徐佳偉 許傳喜 張瑞田 朱小龍? 馮文天 趙冬梅梁貴云 郭大龍 高永 張少鋒 蘇茂根 馬新文?

1) (中國科學(xué)院近代物理研究所, 蘭州 730000)

2) (中國科學(xué)院大學(xué), 北京 100084)

3) (西北師范大學(xué)物理與電子學(xué)院, 甘肅省原子分子物理與功能材料重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室, 蘭州 730000)

4) (西北師范大學(xué)與中科院近代物理研究所極端環(huán)境原子分子物理聯(lián)合實(shí)驗(yàn)室, 蘭州 730000)

5) (中國科學(xué)院國家天文臺, 光學(xué)天文重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室, 北京 100084)

1 引 言

高電荷態(tài)離子參與的電荷交換過程不僅促進(jìn)了人們對基本的庫侖場中量子少體問題的認(rèn)識, 而且對實(shí)驗(yàn)室等離子體診斷、生物輻照效應(yīng)以及天體物理等研究具有重要作用.電荷交換過程是中性原子或者分子靶上的電子轉(zhuǎn)移到高電荷態(tài)離子上的反應(yīng)過程, 在過去幾十年里, 電荷交換過程已經(jīng)有了廣泛的研究[1-3].自從Hayakawa[4]在1960 年首次提出低能宇宙射線可能是星際介質(zhì)中的重要熱源以來, 科學(xué)家們就一直推測高電荷離子與中性粒子之間的電荷交換(CX) 是天體X 射線發(fā)射的可能來源[5,6].1996 年ROSAT 首次觀測到了來自Hayakutake 彗星的X 射線輻射[7], 這使人們認(rèn)識到太陽風(fēng)離子與彗星表面的中性氣體之間的電荷交換是彗星表面形成X 射線最可能的機(jī)制[8].隨后, 太陽風(fēng)離子(O6+, O7+, Ne8+等)與星際中的中性粒子(H2, He, CO 等)電荷交換以及反應(yīng)后的軟X 射線發(fā)射在理論和實(shí)驗(yàn)上都得到了驗(yàn)證[9-11].單電子俘獲(單電荷交換)過程是太陽風(fēng)離子與行星、彗星大氣以及星際的中性物質(zhì)間電荷交換中最主要的反應(yīng)過程, 而高電荷態(tài)離子俘獲電子后退激發(fā)射的X 射線是星際空間中重要的軟X 射線源,電荷交換測量為研究星際空間中的軟X 射線背景輻射提供了一個(gè)全新的研究窗口.

準(zhǔn)確的X 射線譜可用于確定太陽風(fēng)離子速度、種類及豐度.近些年實(shí)驗(yàn)原子物理學(xué)家已經(jīng)開展了大量的電荷交換截面和軟X 射線的發(fā)射譜的測量工作[12-18], 這些實(shí)驗(yàn)為天體物理軟X 射線建模提供了可靠的基本數(shù)據(jù).隨著X 射線微卡計(jì)[18-20]和晶體光譜儀[21,22]等高分辨率X 射線探測器的發(fā)展, 實(shí)驗(yàn)室測量電荷交換誘發(fā)的X 射線譜取得了很大進(jìn)展.Hell 等[23]利用電子束離子阱測量了Si(4-12+)和 S(6-14+)中的Kα-X 射線能量, 用于重新確定Chandra 觀測到的Vela X-1 的多普勒頻移, 進(jìn)而確定天體物理X 射線源的整體運(yùn)動情況.這些數(shù)據(jù)可能有助于擴(kuò)展未來超新星遺跡中高分辨率、高靈敏度的觀測.結(jié)合這些數(shù)據(jù), 可以將電荷交換與電子碰撞激發(fā)誘導(dǎo)的X 射線區(qū)分開來.這類X 射線測量實(shí)驗(yàn)由于探測效率低下, 進(jìn)展十分緩慢.另外, X 射線測量不能分辨電荷交換過程中自電離雙電子俘獲的貢獻(xiàn), 這在某種程度上會導(dǎo)致單電子俘獲的X 射線強(qiáng)度被高估.電荷交換后退激發(fā)射的X 射線譜, 主要由俘獲過程布居的量子態(tài)和后續(xù)的級聯(lián)過程決定, 因此測量準(zhǔn)確的態(tài)選擇截面很有必要.

本工作利用中國科學(xué)院近代物理研究所的反應(yīng)顯微成像譜儀, 系統(tǒng)開展了1.6—20.0 keV/u Ne8+與He 原子靶碰撞單電子俘獲態(tài)選擇截面的實(shí)驗(yàn)測量, 得到了不同能量下單電子俘獲的n分辨截面.基于實(shí)驗(yàn)測量和天體物理學(xué)家建模常用的角量子數(shù)l分布模型, 提出了一套簡單靈活的構(gòu)建電荷交換軟X 射線發(fā)射譜的方法, 并與已有的測量結(jié)果進(jìn)行比較, 驗(yàn)證天體物理常用的角量子數(shù)分布模型的適用性.我們的實(shí)驗(yàn)測量和模擬能夠提供準(zhǔn)確的電荷交換截面數(shù)據(jù), 準(zhǔn)確的數(shù)據(jù)和合適的模型模擬有助于天體物理學(xué)家提取出準(zhǔn)確的太陽風(fēng)速度、種類和豐度信息.

2 實(shí)驗(yàn)方法

中國科學(xué)院近代物理研究所除已有的320 kV高電荷態(tài)離子綜合實(shí)驗(yàn)平臺[24], 近期又成功建立了離子能量在102eV—30qkeV 范圍的緊湊靈活的低能高電荷態(tài)離子實(shí)驗(yàn)平臺[25], 其中q為離子的電荷態(tài).平臺主要由電子束離子源(EBIS)、20 kV的高壓平臺、維恩速度選擇器、束流線、束流診斷及傳輸系統(tǒng)等組成.結(jié)合自主研制的反應(yīng)顯微成像譜儀[26], 可以系統(tǒng)開展太陽風(fēng)速度范圍的低能高電荷態(tài)離子與原子分子碰撞電荷交換過程的實(shí)驗(yàn)室模擬研究.開展電荷交換實(shí)驗(yàn)用的實(shí)驗(yàn)裝置布局如圖1 所示.

圖1 電荷交換實(shí)驗(yàn)裝置布局圖, 其中包括離子源系統(tǒng)與反應(yīng)顯微成像譜儀, 超聲射流的方向是從下往上的.ETOF 是TOF 譜儀的引出電場Fig.1.Layout of CX experimental setup with ion source system and reaction microscope spectroscopy, the supersonic gas jet flow direction is from down to top.ETOF represents the electric field of TOF spectrometer.

實(shí)驗(yàn)設(shè)備包括離子源、加速管、偏轉(zhuǎn)電極、超音速冷靶、飛行時(shí)間譜儀(TOF)以及兩個(gè)位置靈敏探測器等.離子源產(chǎn)生的不同電荷態(tài)的Ne 離子,引出后經(jīng)電荷態(tài)分析器篩選出實(shí)驗(yàn)需要的Ne8+離子束, 然后加速或減速到實(shí)驗(yàn)所需要的能量, 該離子束經(jīng)過二維限束光闌后進(jìn)入靶室與超音速He 靶在飛行時(shí)間譜儀的幾何中心垂直交叉碰撞.碰撞產(chǎn)生的反沖靶離子由垂直束流和靶方向的勻強(qiáng)電場(ETOF≈3 V/cm)引出, 并由一個(gè)二維延遲線位置靈敏探測器(圖1 中編號7 的探測器, PSD-R)探測.反應(yīng)后具有不同電荷態(tài)的散射離子通過反應(yīng)點(diǎn)下游的靜電分析器進(jìn)行電荷態(tài)分析, 電荷態(tài)減小的散射離子由束流后方的另一個(gè)位置靈敏探測器(圖1 中編號10 的探測器, PSD-P)探測, 未反應(yīng)的炮彈離子由法拉第筒收集.飛行時(shí)間譜儀由加速區(qū)和漂移區(qū)組成, 用于測量反沖離子的飛行時(shí)間.實(shí)驗(yàn)采用散射離子與反沖離子的二重符合測量技術(shù)及事件記錄模式測量.根據(jù)散射探測器PSD-P上離子的位置與反沖離子的飛行時(shí)間的二維關(guān)聯(lián)譜, 可以鑒別出單電子俘獲、雙電子俘獲等反應(yīng)通道.對于選定的反應(yīng)通道, 通過反沖離子在探測器PSD-R 上的位置以及測量的飛行時(shí)間, 可以重構(gòu)出反沖離子的三維動量.實(shí)驗(yàn)中的束流直徑小于1 mm, 束流強(qiáng)度大約為1—5 pA, 靶密度大約為1010atom/cm3, 反應(yīng)靶室真空保持在10—9mbar(1 mbar = 100 Pa)量級.

如圖1 右上角坐標(biāo)系所示, 實(shí)驗(yàn)中使用直角坐標(biāo)系, 將沿束流方向測得的動量分量定義為反沖離子的縱向動量Pzr, 將垂直于束流方向的動量定義為反沖離子的橫向動量.根據(jù)能量和動量守恒原理, 可以通過測得的反沖離子動量來確定炮彈俘獲靶電子后布居的量子態(tài).反沖離子的縱向動量Pzr,炮彈速度Vp和反應(yīng)Q值之間的動力學(xué)關(guān)系:

其中Q為碰撞前后參與反應(yīng)電子的束縛能之差,由于離子能級分立的特性, 因此電子俘獲到不同主量子數(shù)n可以通過反沖離子分立的縱向動量識別出來, (1)式采用原子單位制.

3 結(jié)果與討論

圖2 不同入射炮彈能量下Ne8+-He 單電子俘獲的Q 值譜(a) 1.6 keV/u; (b) 2.4 keV/u; (c) 7.2 keV/u; (d) 20 keV/u.黑色空心方塊和紅色實(shí)線是實(shí)驗(yàn)測量的結(jié)果, 藍(lán)色實(shí)線為歸一到實(shí)驗(yàn)測量峰值的MCBM 計(jì)算的反應(yīng)窗.圖(d) 中的黑色粗線與MCBM計(jì)算的反應(yīng)窗的交點(diǎn)反映了MCBM 計(jì)算的態(tài)選擇截面的大小Fig.2.Measured Q spectrum of single electron capture between Ne8+ and He with different incident projectile energies: (a) 1.6 keV/u; (b) 2.4 keV/u; (c) 7.2 keV/u;(d) 20.0 keV/u.The black hollow square and the red solid line are the results of the experimental measurement, and the blue solid line is the response window calculated by MCBM normalized to the peak of the experimental measurement.The heavy black thread in panel (d) represents the intensity of state selected cross sections for MCBM calculations.

圖2 給出了在Ne8+-He 單電子俘獲中測得的Q值譜.實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明, 電子主要被俘獲到炮彈主量子數(shù)n= 4 的態(tài)上, 這與先前的實(shí)驗(yàn)結(jié)果一致[18,27-32].從當(dāng)前的測量結(jié)果來看, 隨著碰撞能量增加,n= 3 和5 的態(tài)的布居比例也同樣增加, 其中n= 5 的通道增加最明顯, 即俘獲態(tài)隨著炮彈能量增加趨向于布居到更高的量子態(tài)上, 該趨勢類似于Abdallah 等[33]報(bào)道的Ar16+-He 單電子俘獲結(jié)果, 即更高的態(tài)比低的態(tài)具有更大的密度, 平均Q值趨向于更小值, 這點(diǎn)在文獻(xiàn)[33]中給出了較好的解釋.在理論方面, Otranto 等[34]介紹了一種關(guān)于n態(tài)布居的簡單經(jīng)驗(yàn)公式, 我們利用該公式預(yù)測電子被俘獲后的布居態(tài)為n= 3.5, 這與當(dāng)前實(shí)驗(yàn)結(jié)果存在一定偏差.此外, 圖2 還給出了基于分子庫侖過壘模型(MCBM)[35]計(jì)算的反應(yīng)窗, 并將其峰值歸一到實(shí)驗(yàn)測量的峰值以進(jìn)行比較.可以看出, MCBM 計(jì)算結(jié)果與實(shí)驗(yàn)測量結(jié)果符合較好,并且隨著碰撞能量增加, 符合程度更好.圖2(d)中黑色粗線與MCBM 曲線交叉, 黑線的長短反映了不同反應(yīng)通道的相對態(tài)選擇截面大小, 可以給出MCBM 模型計(jì)算的單電子俘獲到不同主量子數(shù)n的態(tài)分辨截面.

為了定量顯示出單電子俘獲相對態(tài)選擇截面與碰撞能量的變化關(guān)系, 并對比實(shí)驗(yàn)與理論之間的差異, 在圖3 中給出了Ne8+-He 單電子俘獲態(tài)選擇截面, 并與多通道Landau-Zenner (MCLZ)和MCBM 計(jì)算的結(jié)果進(jìn)行了比較.實(shí)心點(diǎn)是實(shí)驗(yàn)測量的結(jié)果, 空心點(diǎn)是MCBM 計(jì)算的結(jié)果, 不同的顏色與形狀代表不同的俘獲通道, 實(shí)線是MCLZ[36]計(jì)算的結(jié)果.從圖3 可以看出, 實(shí)驗(yàn)測量的主要俘獲態(tài)(n= 4)的相對截面隨碰撞能量增加而減小,而兩個(gè)弱反應(yīng)通道(n= 3, 5)截面隨能量增加而增加.MCLZ 和MCBM 理論計(jì)算的結(jié)果在n= 4的態(tài)上與實(shí)驗(yàn)測量結(jié)果符合很好, 但在兩個(gè)弱通道則有明顯的差異.MCLZ 極大低估了n= 5 截面,而高估了n= 2 和n= 3 的截面, 理論計(jì)算n= 5截面隨碰撞能量增加而減小[36], 而實(shí)驗(yàn)測量顯示隨能量增加而增加.MCBM 則高估了n= 5 的截面, 低估了n= 3 的截面, 但截面隨能量增加的變化趨勢與實(shí)驗(yàn)測量一致.這兩種方法都屬于經(jīng)典的理論方法, 他們對弱反應(yīng)通道描述不準(zhǔn)確, 特別是MCBM 方法只與激活電子在反應(yīng)前后的束縛能以及碰撞速度有關(guān), 因此經(jīng)典方法的局限性必然導(dǎo)致理論與實(shí)驗(yàn)測量存在一定的差異.總的來說, 兩種理論模型對主要反應(yīng)通道的預(yù)測與實(shí)驗(yàn)測量符合較好, 對弱反應(yīng)通道的預(yù)測與實(shí)驗(yàn)測量存在較大差異, 因此需要量子描述的理論模型的支持.

我們希望利用實(shí)驗(yàn)準(zhǔn)確測量的態(tài)選擇截面, 構(gòu)建電荷交換X 射線發(fā)射譜, 來檢驗(yàn)應(yīng)用于天體物理的角動量分布模型的準(zhǔn)確性.軟X 射線發(fā)射對天體物理源中的物理?xiàng)l件非常敏感, 因此, 軟X 射線譜具有較高的診斷實(shí)用性[37].被俘獲的電子退激發(fā)射譜強(qiáng)度取決于電荷交換過程所填充的l態(tài)的分布.對于給定主量子數(shù)n分辨的截面, 天體物理學(xué)界通常使用幾種估計(jì)l分布的分析模型來將n分辨的態(tài)選擇截面展開為nl分辨的態(tài)選擇截面,這五種模型分別是Statistical, Separable, Landau-Zener-I (LZ-I), Landau-Zener-II (LZ-II) 以 及Even 模型[38,39].通過實(shí)驗(yàn)測量的n分辨態(tài)選擇截面, 以及天體物理常用的l分布模型展開成l分辨的態(tài)選擇截面, 在考慮退激分支比和級聯(lián)效應(yīng)后,就可以計(jì)算出發(fā)射的軟X 射線譜.在當(dāng)前研究的能量范圍內(nèi), Ne8+和He 之間的電荷交換中電子會布居到炮彈的n= 3, 4, 5 的態(tài), 俘獲后的電子會快速地退激并發(fā)射X 射線, 這些俘獲之后退激發(fā)射的軟X 射線在100—220 eV 的能量范圍內(nèi).

圖3 Ne8+-He 單電子俘獲的相對態(tài)選擇截面, 實(shí)心點(diǎn)和實(shí)線是實(shí)驗(yàn)測量的結(jié)果, 空心點(diǎn)和點(diǎn)線是MCBM 計(jì)算的結(jié)果, 不同的顏色與形狀代表不同的俘獲通道, 實(shí)線是MCLZ 計(jì)算的結(jié)果Fig.3.Ne8+-He single electron capture relative state selection cross section, the solid shape and solid line is the result of experimental measurement, the hollow shape and dot line is the result of MCBM calculation, different colors and shapes represent different capture channels, and the solid line is the result of MCLZ calculation.

我們發(fā)展了一個(gè)計(jì)算電荷交換后的發(fā)射譜的程序(photo emission following charge exchange,PhECX), 并計(jì)算了1.6 和2.4 keV/u Ne8+與He 電荷交換后的軟X 射線級聯(lián)發(fā)射譜.圖4 給出了計(jì)算的軟X 射線譜與Zhang 等[18]測量的X 射線譜之間的比較, 不同顏色的實(shí)線代表不同模型重構(gòu)的發(fā)射譜, 實(shí)心點(diǎn)是Zhang 等測量的結(jié)果.Zhang 等[18]的實(shí)驗(yàn)是在美國橡樹嶺國家實(shí)驗(yàn)室離子研究裝置上開展的, 實(shí)驗(yàn)利用一個(gè)垂直于束流安置的微卡計(jì), 測量氣室中的He 靶與太陽風(fēng)速度的Ne8+束流電荷交換的X 射線發(fā)射譜.為便于比較, 將Zhang等測量的發(fā)射譜與文獻(xiàn)[18]報(bào)道的探測效率對譜線強(qiáng)度進(jìn)行了校正, 并把計(jì)算結(jié)果用7.9 eV 的實(shí)驗(yàn)分辨進(jìn)行了卷積.結(jié)果如圖4 所示, 可以看出,Statistical 模型的計(jì)算結(jié)果高估了3s→2p 和3d→2p 的貢獻(xiàn), 且所有l(wèi)分布模型都低估了3p→2s 的貢獻(xiàn).對比圖中兩個(gè)反應(yīng)能量下的發(fā)射譜, 模型計(jì)算的發(fā)射譜幾乎不隨碰撞能量變化而改變, 主要是因?yàn)樗衛(wèi)分布模型都是與速度無關(guān)的, 而實(shí)際測量的發(fā)射譜[18]以及l(fā)分布則依賴于炮彈能量[34],這直接導(dǎo)致實(shí)驗(yàn)測量與模型計(jì)算出現(xiàn)明顯差異.從n分辨測量中還可以看出, 靶電子被俘獲到n= 4的態(tài)占所有俘獲通道的90%以上.這表明n= 4 俘獲的級聯(lián)退激對來自3s, 3p 和3d 的發(fā)射譜起著決定性作用.因此計(jì)算的3p→2s 譜線強(qiáng)度低于實(shí)驗(yàn)測量的原因可能是來自不合適的退激分支比.

圖4 1.6 和2.4 keV/u 的Ne8+-He 俘 獲 電 子 后 的 歸 一 化Ne7+?發(fā)射 譜 (a) 1.6 keV/u; (b) 2.4 keV/u.黑色、紅色、藍(lán)色、品紅、綠色實(shí)線分別代表Statistical, Separable,Landau-Zenner-I, Landau-Zenner-II, 以及Even 模型計(jì)算的結(jié)果, 黑色實(shí)心點(diǎn)代表Zhang 等[18]測量的結(jié)果, 半高全寬是7.9 eVFig.4.Normalized N e7+? emission spectrum after electron capture of Ne8+-He at 1.6 and 2.4 keV/u: (a) 1.6 keV/u;(b) 2.4 keV/u.The black, red, blue, magenta, and green solid lines represent the results calculated by the Statistical,Separable, Landau-Zenner-I, Landau-Zenner-II, and Even models, respectively.The black solid points represent the results measured by Zhang 2019, the full width at half maximum is 7.9 eV.

在圖4 中這兩個(gè)能量下,n= 5 俘獲占所有通道的貢獻(xiàn)低于4%, 因此4→2 的譜線受來自n= 5的退激影響很小, 可以通過比較計(jì)算和實(shí)驗(yàn)測量的4→2 的譜線來驗(yàn)證l分布模型的適用性.對于4s→2p 和4d→2p 發(fā)射譜, 除了LZ-II 外, 其他模型計(jì)算結(jié)果接近于測量值, 對于4p→2s 發(fā)射譜,Separable 和LZ-II 模型計(jì)算結(jié)果與測量值符合較好.因此, 只有Sepaprble 模型計(jì)算的4→2 的發(fā)射譜與實(shí)驗(yàn)符合較好, 其他模型還存在較大差異.此外, 這5 種模型都是與炮彈速度無關(guān)的, 而實(shí)際實(shí)驗(yàn)中,nl分辨的態(tài)選擇截面與炮彈速度是強(qiáng)相關(guān)的[40].以上結(jié)果表明, Statistical模型應(yīng)該適用于更高能的情況, 高能碰撞時(shí)高l態(tài)的布居具有統(tǒng)計(jì)的效果[34].Even 模型太過簡單, 只是平均分配到各l態(tài)上, 不能準(zhǔn)確預(yù)測角動量分辨的態(tài)的布居情況.總而言之, 目前常用的l分布模型不能很好地預(yù)言整個(gè)X 射線發(fā)射譜, 僅對部分譜線強(qiáng)度預(yù)測較好.綜上所述, 測量值和計(jì)算結(jié)果之間存在很大差異, 除了Separable 模型, 其他常用的l模型在估計(jì)l分辨的態(tài)選擇截面上存在不足.當(dāng)前用于天體物理學(xué)建模的l分布模型沒有考慮電荷交換速度依賴的性質(zhì), 因此, 對于建模低能高電荷的太陽風(fēng)離子與天體大氣中的中性成分之間的l態(tài)俘獲的模型化, 需要更復(fù)雜的、速度依賴的計(jì)算.

4 結(jié) 論

本文利用成熟的反應(yīng)顯微成像譜儀, 進(jìn)行了系統(tǒng)的Ne8+-He 單電子俘獲n分辨的態(tài)選擇截面測量, 實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明, 電子被俘獲到炮彈離子n= 4的態(tài)為主要過程, 隨著碰撞能量的升高,n= 3, 5弱通道的貢獻(xiàn)有所增加.將測量得到的n分辨態(tài)選擇電荷交換相對截面, 與MCBM 和MCLZ 理論計(jì)算結(jié)果進(jìn)行了對比分析, 發(fā)現(xiàn)模型計(jì)算結(jié)果與本文的測量結(jié)果在主要通道上符合較好; 而對于弱反應(yīng)通道, 理論計(jì)算與實(shí)驗(yàn)測量存在顯著差異, 這是由半經(jīng)典和經(jīng)典理論方法的局限性造成的.借助于測量的n分辨態(tài)選擇截面數(shù)據(jù)和天體物理建模常用的l分布模型, 重構(gòu)了1.6 和2.4 keV/u Ne8+-He電荷交換后的軟X 射線發(fā)射譜.發(fā)現(xiàn)Separable 模型計(jì)算的發(fā)射譜與實(shí)驗(yàn)測量結(jié)果符合較好, 而其他模型計(jì)算所得X 射線譜與已有的實(shí)驗(yàn)測量結(jié)果存在較大差異.這些研究表明, 目前被廣泛運(yùn)用的半經(jīng)典碰撞理論以及l(fā)分布模型在描述n以及l(fā)分辨的態(tài)選擇截面時(shí)存在不足, 半經(jīng)典理論僅在主要反應(yīng)通道上預(yù)測較好, 而l分布模型中只有Separable 模型能基本還原太陽風(fēng)能區(qū)范圍內(nèi)Ne8+-He 碰撞體系真實(shí)的l態(tài)的布居狀態(tài).因此高分辨的nl態(tài)選擇電子俘獲截面和軟X 射線譜的測量對模型的進(jìn)一步檢驗(yàn)和改進(jìn)非常有必要.在下一步的研究中, 我們將進(jìn)一步提升設(shè)備的分辨能力,開展高分辨(l分辨) 的電荷交換測量, 獲得精確的截面數(shù)據(jù), 構(gòu)建軟X 射線譜, 希望能遠(yuǎn)程診斷天體等離子體環(huán)境中冷熱相互作用的物理?xiàng)l件.高l分辨的實(shí)驗(yàn)測量不僅可以為天體物理軟X 射線建模提供可靠的實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù), 也將促進(jìn)基本的低能高電荷態(tài)離子-原子碰撞理論的發(fā)展.

感謝EBIS 低能高電荷態(tài)離子平臺和320 kV 高電荷態(tài)離子綜合研究平臺的工程師們, 他們?yōu)閷?shí)驗(yàn)提供了穩(wěn)定高質(zhì)量的離子束, 并在實(shí)驗(yàn)過程中提供幫助.