Столкновения ионов с атомами газа могут сопровождаться освобождением и захватом электронов. Сечения процессов ионизации и захвата зависят от скорости относительного движения и структуры сталкивающихся атомных частиц.

В области высоких скоростей, отвечающей Мэв-диапазону энергий, основы теории ионизации атомов ионами даны Бором. При высоких скоростях сечения ионизации и захвата быстро уменьшаются с увеличением скорости. В оболочке быстрой частицы удерживаются лишь те электроны, для которых орбитальная скорость превышает скорость относительного движения сталкивающихся атомных частиц. Орбитальная скорость электрона в атоме водорода по Бору v_h = e²/h (2.2*10⁸ см/сек). Согласно общим теоретическим представлениям при высоких скоростях (v >> v_h) ионизация атомов электронами и тяжелыми атомными частицами носит характер ударного взаимодействия.
Теоретические представления о ионизации при атомных столкновениях в области скоростей v<V_h мало разработаны. Распространение применимых при высоких скоростях представлений на эту область не согласуется с опытными фактами. Так, например, согласно классической теории ударной ионизации Томсона пороговое значение скорости для ионизации водорода тяжелыми частицами

Для ионов различных масс это соответствует энергии в несколько десятков или сотен кЭв. Между тем известно, что ионизация атомов ионами наблюдается даже в эв-диапазоне энергий именно при кинетических энергиях Т₀, несколько превышающих энергетический порог T_min, устанавливаемый законами сохранения энергии и импульса:

где m₁ и m₂—соответственно масса ударяющей и ударяемой атомных частиц, a E_i—первый ионизационный потенциал атома. В эв-диапазоне энергий сечение ионизации возрастаете увеличением T₀. В настоящее время имеется достаточно оснований полагать, что сечения ионизации атомов ионами достигают максимальных значений в кэв-диапазоне.

Столкновения ионов (I+) с атомами (A) могут приводить к освобождению электронов из оболочек обеих сталкивающихся частиц в результате следующих процессов:

где n и k—зарядовые состояния атомных частиц после столкновения. Будем называть процессы группы (1) чистой ионизацией, обозначая их сечения как σ_0nⁱ, где нижние индексы 0n указывают на образование из атома вторичного иона с зарядом n. Первым процессом этой группы является обычная одноэлектронная ионизация.
Процессы группы (2), связанные с удалением электронов из оболочки первичного иона, получили наименование «обдирки». Соответствующие сечения обозначаются как σⁱ_1k. Следует предполагать, что процессы чистой ионизации атома и обдирки иона могут осуществляться одновременно в одном и том же столкновении.
Процессы группы (3) называются ионизацией с захватом и соответствующие сечения обозначаются, как σ_on^ic. При осуществлении этих процессов образуются вторичные ионы с зарядом n, освобождается n - 1 электронов и один электрон захватывается в оболочку первичного иона. Первым процессом этой группы согласно принятой нами классификации является обычная одноэлектронная перезарядка

Группа процессов (4) связана с захватом первичным ионом двух электронов и переходом его в отрицательный ион. Сечения этих процессов обозначим как σ_on^icc.
Экспериментальное определение полного сечения ионизации, отнесенного к единичному заряду, основано на регистрации свободных электронов, появляющихся в газе при прохождении ионного пучка. Это сечение, обозначаемое ниже как σ , иногда именуется глобальным, или кажущимся. Предполагая, что все указанные выше типы ионизационных процессов реально осуществляются, можно выразить σ через соответствующие сечения следующим образом:

Роль отдельных членов в выражении зависит от скорости относительного движения сталкивающихся частиц и их структуры. В большинстве случаев основной вклад в полное сечение ионизации вносит сечение чистой одноэлектронной ионизации.Эксперимент и расчёт показывают, что максимальное значение сечения ионизации атома ионами растёт с ростом заряда иона пропорционально величине заряда. При меньших скоростях механизм ионизации усложнён образованием квазимолекулы в процессе столкновения, то есть перераспределением электронов между ядрами сталкивающихся атомных частиц. Это может приводить к появлению дополнительных максимумов в области малых скоростей.

Ионизация атомов и молекул в столкновениях с нейтральными атомами объясняется теми же механизмами, что и в столкновениях с ионами, однако, как правило, количественно менее эффективна. На рисунке 2 приведены для сравнения ионизационные кривые для ионизации молекулярного водорода атомами водорода и протонами.

 

 

Один из наиболее информативных методов исследования процесса ионизации при столкновениях ионов с атомами — это изучение энергетических спектров электронов, образующихся при ионизации. В спектрах электронов, вылетевших под малыми углами по направлению движения налетающих ионов, проявляются отчётливо различимые особенности (пики), обусловленные процессами захвата электрона в континуум налетающего иона (ECC) и парного электрон-ионного столкновения (BE) с прямым выбиванием электрона налетающим ионом, причем при нулевом угле пик ЕСС проявляется наиболее отчётливо. Эти процессы имеют ясную классическую интерпретацию. Величина пика ЕСС имеет наибольшее значение тогда, когда скорость налетающего иона близка к скорости ионизуемого атомного электрона, и значительно уменьшается при большом различие между этими скоростями, то есть, зависит от того, из какой оболочки атома удаляется электрон.

Сечения ионизационных столкновительных процессов экспериментально исследуются в скрещенных пучках с использованием техники совпадений. Такой метод является наиболее точным и даёт детальную картину величин дифференциальных и полных сечений и их зависимостей от физических параметров. Скорости ионизации могут быть с хорошей точностью получены спектроскопическим методом при исследовании излучения хорошо диагностированной плазмы. При этом необходимо иметь надёжные данные о температуре (функции распределения) частиц и их плотности. Этот метод успешно применяется для исследования ионизации многозарядных (Z≥10) ионов электронным ударом.

Пучки ионов с энергиями, измеряемыми кЭв, широко используются в различных аппаратах и приборах, в частности для инжекции в ускорители, в масс-спектрометрах. В верхние слои атмосферы также вторгаются потоки быстрых атомных частиц, идущих от Солнца.

 

Одним из старых, но до сих пор широко применяемых детекторов ионизирующего излучения является ионизационная камера. Простейшая ионизационная камера представляет собой замкнутый газовый объем, в котором расположены два плоско-параллельных электрода. К электродам прикладывается разность потенциалов U, создающая в рабочем объеме камеры электрическое поле напряженности Е.
На рисунке 1 представлена принципиальная схема такой камеры. Здесь R – сопротивление нагрузки, с которой снимается сигнал, а C – распределенная емкость, включающая межэлектродную емкость камеры, входную емкость усилителя и емкость монтажа камеры.
Заряженные частицы, проходя через рабочий объем камеры, производят ионизацию атомов газа, в результате чего вдоль пути частицы образуются электроны и положительные ионы. Под действием электрического поля Е они начинают двигаться к соответствующим электродам камеры.

Во время движения электронов и ионов к электродам во внешней цепи камеры индуцируется ток, заряжающий емкость С. Нарастание импульса, то есть зарядка емкости С, прекращается в тот момент, когда все электроны и ионы, созданные в газе камеры, достигнут соответствующих электродов. Разрядка емкости происходит через сопротивление R, величина которого выбирается такой, чтобы с одной стороны, не происходила разрядка емкости С в течение времени, пока идет ее зарядка током, идущим через камеру, а с другой стороны, емкость С успела бы почти полностью разрядиться к моменту попадания в камеру следующей частицы. Таким образом, сопротивление R выбирается так, чтобы Т<< RC<< Δt, где T – время собирания зарядов, а Δt – временной интервал между импульсами.
Время собирания зарядов, образованных частицей в газе камеры, зависит от скорости их движения к электродам, так называемой скорости дрейфа, причем скорость дрейфа электронов и ионов различна из-за разницы в их массах (так, скорость дрейфа электронов в 10³ раз больше, чем ионов, а время собирания электронов в 10³ раз меньше). Амплитуда импульса обусловлена двумя составляющими – электронной и ионной, причем вклад в полную амплитуду импульса зарядов того или иного знака определяется отношением пройденной ими разности потенциалов к полной разности потенциалов, приложенной к электродам камеры. Характер работы ионизационной камеры существенно зависит от величины напряжения U, приложенного к электродам.

 

Определение абсолютной величины дифференциальных сечений рассеяния в единичный телесный угол является сложным экспериментом, требующим хорошей угловой разрешающей силы прибора и тщательного анализа геометрических условий опыта. При упругом рассеянии первичных частиц на малые углы практически невозможно отличить рассеянные и нерассеянные частицы. В тех же случаях, когда первичные ионы в результате неупругого столкновения изменяют e/m (то есть заряд или массу), они могут быть выделены из первичного пучка отклонением в магнитном поле. Это позволяет исследовать рассеяние с изменением e/m вплоть до очень малых углов. В кэв-диапазоне энергий первичные частицы рассеиваются главным образом в пределах нескольких градусов от направления начального движения, а вторичные ионы— в пределах нескольких градусов от направления, перпендикулярного к первичному пучку. Это обстоятельство несколько облегчает задачу раздельного исследования рассеяния первичных и вторичных ионов.

Дифференциальное сечение рассеяния для первичных и вторичных ионов определяется по общей формуле:

где i₁—ток первичного ионного пучка, поступающего в камеру столкновений, i₂(θ) —ток частиц, рассеянных на угол θ и выделенных коллиматором, п—концентрация атомов газовой мишени, S (θ)—геометрический фактор, учитывающий изменение эффективных размеров рассеивающего объема газа и телесного угла, определяемого диафрагмами коллиматора при установке его оси под данным углом θ к направлению первичного пучка.