepancia significativa entre ellos. Al estudiar el DDCS versus la distribución angular de los electrones expulsados ​​del átomo de helio, Madison8 y Manson et al9 utilizaron un potencial de Hartree-Fock para obtener funciones de onda de electrones ligadas y continuas para calcular la sección transversal diferencial en la aproximación de Born de onda plana para protones. y proyectiles de electrones respectivamente. Sus resultados coincidieron bastante con los datos experimentales a energías de alto impacto. Fainstein et al10 utilizaron la aproximación del estado inicial eikonal de onda distorsionada continua (CDW-EIS) para estudiar la sección transversal diferencial en la interacción entre el átomo de helio y los proyectiles desnudos. El CDW-EIS es una simplificación del método CDW11, mientras que el método CDW utiliza una función de onda de Coulomb electrónica completa, el método CDW-EIS utiliza el comportamiento asintótico de la función de onda mencionada (es decir, la fase logarítmica de Coulomb)12. Los resultados de Fainstein et al10 tuvieron un ligero desacuerdo con los datos experimentales en cierto ángulo de eyección. Jones y Madison13 sugirieron el método de aproximación de Born de ondas distorsionadas de tres cuerpos (3DWBA), que se utilizó para estudiar la ionización del helio por electrones de baja energía en geometría coplanar. El 3DWBA incluye la interacción entre el electrón incidente y el electrón expulsado, esta inclusión condujo a una alta concordancia con los datos experimentales. Por otro lado, Jones et al14 utilizaron las funciones de onda introducidas por Alt y Mukhamedzhanov15 y Berakdar16 en el 3DWBA, y los resultados calculados muestran menos concordancia con los datos experimentales.

El estudio de Wolfrum et al.17 se realizó para investigar el uso de sodio como haz de diagnóstico para plasmas como alternativa al haz de litio. Eligieron el sodio en lugar del litio por muchas de las ventajas del sodio. Las principales ventajas son las siguientes: menor temperatura del emisor, mayor sección transversal de intercambio de carga para colisión con helio y impurezas de carbono (ver más en la referencia 17). De todos modos, en los últimos años se utilizaron haces alcalinos neutros (es decir, Li y Na) con una energía de aproximadamente 60 keV para diagnosticar los plasmas confinados magnéticamente en la capa raspable y en el borde, es decir, para medir la turbulencia y la densidad del plasma. perfil del electrón del plasma18,19,20,21,22,23.

En este trabajo presentamos el tratamiento clásico de la ionización del átomo de nitrógeno (N) mediante un ion sodio con carga simple. El sistema de colisión \({Na}^{+}-N\) se reduce a un problema de tres cuerpos utilizando un modelo de potencial dependiente de la distancia tipo Garvey24,25. Los electrones unidos y el núcleo del ion sodio (\({Na}^{+}\)) se tratan como un solo cuerpo. El mismo procedimiento se aplica al átomo de nitrógeno \(N\). El electrón activo se trata como un cuerpo y el núcleo, y los electrones restantes unidos del átomo de nitrógeno se consideran un solo cuerpo. Los cálculos se realizaron utilizando el método de trayectoria clásica Monte Carlo (CTMC)26. Presentamos las secciones transversales totales en el rango de energía de impacto entre 10 keV y - 10 MeV y las comparamos con los datos experimentales disponibles. También presentamos las secciones transversales diferenciales simples y dobles de colisión \({Na}^{+}-N(2p)\) a energías de 30, 40, 50 y 60 keV relacionadas con las energías del plasma de diagnóstico utilizado en la industria nuclear. fusión.

Para estudiar la ionización de la capa exterior del átomo de nitrógeno mediante iones de sodio con carga única, realizamos una gran cantidad de simulaciones de trayectorias clásicas. Seguimos 106 trayectorias individuales seleccionadas al azar para cada sistema de colisión.

La Figura 1 muestra nuestros resultados CTMC para la sección transversal de ionización total (TCS) en función de la energía de impacto en una amplia gama de energías de impacto de proyectiles en comparación con, según nuestro mejor conocimiento, los únicos datos experimentales de Graham et al.27. Observamos que Graham et al. utilizaron el objetivo de nitrógeno molecular en su estudio, en lugar del objetivo atómico que usamos. Para comparar nuestros resultados con los datos experimentales debemos considerar lo siguiente. En primer lugar, un nitrógeno molecular contiene dos átomos de nitrógeno equivalentes, por lo que debemos multiplicar nuestras secciones transversales calculadas por dos. En segundo lugar, el TCS de ionización general del sistema de colisión \({Na}^{+}-N\) incluye todas las subcapas (es decir, 1s, 2s y 2p), y dado que utilizamos una aproximación de una sola partícula, la las secciones transversales de ionización correspondientes deben multiplicarse por el número de electrones en la capa dada, es decir, los TCS de la subcapa 2p se multiplican por tres, los TCS de las subcapas 1 s y 2 s se multiplican por dos. El TCS del subnivel 1s no se representa en la Fig. 1 porque su contribución es insignificante. Pero la Tabla 1 muestra algunos resultados de TCS del subnivel 1s en energías de impacto seleccionadas. Teniendo en cuenta estas correcciones y de acuerdo con la Fig. 1, podemos concluir que nuestras secciones transversales totales calculadas concuerdan muy bien con los datos experimentales disponibles. Además, presentamos las secciones transversales en un rango de energía de proyectil mucho más amplio que los datos experimentales como secciones transversales de referencia para las próximas mediciones o cálculos.

Sección transversal de ionización total (TCS) en función de la energía de impacto en la colisión entre un ion de sodio con carga única y un átomo de nitrógeno. Línea roja continua: presenta los resultados CTMC de la suma de los subniveles 1s, 2s y 2p; línea de puntos y trazos negros: TCS de la subcapa N2p; línea punteada azul: TCS de la subcapa de N2; círculos sólidos: datos experimentales de Graham et al.27.

Descubrimos que el máximo de la sección transversal de ionización total es de alrededor de 2 MeV de energía de impacto. El área sombreada en verde en la Fig. 1 cubre el rango de energía que es de interés en la investigación del plasma de fusión con respecto al diagnóstico del plasma. Por lo tanto, a continuación nos centramos en este rango de energía limitado para analizar las secciones transversales diferenciales (DCS). De acuerdo con nuestros resultados en la Fig. 1, consideraremos solo la subcapa 2p en los resultados de las secciones transversales diferenciales.

La Figura 2 muestra la distribución de energía de los electrones emitidos por el átomo de nitrógeno en colisiones \({Na}^{+}- N(2p)\). Las secciones transversales diferenciales simples (SDCS) se comparan con diferentes energías de impacto del proyectil desde 30 keV hasta 60 keV. En todas las energías de impacto de proyectiles, los electrones de baja energía son dominantes. Los SDCS están muy cerca unos de otros y siguen la misma tendencia. Esto se debe a los valores cercanos de las energías de impacto bajo nuestra investigación. Descubrimos que alrededor de 10 eV, la SDCS comienza a disminuir rápidamente.

Distribución de energía de los electrones emitidos por el nitrógeno en colisiones \({Na}^{+}- N(2p)\) en función de las energías de impacto del proyectil. Línea de puntos verde: 30 keV, línea continua negra: 40 keV, línea de puntos azul: 50 keV, línea de puntos roja: 60 keV.

La Figura 3 muestra la distribución angular de los electrones emitidos por el átomo de nitrógeno en colisiones \({Na}^{+}- N(2p)\) en función de las energías de impacto del proyectil. Según la dependencia energética de las secciones transversales de ionización total, cuanto mayor es la energía de impacto, mayores son las secciones transversales diferenciales angulares. Los rendimientos de electrones dominantes se pueden encontrar en los ángulos de dispersión más bajos. Al mismo tiempo, observamos que se observa un rendimiento significativo de electrones en ángulos hacia atrás. Los mínimos de la sección transversal se encuentran en ángulos de emisión de alrededor de 90°.

Distribución angular de los electrones emitidos por el átomo de nitrógeno en colisiones \({Na}^{+}- N(2p)\) en función de las energías de impacto del proyectil. Línea de puntos verde: 30 keV, línea continua negra: 40 keV, línea de puntos azul: 50 keV, línea de puntos roja: 60 keV.

Las Figuras 4 y 5 muestran el gráfico de contorno de la sección transversal diferencial doble (DDCS) de los electrones expulsados ​​del nitrógeno en colisiones \({Na}^{+}- N(2p)\) con energías de impacto de 30 keV y 60 keV. , respectivamente. En ambos casos, las DDCS más altas se obtienen para electrones con energías inferiores a 10 eV y ángulos de eyección inferiores a 20°. Para electrones con energías superiores a aproximadamente 15 eV, el DDCS para ambas energías de impacto exhibe resultados casi idénticos en todos los ángulos de expulsión. Sin embargo, se observa una clara diferencia entre los resultados a 30 keV y 60 keV en el rango angular de 60°–120°. Aquí, el DDCS para la energía de impacto de 30 keV muestra valores más bajos en comparación con el DDCS para la energía de impacto de 60 keV y encontramos que los valores de DDCS son casi idénticos para todos los ángulos de dispersión para la energía de impacto de 60 keV.

Sección transversal diferencial doble (DDCS) en función de la energía de los electrones expulsados ​​y el ángulo de dispersión de los electrones ionizados del nitrógeno en un sistema de colisión \({Na}^{+}- N(2p)\) con una energía de impacto de 30 keV.

Igual que la Fig. 4 pero para una energía de impacto de 60 keV.

En la Fig. 6, el DDCS se presenta como una función de la energía del electrón expulsado en energías de impacto de 30 y 60 keV. Las curvas DDCS exhiben un comportamiento complejo con respecto a la energía de impacto y el ángulo de eyección. La curva DDCS de mayor energía, por debajo de 5 eV, se atribuye a la energía de impacto de 60 keV y al ángulo de eyección de 30 ± 15°. Por el contrario, la curva DDCS de energía más baja sobre todas las energías de eyección se debe a la energía de impacto de 30 keV y al ángulo de eyección de 90 ± 15°.

Sección transversal diferencial doble (DDCS) de los electrones ionizados del nitrógeno en la colisión \({Na}^{+}- N(2p)\) en función de la energía de los electrones expulsados. (a) Energía de impacto 30 keV, línea continua azul: el ángulo de dispersión es 30 ± 15; línea continua roja: el ángulo de dispersión es 90 ± 15°; línea continua verde: el ángulo de dispersión es 150 ± 15°; (b) Energía de impacto 60 keV, línea punteada y discontinua azul: el ángulo de dispersión es 30 ± 15°; línea roja de puntos y trazos: el ángulo de dispersión es de 90 ± 15°; Línea verde de puntos y trazos: el ángulo de dispersión es de 150 ± 15°.

Como tendencia general, todas las curvas DDCS comienzan con los valores más altos a energías más bajas y disminuyen lentamente hasta que la energía del electrón alcanza alrededor de 20 eV, excepto la curva de energía DDCS con energía de impacto de 60 keV y un ángulo de dispersión de 150 ± 15°. lo que mantiene unos valores casi constantes en este rango de energía. Cuando la energía de los electrones supera los 20 eV, los DDCS disminuyen drásticamente. Además, observamos que en los espectros de energía vemos claramente la firma del llamado proceso de ionización tipo lanzadera de Fermi (ver el recuadro de la Fig. 7)28,29,30,31. La ionización tipo lanzadera de Fermi ocurre cuando el electrón expulsado puede dispersarse tanto en el proyectil como en el núcleo objetivo varias veces durante el movimiento del proyectil. En cada colisión con el núcleo del proyectil, el electrón gana energía (acelera) y después de algunas colisiones hacia adelante y hacia atrás puede alcanzar una energía relativamente grande. La firma de los electrones acelerados se puede ver en los espectros de energía como un rendimiento electrónico mejorado en las energías correspondientes. La idea de la aceleración de Fermi se remonta a 1949 cuando Fermi32 propuso un esquema hipotético como posible origen de los rayos cósmicos de alta energía. En este esquema propuesto, campos electromagnéticos gigantes, que se mueven unos contra otros en el espacio, pueden acelerar las partículas cargadas a energías muy altas en largas secuencias de reflexiones. Posteriormente se demostró que este tipo de juego de “ping-pong” también puede observarse utilizando campos microscópicos mucho más pequeños de átomos, moléculas o grupos28,29,30,31,33,34,35,36,37,38, donde Incluso una breve secuencia de acontecimientos dispersos puede contener observaciones muy interesantes.

Sección transversal diferencial doble (DDCS) de los electrones ionizados del nitrógeno en el sistema de colisión \({Na}^{+}- N(2p)\) en función del ángulo de dispersión. Línea continua roja: energía de impacto 30 keV, energía de electrones \(0<{E}_{e}\le 12\, \mathrm{eV}\); línea discontinua roja: energía de impacto 60 keV, energía de electrones \(0<{E}_{e}\le 12\, {\rm eV}\); línea continua azul: energía de impacto 30 keV, energía de electrones \(12<{E}_{e}\le 50\, \mathrm{eV}\); línea de puntos negra: energía de impacto 40 keV, energía de electrones \(12<{E}_{e}\le 50\, \mathrm{eV}\); línea de puntos y trazos magenta: energía de impacto 50 keV, energía de electrones \(12<{E}_{e}\le 50 \,\mathrm{eV}\); línea discontinua azul: energía de impacto 60 keV, energía de electrones \(12<{E}_{e}\le 50\, \mathrm{eV}\); línea continua verde: energía de impacto 30 keV, energía de electrones \(50<{E}_{e}\le 100\, \mathrm{eV}\); línea discontinua verde: energía de impacto 60 keV, energía de electrones \(50<{E}_{e}\le 100 \,\mathrm{eV}\);

La Figura 7 muestra la distribución angular del electrón objetivo expulsado en un cierto rango de energía para la colisión de Na+-N(2p) con energías de impacto de 30, 40, 50 y 60 keV. Los DDCS son los más altos para electrones expulsados ​​que tienen energías inferiores a 12 eV en pequeños ángulos de dispersión. Con ángulos de dispersión más altos, los valores de DDCS disminuyen hasta alcanzar los 60 grados y por encima de 60 grados las secciones transversales son casi constantes. Además, con una energía de impacto de 60 keV, los valores de DDCS son superiores a los obtenidos con 30 keV para todos los ángulos y energías de los electrones.

Según la distribución de energía de los electrones expulsados, para los electrones expulsados ​​con energías en el rango de 50 a 100 eV, los valores de la sección transversal son los valores más pequeños. Las secciones transversales de dispersión hacia adelante y hacia atrás están en el mismo orden. Las secciones transversales mínimas se encuentran en un ángulo de dispersión de 90°.

Para los electrones expulsados ​​con energías en el rango de 12 a 50 eV, se observa una tendencia interesante. Los DDCS para todas las energías de impacto son casi iguales en ángulos bajos, pero a medida que los ángulos aumentan, las secciones transversales, para todas las energías de impacto, comienzan a divergir entre sí. La máxima separación entre las curvas de las cuatro energías se produce en ángulos cercanos a los 180 grados. Para el DDCS obtenido con una energía de impacto de 30 keV, la dispersión directa es un poco mayor que la dispersión hacia atrás, mientras que para el DDCS obtenido con una energía de impacto de 60 keV, la dispersión directa es menor que la dispersión hacia atrás. Estos resultados sugieren que al aumentar la energía del impacto, se ionizan más electrones retrodispersados ​​en comparación con la dispersión directa en este rango de energía.

En este trabajo, las colisiones ion-átomo se modelan mediante el método de trayectoria clásica Monte Carlo (CTMC) muestreando aleatoriamente las condiciones iniciales de las partículas en colisión y resolviendo numéricamente las ecuaciones de movimiento. En nuestras investigaciones, el sistema de colisión Na+-N se reduce a un problema de tres cuerpos. La interacción entre los participantes en la colisión se describe mediante el modelo de potencial de tipo Garvey. El sistema de tres cuerpos consta del proyectil, \({Na}^{+} (P)\), el electrón objetivo activo (e) y el núcleo objetivo (T), incluido el núcleo objetivo y los electrones objetivo inactivos restantes ( ver figura 8.).

Diagrama esquemático del sistema de colisión de tres cuerpos en estudio. Los vectores de posiciones relativas están dados por \(\overrightarrow{r}={\overrightarrow{r}}_{e}-{\overrightarrow{r}}_{T}\), \(\overrightarrow{x}={ \overrightarrow{r}}_{e}-{\overrightarrow{r}}_{P}\) y \(\overrightarrow{s}={\overrightarrow{r}}_{P}-{\overrightarrow{r }}_{T}\). El vector \(\overrightarrow{R}\) es la distancia entre el proyectil y el centro de masa del sistema objetivo, \({\overrightarrow{v}}_{P}\) es la velocidad del objetivo y \(b \) es el parámetro de impacto.

La energía potencial en la interacción entre el proyectil (P), el núcleo objetivo (T) y el electrón (e) utilizando el modelo potencial dependiente de la distancia tipo Garvey24,25 se puede escribir como:

donde \(q_{e}\) es la carga del electrón, \(\zeta = s,r,x\) es la distancia entre las partículas en colisión y \(Q\left( \zeta \right)\) es la distancia carga nuclear dependiente dada por la siguiente ecuación:

donde Z es el número atómico, N es el número total de electrones en el átomo o ion y la función \(\Omega \left( \zeta \right)\) es el potencial de apantallamiento dado por,

La función de los parámetros \(\eta\) y \(\xi\) es minimizar la energía de un átomo o ion determinado. En la Tabla 2, presentamos los parámetros de nuestro sistema.

Los parámetros \(\eta_{ }\) y \(\xi\) se pueden obtener como:

donde \(a\) es igual a 1 para proyectil y 0 para objetivo, los parámetros \(\eta_{X}^{\left( 0 \right)} ,\eta_{X}^{\left( 1 \right)} ,\xi_{X}^{\left( 0 \right)} ,\xi_{X}^{\left( 1 \right)}\) son presentados por Garvey et al24.

La ventaja potencial de detección es considerar la carga dependiente de la distancia del proyectil y el núcleo objetivo. La carga efectiva del ion sodio y el núcleo de nitrógeno para valores pequeños y grandes de \(\zeta \) se puede ver en la Fig. 9.

La carga efectiva dependiente de la distancia en función de la distancia de interacción entre el electrón activo del nitrógeno y el núcleo de nitrógeno (línea discontinua verde) y el ion sodio (línea discontinua roja).

Después de obtener las ecuaciones de movimiento aplicando el hamiltoniano al sistema, empleamos el método CTMC para resolver estas ecuaciones numéricamente utilizando el método adaptativo de Runge-Kutta. El tamaño de paso utilizado dependía de los parámetros iniciales de todas las partículas. Para el ion del proyectil, definimos sus parámetros iniciales con respecto al centro de masa del sistema objetivo. La posición fue determinada por la distancia inicial \({R}_{0}\) y el parámetro de impacto \(b\), que fue seleccionado aleatoriamente dentro del intervalo \(\left[0,{b}_{max} \right]\) como se ilustra en la Fig. 8. El impulso inicial fue determinado por la velocidad de impacto \({v}_{P}\), y se eligió que la dirección inicial tuviera un componente z exclusivamente. En cuanto al electrón activo del objetivo, inicialmente estaba confinado en el núcleo y sometido a un potencial no columbino. Reinhold y Falcón39 proporcionan una explicación exhaustiva de la metodología para determinar los parámetros iniciales de este electrón activo.

Las ecuaciones de movimiento se resuelven para una gran cantidad de proyectiles con un conjunto aleatorio de condiciones iniciales; cuanto mayor sea el número de proyectiles, se reducirá el error estadístico (SE). Las secciones transversales total, de energía, diferencial angular simple y doble diferencial se pueden evaluar mediante las siguientes expresiones:

donde \(N_{tot}\) es el número total de proyectiles con parámetros de impacto menores o iguales a \(b_{max}\), y \(N_{t}\) es el número de trayectorias con parámetro de impacto \( b_{i}\) satisfaciendo el proceso de ionización de electrones. El error estadístico para una medición dada tiene la forma,

Hemos presentado un estudio teórico de la ionización del átomo de nitrógeno por un ion sodio con carga simple utilizando un tratamiento clásico del sistema de colisión. Nuestro trabajo llena vacíos, ya que hay datos de sección transversal total muy limitados disponibles o no hay datos de sección transversal diferencial disponibles para este sistema. En nuestras investigaciones, el sistema de colisión Na+-N se redujo a un problema de tres cuerpos. La interacción entre los participantes en la colisión se describió mediante el modelo de potencial de tipo Garvey. Las secciones transversales totales se presentaron en el rango de energía de impacto entre 10 keV y - 10 MeV y se compararon con los datos experimentales disponibles. Las secciones transversales diferenciales simples y dobles se presentan a energías de 30, 40, 50 y 60 keV relacionadas con las energías del plasma diagnóstico utilizado en la fusión nuclear. Estas energías de impacto de la sección transversal diferencial aseguran que el proyectil de Na+ pueda penetrar el plasma a una profundidad adecuada; energías más altas reducirán la probabilidad de interacción con los componentes del plasma, mientras que una energía de impacto más baja significa una distancia de penetración baja en el plasma. Hemos demostrado que la sección transversal máxima de ionización total se produce con una energía de impacto de alrededor de 2000 keV. Además, también demostramos que la mayoría de los electrones son expulsados ​​en ángulos más bajos y en retrodispersión; además, la mayoría de los electrones expulsados ​​tienen una energía cinética de alrededor de 20 eV o menos. Los resultados proporcionan una herramienta valiosa para comprender la dinámica de las colisiones entre iones y átomos y sus aplicaciones en la investigación del plasma de fusión. El estudio también destaca el uso de haces alcalinos neutros para diagnosticar plasmas confinados magnéticamente en la capa raspable y el borde.

Los conjuntos de datos generados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles a través de los autores correspondientes previa solicitud razonable.

XXIII. La penetración de partículas atómicas a través de la materia. En La penetración de partículas cargadas a través de la materia (1912-1954) (ed. Jens Thorsen) vol. 8 423–568 (Elsevier, 1987).

Kruezi, U., Stoschus, H., Schweer, B., Sergienko, G. & Samm, U. Diagnóstico de haz de helio supersónico para mediciones de fluctuación de temperatura y densidad de electrones en el Tokamak TEXTOR. Rev. P. Ciencia. Instrumento. Rev. 83, 065107 (2012).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Patel, M., Thomas, J. y Joshi, HC Caracterización del flujo de chorros de gas supersónicos: experimentos y simulaciones. Vacío 192, 110440 (2021).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Yuan, BD y cols. Desarrollo de un diagnóstico por imágenes de soplo de gas multicolor en el tokamak HL-2A. Rev. Ciencia. Instrumento. 91, 073505 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Dimitriou, K., Aumayr, F., Katsonis, K. & Winter, H. Colisiones H+–He(1s2): cálculos CTMC de secciones transversales de excitación y ionización única. En t. J. Espectro de masas. 233, 137-144 (2004).

Artículo CAS Google Scholar

Brañas, B., Tafalla, D., Tabarés, FL & Ortiz, P. Diagnóstico de haz atómico para la caracterización del plasma de borde en el estelarador TJ-II. Rev. P. Ciencia. Instrumento. Rev. 72, 602–606 (2001).

ADS del artículo Google Scholar

Schmid, K. y col. Interacción de plasmas de nitrógeno con tungsteno. Núcleo. Fusión 50, 025006 (2010).

ADS del artículo Google Scholar

Madison, DH Distribuciones angulares de electrones expulsados ​​del helio por impacto de protones. Física. Rev. A 8, 2449–2455 (1973).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Manson, ST, Toburen, LH, Madison, DH y Stolterfoht, N. Energía y distribución angular de electrones expulsados ​​del helio por protones y electrones rápidos: teoría y experimento. Física. Rev. A 12, 60–79 (1975).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Fainstein, PD, Ponce, VH & Rivarola, RD Un modelo teórico para la ionización en colisiones ion-átomo. Solicitud del impacto de proyectiles multicargados sobre helio. J. Física. Murciélago. Mol. Optar. Física. 21, 287–299 (1988).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Belkic, Dz. Una teoría cuántica de ionización en colisiones rápidas entre iones y sistemas atómicos. J. Física. Murciélago. Mol. Física. 11, 3529–3552 (1978).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Belkić, D. Secciones transversales totales en cinco métodos para la captura de dos electrones por partículas alfa de helio: CDW-4B, BDW-4B, BCIS-4B, CDW-EIS-4B y CB1-4B. J. Matemáticas. Química. 58, 1133-1176 (2020).

Artículo MathSciNet MATEMÁTICAS Google Scholar

Jones, S. & Madison, DH Cálculos de ondas distorsionadas asintóticamente correctos para la ionización de helio por impacto de electrones de baja energía. J. Física. Murciélago. Mol. Optar. Física. 27, 1423-1428 (1994).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Jones, S., Madison, DH y Konovalov, DA Modelos de tres cuerpos de ionización de electrón-hidrógeno. Física. Rev. A 55, 444–449 (1997).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Alt, EO & Mukhamedzhanov, AM Solución asintótica de la ecuación de Schrödinger para tres partículas cargadas. Física. Rev. A 47, 2004-2022 (1993).

Artículo ADS MathSciNet CAS PubMed Google Scholar

Berakdar, J. Solución analítica aproximada del problema del continuo de Coulomb de tres cuerpos de la mecánica cuántica. Física. Rev. A 53, 2314–2326 (1996).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Wolfrum, E. y col. Un diagnóstico del borde del haz de sodio (Na). En actas de la 18.ª Conferencia internacional sobre dispositivos de fusión que controlan la interacción plasma-superficie 390–391, 1110–1113 (2009).

Pusztai, I. et al. Corrección basada en deconvolución de mediciones del perfil de densidad de espectroscopía de emisión de haz alcalino. Rev. Ciencia. Instrumento. 80, 083502 (2009).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Brix, M. y col. Mejoras recientes del diagnóstico por haz de litio JET. Rev. Ciencia. Instrumento. 83, 10D533 (2012).

Artículo CAS PubMed Google Scholar

Anda, G. et al. Desarrollo de un inyector de haz de litio neutro de 60 keV de alta corriente para mediciones de espectroscopía de emisión de haz en experimentos de fusión. Rev. Ciencia. Instrumento. 89, 013503 (2018).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Réfy, DI et al. Medición del perfil de densidad electrónica en submilisegundos en el tokamak JET con el rápido sistema de espectroscopia de emisión de haz de litio. Rev. Ciencia. Instrumento. 89, 043509 (2018).

Artículo ADS PubMed Google Scholar

Zoletnik, S. y col. Diagnóstico avanzado por haz de álcali neutro para aplicaciones en la investigación de la fusión (invitado). Rev. Ciencia. Instrumento. 89, 10D107 (2018).

Artículo CAS PubMed Google Scholar

Zoletnik, S. y col. Diagnóstico ultrarrápido por espectroscopia de emisión de haz de litio bidimensional en el tokamak EAST. Rev. Ciencia. Instrumento. 89, 063503 (2018).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Garvey, RH, Jackman, CH & Green, AES Potenciales de modelo de partículas independientes para átomos e iones con 36

Artículo ADS CAS Google Scholar

Green, AES Un modelo analítico de partículas independientes para átomos. En Avances en Química Cuántica vol. 7 221–262 (Elsevier, 1973).

Tőkési, K. Captura selectiva de electrones por estado en colisiones de argón y positrones de baja energía. Núcleo. Instrumento. Métodos Phys. Res. Secta. Interacción de haz B. Madre. En. 279, 62–65 (2012).

ADS del artículo Google Scholar

Graham, WG, Latimer, CJ, Browning, R. & Gilbody, HB Ionización de la fragmentación de gases moleculares diatómicos por iones Ne + y Na + de 5 a 45 keV y átomos de Ne. J. Física. Murciélago. Mol. Física. 6, 2641–2652 (1973).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Sulik, B., Koncz, CS, Tőkési, K., Orbán, A. y Berényi, D. Evidencia de la ionización de lanzadera Fermi en colisiones C + + X e de velocidad intermedia. Física. Rev. Lett. 88, 073201 (2002).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Sulik, B. y col. Aceleración del transbordador Fermi de electrones en la interacción ion-materia. Núcleo. Instrumento. Métodos Phys. Res. Secta. Interacción de haz B. Madre. En. 212, 32–44 (2003).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Tőkési, K., Sulik, B. & Stolterfoht, N. Dispersión de electrones múltiples tipo Fermi-shuttle en colisiones atómicas. Núcleo. Instrumento. Métodos Phys. Res. Secta. Interacción de haz B. Madre. En. 233, 187-190 (2005).

ADS del artículo Google Scholar

Sulik, B. & Tőkési, K. Aceleración de la dispersión múltiple de electrones por impacto de iones: contribución a la fragmentación molecular y los daños por radiación. En Avances en Química Cuántica vol. 52 253–276 (Elsevier, 2007).

Fermi, E. Sobre el origen de la radiación cósmica. Física. Rev. 75, 1169-1174 (1949).

Artículo ADS MATEMÁTICAS Google Scholar

Beuhler, RJ, Friedlander, G. & Friedman, L. Fusión de impacto de cúmulo. Física. Rev. Lett. 63, 1292-1295 (1989).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Burgdörfer, J., Wang, J. & Ritchie, RH Estimaciones de los rendimientos de la fusión por impacto de cúmulos utilizando el mapa de aceleración de Fermi. Física. scr. 44, 391–394 (1991).

ADS del artículo Google Scholar

Wang, J., Burgdörfer, J. & Bárány, A. Espectro de ionización para colisiones ion-átomo con potenciales de rango cero en una y tres dimensiones. Física. Rev. A 43, 4036–4039 (1991).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Jakas, MM Atrapamiento de un electrón clásico entre dos centros de dispersión pesados. Física. Rev. A 52, 866–869 (1995).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Jakas, MM La producción de electrones de alta energía durante colisiones atómicas de baja energía en sólidos. Núcleo. Instrumento. Métodos Phys. Res. Secta. Interacción de haz B. Madre. En. 115, 255–260 (1996).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Reinhold, CO y cols. Cresta ternaria de electrones expulsados ​​por colisiones rápidas entre iones y átomos. Física. Rev. A 58, 2611–2614 (1998).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Reinhold, CO & Falcón, CA Secciones transversales de ionización clásica y transferencia de carga para colisiones de H+ + He y H+ + Li+ teniendo en cuenta las interacciones del modelo. Física. Rev. A 33, 3859–3866 (1986).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Descargar referencias

Este trabajo se ha llevado a cabo en el marco del Consorcio EUROfusion, financiado por la Unión Europea a través del Programa de Investigación y Formación de Euratom (Acuerdo de subvención nº 101052200—EUROfusion). Sin embargo, los puntos de vista y opiniones expresados ​​son únicamente los de los autores y no reflejan necesariamente los de la Unión Europea o la Comisión Europea. Ni la Unión Europea ni la Comisión Europea pueden ser consideradas responsables de ello. También agradecemos el apoyo de la European Cost Actions CA18212 (MD-GAS).

Financiamiento de acceso abierto proporcionado por el Instituto ELKH de Investigación Nuclear.

Instituto de Investigación Nuclear (ATOMKI), Debrecen, 4026, Hungría

M. Al-Ajaleen y K. Tőkesi

Escuela de Doctorado en Física, Universidad de Debrecen, Egyetem tér 1, Debrecen, 4032, Hungría

M. Al-Ajaleen

Centro de Investigación Energética, Budapest, Hungría

k capital

También puedes buscar este autor en PubMed Google Scholar.

También puedes buscar este autor en PubMed Google Scholar.

Todos los autores contribuyeron a la preparación del manuscrito.

Correspondencia a K. Tőkési.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Springer Nature se mantiene neutral con respecto a reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

Acceso Abierto Este artículo está bajo una Licencia Internacional Creative Commons Attribution 4.0, que permite el uso, compartir, adaptación, distribución y reproducción en cualquier medio o formato, siempre y cuando se dé el crédito apropiado a los autores originales y a la fuente. proporcione un enlace a la licencia Creative Commons e indique si se realizaron cambios. Las imágenes u otro material de terceros en este artículo están incluidos en la licencia Creative Commons del artículo, a menos que se indique lo contrario en una línea de crédito al material. Si el material no está incluido en la licencia Creative Commons del artículo y su uso previsto no está permitido por la normativa legal o excede el uso permitido, deberá obtener permiso directamente del titular de los derechos de autor. Para ver una copia de esta licencia, visite http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Reimpresiones y permisos

Al-Ajaleen, M., Tőkési, K. Secciones transversales de ionización total y diferencial en colisión entre un átomo de nitrógeno y un ion de sodio con carga única. Representante científico 13, 14080 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-41134-0

Descargar cita

Recibido: 28 de junio de 2023

Aceptado: 22 de agosto de 2023

Publicado: 28 de agosto de 2023

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

Cualquier persona con la que comparta el siguiente enlace podrá leer este contenido:

Lo sentimos, actualmente no hay un enlace para compartir disponible para este artículo.

Proporcionado por la iniciativa de intercambio de contenidos Springer Nature SharedIt

Al enviar un comentario, acepta cumplir con nuestros Términos y pautas de la comunidad. Si encuentra algo abusivo o que no cumple con nuestros términos o pautas, márquelo como inapropiado.