2.
ПОДГРЖАШР.
ВВЕДЕНИЕ.......................................................4
ГЛАВА I. Неупругие столкновения возбужденных атомов гелия с атомами инертных газов и металлов при тепловых
энергиях.......................................... 10
§ 1.1.Теоретические представления о реакции пеннингов-
ской ионизации ..... .............................. 10
§ 1.2.Элементы теории столкновительной ионизации резонансно-возбужденными атомами ........................... 19
§ 1.3.Экспериментальные методы исследования процессов
неупругих столкновений атомных частиц...............24
§ 1.4.Основные результаты исследования процессов
столкновительной ионизации в смесях гелия с другими инертными газами .............................40
* %
§ 1.5 .Исследование пеннинговской ионизации атомов металлов возбужденными атомами гелия. Основные результаты .................................................57
ГЛАВА П. Методика эксперимента. Экспериментальная установка........................................................67
§ 2.1.Формирование заселенности уровней в слабоионизо-ванной плазме низкого давления в смесях гелия с
легкоионизуемыми примесями..........................67
§ 2.2.Экспериментальная установка.......................91
§ 2.3.Методы обработки 1фивых после свечения и точность определения констант скорости реакций. . .106 ГЛАВА Ш. Измерение полных констант скорости реакций пеннинговской ионизации в смесях гелия с тяжелыми инертными газами. Результаты экспериментов и их обсуждение .................................................III
3
§ 3.1. Экспериментальные условия. Измерение вероятности радиационного перехода Не (2 *£<) -
- Не (2 XI III
§ 3.2. Механизм тушения атомов Me(2* Р.) и Не (2iSa) атомами примеси. Измерение констант скорости и средних сечений пеннинговской ионизации атомов
Аг , Кг и .........................................124
§ 3.3. Измерение констант скорости пеннинговской ионизации атомов А г , Кг,Хв при столкновениях
с атомами Не(2 3Rf)................................140
§ 3.4. Сравнение экспериментальных результатов с теорией .....................................................148
ГЛАВА 17. Измерение констант скорости реакций пеннинговской ионизации в смесях гелия с парами металлов П группы. Результаты экспериментов и их
обсуждение.........................................162
§ 4.1. Типичные экспериментальные условия..............162
§ 4.2. Результаты измерений констант скорости и средних сечений столкнонительной ионизации в системе........................................................................................................166
§ 4.3. Обсуждение результатов эксперимента................183
ЗАКЛЮЧЕНИЕ...................................................198
ЛИТЕРАТУРА...................................................203
4
ВВЕДЕНИЕ
Процессы, протекающие в плазме, являются в настоящее время объектом всестороннего исследования. Это связано с многочисленными приложениями, которые находит плазма в различных областях науки и техники. Электромагнитные и оптические свойства плазмы, используемой в импульсных и стационарных лазерах, термоэмиссионных преобразователях, МГД-генераторах электроэнергии, различных плазмохимических реакторах во многом обусловлены столкновп-тельными процессами с участием возбужденных частиц - атомов,молекул и ионов. Наряду с ионизацией и возбуждением при столкновениях с электронами в современной цизике электронных и атомных столкновений предметом тщательного изучения являются также неупругие соударения тяжелых частиц.
Заметную роль в слабоионизованной плазме играют процессы хемоионизации, в результате которых образование ионов происходит за счет внутренней энергии сталкивающихся частиц. При тепловых энергиях процессы такого рода являются эффективным каналом ионизации при неупругих атом-атомных соударениях; сечения подобных реакций достигают величин 10“^ + 1СГ14 см2.
В многокомпонентной атомарной плазме большой интерес вызывает процесс пеннинговской ионизации
А** + б0 — А0 + *е (0.1)
в результате которого энергия возбуждения атома А* при столкновении с нормальным атомом В0 расходуется на образование иона В+ и электрона. В плазмохимических исследованиях [б7], при конструировании мощных газоразрядных источников света [187], разработке высокоэффективных плазменных источников ионов [148], объяснении явлений в верхних слоях атмосферы [151], создании газо-
5.
разрядных лазеров на смесях инертных газов с параш металлов и мощных лазеров с легкоионизируемыш присадками [35] - всюду ионизация Пеннинга играет заметную роль.
Многие обзоры и монографии по физике атомных и электронных столкновений, появившиеся в последние годы, в той или иной степени затрагивают проблемы исследования процесса пеннинговской ионизации [25, 48, 70, 74, 162]. Однако, имеющаяся в литературе информация, касающаяся, в основном, взаимодействия метастабиль-ных атомов инертных газов и атомов легкоионизуемой примеси, носит разрозненный и зачастую противоречивый характер, столкнови-тельные ионизационные процессы с участием резонансных атомов инертных газов оставались практически не изученными, хотя эффективность подобных реакций согласно теоретическим предположениям может быть чрезвычайно высокой.
Неупругие соударения (0.1) нередко определяют механизм тушения возбужденных частиц в низкотемпературной плазме, поэтому анализ явлений в плазме и задача определения заселенности возбужденных состояний требует знания сечений хемоионизационных процессов. Таким образом, актуальность исследования ионизации Пеннинга в смесях инертных газов с легкоионизуемыми примесями при тепловых энергиях сталкивающихся частиц обусловлена:
во-первых, тем, что измеренные в результате экспериментов величины сечений, характеризующих,... различные столкновительные реакции, могут быть использованы при расчетах вероятностей процессов образования и разрушения возбужденных атомов и ионов в низкотемпературной плазме;
во-вторых, тем, что исследование процессов столкновительной ионизации и определение эффективности неупругих реакций необходимо для практического анализа процессов в разнообразных техни-
6.
ческих приложениях;
в-третьих, тем, что систематическое исследование процессов пеннинговской ионизации в различных атомных системах необходимо для проверки корректности теоретических представлений в области физики электронных и атомных столкновений.
В настоящее время реакции типа (0.1) достаточно подробно изучены в случае столкновений метастабильных атомов гелия с атомами тяжелых инертных газов в основном состоянии. Система матастабильный гелий - металл второй группы исследована гораздо хуже. Основное внимание при этом уделялось реакциям с участием триллетных метастабильных атомов. Практически не исследовались процессы пеннинговской ионизации атомов легкоионизуемой примеси резонансно-возбужденными атомами как в смесях гелий -инертный газ, так и в системах гелий - металл, что объясняется значительными трудностями в постановке эксперимента. В условиях пленения резонансного излучения неупругие соударения (0.1) с участием резонансно-возбужденных атомов являются, с одной стороны, существенным каналом образования ионов и электронов и, с другой стороны, приводят к эффективному тушению возбужденных состояний, что необходимо учитывать при анализе процессов формирования заселенности различных состояний атомов и ионов в низкотемпературной плазме.
В связи с этим целью диссертационной работы явилось систематическое и всестороннее исследование процессов неупругих столкновений атомных частиц в плазме, образованной в смесях гелия с тяжелыми инертными газами ( Д г , К г, Хе ) ив смесях гелия с парами металлов подгруппы цинка ( Н ^, и , ?: п ). Была поставлена задача разработки соответствующей новой экспериментальной методаки и измерения средних сечений пеннинговской ио-
7.
низации нормальных атомов легкоионизуемой примеси при столкновениях с резонансно-возбужденными атомами гелия в состоянии 2и метастабильными атомами в состоянии при тепловых энергиях движения взаимодействующих частиц.
Кинетико-спектроскопические измерения проводились в послесвечении слабоионизованной плазмы низкого давления, возбужденной электронным пучком. Изменение заселенности исследуемых возбужденных состояний регистрировалось оптически с использованием однофотонного статистического метода многоканального временного анализа. По эффективным вероятностям релаксации заселенности при разной концентрации атомов примеси определялись константы столкновительных реакций. Температура атомных частиц в области возбуждения измерялась интегрфэрометрически и по величине кон- ^ станты рассчитывалось среднее сечение элементарного процесса.
В результате исследования были получены следующие данные:
1. Разработана и апробирована новая экспериментальная методика измерения характеристик элементарных процессов с участием резонансно-возбужденных атомов гелия в состоянии 24Р^, Впервые измерена вероятность радиационного перехода 2<Р1 - 2в гелии. Совпадение найденной величины с рассчитанной теоретически убедительно демонстрирует корректность предложенного экспериментального метода.
2. Впервые проведены систематические исследования экспериментальными методами столкновительных процессов с участием атомов Не(2уРч^ и Не (2*Р3) в системе гелий - тяжелый инертный газ. Определены константы скорости и средние сечения реакции пеннинговской ионизации
а) при столкновениях резонансных атомов гелия в состоянии
24Р^ с атомами Аг , Кг и Хе ;
8
б) при столкновениях метастабильных атомов гэлия в состоянии 2о с атомами Аг , Кг и Хе
в) при столкновениях атомов, возбужденных в излучающее состояние Не (,23Р3); с атомами Аг } Кг и Хе .
3. Вперные измерены константы скорости и средние сечения реакций деннинговской ионизации для дар Не(2*Rt)~ Ну , Не(2*Р,)--cj, Не(2'р<)~ г п . Определены абсолютные значения констант скорости и средних сечений деннинговской ионизации атомов ртути, кадмия и цинка при столкновениях с метастабильными атомами Не(2*&0) } причем для пар Не(2'$0) ~Ну и Не (24&9) - ïn впервые.
Найденные экспериментально значения средних сечений и констант скорости реакций типа (0.1) с участием резонансно-возбужденных атомов Не(21 РА) сопоставлены с рассчитанными теоретически в предположении диполь-дипольного механизма взаимодействия сталкивающихся частиц. Результаты этого сравнения демонстрируют необходимость более корректного учета роли дальнодейст-вующих поляризационных сил в теории неупругих столкновений резонансно-возбужденных атомов с нормальными.
Результаты работы докладывались и обсуждались на:
1. Ж Всесоюзной конференции по физике электронных и атомных столкновений, Ленинград, 1981.
2. IX Всесоюзном съезде но спектроскопии, Томск, 1983.
3. Л Всесоюзной конференции по физике низкотемпературной плазмы, Ленинград, 1983.
4. Всесоюзном семинаре: "Процессы ионизации с участием возбужденных атомов", Ленинград, 1984.
Основные материалы диссертации опубликованы в статьях:
I. Пиотровский Ю.А., Толмачев Ю.А., Касьяненко С.В. Исследование процесса нерезонансной перезарядки в системе гелий -
9.
- ртуть. Оптика и спектроскопия. 1982, т.52, fê 4, с.754-756.
2. Костенко В.А., Касьяненко С.В., Толмачев 10.А. Измерение вероятности радиационного перехода 2'Р* - 2{£0 в атоме гелия.
- Оптика и спектроскопия, т.54, 1983, № 4, с.745-747.
3. Касьяненко С.В., Малышев Г.М., Толмачев Ю.А. Тушение возбужденных атомов гелия в состояниях и 2*Р? нормальными атомами инертных газов. - Оптика и спектроскопия, 1984, т.56,
№ 5, с. 951-953.
4. Пиотровский Ю.А., Толмачев Ю.А., Касьяненко С.В. Измерение абсолютной константы скорости нерезонансной перезарядки в системе гелий-ртуть. - Тезисы докладов УШ Всесоюзной конференции по физике электронных и атомных столкновений. Л., 1981,
с. 115.
5. Касьяненко С.В., Малышев Г.М., Толмачев Ю.А. Тушение резонансно-возбужденных атомов гелия атомами аргона и ксенона. -Тезисы докладов XIX Всесоюзного съезда по спектроскопии, Томск, 1983, т.1, с.221-223.
6. Касьяненко С.В., Малышев Г.М., Толмачев Ю.А. Ионизация атомов инертных газов при столкновениях с резонансно-возбужденными атомами гелия. Тезисы докладов У1 Всесоюзной конференции по физике низкотемпературной плазмы, Л., 1983, т.1, с.70-73.
10
ГЛАВА I
НЕУПРУШЕ СТОЛКНОВЕНИЯ ВОЗБУЖДЕННЫХ АТОМОВ ГЕЛИЯ С АТОМАШ ИНЕРТНЫХ ГАЗОВ И МЕТАЛЛОВ ПРИ ТЕПЛОВЫХ ЭНЕРГИЯХ
§ 1.1. Теоретические представления о реакции
деннинговской ионизации
Основная цель работы заключается в исследовании столкнови-тельного тушения резонансно-возбужденных и метастабильных атомов гелия, возможными каналами которого являются следующие реакции:
Не (21Р<) * Ва -*■ Нес + Е>+ + е (1.1)
Не(2',г$) *В0 - Ме0 + В+ ^ е (1в2)
Не* + В° ■* (Ие 6>)+ + е (1.3)
где Не (2*Р<) — атом гелия в резонансно-возбужденном состоя-ниц1 2*Р* ^ Н^. в метастабильном или 2 со-
стоянии, В0 - атом легкоионизуемого тушащего газа в основном состоянии, при столкновении с которым происходит ионизация. В результате реакций (1.1), (1.2) образуются атомарные ионы В+ а в случае (1.3) - молекулярные. При образовании атомарного иона реакция носит название пеннинговской ионизации, а когда получается молекулярный ион, процесс называется ассоциативной ионизацией. (В дальнейшем возбужденный атом гелия будем обозначать также буквой А*).
Для того, чтобы реакции (1.1) - (1.3) могли происходить при тепловых энергиях относительного движения сталкивающихся частиц, необходимо, чтобы энергия возбуждения атома гелия превншаг-ла ионизационный предал атома В . Для атома гелия с главным квантовым числом П = 2 это требование выполняется при столкно-
II.
Рисунок I.
Энергетическая диаграмма уровней гелия и легкоионизуемых примесей. Энергия уровней дана в эаектронвольтах, длина волны линий - в нанометрах.
12.
вениях со всеми атомами, кроме неона (рис.1), а дан состояний п ^ з - с любыми.
Если скорость сталкивающихся атомов мала по сравнению со скоростью валентных электронов, возможно раздельное описание движения электронов И ядер (в нулевом приближении теории возмущения ядра покоятся) с использованием квазимолекулярных адиабатических термов [54,89,162]. Потенциальная энергия взаимодействия частиц тогда является функцией межъядерного расстояния R, которую удобно представлять потенциальными кривыми или термами. Так как исходный терм V *(R) квазимолекулы (АВ)*, который описывает энергию взаимодействия при сближении сталкивающихся атомов, лежит в энергетическом континууме относительно потенциальной кривой V+(R) квазимолекулярного иона (АВ)+, возможен спонтанный ионизационный переход (рис.2):
V*(R) - V+(R) (1<4)
Скорость данного перехода в каждой точке траектории определяется величиной W (R) , эквивалентной энергетической автоиони-зационной ширине T(R) = ti ■ W (R) исходного терма 1/ 4(R).
Как правило, чем меньше межъядерное расстояние R между сталкивающимися частицами, тем больше вероятность автоионизации W (R) . При приближенном рассмотрении реакций (I.I) - (1.3) зависимость Г = Г (R) обычно аппроксимируется экспоненциальной функцией:
r(R) = А - ехр(-в-R) (1>5)
Зная величины V *(R), V+(R) , T(R) и их изменение в зависи-
мости от межъядерного расстояния, можно полностью описать процесс столкновения. Поэтому при теоретическом анализе прежде всего рассчитываются термы V*(7?) и V+(R) квазимолекулы в
Рисунок 2.
Схема потенциальных тернов квазимолекул при пеннинговской ионизации. Ре - спектр образовавшихся электронов. =
= V й) - V ^ (г^) . Заштрихованной области соответствуют элект-
роны, образовавшиеся в результате реакции (1.3). Остальные обозначения приведены в тексте.
14
исходном и конечном состоянии и энергетическая ширина Г (R) терма V для всех достижимых при столкновении мекъядерных расстояний. Такие расчеты, выполненные в разных квантовомеханических приближениях возможны для наиболее простых столкнош-тельных систем типа: метастабильный гелий - водород [69,85,86, 90,115,152,158,159,164]. Вычисленные затем эффективные сечения, энергетические и угловые распределения образующихся электронов и прочие характеристики сравниваются с измеренными в эксперименте.
При качественном описании реаций (I.I) - (1.3) удобно воспользоваться наглядной моделью потенциальных кривых (рис.2), которая впервые была использована в работах [97,117].Спонтанной ионизации квазимолекулы (АВ)*, которая происходит с вероятностью V(R) = при межъядерном расстоянии R со-
ответствует, как следует из предположения выполнимости принципа Франка-Кондона [4б] , вертикальный переход V*(R) -*• V+(R) как это показано на рис.2. За время перехода межъядерное расстояние Rn не меняется, и освободившийся электрон уносит кинетическую энергию £ :
£ (Rn) = V*(Rn) - V+(*n) 1.6
Мы отдельно рассматриваем движение валентных электронов и ядер, поэтому кинетическая энергия ядер Ек в точке перехода не меняется.
EK(Rn) = £*(Rn) 1.7
Здесь штрихом обозначена кинетическая энергия конечного состояния АВ+. Независимо от применяемого приближения из закона сохранения полной энергии следует, что
Е = Ек(с**)+ V4H = + WJ +■ £ 1.8
15
гда Е - полная энергия взаимодействующей системы, Ек(°° ) и Е^( оо ) - кинетическая энергия относительного движения атомов до и после ионизации при /?-*■00 , £ - кинетическая энергия свободного электрона. До столкновения Ек > 0. В зависимости от того, при каком мзжъядерном расстоянии произошел переход, кинетическая энергия ядер может оказаться как положительной (т.е. образующийся атом и ион разлетаются), так и отрицательной (этому случаю соответствует образование связанной системы - молекулярного иона). Обозначив Е0 разность потенциальных энергий атомных частиц до и после столкновения при пеннинговской ионизации, т.е.
е. = У"(~>
получаем следующее условие:
Ек(°°) >0, если £-Е0< Ек(оо) (1.10)
Е'к(оо) <0, если £ - Ео > ЕкС00) (1.11)
При реакциях (1.1) и (1.2) выполняется условие (1.10), а процессу (1.3) соответствует (1.П).
Отметим, что в рассматриваемом приближении не учитывается взаимодействие терма (АВ)Х с другими возбужденными ионными и автоионизациоиными состояниями, т.е. термы (АВ)* и (АВ)+ считаются изолированными. В общем случае расчет сечения пеннинговской ионизации должен проводиться с учетом возможности обраг-зований промежуточных состояний, например, комплекса А^В“, [I].
В работах [161,162] анализируются различные каналы столкно-вительных реакций и показывается, что процесс пеннинговской ионизации метастабильными атомами носит преимущественно обменный характер:
+ Ва(2) - Ав(2) +-В* + е(0 , (1.12)
16.
здесь цифрами I и 2 обозначены электроны, принадлежащие в исходной квазимолекуле атомам А* и В0 соответственно. Результаты расчвта сечений, выполненного в диполь-дипольном приближении [150] для столкновения метастабильных частиц с нормальными (1.2), не согласуются с экспериментальными данными.
Следует отметить, что расчеты эффективных сечений взаимодействия для более сложных систем удается выполнить, вводя некоторые априорные предположения о виде функций ]/*[%), V +(Я), Г(Ю, что сделано, например, в [159] для системы Не(24&,)-Аг. Другой возможный путь заключается в привлечении дополнительной информации из данных эксперимента о спектре испущенных электронов или о характере упругого рассеяния сталкивающихся частиц. Такой метод применен в работах [115,164] для системы \-\е(2*$>,)
+ Аг.
Рассмотрим качественно зависимость сечения пеннинговской ионизации (ПИ) метастабильными атомами (1.2) от скорости взаимодействующих частиц [85,70]. При невысоких скоростях относительного движения величина сечения процесса ПИ описывается выражением:
&=■ /«'Рс 'СГъаЛ. (1.13)
где б" - сечение захвата в поле дальнодействующих сил,
Рс - вероятность ионизации взаимодействующих атомов, статистический множитель, учитывающий сохранение полного спина системы при столкновении. Соотношение (1.13) применимо при малых значениях параметра Ек(то )/ X), где £> - глубина
потенциальной ямы терма . При тепловых энергиях усло-
вие £ к Я) выполняется, например, для системы Не(2/,3£) -1-1 д, К, энергия связи ® квазимолекул для которых порядка 0,3 эБ [112,162]. Если предположить, что между сталкивающи-
17.
Рисунок 3.
Зависимость сечения пеннинговской ионизации (1.2) о г относительной скорости сталкивающихся частиц.
1 - величина сечения определяется поляризационным захватом,
Е,< < £> .
2 - сечение определяется отталкивательной частью потенциала
У*(£), Ек > 5) .
3 - область высоких энергий, вероятность автоионизации
близка к единице.
18
мися частицами возникают дальнодействугащие дисперсионные силы, то зависимость сечения ПИ (1.2) от скорости определяется энергетической зависимостью сечения захвата:
~ (1Л4)
В результате притяжения происходит захват сталкивающихся атомов и их сближение до области межъядерных расстояний, в которой начинается перекрытие внутренних электронных оболочек. Действие сил отталкивания приводит к остановке частиц и движению в обратном направлении, время взаимодействия при этом увеличивается, и переходы происходят преимущественно при малых межъядерных расстояниях 1 т1п. Следовательно, при всех параметрах удара £ < ^ захв * НР01*000 ионизации осуществляется при захвате частиц в потенциале притяжения. При р > р захв взаимодействие между атомами, приводящее к ионизации, слабое, так что эта область прицельных параметров не вносит заметного вклада в сечение [70].
Более общее выражение для сечения реакции (1.2) получено в классическом приближении в работах [69,1521:
о- = 4" 7^ /?3Г(1у [/-У1®1,/г 1#15 ^ Р0 [ Е* -I
где (?о - классическая точка поворота при нулевом прицельном параметре. Как уже отмечалось, автоионизационная ширина исходного терма Г(Я) экспоненциально возрастает при уменьшении Я, следовательно, можно ожидать, что основной вклад в сечение будет определяться областью межъядерных расстояний вблизи Яо,
Т*е* П2 Г(Р! )
(Г ~ (1.16)
19.
Очевидно, что сечение определяется двумя разнонаправленными величинами: отношение £о / у уменьшается с ростом V, а величина Г (И о) растет вследствие уменьшания 11о. Увеличение скорости при Ек( оо ) > 5) вызовет более тесное сближение
частиц и, как следствие, увеличение сечения. Такой рост 6 =
= (з (£•*) характерен для системы метастабильный гелий - атом инертного газа, молекула СО или Д/2 [123,165] при тепловых скоростях. В области энергий столкновения Е„( Ю наблюдает-
ся минимум величины сечения процесса пеннинговской ионизации (1.2).
В работе [159] высказано предположение, что начиная с некоторого I? = К * при уменьшении межъядерного расстояния (что соответствует увеличению относительной скорости сталкивающихся частиц) автоионизационная ширина не изменяется:
Г(Ю- Г(Я*) =сопз£ при !}<£■* (1.17)
Поэтому при высоких скоростях зависимость сечения реакции (1.2) от скорости атомов достигает максимума, а затем уменьшается обратно пропорционально скорости столкновения из-за уменьшения времени взаимодействия частиц. На рис.З показана качественная зависимость сечения ПИ от относительной скорости частиц. При больших кинетических энергиях возможно отступление от приведенной зависимости, т.к. исходный терм может пересекаться с термами, соответствующими возбужденным состояниям иона В+* [142,162].
§ 1.2. Элементы теории столкновительной ионизации резонансно-возбужденными атомами
Механизм столкновительной ионизации резонансно-возбужденными атомами (1.1) может существенно отличаться от обменного, ре-
20.
ализуемого в процессах с участием метастабильных частиц (1.2). Действительно, при неупругих столкновениях резонансно-возбужденных атомов гелия с нормальными атомами тушащего газа велика вероятность перехода собственного электрона в возбужденном атоме:
Не*(0 +в0(2) — Иео0) + В+ + е (2) } (1.18)
где цифрами обозначены электроны гелия и атома мишени. Существенным оказывается то, что между резонансно-возбужденным и основным состояними имеется разрешенный оптический переход. Поэтому при теоретическом описании [б8,134,155,156,186] возможно использовать модель, в которой излучаемый виртуальный резонансный фотон поглощается при столкнонительном взаимодействии двух частиц с последующей фотоионизацией партнера по столкновению.
Характерно, как показано в работе [б8],что ионизация происходит на больших по сравнению с атомными размерами расстояниях между частицами. Движение взаимодействующих атомов при этом происходит практически по прямолинейным траекториям. На таких расстояниях основной вклад в потенциальную энергию вносит ди-поль-дипольное взаимодействие [l34].
При тепловых скоростях сталкивающихся частиц частота распада V/(R) квазимолекулы (АВ)* не зависит от скорости ядер, и вероятность ионизации квазимолекулы P($,i ) в момент времени t при столкновении с прицельным параметром f удовлетворяет уравнению [70] :
J = -\ÿ(R)-[i- P(p,t)J (I.I9)
d t*
Решая (I.I9), можно определить вероятность автоионизации в результате неупругого столкновения двух частиц [68]:
P(f) - i - ехр[- J w(R)Ji] (1.20)
-•о
- Київ+380960830922