Bragg峰能区Xe20+与不同靶作用产生的X射线*

梁昌慧 张小安† 周贤明3) 赵永涛 肖国青

1)(咸阳师范学院与中国科学院近代物理研究所联合共建:离子束与光物理实验室,咸阳 712000)

2)(中国科学院近代物理研究所,兰州 730000)

3)(西安交通大学理学院,西安 710049)

依托兰州重离子加速器国家实验室320 kV高电荷态离子综合研究平台,测量了动能为6.0 MeV的Xe20+离子与V,Fe,Ni,Cu,Zn 靶表面作用产生的特征X射线谱,分析了能量为1.60 keV的X射线的产生机制,并利用经典过垒模型计算了Xe20+与不同靶作用时第一代空心原子在上表面的存在时间.结果表明:对于没有初始M 空穴的Xe20+离子与不同靶相互作用时,实验中没有观察到Xe的Mα X射线,而观察到了能量为Xe的Mα X射线的两倍的X射线,称此线为Xe的Mαα X射线,认为其是由Xe 在靶的上表面的双电子单光子过程产生的.

1 引 言

高电荷态离子(highly charged ion,HCI)进入介质沿着离子径迹在单位路程上的能量损失曲线呈现布拉格(Bragg)曲线形状,在接近射程末端的Bragg峰值附近释放其大部分能量.在Bragg峰附近,HCI的能损机制研究不仅在重离子医学辐照治疗、重离子驱动的高能量密度物理、惯性约束聚变等应用方面具有重要价值.而且,其与介质原子碰撞产生的内壳层过程研究是天体等离子体、受控核聚变等离子体等极端条件下原子物理的重要前沿课题[1−7].

Bragg峰能区带电粒子的速度在玻尔速度(v0为 2.19 × 106m/s)附近,该能区离子与固体中原子碰撞产生的内壳层过程具有特殊的复杂性.对于小于玻尔速度的低速离子,携带动能不足以产生内壳层电离过程,其与固体作用的主要过程是从表面原子中俘获电子的退激和中性化过程[8,9].对于快速重离子,内壳层过程主要以直接库仑电离为主[10−12].而在Bragg峰能区,入射离子既有足够的能量接近靶原子,还有足够的时间保持原有电荷态记忆,与靶原子发生相互作用形成分子轨道,因此,Bragg峰能区的内壳层过程极为复杂,除了直接库仑电离,还可能存在多电子关联激发、准分子电子晋升等机制.

以往的相关研究主要集中在小于玻尔速度的低能区[13,14]和中高能区[15−17],而在布拉格峰能区,受到实验条件的限制,相关的实验研究较少,现有理论模型的实用性也有待验证.在该能区,由于内壳层过程的复杂性,存在一些有趣且悬而未解的问题.本文研究动能为6.0 MeV、速度为1.36v0的重离子Xe20+与不同靶表面作用产生的中心能量为1.60 keV的特征X射线谱,其值等于Xe的特征M X射线(0.80 keV)的两倍,是既不属于靶原子也不属于炮弹离子的特征X射线.Song 等[2]研究了能量为350—600 keV的Xeq+(q=27—30)离子与Al,Mo 和Be 表面相互作用过程中的X射线辐射,Zhang 等[18]研究了能量为350—600 keV的Xe30+离子与Au 表面相互作用过程中的X射线辐射,Zhao 等[19]研究了能量为 350 keV的Xeq+(q=27—30)离子与Be 表面相互作用过程中的X射线辐射,都观察到了此线,并给出了不同的解释.本文将对该谱线的发射机制进行进一步的分析.

2 实验装置和测量方法

本实验是在中国科学院近代物理研究所320 kV高电荷态离子综合研究平台1 号实验终端上完成的,实验平台示意图如图1 所示.束流Xe20+由14.5 GHz 电子回旋共振离子源(electron cyclotron resonance ion source,ECRIS)通过分析磁铁在不同的电压下引出,再经过加速管加速、聚焦、准直后进入具有电磁屏蔽的超高真空(约10–10Pa)球形靶室,垂直轰击靶表面中心.靶的面积约为15 mm × 15 mm,厚度为0.1 mm[20,21].

图1 实验平台示意图(1,ECR离子源;2,分析磁体;3,高压加速平台;4,四级光阑;5,90°分析磁体;6,四极透镜;7,60°分析磁体;8,超高真空球形靶室;9,靶;10,硅漂移探测器;11,X射线获取系统;12,穿透式法拉第圆筒;13,法拉第圆筒;14,离子数获取系统)Fig.1.Schematic drawing of experiment setup.1,ECR ion source;2,analyzing magnet;3,high volt accelerate platform;4,four-stage aperture;5,90° deflection magnet;6,magnetic quadrupled lens;7,60° deflection magnet;8,ultrahigh vacuum target chamber;9,target;10,silicon drift detector;11,X-ray recording system;12,penetrable faraday cup;13,common faraday cup;14,projectile number recording system.

离子与靶相互作用所产生的X射线利用AMP TEK 公司研制的XR100 SDD 型硅漂移探测器进行探测.探测器的有效探测面积为7 mm2,探头前的铍窗厚度为12.5 µm,在5.9 keV峰位处的能量分辨为139 eV(半高宽/FWHM).当增益为100时,探测器的有效能量测量范围为0.5—14.3 keV,探测效率如图2 所示,可以有效地阻止次级电子发射对X射线谱的影响.探测器探头对准靶室中心,离靶中心32.52 mm,并与靶表面成45°夹角,探测立体角为0.0066 sr.实验前用55Fe 和241Am 放射源对探测器进行了标定.为避免二次电子发射的影响,联合使用了穿透式法拉第筒和常规法拉第筒对入射离子计数进行了间接的测量[21].

图2 探测器的探测效率图Fig.2.Efficiency values of the detector.

3 实验结果与讨论

3.1 Xe20+与不同靶表面作用产生的特征X射线谱

入射离子数目归一化后,6.0 MeV的Xe20+离子分别与V,Fe,Ni,Cu 和Zn 靶表面相互作用产生的特征X射线谱图(对1.60 keV 谱线进行了高斯拟合)见图3,通过和LBNL[22]提供的数据对比后可知:图中能量为4.11 keV,4.42 keV,4.94 keV的谱线分别对应Xe的Lα1,2,Lβ1,4,Lβ2,15特征X射线;图3(c)中能量为0.87 keV的为Ni的Lβ1特征X射线;图3(d)中能量为0.93 keV的为Cu的Lα1,2特征X射线;图3(e)中能量为1.01 keV的为Zn的Lα1,2特征X射线.另外,5 个图中都出现了能量为1.60 keV的特征X射线,其既不是靶原子的特征X射线,也不是Xe 离子的特征X射线,其值等于Xe的特征M X射线(0.80 keV)的两倍.

图3 动能为6.0 MeV的Xe20+离子与不同靶相互作用产生的特征X射线谱 (a) V;(b) Fe;(c) Ni;(d) Cu;(e) ZnFig.3.Characteristic of X-ray spectra induced by the impact of Xe20 ion with 6.0 MeV kinetic energy on different target surface:(a) V;(b) Fe;(c) Ni;(d) Cu;(e) Zn.

以前的研究中也观察到了1.60 keV的X射线,对此线的解释有两种情况:一种情况认为是高里德伯态的退激,如文献[2,18];另一种情况认为是双电子单光子过程(two-electron-one-photon,TEOP),如文献[19].

这里和以前的研究情况有两点不同:一是入射离子能量不同;二是入射离子Xe20+的电子结构为[Ar]3d104s24p4,没有初始M 空穴.对于炮弹不存在M 壳层的初始空穴,在碰撞过程中要发射此线,需要先产生M 空穴.而M 空穴可能是由上表面的高里德伯态原子退激过程中的内部双电子激发产生的[23,24].

对应的M 空穴的辐射退激有两种可能:一种是高里德伯态的退激,在这种情况下,由于级联跃迁,测量的谱线能量应该有较大的宽度,比如:利用CROWN 程序计算得出[2],由高里德伯态30f—3d的跃迁能和4f—3d的跃迁能的差值为640 eV,而实验中测量的谱线是对称性较好的单峰,谱线的半高全宽约为190 eV,这主要来自于探测器的展宽,此值远小于高里德伯态跃迁能的理论值,因此,可以排除这种机制.另外一种是双电子单光子过程,即M 壳层的两个空穴被外壳层的两个电子同时填充,而只放出一个光子[25].所以,认为这里的1.60 keV X射线应该是Xe 在靶的上表面的TEOP过程产生的,称此线为Xe的Mαα X射线.当然,这种猜想还需要进一步的实验验证.

3.2 Mαα X射线产额与靶原子序数的关系

根据本次实验条件,考虑到X射线发射是各向同性的,以及离子在靶中的最大穿透深度远小于靶的厚度和探测器定标后的道宽为0.00175 keV,可以给出单离子X射线的产额为[21]

其中,C为X射线总计数,N为总离子数,A为峰面积,Q为电量值,q为入射离子的电荷态,e为电子电量,Ω为探测器的立体角(本次实验为0.0066 sr),η为探测器的探测效率(当X射线能量为1.60 keV 时,探测效率为0.697).利用(1)式,分别计算了离子与不同靶作用时,单离子Mαα X射线的产额,图4 为Xe的Mαα X射线产额与靶原子序数的关系图,误差大约为6%,主要是由X射线的计数统计误差(5%)及入射离子计数误差(3%)所引起的.从图4 可以看出,当Z从23—28,即从V—Ni,相对强度在减弱;但当Z从28—30,即从Ni—Zn,相对强度在增强.

图4 Xe的Mαα X射线产额与靶原子序数的关系Fig.4.Relation between relative yield of Xe Mαα X ray and target atomic number.

如前所述,这里认为Mαα X射线是Xe 在靶的上表面的双电子单光子过程形成的.既然Mαα X射线产生于靶的上表面,那么X射线强度应该与第一代空心原子在靶的上表面的存在时间,即Xe 离子在靶表面形成第一代空心原子到碰到表面被剥离之前的时间有关.

根据经典过垒模型[14],第一代空心原子在上表面的存在时间可表示为

其中M为入射离子的质量;Rc为炮弹开始捕获金属导带电子并形成空心原子时的临界距离,可表示为

E为入射离子能量;ΔE为离子的能量增益,可表示为

(3)式和(4)式中的q为入射离子的电荷态,W为金属的功函数.

由(2)—(4)式计算得到的动能为6.0 MeV的Xe20+离子与不同靶作用时,第一代空心原子在上表面的存在时间如表1 所列.图5 为第一代空心原子在上表面的存在时间和原子序数之间的关系图,误差为2%.

表1 6.0 MeV的Xe20+离子与不同靶作用产生的第一代空心原子在上表面的存在时间Table 1. Flight time of the first hollow atoms from 6.0 MeV Xe20+ ions above the different target.

从图5 可以看出,第一代空心原子在上表面的存在时间,从V 到Ni 在减弱,但是从Ni 到Zn 在增强,和图4 中Mαα X射线相对产额随靶原子序数的变化规律一致,进一步证明了此射线是Xe 在靶的上表面的双电子单光子过程形成的,不是下表面第二代空心原子的退激.但对比图5 和图4 发现,图5 中V 和Zn的空心原子存在时间差不多,而图4 中两者的X射线产额相差较多,这是因为在Bragg峰能区附近的能量范围内,X射线辐射会受到入射离子速度和弹靶组合等参数的影响,不同的弹靶组合,炮弹与靶原子之间的X射线辐射存在竞争现象.图1(e)图中能量为1.01 keV的Zn的Lα1,2特征X射线的峰计数大约为700,发射此X射线消耗了较多能量,使得相应的Mαα X射线产额较低.

图5 第一代空心原子在上表面的存在时间与靶原子序数的关系Fig.5.Relation between flight time of the first hollow atoms and target atomic number.

4 结 论

本文观测和分析了动能为6.0 MeV的Xe20+离子分别与V,Fe,Ni,Cu,Zn 靶表面作用产生的1.60 keV的特征X射线谱,通过和以前对此线的两种解释做了比较分析.结果表明:对于没有初始空穴的Xe20+离子,在实验中没有观察到Xe的Mα X射线,而观察到了能量为Xe的Mα X射线的两倍的X射线,称此线为Xe的Mαα X射线,是由Xe 在靶的上表面的双电子单光子过程产生的.并利用经典过垒模型计算了Xe20+与不同靶作用时第一代空心原子在上表面的存在时间,该存在时间和Mαα X射线产额随靶原子序数的变化规律一致,进一步证明了此射线是Xe 在靶的上表面的双电子单光子过程形成的.

感谢兰州重离子加速器国家实验室320 kV高电荷态离子综合研究平台的老师在实验上提供的支持和帮助.