-
HIRFL-CSR[4-5]由超导电子回旋共振离子源(Superconducting Electron Cyclotron Resonance ion source with Advanced design in Lanzhou II,SECRALII)、扇聚焦回旋加速器(pre-accelerator Sector-Focusing Cyclotron,SFC)、分离扇回旋加速器(SSC)、冷却储存环主环(CSRm)和冷却储存环实验环(CSRe)等部分组成。其中CSRm既是一个储存环又是一个同步加速器;CSRe则是配备了空心电子束冷却器的实验环,其空心电子束可以大大降低电子-离子复合造成的束流损失。由SECRALII产生低能重离子经SFC及SSC预加速,持续注入CSRm以累积离子数量,累积过程伴电子冷却;累积完毕,CSRm加速离子;加速完毕,离子穿越剥离膜,选择所需电荷态,注入到CSRe;在CSRe中经电子冷却后循环打靶。与此同时,CSRm又在为CSRe准备下一次注入。由于离子在CSRe中以106圈/s循环打靶,束流强度大大提高,可达10~100 mA。电子冷却可将束流发射度降低至约
$1~\mathrm{\pi }\mathrm{m}\mathrm{m}\cdot \mathrm{m}\mathrm{r}\mathrm{a}\mathrm{d}$ ,纵向动量分散$ \Delta p/p \sim {10}^{-5} $ ,在内靶段束流包络直径约2~4 mm。此外,束流诊断系统可以实时监测束流在真空管道中的位置。HIRFL-CSR实验环内靶装置[6-7]可在约
$ {10}^{-8} $ Pa的背景真空中产生靶厚约$ {10}^{12} $ atom/cm2的氢气靶,以及靶厚约$ {10}^{13} $ atom/cm2的氮、氖、氩、氪、氙等气体靶;靶厚可根据实验需要调节。离子在CSRe中的储存寿命主要取决于离子在碰撞反应中的电荷态改变总截面以及内靶的厚度;在实际工作中,为了配合HIRFL-CSR的工作模式,一般调节靶厚使得离子在CSRe中的存储寿命为1~3 min;这意味着离子约需$ {10}^{8} $ 次穿越靶区才会改变其电荷态,因此在内靶实验中单次碰撞条件是严格满足的。为了更精确地测量X射线的角分布,我们设计了新的碰撞靶室,在出射光子与束流方向夹角为15°, 20°, 25°, 30°, 35°, 43°, 50°, 58°, 90°, 115°, 130°, 135°, 145°, 150°, 155°和160°的方向上设置了X射线窗口。实验装置示意图如图10所示,依据目标反应道,在离子束与气体原子束相互作用区的周围选择布局多个X射线探测器,靶室下侧有6个观测窗可用。
常用的半导体X射线探测器有HPGe、Si(Li)、SDD探测器等。HPGe探测器适合于测量能量较高(约10~300 keV)的X射线,具有探测效率高、灵敏面积大的优点;能量分辨大约在200~600 eV之间。需要注意的是,锗晶体在吸收光子后,有一定概率发出特征X射线(其Kα1、Kα2、Kβ1特征线的能量分别为9.886, 9.855, 10.982 keV),若该特征线逃逸出锗晶体,将导致待测光子的实测能量较其真实能量偏小。在实际测量中,表现为一条强X射线谱线总会在其低能方向(移动10 keV左右)伴随产生若干条较弱的虚假谱线,如图11所示。若实验的目标谱线较弱且刚好落在此区间,则易受干扰。Si(Li)探测器适合于较低能区(3~30 keV)X射线的测量;在该能区同样具有探测效率高、灵敏面积大的优点,能量分辨大约在160~300 eV之间。虽然Si(Li)探测器也存在逃逸峰问题,但由于Si的特征线能量很低(约1.8 keV),在晶体内部产生的特征光子很难逃逸而是会被再次吸收,因此相对于HPGe探测器来说其逃逸峰问题可以忽略。由于硅晶体较薄,SDD探测器适合于更低能区(1~15 keV)X射线的测量,其优点是体积小、可在真空中使用、无需液氮冷却、能量分辨好(约120~200 eV);其灵敏面积小于HPGe和Si(Li)探测器。在基础研究实验中,经常需要测量很弱的反应道且一般伴随强干扰反应道。此时还应注意,若探测器的计数率较高(事件主要来自于干扰道)会发生光子堆积事件,即两个时间间隔足够近(约5 μs以内)的光子被误记作一个光子(其能量为两光子能量之和),有可能干扰弱目标反应道的测量。此时可采用特定的X射线吸收片,尽可能抑制干扰谱线,并配合适当孔径的X射线窗口以控制计数率。若待测反应道截面大,也可用晶体谱仪[31]或微量热器[32]测量;这些探测器具有很好的能量分辨,但灵敏面积远小于上述半导体探测器。例如,考虑待测反应道截面约10–18 cm2,靶厚约1013 atom/cm2,离子束流约107,回旋频率约每秒106 圈;晶体谱仪灵敏面积约2 mm2,其距碰撞点约300 mm,则相对立体角(即
$ \varOmega /4\pi $ )约10–6,探测器测量的X射线约102个/s。在高速高电荷态重离子碰撞反应中,炮弹离子发出的X射线具有显著的多普勒效应。在炮弹坐标系中能量为
$ {E}_{\mathrm{p}\mathrm{r}\mathrm{o}\mathrm{j}} $ 的光子,在实验室坐标系、观测角为$ {\theta }_{\mathrm{l}\mathrm{a}\mathrm{b}} $ 时的能量为$$ {E}_{\mathrm{l}\mathrm{a}\mathrm{b}}\left({\theta }_{\mathrm{l}\mathrm{a}\mathrm{b}}\right)=\frac{{E}_{\mathrm{p}\mathrm{r}\mathrm{o}\mathrm{j}}}{\gamma \boldsymbol\cdot \left(1-\beta \mathrm{cos}{\theta }_{\mathrm{l}\mathrm{a}\mathrm{b}}\right)} \text{,} $$ (1) 其中:
$ \beta ={v}_{\mathrm{p}\mathrm{r}\mathrm{o}\mathrm{j}}/c $ 是离子相对于光速的折合速度;$ \gamma =1/\sqrt{1-{\beta }^{2}} $ 是洛伦兹因子。与之相反,靶离子发出的X射线没有多普勒效应,能量不随观测角改变。首先,若待测光子来自于炮弹离子,则可通过选择观测角避免其与靶离子特征X射线(及其逃逸峰等)的重叠。其次,可以利用多普勒能移在小观测角度上更有效地分辨离子发出的两条靠近的谱线。如Xe53+*离子的Lyman-α1 (2p3/2→1s1/2)、Lyman-α2 (2p1/2→1s1/2)和M1 (2s1/2→1s1/2)的跃迁能分别是31 283.75,30 856.34和30 863.49 eV;若离子能量为197 MeV/u,在35°,90°,120°观测角上Lyman-α1和Lyman-α2的能量间隔分别为657, 354, 275 eV。如图12所示,位于35°观测角上的HPGe探测器更好地区分了上述两组谱线(Lyman-α1和Lyman-α2+M1),更精准地给出了两组跃迁的强度比。第三,由于碰撞区和探测器灵敏面积具有一定的大小,任一探测器的观测角都具有不确定度$ \varDelta {\theta }_{\mathrm{l}\mathrm{a}\mathrm{b}} $ ;这就导致了炮弹离子X射线谱具有多普勒展宽$$ \varDelta {E}_{\mathrm{l}\mathrm{a}\mathrm{b}}=\frac{{E}_{\mathrm{l}\mathrm{a}\mathrm{b}}\boldsymbol\cdot \beta \boldsymbol\cdot \mathrm{s}\mathrm{i}\mathrm{n}{\theta }_{\mathrm{l}\mathrm{a}\mathrm{b}}}{1-\beta \boldsymbol\cdot \mathrm{c}\mathrm{o}\mathrm{s}{\theta }_{\mathrm{l}\mathrm{a}\mathrm{b}}}\varDelta {\theta }_{\mathrm{l}\mathrm{a}\mathrm{b}}{\text{ 。}} $$ (2) 显然,在
$ {\theta }_{\mathrm{l}\mathrm{a}\mathrm{b}} $ 接近0°或180°时,多普勒展宽不重要。这一点在实验设计时也应予以考虑。对于特定的碰撞体系、离子能量和目标反应道,并非在所有观察角度上都能得到精确的实验数据。例如,考虑测量200 MeV/u的Xe54+离子与Xe原子的碰撞中炮弹离子Lyman-α1、Lyman-α2及Lyman-β的强度比。Xe原子K壳电离的X射线有Kα1和Kα2约29 779和29 458 eV,Kβ约33 624 eV。依据图9中各截面数据,靶原子K壳电离退激谱线强度最大,其角分布可以认为是各向同性的[25];由于K、L、M壳会有数目不定的旁观空穴,实测谱总在更高能量处有复杂的伴线结构。NRC和REC俘获至炮弹离子L和M壳层的截面分别比靶原子K壳电离截面小2~4个数量级,其测量易受干扰。图13是观测角度分别为15°, 60°和120°时的预期X射线谱。离子俘获一个靶电子至Xe53+*的Lyman-α和Lyman-β跃迁以及K-、L(2p1/2)-和L(2p3/2)-REC光子在炮弹离子坐标系下和实验室坐标系(上述多普勒能移)下的能量见表1。由于REC截面比NRC截面小1~2个数量级,可忽略REC过程。Xe53+*的Lyman跃迁来源于NRC过程。在15°和60°观测角上适合放置HPGe探测器,120°上则用Si(Li)探测器。预期谱不能预估碰撞出射光子的角分布特征,因此假设炮弹发出的X射线各向同性。由图13可见,当观测角为15°时,可以获得干净的炮弹离子Lyman-α1、Lyman-α2及Lyman-β谱线;当观测角为60°时,Lyman-α1和Lyman-α2谱线会与靶原子K壳电离退激谱线混合;当观测角为120°时,上述谱线会和靶原子谱线的逃逸峰重叠,尤其容易导致错误的测量结果。
图 13 (在线彩图)拟测量能量为200 MeV/u的Xe54+离子与Xe原子碰撞中炮弹离子Lyman-α1、Lyman-α2及Lyman-β的强度比,观测角度分别为(a)15°、(b)60°和(c)120°的预期X射线谱
再如,考虑测量50 MeV/u的Kr36+离子与Xe原子碰撞中K-REC与L-REC的截面比。依据图6,该碰撞反应NRC截面最大,靶原子K壳电离截面约为其1/5,K-REC和L-REC截面则分别为其1%、1‰左右。炮弹离子电子俘获相关跃迁在实验室坐标系下的能量如表2所示。在25°,90°和155°观测角上适合放置HPGe探测器。如预期X射线谱图14所示,假设炮弹发出的X射线各向同性,当观测角为25°(或更小)时,可以得到可靠的K-REC和L-REC谱线;而在其他角度(如90°或155°),上述谱线会与Xe靶原子K壳电离退激谱线混合。
表 1 200 MeV/u的Xe54+与Xe原子碰撞电子俘获相关跃迁在炮弹离子坐标系和实验室坐标系下的能量
跃迁 Eproj /keV Elab /keV 15o 60o 120o Lyman-α1 31.284 57.022 35.962 20.060 Lyman-α2 30.856 56.243 35.470 19.786 Lyman-β1 36.833 67.138 42.341 23.619 Lyman-β2 36.707 66.906 42.195 23.537 K-REC 151.016 275.361 173.597 96.836 L(2p1/2)-REC 120.159 219.018 138.127 77.050 L(2p3/2)-REC 119.732 218.239 137.636 76.776 表 2 50 MeV/u的Kr36+与Xe原子碰撞电子俘获相关跃迁在炮弹离子坐标系和实验室坐标系下的能量
跃迁 Eproj /keV Elab /keV 25o 90o 155o Lyman-α1 13.509 17.946 12.821 9.973 Lyman-α2 13.429 17.840 12.745 9.914 Lyman-β1 15.966 21.209 15.152 11.786 Lyman-β2 15.942 21.178 15.130 11.769 K-REC 45.361 60.259 43.050 33.487 L(2p1/2)-REC 31.932 42.419 30.305 23.573 L(2p3/2)-REC 31.852 42.313 30.230 23.514 需要指出,现有理论估算截面与实验结果有差别,也不能可靠地计算各亚壳层的电子俘获截面以及电离截面。因此,目前所得预期谱只是示意性的,主要目的是为了辅助实验设计。在很多情况下,实验结果有助于检验理论计算,探测器可分辨至亚壳层跃迁谱线,获得比“预期谱”更为精细的X射线实验数据。如图15所示,该实验主要研究NRC过程,实验谱能分辨NRC至类氢氙离子的Lyman-α1和Lyman-α2 (+M1)跃迁。对实验数据做多峰拟合后,可得靶K壳电离X射线、REC光子和电子俘获至离子激发态退激辐射谱的强度和角分布信息。
实验测量的X射线谱不仅反映电子跃迁时刻的结果,还包含级联跃迁的贡献。GRASP程序可以计算高能级至低能级的跃迁分支比[33-34],但还需结合理论计算的亚壳层截面,才能定量推出级联跃迁的比重。K-REC和L-REC光子的角分布信息揭示REC过程中的磁相互作用和时间延迟效应的影响。Lyman-α1和Lyman-α2强度比有助于提取电子俘获至类氢离子
$ 2{p}_{3/2} $ 各磁子能级上的比例,从而获知Lyman-α1的极化特性。高速高电荷态离子与原子碰撞过程是强库仑场中相对论量子多体演化过程的一个实例;上述各谱线强度、角分布的系统实验结果有助于理解其演化规律。
Design Study for X-ray Spectroscopy Experiments of Fast Highly Charged Heavy Ions Collisions with Atoms at HIRFL-CSR
-
摘要: 依据非相对论偶极近似、相对论程函近似、ECPSSR理论及平面波玻恩近似方法,计算了30~500 MeV/u的Ar18+、Kr36+和Xe54+离子与Ar、Kr和Xe原子碰撞过程中辐射电子俘获、非辐射电子俘获及内壳电离截面。在此基础上,结合光子探测器的能量分辨以及炮弹离子跃迁谱线的多普勒效应等因素,针对HIRFL-CSR实验环内靶装置上的X射线谱学实验,生成了各碰撞体系、能量和若干观测角度上的预期X射线谱。这些预期谱可以帮助我们筛选和优化碰撞体系、离子能量、观测角度、探测器类型、X射线窗及吸收片等实验条件,避免较弱的目标反应道被其他强反应道乃至其逃逸峰所掩盖或干扰,保证实验精度,提高束流利用效率。Abstract: Cross sections of radiative electron capture, non-radiative electron capture and target K-shell ionization by
$300\sim 500$ MeV/u Ar18+, Kr36+ and Xe54+ ions in collisions with Ar, Kr and Xe atoms, were calculated by nonrelativistic dipole approximation, relativistic eikonal approximation, ECPSSR theory and the plane wave Born approximation, respectively. Combined with energy resolution of X-ray detectors and Doppler effect of transition spectra of the projectile ions, expected X-ray spectra of various collision systems, beam energies and different observation angles are produced for X-ray spectroscopy experiment on internal target of the Heavy Ion Research Facility at Lanzhou-Cooling Storage Ring(HIRFL-CSR). These expected spectra can help us to select and optimize experimental conditions such as collision system, beam energy, observation angle, type of detector, window and absorbing sheet of X-ray. In addition, these expected spectra can prevent weak reaction channels from overlap or disturbing with strong reaction channels and corresponding escape peaks. Therefore, accuracy of experimental data can be ensured, and utilization efficiency of beam is improved. -
图 2 (在线彩图)与图1相同,靶为Kr原子
图 3 (在线彩图)与图1相同,靶为Xe原子
图 4 (在线彩图)与图1相同,炮弹为Kr36+离子,靶为Ar原子
图 5 (在线彩图)与图1相同,炮弹为Kr36+离子,靶为Kr原子
图 6 (在线彩图)与图1相同,炮弹为Kr36+离子,靶为Xe原子
图 7 (在线彩图)与图1相同,炮弹为Xe54+离子,靶为Ar原子
图 8 (在线彩图)与图1相同,炮弹为Xe54+离子,靶为Kr原子
图 9 (在线彩图)与图1相同,炮弹为Xe54+离子,靶为Xe原子
表 1 200 MeV/u的Xe54+与Xe原子碰撞电子俘获相关跃迁在炮弹离子坐标系和实验室坐标系下的能量
跃迁 Eproj /keV Elab /keV 15o 60o 120o Lyman-α1 31.284 57.022 35.962 20.060 Lyman-α2 30.856 56.243 35.470 19.786 Lyman-β1 36.833 67.138 42.341 23.619 Lyman-β2 36.707 66.906 42.195 23.537 K-REC 151.016 275.361 173.597 96.836 L(2p1/2)-REC 120.159 219.018 138.127 77.050 L(2p3/2)-REC 119.732 218.239 137.636 76.776 表 2 50 MeV/u的Kr36+与Xe原子碰撞电子俘获相关跃迁在炮弹离子坐标系和实验室坐标系下的能量
跃迁 Eproj /keV Elab /keV 25o 90o 155o Lyman-α1 13.509 17.946 12.821 9.973 Lyman-α2 13.429 17.840 12.745 9.914 Lyman-β1 15.966 21.209 15.152 11.786 Lyman-β2 15.942 21.178 15.130 11.769 K-REC 45.361 60.259 43.050 33.487 L(2p1/2)-REC 31.932 42.419 30.305 23.573 L(2p3/2)-REC 31.852 42.313 30.230 23.514 -
[1] RUTHERFORD E. Philos Mag, 1911, 21: 669. doi: 10.1080/14786440508637080 [2] EICHLER J, MEYERHOF W E. Relativistic Atomic Collisions[M]. San Diego: Academic Press, 1995. [3] EICHLER J, STÖHLKER T. Phys Rep, 2007, 439: 1. doi: 10.1016/j.physrep.2006.11.003 [4] XIA J W, ZHAN W L, WEI B W, et al. Nucl Instr and Meth A, 2002, 488: 11. doi: 10.1016/S0168-9002(02)00475-8 [5] ZHAN W L, XU H S, XIAO G Q, et al. Nucl Phys A, 2010, 834: 694c. doi: 10.1016/j.nuclphysa.2010.01.126 [6] CAI X, LU R, SHAO C, et al. Nucl Instr and Meth A, 2005, 555: 15. doi: 10.1016/j.nima.2005.09.019 [7] SHAO C, LU R, CAI X, et al. Nucl Instr and Meth B, 2013, 317, Part B: 617. doi: 10.1016/j.nimb.2013.07.065 [8] ANHOLT R, MEYERHOF W E, STOLLER C, et al. Phys Rev A, 1984, 30: 2234. doi: 10.1103/PhysRevA.30.2234 [9] STECK M, BELLER P, BECKERT K, et al. Nucl Instr and Meth A, 2004, 532: 357. doi: 10.1016/j.nima.2004.06.065 [10] FRANZKE B. Nucl Instr and Meth B, 1987, 24-25: 18. doi: 10.1016/0168-583X(87)90583-0 [11] STÖHLKER T, KOZHUHAROV C, MOKLER P H, et al. Phys Rev A, 1995, 51: 2098. doi: 10.1103/PhysRevA.51.2098 [12] STÖHLKER T, LUDZIEJEWSKI T, BOSCH F, et al. Phys Rev Lett, 1999, 82: 3232. doi: 10.1103/PhysRevLett.82.3232 [13] STÖHLKER T, BOSCH F, GALLUS A, et al. Phys Rev Lett, 1997, 79: 3270. doi: 10.1103/PhysRevLett.79.3270 [14] SURZHYKOV A, FRITZSCHE S, GUMBERIDZE A, et al. Phys Rev Lett, 2002, 88: 153001. doi: 10.1103/PhysRevLett.88.153001 [15] YU D, XUE Y, SHAO C, et al. Nucl Instr and Meth B, 2011, 269: 692. doi: 10.1016/j.nimb.2011.01.128 [16] RYMUZA P, STÖHLKER T, GEISSEL H, et al. Acta Phys Pol B, 1996, 27: 573. [17] MA X, STÖHLKER T, BOSCH F, et al. Phys Rev A, 2001, 64: 012704. doi: 10.1103/PhysRevA.64.012704 [18] STÖHLKER T, LUDZIEJEWSKI T, REICH H, et al. Phys Rev A, 1998, 58: 2043. doi: 10.1103/PhysRevA.58.2043 [19] KRÖGER F M, WEBER G, HERDRICH M O, et al. Phys Rev A, 2020, 102: 042825. doi: 10.1103/PhysRevA.102.042825 [20] YANG B, YU D, SHAO C, et al. Phys Rev A, 2020, 102: 042803. doi: 10.1103/PhysRevA.102.042803 [21] HORVAT V, SAMPOLL G, WOHRER K, et al. Phys Rev A, 1992, 46: 2572. doi: 10.1103/PhysRevA.46.2572 [22] KRAVCHUK V L, VAN DEN BERG A M, FLEUROT F, et al. Phys Rev A, 2001, 64: 062710. doi: 10.1103/PhysRevA.64.062710 [23] VERMA P. X-ray Emission from Heavy Atomic Collisions: Couplings of Inner Shells in Superheavy Quasimolecules[D]. Hesse-Darmstadt: Justus Liebig University Giessen, 2010. [24] VERMA P, MOKLER P H, BRAUNING-DEMIAN A, et al. Nucl Instr and Meth B, 2005, 235: 309. doi: 10.1016/j.nimb.2005.03.196 [25] SHAO C, YU D, CAI X, et al. Phys Rev A, 2017, 96: 012708. doi: 10.1103/PhysRevA.96.012708 [26] ANHOLT R, EICHLER J. Phys Rev A, 1985, 31: 3505. doi: 10.1103/PhysRevA.31.3505 [27] EICHLER J. Phys Rev A, 1985, 32: 112. doi: 10.1103/PhysRevA.32.112 [28] MEYERHOF W E, ANHOLT R, EICHLER J, et al. Phys Rev A, 1985, 32: 3291. doi: 10.1103/PhysRevA.32.3291 [29] BRANDT W, LAPICKI G. Phys Rev A, 1981, 23: 1717. doi: 10.1103/PhysRevA.23.1717 [30] BATIČ M, PIA M G, CIPOLLA S J. Comput Phys Comm, 2012, 183: 398. doi: 10.1016/j.cpc.2011.10.004 [31] HOSZOWSKA J, DOUSSE J C, KERN J, et al. Nucl Instr and Meth A, 1996, 376: 129. doi: 10.1016/0168-9002(96)00262-8 [32] WADSO I. Q Rev Biophys, 1970, 3: 383. doi: 10.1017/S0033583500004790 [33] JöNSSON P, HE X, FROESE FISCHER C, et al. Comput Phys Comm, 2007, 177: 597. doi: 10.1016/j.cpc.2007.06.002 [34] DYALL K G, GRANT I P, JOHNSON C T, et al. Comput Phys Comm, 1989, 55: 425. doi: 10.1016/0010-4655(89)90136-7