Habilitációs eljárás lefolytatása iránti kérelem

Magyar Tudományos Akadémia Atommagkutató Intézet Tudományos Tanács Helyben

Habilitációs eljárás lefolytatása iránti kérelem

Alulírott kérem az Intézet Tudományos Tanácsát, hogy az MTA Atommagkutató Intézete Igazgatójának 6/2008-as rendeletében szabályozott intézeti habilitációs eljárást a mellékelt pályázatom alapján lefolytatni szíveskedjék. Tisztelettel,

…………………………… Dr. Juhász Zoltán tudományos munkatárs Debrecen, 2011. szeptember 7.

Mellékletek: • Szakmai önéletrajz • Közlemények, hivatkozások jegyzéke • További kutatómunka tervezett programja • Kitöltött kérdıív • Tudományos eredmények rövid összefoglalása • Javaslatok az intézeti habilitációs elıadások témájára • Három jelentısnek tartott közlemény másolata

1

Önéletrajz: Juhász Zoltán Lakcím: 3042 Palotás, Sugár u. 44. Levelezési cím: 4026 Debrecen, Bem tér 28. Telefon: 30 5580022(mobil) 52 509 200\11367 (munkahely) [email protected] e-mail: [email protected] SZEMÉLYES ADATOK: Születési idı: 1976. július 11. Születési hely: Pásztó Állampolgárság: Magyar

KÉPZÉSEK: 1990-1994

Vak Bottyán János Ipari Szakközépiskola, Gyöngyös: gépgyártástechnológia, számítástechnika

1994-1999

József Attila Tudományegyetem, Szeged, fizikus szak Diplomamunka: Ultraibolya lézerimpulzus visszaverıdése lézerplazmán

1999-2004

Groningeni Egyetem, Kernfysisch Versneller Instituut, Hollandia: Ph.D. Disszertáció: Charge Exchange Processes That Make Comets Radiate (2004) http://dissertations.ub.rug.nl/faculties/science/2004/z.juhasz/

MUNKAHELY: 2005-2008

MTA Atommagkutató Intézete, Debrecen, Atomi Ütközések Osztálya, tudományos munkatárs OTKA posztdoktori ösztöndíjjal

2008. októberétıl MTA Atommagkutató Intézete, Debrecen, Atomi Ütközések Osztálya, tudományos munkatárs, fiatal kutatói álláshely TUDOMÁNYOS/SZAKMAI-KÖZÉLETI TEVÉKENYSÉGEK, DÍJAK: 2005 : OTKA posztdoktori ösztöndíj (konzulens: Sulik Béla) 2005- : MTA Köztestületi tag 2

2006: Academia Europaea, Burgen Scholar díj 2008: Konferenciaszervezésben való részvétel: Radiation Damage in Biomolecular Systems, 13th-15th June 2008, Debrecen 2008-: MTA Fiatal Kutatók Testülete tag 2009:

Osztályvezetı helyettes (Atomi Ütközések Osztálya, ATOMKI)

3

Publikációs lista impaktfaktorok és független hivatkozások feltüntetésével 1. G. Veres, J.S. Bakos, I. B. Földes, K. Gál, Z. Juhász, G. Kocsis, S. Szatmári: Polarization of harmonics generated by ultrashort KrF-laser pulses on solid surfaces,Europhys. Lett. 48, 390 (1999) IF: 2.214. Hivatkozások: −1. R. A. Ganeev, J. A. Chakera, M. Raghuramaiah, A. K. Sharma, P. A. Naik, P. D. Gupta, J. Opt. B: Quantum Semiclass. Opt. 3, S112–S117 (2001). −2. R. A. Ganeev, A. Ishizawac, T. Kanaia, T. Ozakic and H. Kurodaa, Optics Communications, 227, p.175-182, (2003). −3. G. D. Tsakiris, K. Eidmann, J. Meyer-ter-Vehn and F. Krausz, New Journal of Physics 8, 19 (2006) −4. R. A. Ganeev, A. Ishizawa, T. Kanai, T. Ozaki, and H. Kuroda,Optics and Spectroscopy, 94, 295–299 (2003). −5. R. A. Ganeev, J. A. Chakera, and M. Raghuramaiah, A. K. Sharma, P. A. Naik, P. D. Gupta, Phys. Rew. E, 63, 026402 (2001). −6. R. A. Ganeev, T. Kanai, A. Ishizawa, T. Ozaki, H. Kuroda, Appl. Opt. 43, 1396-1403 (2004). −7. G. D. Tsakiris, K. Eidmann, J. Meyer-ter-Vehn, F. Krausz, New J. Phys. 8, 19 (2006). −8. U. Teubner, P. Gibbon, Rev. Mod. Phys. 81, 445-479 (2009).

2. I.B. Földes, J.S. Bakos, K. Gál, Z. Juhász, M.Á. Kedves, G. Kocsis, S. Szatmári and G. Veres: Properties of High Harmonics Generated by Ultrashort UV Laser Pulses on Solid Surfaces, Laser Physics 10, 264-269 (2000) IF: 0.891. −1. H. Kuroda, T. Ozaki, A. Ishizawa, T. Kanai, K. Yamamoto, R. Li, J. Zhang, Laser and Particle Beams 20:1:59-65 Cambridge University Press (2002). −2. T. J. Yang, J. Chen, J. Phys B. 35, 4759-4771 (2002).

3. G. Lubinski, Z. Juhász, R. Morgenstern and R. Hoekstra: State-selective electroncapture cross section measurements for low-energy collisions of He-like ions on H2, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 33, 5275 (2000) IF: 2.332. Hivatkozások: −1. L. F. Errea, A. Macias, L. Mendez, I. Rabadan, A. Riera, A. Rojas, P. Sanz, Physical Review A, 63, 062713 (2001). −2. L. F. Errea, A. Macias, L. Mendez, I. Rabadan, A. Riera, P. Sanz, International Journal of Quantum Chemistry, 86, 182-189 (2002). −3. D. M. Kearns, R. W. McCullough and H. B. Gilbody, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 35, 4335–4346 (2002). −4. H.B. Gilbody and R.W. McCullough, J. Phys.: Conf. Ser. 2, 199-208 (2004).

4

−5. B. Zarour, C. Champion , J. Hanssen , B. Lasri, Nucl. Instr. Meth. B, 235, 374–377(2005). −6. D. Fischer, B. Feuerstein, R. D. DuBois, R. Moshammer,J. R. Crespo López-Urrutia, I. Draganic, H. Lörch, A. N. Perumal and J. Ullrich, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 35, 1369–1377 (2002). −7. K. Ishii, Y. Inoue, H. Ogawa, A. Itoh and N. Sakamoto, J. Phys.: Conf. Ser. 58, 275 (2007). −8. T. Kaneyasu, T. Azuma and K. Okuno, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 38, 1341–1361 (2005). −9. T. Kaneyasu, T. Azuma, Shinku, 48, 471 (2005). −10. D. M. Kearns, R. W. McCullough, H. B. Gilbody, Int. J. Mol. Sci., 3, 162-175 (2002). −11. V. A. Krasnopolsky, J. B. Greenwood, P. C. Stancil, Space Science Review 113, 271-373 (2004). −12. R. W. McCullough, D. M. Kearns, J. B. Greenwood, H. B. Gilbody, Nucl. Instr. Meth. B, 205, 581–585 (2003). −13. B. J. Wargelin, P. Beiersdorfer, G. V. Brown, Can. J. Phys., 86, 151169 (2008). −14. P. Beiersdorfer, L. Schweikhard, P. Liebisch, G. V. Brown, ApJ 672, 726-732 (2008). −15. L. F. Errea, L. Fernandez, A. Macias, L. Mendez, I. Rabadan, A. Riera, Physical Review A, 69, 012705 (2004). −16. H. Gao, V. H. S. Kwong, Physical Review A, 69, 052715 (2004). −17. H. Tanuma, H. Ohashi, E. Shibuya, N. Kobayashi, T. Okuno, S. Fujioka, H. Nishimura, K. Nishihara, Nucl. Instr. Meth. B, 235, 331– 336 (2005). −18. A. Bhardwaj, R. F. Elsner, G. R. Gladstone, et al., Plan. Space Sci. 55, 1135-1189, (2007). −19. L. Liu, Y. Q. Zhao, J. G. Wang, R. K. Janev, H. Tanuma, Phys. Rev. A, 81, 014702 (2010). −20. M. Frankel, P. Beiersdorfer, G. V. Brown, J. Clementson, M. F. Gu, L. Schweikhard, J. Phys.Conf. Ser. 163, 012051 (2009).

4. G. Lubinski, Z. Juhász, R. Morgenstern and R. Hoekstra: Low-Energy State-Selective Charge Transfer by Multiply Charged Ions, Phys. Rev. Lett. 86, 616 (2001) IF: 6.668. Hivatkozások: −1. L. F. Errea, A. Macías, L. Méndez , B. Pons, A. Riera, The Journal of Chemical Physics, 119, pp. 325-337 (2003). −2. H. Lebius, A. Brenac, B. A. Huber, L. Maunoury, F. Gustavo, and D. Cormier, Review of Scientific Instruments 74, pp. 2276-2279 (2003). −3. X. Cai, D. Yu, X. Chen, R. Lu, Z. Cao, W. Yang, C. Shao and X. Ma, Phys. Scr., 68, 227–229, (2003).

5

−4. J. Caillat, A. Dubois, I. Sundvor, and J.-P. Hansen, Phys. Rev. A, 70, 032715 (2004) −5. L. F. Errea, A. Macías, L. Méndez , B. Pons, A. Riera, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 36, (2003) L135–L141 −6. Y. Itoh, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 35, 3217–3225 (2002). −7. W. R. Johnson, I. M. Savukov, U. I. Safronova, A. Dalgarno, ApJ Suppl. Ser., 141, 543–557 (2002). −8. M. Rigazio, V. Kharchenko, A. Dalgarno, Phys. Rev. A, 66, 064701 (2002). −9. X. H. Cai, D. Y. Yu, R. C. Lu, Z. R. Cao, W. Yang, C. J. Shao, X. M.Chen, X. W. Ma, Nucl. Instr. Meth. B, 225, 185–190 (2004). −10. X. H. Cai, D. Y. Yu, Z. R. Cao, R. C. Lu, W. Yang, C. J. Shao, X. M.Chen, Chin. Phys. 13, 1679-1683 (2004). −11. N. Stolterfoht, R. Cabrera-Trujillo, R. Hellhammer, Z. Pesic, E. Deumens, Y. Ohrn, J. R. Sabin, Adv. Quant. Chem., 52, 149-170 (2007). −12. A. Bhardwaj, R. F. Elsner, G. R. Gladstone, et al., Plan. Space Sci. 55, 1135-1189, (2007). −13. B. J. Wargelin, P. Beiersdorfer, G. V. Brown, Can. J. Phys., 86, 151169 (2008). −14. A. Anders, E. Oks, J. Appl. Phys., 106, 023306 (2009). −15. D. Elizaga, L.F. Errea, J.D. Gorfinkiel, C. Illescas, A. Macías, L. Méndez, I. Rabadán, A. Riera, A. Rojas, P. Sanz, Atomic and PlasmaMaterial Interaction Data for Fusion 10, 71 (2002). −16. M. Frankel, P. Beiersdorfer, G. V. Brown, J. Clementson, M. F. Gu, L. Schweikhard, J. Phys.Conf. Ser. 163, 012051 (2009).

5. Z. Juhász, G. Lubinski, R. Morgenstern, R. Hoekstra: Line emission spectroscopy of low-energy charge transfer reactions, Atomic and Plasma-Material Interaction Data for Fusion 10, 25 (2002) Hivatkozások: −1. L. F. Errea, A. Macías, L. Méndez , B. Pons, A. Riera, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 36, L135–L141 (2003). 6. D. Bodewits, Z. Juhász, R. Hoekstra, A.G.G.M. Tielens: Catching some Sun: Probing the solar wind with cometary x-ray and far-ultraviolet emission, The Astrophysical Journal, 606, L81 (2004) IF: 6.187. Hivatkozások: −1. S. Legendre, E. Giglio, M. Tarisien, A. Cassimi, B. Gervais and L .Adoui, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 38, L233–L241 (2005) −2. P. M. Y. Garcia, G. M. Sigaud, H. Luna, A. C. F. Santos, E. C. Montenegro, M. B. Shah, Phys. Rev. A 77, 052708 (2008) −3. T. Kaneyasu, T. Azuma and K. Okuno,J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 38, 1341–1361 (2005).

6

−4. R. Pepino, V. Kharchenko, A. Dalgarno, R. Lallement, ApJ 617, 1347-1352 (2004). −5. R. Ali, P. A. Neill, P. Beiersdorfer, C. L. Harris, M. J. Rakovic, J. G. Wang, D. R.Schultz, P. C. Stancil, ApJ 629, L125-L128 (2005). −6. P. Barragan, L. F. Errea, L. Mendez, I. Rabadan, A. Riera, , ApJ 636, 544-547 (2006). −7. V. A. Krasnopolsky, J. Geophys. Res. Sp. Phys. 111, A12102 (2006). −8. A. Bhardwaj, R. F. Elsner, G. R. Gladstone, et al., Plan. Space Sci. 55, 1135-1189, (2007). −9. B. J. Wargelin, P. Beiersdorfer, G. V. Brown, Can. J. Phys., 86, 151169 (2008). −10. M. V. Vavrukh, B. O. Seredyuk, R. W. McCullough, Prob. At. Sci. Tech. 6, 84-86 (2008). −11. R. Cabrera, J. R. Sabin, Y. Ohrn, E. Deumens, N. Stolterfoht, Phys. Rev. A 83, 012715 (2011).

7. S. Mátéfi-Tempfli, M. Mátéfi-Tempfli, L. Priaux, Z. Juhász, S. Biri, É. Fekete, I. Iván, F. Gáll, B. Sulik, Gy. Víkor, J. Pálinkás and N. Stolterfocht: Guided transmission of slow Ne6+ ions through the nanochannels of highly ordered anodic alumina.Nanotechnology 17, 3915 (2006) IF: 3.037. Hivatkozások: −1. P. Skog, I.L. Soroka, A. Johansson, R. Schuch, Nucl. Instr. and Meth. in Phys. Res. B, 258, 145–149 (2007) −2. S.A. Aseev, B.N. Mironov, S.V. Chekalin, V.S. Letokhov, JETP Letters, 87, 361–363 (2008). −3. D.H. Li, Y.Y. Wang, Y.T. Zhao, G.Q. Xiao, D. Zhao, Z.F. Xu, F.L. Li, Nucl. Instr. Meth. B, 267, 469–473 (2009). −4. P. Skog, H.Q. Zhang, and R. Schuch, Phys. Rev. Lett., 101, 223202 (2008). −5. K. Schiessl, K. Tıkési, B. Solleder, C. Lemell, J. Burgdörfer, Phys. Rev. Lett. 102, 163201 (2009). −6. G. Kowarik, R. J. Bereczky, F. Aumayr, K. Tıkesi, Nucl. Instr. Meth. B, 267, 2277–2279 (2009). −7. S.A. Aseev, B.N. Mironov, V. G. Minogin, S.V. Chekalin, V.S. Letokhov, JETP Letters, 90, 13–17 (2009). −8. H. Q. Zhang, P. Skog, R. Schuch, Phys. Rev. A, 82, 052901 (2010). −9. R. J. Bereczky, G. Kowarik, F. Aumayr, K. Tıkesi, Nucl. Instr. Meth. B, 267, 317–320 (2009). −10. K. Schiessl, C. Lemell, K. Tıkési, J. Burgdörfer, J. Phys.Conf. Ser. 194, 012069 (2009). −11. H. Q. Zhang, P. Skog, R. Schuch, J. Phys.Conf. Ser. 163, 012092 (2009). −12. K. Schiessl, C. Lemell, K. Tıkési, J. Burgdörfer, J. Phys.Conf. Ser. 163, 012081 (2009).

7

−13. W. Wang, D. Qi, D. Yu, M. Zhang, F. Ruan, J. Chen, X. Cai, J. Phys.Conf. Ser. 163, 012093 (2009). −14. T. Schweigler, C. Lemell , J. Burgdörfer, Nucl. Instr. Meth. B, 269, 1253–1256 (2011). −15. Wei Wang et al., Physica Scripta T, 144, 4023 (2011).

8. Z. Juhász, J. -Y. Chesnel, F. Frémont, A. Hajaji, B. Sulik: Coulomb explosion and binary encounter processes in collisions between slow ions and small molecules of biological interest. Radiation Damage in Biomolecular Systems: Proceedings of the 5th International Conference. RADAM 2008. Debrecen, Hungary, 13-15 June, 2008, AIP Conference Proceedings 1080, 118 (2008). Hivatkozások: −1. N. L. Guevara, E. Teixeira, B. Hall, E. Deumens, Y. Ohrn, J. R. Sabin, Phys. Rev. A 80, 062715 (2009). 9. Z. Juhász, B. Sulik, S. Biri, I. Iván, K. Tökési, É. Fekete, S. Mátéfi-Tempfli, M. Mátéfi-Tempfli, Gy.Víkor, E. Takács, J. Pálinkás: Ion guiding in alumina capillaries: MCP images of the transmitted ions. Nucl. Instr. and Meth. B 267, 321 (2009) IF: 1.156. 10. Z. Juhász, B. Sulik, F. Frémont, A. Hajaji, J.-Y. Chesnel: Anisotropic ion emission in the fragmentation of small molecules by highly charged ion impact. Nucl. Instr. and Meth. B, 267, 326 (2009) IF: 1.156. Hivatkozások: −1. N. L. Guevara, E. Teixeira, B. Hall, E. Deumens, Y. Ohrn, J. R. Sabin, Phys. Rev. A 80, 062715 (2009). 11. N. Stolterfoht , R. Hellhammer, D. Fink, B. Sulik, Z. Juhász, E. Bodewits, H.M. Dang, R. Hoekstra: Time evolution of ion guiding through nanocapillaries in a PET polymer, Nucl. Instr. and Meth. B, 267, 669 (2009) IF: 1.156 Hivatkozások: −1. M. Kreller, G. Zschornack, U. Kentsch, Nucl. Instr. Meth. B, 269, 1032–1035 (2011). 12. N. Stolterfoht, R. Hellhammer, D. Fink, B. Sulik, Z. Juhász, E. Bodewits, H. M. Dang, and R. Hoekstra: Dynamic properties of ion guiding through nanocapillaries in an insulating polymer. Phys. Rev. A 79, 022901 (2009) IF: 2.866. Hivatkozások:

8

−1. A. R. Milosavljevic, J. Jureta, Gy. Vikor, Z. D. Pesic, D. Sevic, M. Matefi-Tempfli, S. Matefi-Tempfli, B. P. Marinkovic, EPL 86, 23001 (2009). −2. G. Z. Sun, X. M. Chen, J. Wang, et al., Phys. Rev. A 79, 052902 (2009). −3. F. Y. Xi, H. P. Liu, Y. X. Lu, X. M. Chen, Y. Y. Wang, Nucl. Instr. Meth. B, 268, 2292-2294 (2010). −4. H. Q. Zhang, P. Skog, R. Schuch, Phys. Rev. A 82, 052901 (2010). −5. B. S. Dassanayake, R. J. Bereczky, S. Das, A. Ayyad, K. Tıkési, J. A. Tanis, Phys. Rev. A 83, 012707 (2011). −6. L. Chen, X. Y. Lv, J. J. Jia, et al., J. Phys. B 44, 045203 (2011). −7. E. De Filippo, G. Lanzano, F. Amorini, et al., Phys. Rev. A 82, 062901 (2010). −8. B. S. Dassanayake, S. Das, R. J. Bereczky, K. Tıkési, J. A. Tanis, Phys. Rev. A 81, 020701 (2010). −9. K. Schiessl, C. Lemell, K. Tıkési, J. Burgdörfer, J. Phys.Conf. Ser. 194, 012069 (2009). −10. B. S. Dassanayake, S. Das, R. J. Bereczky, K. Tıkési, J. A. Tanis, J. Phys.Conf. Ser. 194, 132016 (2009). −11. P. Rousseau, A. Cassimi, L. Maunoury, T. Muranaka et al., J. Phys.Conf. Ser. 194, 132029 (2009). −12. B. S. Dassanayake et al., Physica Scripta T 144, 4041 (2011). −13. B. S. Dassanayake et al., 21st Internationa Symposium on Ion Atom Collisions. Norfolk, Virginia, USA, 17-21 July, 2009 0 14 (2009). −14. B. S. Dassanayake, S. Das, A. Ayyad, R. J. Bereczky, K. Tıkési, J. A. Tanis, Nucl. Instr. Meth. B, 269, 1243–1247 (2011).

13. N. Stolterfoht, R. Hellhammer, Z. Juhász, B. Sulik, V. Bayer, C. Trautmann, E. Bodewits, A. J. de Nijs, H. M. Dang, R. Hoekstra: Guided transmission of Ne7+ ions through nanocapillaries in insulating polymers:Scaling laws for projectile energies up to 50 keV. Phys. Rev. A 79, 042902 (2009) IF: 2.866. Hivatkozások: −1. F. Y. Xi, H. P. Liu, Y. X. Lu, X. M. Chen, Y. Y. Wang, Nucl. Instr. Meth. B, 268, 2292-2294 (2010). −2. B. S. Dassanayake, S. Das, R. J. Bereczky, K. Tıkési, J. A. Tanis, Phys. Rev. A 81, 020701 (2010). −3. E. De Filippo, G. Lanzano, F. Amorini, et al., Phys. Rev. A 82, 062901 (2010). −4. B. S. Dassanayake, S. Das, A. Ayyad, R. J. Bereczky, K. Tıkési, J. A. Tanis, Nucl. Instr. Meth. B, 269, 1243–1247 (2011). −5. L. Chen, X. Y. Lv, J. J. Jia, et al., J. Phys. B 44, 045203 (2011). −6. S.J. Wickramarachchi, B.S. Dassanayake, D. Keerthisinghe, A. Ayyad, J.A. Tanis. Nucl. Instr. Meth. B, 269, 1248–1252 (2011).

9

−7. E. De Filippo, G. Lanzanó, F. Amorini, E. Geraci, L. Grassi, E. La Guidara, I. Lombardo, G. Politi, F. Rizzo, P. Russotto, C. Volant, S. Hagmann, H. Rothard, Phys. Rew. A 83, 064901 (2011).

14. S.Biri, I. Iván, Z. Juhász, B. Sulik, Cs. Hegedős, A. Ifj. Jenei, S. Kökényesi, J. Pálinkás: Application of the Atomki-ECRIS for materials research and prospects of the medical utilization. 18th International Workshop on ECR Ion Sources. ECRIS 08. Chicago, Ill. USA, 15-18 Sept., 2008. Proceedings. 41-47 (2009). Hivatkozások: −1. R. K. Jain et al., Sadhana 35, 46 (2010). −2. R. Rácz, Acta Physica Debrecina 44, 108 (2010).

15. N. Stolterfoht, R. Hellhammer, D. Fink, B. Sulik, Z. Juhász, E. Bodewits, A. J. de Nijs, H. Dang, R. Hoekstra: Role of charge patches in ion guiding through nanocapillaries in a PET polymer. J. Phys. Conf. Ser. 194, 132031 (2009). 16. I. Rajta, G. A. B. Gál, S. Z. Szilasi, Z. Juhász, S. Biri, M. Mátéfi-Tempfli, Mátéfi- S. Tempfli: Nanochannel alignment analysis by scanning transmission ion microscopy. Nanotechnology 21, 295704 (2010). IF: 3.644 17. N. Stolterfoht, R. Hellhammer, Z. Juhász, B. Sulik, E. Bodewits, H. M. Dang, R. Hoekstra: Guided transmission of 3-keV Ne7+ ions through nanocapillaries in insulating polymers: Dependence on the capillary diameter. Phys. Rev. A 82, 052902 (2010). IF:2.861 18. Z. Juhász, B. Sulik, R. Rácz, S. Biri, R. J. Bereczky, K. Tıkési, Á. Kövér, J. Pálinkás, N. Stolterfoht: Ion guiding accompanied by formation of neutrals in polyethylene terephthalate polymer nanaocapillaries: Further insight into a self-organizing process. Phys. Rev. A 82, 062903 (2010). IF:2.861 19. N. Stolterfoht, R. Hellhammer, B. Sulik, Z. Juhász, V. Bayer, C. Trautmann, E. Bodewits, R. Hoekstra: Evidence of blocking effects on 3-keV Ne7+ ions guided through nanocapillaries in polycarbonate, Phys. Rev. A 83, 062901 (2011). IF:2.861 20. G.A.B. Gál, I. Rajta, S.Z. Szilasi, Z. Juhász, S. Biri, C. Cserháti, A. Csik, B. Sulik: Scanning transmission ion microscopy of polycarbonate nanocapillaries. Nucl. Instr. and Meth. B (2011) (published online). IF:1.042 21. Z. Juhász, S. T. S. Kovács, P. Herczku, R. Rácz, S. Biri, I. Rajta, G. A. B. Gál, S. Z. Szilasi, J. Pálinkás, B. Sulik: Guided transmission of 3 keV Ar7+ ions through dense polycarbonate nanocapillary arrays: blocking effect and time dependence of the transmitted neutrals, Nucl. Instr. and Meth. B (2011) (submitted).

10

További kutatómunkám tervezett programja (A hivatkozási számok a saját publikációkra utalnak a publikációs jegyzékben, a betők pedig az egyéb publikációkra a Beszámoló irodalomjegyzékében)

Az ATOMKI-ben eddig két fı téma kutatásában vettem részt: lassú ionok nanokapillárisokban való terelıdését vizsgáltam, illetve molekulák széttöredezıdését tanulmányoztam ionbombázás hatására. Ezek más kutatási témákhoz és jövıbeni alkalmazásokhoz is kapcsolódnak (pl. sugárterápia, asztrofizikai folyamatok modellezése, ionok irányított besugárzása) amit jelentıs külföldi és belsı, ATOMKI-s együttmőködések is jeleznek. A jövıben is ezen témakörökben szeretnék tevékenykedni, de fontosnak tartom, hogy új kapcsolódási pontok jöjjenek létre más témákkal, illetve új alkalmazások megvalósítására is törekszem. Ez irányban már régebben megtettem elsı lépéseimet: többször adtam be tudományos pályázatot (OTKA , ERC Starting Grant), illetve javasoltam és végeztem különbözı kísérleteket. Az ionterelés témában a téma felelısévé is váltam. A habilitáció elnyerésével szeretném munkáimat kiteljesíteni és tovább fejleszteni. Hoszszabb távon pedig a gyorsítókra épülı atom, molekula és felület-fizikában szeretnék új kutatási témákat kezdeményezni, illetve azokba bekapcsolódni.

Ionterelés szigetelı nano- és mikrokapillárisokkal, pozitronok terelése fém-szigetelı mikrostruktúrákal Az ionterelés jelenségét vékony szigetelı kapillárisokban körülbelül egy évtizede fedezték fel [a]. Azt találták, hogy néhány keV-os ionok erısen megdöntött, hosszú kapillárisokon nagy számban képesek áthaladni. A jelenséget a kapillárisok falának elektromos feltöltıdése okozza, ami a késıbb érkezett ionok egy részét eltéríti a kijárat felé, anélkül, hogy a felület közelébe jutnának, így azok megırzik eredeti töltésállapotukat. Egy idı után dinamikus egyensúlyi állapot alakul ki, melyet a kapillárisokba becsapódó és azon átjutott ionok aránya valamint a kapillárisok falain kialakuló feltöltött szigetekbıl elszivárgó áram együttesen határoz meg. A felfedezés vékony polietilén-tereftalát (PET) fóliában maratott kb. 100 nm átmérıjő kapillárisokkal történt, de azóta sokféle anyagú és különbözı mérető kapillárisokat vizsgáltak meg ilyen szempontból. Gyakorlatilag az összes szigetelı anyagnál megfigyelték a terelés jelenségét, bár nagy eltérések mutatkoznak a különbözı mintáknál. Az alkalmazások szempontjából igen fontos ezen különbségek feltérképezése. Újabban polikarbonát (PC) anyagú mintáknál a kapillárisok elzáródását figyeltük meg a feltöltıdés során (blokkolódás), ami más anyagra nem volt jellemzı [19]. Az elzáródást valószínőleg túltöltıdés okozza, ami potenciálgátat hoz létre a kapillárisokban. A jelenség erısen függ az anyag elektromos tulajdonságaitól. A kapillárisokban általában nagy elektromos térerısség alakul ki, így a jelenség tanulmányozásával az anyagok nemlineáris elektromos viselkedésérıl is értékes információt kaphatunk . Az ATOMKI elektron-ciklotronrezonanciás ionforrásánál kialakított mérıberendezésünk az eredeti töltésállapotú ionok mellett alacsonyabb töltésállapotú és semleges részecskék detektálására is alkalmas. Erre egy helyzetérzékeny (multi channel

11

plate) detektor szolgál, amivel kétdimenziós szögeloszlásokat tudunk mérni. Nemrég tanulmányoztuk a kapillárisokban termelıdött és áteresztett semleges atomok idıbeni viselkedését, és megfigyeltük, hogy az alacsonyabb töltésállapotú ionoknál jóval nagyobb számban vannak jelen. Az eredeti töltésállapotú ionok szögeloszlásában erıs, korábban is észlelt oszcillációk mutatkoztak [11,12,15], amelyeket az egymás után az ellentétes oldalakon kialakuló feltöltött szigetek okoznak. A semlegesített lövedékionoknál szintén láttunk oszcillációt, de kisebbet és fázisban eltérıt, az intenzitás pedig eltérıen növekedett az ionokéhoz képest. A semlegesítıdött lövedékek vizsgálatának nagy elınye, hogy nem befolyásolja ıket az elektromos tér, egyenesen repülve torzítatlanul adnak információt a keletkezésük helyérıl, vagyis a feltöltött szigetekrıl. Így elsıként tudtuk tanulmányozni a semleges kilépı részecskék keletkezésének módját és helyét, ami kulcsfontosságú az ionterelıdés jelenségének felderítése szempontjából. További munkámban is hasonló vizsgálatokat tervezek különbözı anyagokkal, és különbözı paraméterő kapillárisokkal. A jelenség tökéletesebb megértéséhez ugyanis szisztematikus mérésekre van szükség, ahol egy-egy paramétert fokozatosan változtatunk. A blokkolódás például nagyban függ a kapillárisok hosszától és az ionok energiájától is. Az energiát növelve a blokkolódás megszőnik. Ezek a vizsgálatok, a semleges kilépı részecskék tanulmányozásával együtt részleteiben felderíthetik az ionterelıdés különbözı effektusait. A jelenség teljesebb megértésén túl az alkalmazásokat is fontosnak látom. Egy ilyen lehetséges alkalmazás lehet különféle ritka töltött részecskék nyalábsőrőségének növelése kapillárisokkal. Müonnyalábokkal már történtek ilyen sikeres kísérletek makroszkopikus üvegkapillárisokat alkalmazva [b]. Igen fontos megvalósítandó cél a minél intenzívebb monoenergetikus pozitronnyalábok elıállítása. Ezekre egyre növekvı igény mutatkozik az anyag és antianyag tulajdonságainak összehasonlításához, antihidrogén elıállításához és különféle anyagvizsgálati módszerekhez. Mivel a pozitronforrások viszonylag gyengék, nem várható, hogy a tereléshez szükséges töltött szigetecskéket maguk a pozitronok hozzák létre [c]. A kapillárisok erre az esetre történı alkalmazása során új megközelítésékre van szükség. Ezért olyan multiréteges kapillárisminták létrehozását tőztem ki célul, amelyek szigetelı és vezetı rétegekbıl állnak, és a tereléshez szükséges elektromos teret a rétegekre adott feszültség szolgáltatja. Így nincs szükség a kapillárisok falainak feltöltésére. Modellszámításaim szerint a kapillárisok belsejében kialakuló periodikus elektromos tér önmagában is képes töltött részecskéket terelni. Ionokkal végzett elızetes méréseink valóban jó terelési képességet mutatnak, amely azonnal jelentkezik, mielıtt még feltöltıdés kialakulhatott volna. Az ilyen minták egyben moderátorként is szolgálhatnak, amelyek a radioaktív forrásból származó nagyenergiás pozitronokat a szilárd anyagban ütközések útján lelassítják, majd a megfelelıen lelassított részecskéket a kapillárisok tengelye irányába terelik. Jelenleg moderátorként általában tömör wolfram fóliákat használnak, amelyeknek konverziós hatásfoka kicsi az elkerülhetetlen annihilációs veszteségek miatt. A multiréteges kapillárisminták jelentısen megnövelhetnék a hatásfokot, így biztosítva intenzívebb monoenergiás nyalábokat. Az ATOMKI közeljövıbeli tervei közt szerepel egy pozitronnyalábot szolgáltató berendezés létrehozása, ami a meglévı és a tervezett új ciklotron által termelt radioaktív, pozitront kibocsátó izotópokat használná forrásként. Ennek megépítésében és használatában is szeretnék részt venni, elsısorban az általam tervezett multiréteges kapilláris moderátorok kipróbálásával, alkalmazásával. Multiréteges és egyéb típusú szigetelı mintákat

12

az ATOMKI-ben is elı lehet állítani, ezért az ionterelı kapillárisminták szisztematikus vizsgálatában is szoros együttmőködést tervezek más osztályok kutatóival, felhasználva a rendelkezésre álló berendezéseket, módszereket: magnetronos porlasztás, SNMS, SIMS, ion-mikronyálábos megmunkálás, elektron mikroszkópia. A tervezett kísérleteken túl elméleti téren is szeretném az ionterelést vizsgálni. A kapillárisokban lejátszódó folyamatokra analitikus és numerikus modelleken keresztül szeretnék magyarázatot találni, részben az ezzel már foglalkozó elméleti csoportokkal való együttmőködések keretében.

Biológiai szempontból fontos kis molekulák széttöredezıdése ionbombázás hatására – sugárkárosodás atomi szinten

Az élı szervezetek sugárkárosodása régóta vizsgált terület, de a folyamatok mikéntjérıl atomi-molekuláris szinten még mindig nagyon keveset tudunk. Ezek felderítésére több európai uniós együttmőködés is indult. Az Atomki kutatócsoportjának tagjaként részt vettem és veszek a RADAM (Radiation Damage in Biomolecular Systems, P9, 2003-2007), és jelenleg a Nano-IBCT (Nano-Scale Insights in Ion Beam Cancer Therapy, MP1002, 2010-2014) COST akciók munkájában. Az utóbbi néhány évben több ehhez kapcsolódó kísérleteket végeztünk az ATOMKI-ben és külföldön. Biológiai szövetekben jelen lévı vagy azokhoz hasonló kis molekulák ionbombázás hatására történı széttöredezıdését vizsgáltuk széles bombázóion-energiatartományban. Ezek a kísérletek az ionterápiás kezelésekkor fellépı folyamatok részletes felderítését célozzák meg. Az ionterápiában ugyanis az örökítı anyag károsodását – a DNS molekulák törését –javarészt másodlagos folyamatok okozzák: az ionok elıször a nagy tömegben jelenlévı vízmolekulákkal hatnak kölcsön, és az ekkor keletkezı semleges és töltött részecskék: szabad gyökök, ionok, elektronok, okozzák a DNS-károsodások jelentıs részét. Természetesen a molekulafragmentációs folyamatok önmagukban is igen érdekes fizikát jelentenek, ez a munka tehát értékes alapkutatás is. Korábban vízmolekulák fragmentációja során megfigyelték, hogy a hidrogénionmolekulatöredékek nagyobb intenzitással emittálódnak a nyalábhoz képest merıleges irányban, mint azzal közelítıleg egyezı, vagy ellentétes irányokban [d]. Ezt azzal magyarázták, hogy a széttöredezést elıidézı lövedékion nagyobb valószínőséggel tud elektronokat befogni, ha a vízmolekulában a hidrogén-magok a nyalábra merıleges irányban állnak. Ehhez hasonló effektusok felderítését tervezem-tervezzük különbözı kis molekuláknál, amelyek az élı szervezetek sugárkárosodásában vagy annak modellezésében szerepet játszhatnak. Hogy jobban megértsük a víz fragmentációjában tapasztalt különleges anizotrópiát, többfajta lövedékkel (nagytöltéső nehéz ionokkal) fogunk kísérleteket végezni, valamint hasonló ill. különbözı szerkezető molekulák fragmentációját fogjuk összehasonlítani. Ezeket minél alacsonyabb energiákon, a néhány keV-os ütközési energia tartományban kívánjuk elvégezni, ahol az elektronbefogási folyamatok egyre jobban meghatározó-

13

ak. A fragmentáció lövedékion-töltéstıl való nagymértékő függésére is szeretnénk magyarázatot találni. Ennek érdekében elméleti csoportokkal együttmőködve szeretnénk kísérleteinket szervezni. A molekulatöredékek megfigyelésén kívül az ütközésekbıl kilépı elektronok energiaspektrumából a különbözı Auger-folyamatok szerepére szeretnénk fényt deríteni, valamint a negatív ionok, különösen a hidrogénion képzıdésének tanulmányozását is tervezzük fıleg a biológiai alkalmazások szempontjából legfontosabb vízmolekula céltárgy esetében. Nagyobb energiákon is tervezünk kísérleteket, a Braggcsúcsnak megfelelı energia körüli tartományban (néhány száz keV/u), ahol a lineáris energiatranszfer a legnagyobb a szövetekben. A szövetkárosodásnak azonban nem szükségszerően ez a maximuma. A DNS-károsító, különbözı specifikus folyamatok hatáskeresztmetszetei ettıl eltérı energiákon maximalizálódhatnak, amelynek részleges felderítéséhez tervezett kutatásaink nagyban hozzájárulhatnak.

14

Kérdıív a habilitáló tudományos tevékenységének értékeléséhez Név:

Juhász Zoltán

Születési év:

1976

Szőkebb szakterület:

atomi és molekuláris ütközések, atomfizika

Doktori (PhD) fokozat megszerzésének éve:

2004

Tudományos közleményei: összes közleményének száma: – nemzetközi folyóiratban:

20 17

– magyar nyelvő folyóiratban:

0

– konferencia-kiadványban:

3

– könyvekben:

0

nemzetközi folyóiratban megjelent közleményeinek effektív száma (Σi ti-½, ahol ti az i-edik publikáció társszerzıinek száma, és az összegzés a pályázó összes publikációjára vonatkozik):

6,61

Közleményeinek idézettsége: összes dolgozatának SCI idézettsége: független idézettsége (önhivatkozás és társszerzıknek a közös cikkre való hivatkozása nélkül):

82

99

effektív idézettsége (Σi hi ti-½, ahol ti az i-edik publikáció társszerzıinek száma, hi pedig az erre vonatkozó független hivatkozásoké, és az összegzés a pályázó összes publikációjára vonatkozik): 41,18 a PhD fokozat megszerzése óta írt dolgozatainak független / SCI idézettsége:

32

a téziseiben felhasznált közleményeinek független / SCI idézettsége:

40

15

A pályázó 3 legjelentısebb dolgozatának bibliográfiai adatai: •

G. Lubinski, Z. Juhász, R. Morgenstern and R. Hoekstra: Low-Energy StateSelective Charge Transfer by Multiply Charged Ions, Phys. Rev. Lett. 86, 616 (2001) IF: 6.668.

•

Z. Juhász, B. Sulik, F. Frémont, A. Hajaji, J.-Y. Chesnel: Anisotropic ion emission in the fragmentation of small molecules by highly charged ion impact. Nucl. Instr. and Meth. B, 267, 326 (2009) IF: 0.997.

•

Z. Juhász, B. Sulik, R. Rácz, S. Biri, R. J. Bereczky, K. Tıkési, Á. Kövér, J. Pálinkás, N. Stolterfoht: Ion guiding accompanied by formation of neutrals in polyethylene terephthalate polymer nanaocapillaries: Further insight into a selforganizing process. Phys. Rev. A 82, 062903 (2010). IF:2.866

Mőszaki fejlesztési tevékenység: –

a pályázó legjelentısebb, megvalósított mőszaki alkotásai, és ennek jellemzıi: –

–

szabadalmak: –

–

egyéb fejlesztési tevékenység: •

Ionspektrométer és helyzetérzékeny iondetektor tervezése

•

Komplex kapilláris-mérıhely kialakítása az ECR ionforrás mellett

•

MCP detektor adatfeldolgozó és kiértékelı programjának kifejlesztése

•

ECRIS nyalábmozgató elemeinek tervezése, megépítése

Milyen oktatási tevékenységet végzett: – Mely intézeti közfeladatok ellátásában vett részt: •

Osztályvezetı-helyettesi feladatatok (Atomi Ütk. Oszt.)

•

Web-lap szerkesztés, frissítés az Atomi Ütk. Oszt.-nak számára

•

ATPA publikációs adattár javítása

16

Elıadás látogatóknak (BME-rıl, 2011)

•

A habilitációs kérelem elbírálását pozitívan befolyásoló egyéb körülmények: – tudományos kitüntetések: •

Academia Europaea, Burgen Scholar díj (2006)

– ismeretterjesztı tevékenység: – – rendezvények szervezése: • „Radiation Damage in Biomolecular Systems, 13th-15th June 2008, Debrecen” szervezı bizottságának tagja

– elnyert hazai és nemzetközi kutatási támogatások és együttmőködések: •

OTKA posztdoktori ösztöndíj (2005-2008)

•

Ion Technology and Spectroscopy at Low Energy Ion Beam Facilities, European Commission, 6th Framework Programme (2005-2010, résztvevı)

•

Radiation Damage in Biomolecular Systems, COST Action P9 (2003-2007, résztvevı)

•

Magyar-francia kormányközi TéT projekt (F-30/2006 , 20072009, részvevı)

•

Nano-scale insights in ion beam cancer therapy (NanoIBCT),MPNS COST Action MP1002 (2010-2014, résztvevı)

– a hazai és nemzetközi tudományos szervezetekben betöltött tisztség: •

MTA Fiatal Kutatók Testülete tag

•

MTA Köztestületi tag

– 2 hónapnál hosszabb vendégkutatói állás: –

17

– meghívott elıadások tudományos konferenciákon: •

Ion guiding in nanocapillaries, 22nd International Symposium on Ion Atom Collisions. Caen, France, 22-25 July, 2011

•

Time evolution of ion guiding and formation of neutrals in polymer nanocapillaries, 3rd Workshop on Interaction of Ions with Insulators. WIII2010. Narita, Japan, 4-5 Sept., 2010

•

Coulomb explosion and binary encounter processes in collisions between slow ions and small molecules of biological interest, Radiation Damage in Biomolecular Systems, Debrecen Hungary, 13th - 15th June 2008

– egyéb, amit meg kíván említeni: Nemzetközi konferenciákon (HCI, ECAMP, ITS LEIF meeting stb.) ezeken kívül is több (kb. 10) egyéb elıadást tartottam. Rendszeresen részt vettem nemzetközi együttmőködésben (ITS LEIF) végzett mérésekben, meréssorozatokban: -GANIL, Caen, France: -

Angular distribution of proton fragments in collisions of H2O and CH4 molecules with slow, highly charged ions Influence of the target symmetry on the molecular fragmentation following slow ion-molecule collisions Fragmentation of H2S and H2O molecule following slow ion-molecule collisions – a comparative study Electron spectroscopy of capture created doubly excited states of projectile molecules and molecular ions – an exploratory study

-KVI, Groningen, Hollandia: -

Ion guiding through nanocapillaries of variable diameter Time evolution of ion guiding through nanocapillaries in PET Dynamic properties of ion guiding in nanocapillaries: material and length dependence

-RIKEN, Wako, Japan: -Ionterelési kísérletek szigetelı sík lemezpárral

18

Tudományos eredményeim összefoglalása

Lézerplazmák vizsgálata Diplomamunkám során nagyintenzitású lézerek szilárdtestekkel való kölcsönhatását vizsgáltam. Tapasztalatokat szereztem a spektroszkópia, a plazmafizika és a femtoszekundumos excimer lézerek területén. Ultraviola lézerimpulzus által szilárd testek felületén keltett lézerplazmák tágulásának sebességét mértem meg a plazmáról viszszaverıdött lézerimpulzus spektrumának tanulmányozásával. Ezek a vizsgálatok a lézerplazmában történı felharmonikus keltés kutatásának keretében történtek, a jelenség körülményeinek tisztázására. Az eredményekrıl nemzetközi szakfolyóiratokban számoltunk be [1,2].

Elektronbefogási (töltéskicserélıdési) folyamatok ion-molekula ütközésekben Doktori képzésemet 1999-ben kezdtem Ubbo Emmius ösztöndíjasként Hollandiában. Ennek keretében lassú ionok molekulákkal történı ütközésének kísérleti vizsgálatát végeztem a Groningeni Egyetem egyik kutatóintézetében (Kernfysisch Versneller Instituut (KVI)). Lassú, néhány keV energiájú ionok és molekulák ütközésekor a legvalószínőbben lejátszódó folyamat az elektronbefogás a lövedék által. A keletkezı magasan gerjesztett állapotban lévı ion vagy atom karakterisztikus röntgen vagy ultraibolya sugárzást bocsájt ki. Ez információt szolgáltat a gerjesztett állapotok populációjáról. Ilyen folyamatok asztrofizikai és fúziós reaktorok plazmáiban is végbemennek, és a sugárzás megfigyelése fontos diagnosztikai eszközt szolgáltat, melyhez a különbözı folyamatok hatáskeresztmetszeteinek ismerete szükséges. A KVI-ben folyó kutatáshoz elektron-ciklotronrezonanciás (ECR) ionforrás szolgáltatta a kis- és nagytöltéső ionokat. A mérések molekuláris gázjet-target segítségével történtek keresztezett nyaláb elrendezésben. Az ionnyalábok nagy divergenciáját, mely egy alapvetı kísérleti probléma ilyen kis nyalábenergiákon, rádiófrekvenciás oktupólionnyalábvezetı korlátozta. Az ionok megfelelı behatároltságának igazolására, különbözı számítógépes modellszámításokat végeztem. A nyaláb méretét meghatároztam az ionnyaláb-vezetıre adott rádiófrekvenciás feszültség függvényében, melynek helyességét a kísérletek igazolták [3]. A kutatócsoportban végzett munkában különbözı állapotszelektív töltés-kicserélıdési hatáskeresztmetszeteket határoztunk meg a megfigyelt vákuum-ultraviola spektrumokból, fıként héliumszerő ionok hidrogénmolekulákkal való ütközésében, amelyek fontos információt szolgáltattak a termonukleáris fúziós reaktorok diagnosztikájához [3-5]. A doktori disszertációmban fıként olyan ütközési rendszereket vizsgáltam (He+, He2+ + H2, CO, CO2) amelyek a napszél és az üstökösök atmoszférájának kölcsönhatásában szerepet játszanak [5,6]. A mért adatok alapján az üstökösök He I és He II Lyman-alfa sugárzását modelleztem [6].

19

Ionterelés szigetelı nanokapillárisokkal Ionok és szilárdtestek felületének kölcsönhatása során számos jelenség fellép. Az ionok a felület közelébe érve elektronokat fognak be magasan gerjesztett állapotokba és úgynevezett üreges atomok jönnek létre. A szilárd testbe becsapódva azonban ezek szerkezete megváltozik. Vékony fémfóliákban létrehozott kapillárisok és ionok kölcsönhatását azért kezdték el vizsgálni, mert az ionok a kapillárisok felületének közvetlen közelébe érhetnek a kijáratnál anélkül, hogy késıbb becsapódnának, lehetıséget adva szabad üreges atomok tanulmányozására. Körülbelül tíz éve Berlinben szigetelı polietilén-tereftalát (PET) fóliákban kialakított kapillárisokkal kezdtek el kísérletezni, és meglepıdve tapasztalták, hogy az ionok még akkor is nagy számban átjutnak a kapillárisokon, amikor azok tengelyei nagyobb szöget zárnak be az ionnyaláb tengelyével, mint a kapillárisok nyílásszöge [a]. A nagy átviteli arány a kapillárisok hosszúkás alakja miatt is meglepı volt, a hossz – átmérı arány kb. 100, a kapillárisok tipikus átmérıje néhány 100 nm. Az átjutott ionok többsége megtartotta eredeti töltésállapotát, ami azt mutatja, hogy nem kerültek a felület közvetlen közelébe. A jelenséget a kapillárisok falának elektromos feltöltıdése okozza. Kezdetben az ionok becsapódnak a felületbe és leadják elektromos töltésüket, feltöltött szigetet hozva létre a kapilláris felületén. Ez a késıbbiekben az elektrosztatikus taszítás révén megakadályozza, hogy a további ionok a felület közelébe jussanak, azok a kapillárisok kijárata felé, vagy a szemközti oldalára terelıdnek. A szemközti oldalon a folyamat megismétlıdik, így egy vagy több ilyen terelıdés után az ionok nagy valószínőséggel kijuthatnak a kimenı nyíláson a kapilláris tengelyéhez közeli irányban. A többszörös terelıdés miatt a kijutó ionok átlagos szöge kissé oszcillál a kapilláris tengelyének iránya körül. A folyamatot az elsı ábrán szemléltetjük. Mindamellett, hogy az önszervezı folyamat megértése érdekes fizikai probléma, a jelenség alkalmazásokban is korán szerepet kapott. Például, elvékonyodó üvegkapillárisokat biológiai minták, sejtek ionbesugárzásánál használnak abból a célból, hogy a minták egy adott, kicsiny helyére irányítsák a sugárzást 1. Ábra Az ionterelés jelensége. [e]. Az ionterelés felfedezése nagy nemzetközi érdeklıdést váltott ki. Az Atomi Üközések Osztályának munkatársaival mi is kísérletekbe kezdtünk az ATOMKI-ben az ECR ionforrás néhány keV-os nyalábjain. A mérési berendezések: ionspektrométer, Faradaycsészék, majd a késıbbiekben a helyzetérzékeny detektor tartószerkezetének megtervezése az én feladatom volt. Az elsı méréseket elektrokémiai oxidációval elıállított, szorosan egymás mellé rendezett kapillárisokat tartalmazó, Al2O3 anyagú membránokon végeztük, melyeket Belgiumból kaptunk (UCL) egy együttmőködés keretein belül [7]. A membránok elülsı és hátsó felülete fémréteggel volt bevonva a makroszkopikus feltöltıdések elkerülése érdekében. Ezeknél a kapillárismintáknál is tapasztaltuk az ionterelés jelenségét,

20

amely csak egy bizonyos idıvel az után jelenik meg, hogy az ionnyalábot a kapillárismintára bocsátottuk. Ez annak a jele, hogy a terelést a kapillárisfalak önszervezı módon történı feltöltıdése okozza. Egy idı után dinamikus egyensúlyi állapot alakul ki, melyet a kapillárisokba becsapódó és azon átjutott ionok aránya, valamint a kapillárisok falain kialakuló feltöltött szigetekbıl elszivárgó áram együttesen határoz meg. Az ionterelési képesség az egyensúlyi állapotban hasonlónak adódott, mint a PET mintáknál. Ezekben a mérésekben a szögeloszlásokat ionspektrométerrel vettük fel, melyet a minta döntési síkjában léptettünk. Az áteresztett ionoknak viszonylag nagy szögszórását figyeltük meg, melyben a kapillárisok nem elhanyagolható irány szerinti szögszórása is szerepet játszott. Külföldi együttmőködésben, Hollandiában (KVI, Groningen) szinte teljesen párhuzamos csatornákat tartalmazó polietilén-tereftalát, valamint polikarbonát (PC) kapillárismintákon vizsgáltuk a feltöltıdés dinamikáját, a terelıképesség átmérıtıl és ionenergiától való függését [11-13,15,17]. Ezeket a méréseket szintén ionspektrométerrel végeztük. A döntési síkban felvett szögeloszlások idıfüggésében oszcilláló viselkedést figyeltünk meg, amely az egyensúly beállta elıtt a kapillárisokban idılegesen kialakuló, feltöltött szigeteknek köszönhetı. Nagy eltérések mutatkoztak a terelési tulajdonságokban a két anyagot összehasonlítva. Polikarbonát anyagnál a nyaláb bekapcsolása után bizonyos idıvel a kapillárisok csaknem teljes elzáródását figyeltük meg [19]. Ionspektrométeres vizsgálatokban Al2O3 anyagra mi mutattuk ki elıször az ionterelés jelenségét az ATOMKI-ben, elsı mérési eredményeinket a Nanotechnology folyóiratban közöltük [7]. Helyzetérzékeny detektorral két-dimenzióban is feltérképeztük a kapillárisokon áthaladt ionok szögeloszlásait, amelyek nagyfokú körkörös szimmetriát mutattak [9]. A mérések során arra lettem figyelmes, hogy a töltött ionokon kívül nagy számban érkeznek elektromos térre nem reagáló, semleges részecskék a detektor felületére. Bár az eredeti nyaláb is tartalmazott semleges komponenst (amit késıbb sikerült megszüntetni), kimutattuk, hogy a semlegesek többsége a kapillárisokból származik. Késıbb a semleges komponenst teljesen semlegesítıdött lövedékekként tudtuk azonosítani. Ezek a kapillárisokban az ion - felület kölcsönhatások eredményeként jönnek létre. Ez a megfigyelés további kutatásokat indított el. Helyzetérzékeny detektorunkkal polietilén-tereftalát anyagú kapillárismintákat vizsgáltunk meg, fı célul tőzve ki a kilépı semlegesítıdött lövedékek tanulmányozását [18]. Az Elektronikai Osztály segítségével új feldolgozó elektronikát és programot fejlesztettünk ki a detektor számára, amellyel megnöveltük a feldolgozható beütésszámot, és a szögeloszlások idıben sőrő felvételét lehetıvé tettük. A kapott nagyszámú (akár több ezres nagyságrendő) kétdimenziós eloszlás-képek matematikai feldolgozását én végeztem el speciális, általam kifejlesztett programok segítségével. A különbözı töltésállapotú ionokat elektromos térrel szétválasztva, különálló csúcsok jelennek meg a detektoron. A csúcsokban érkezı különbözı komponensek intenzitását, átlagos szögét, szögszórását statisztikai módszerekkel határoztam meg, megfelelı háttérlevonást alkalmazva. Ez jobban alkalmazható volt ilyen nagy mennyiségő adatoknál, és pontosabb értékeket adott, mint az egydimenziós esetben használt (Gauss-) görbe illesztési módszerek. Az eredmények szerint a kapillárisokból kilépı ionok többsége megırizte eredeti töltésállapotát, de néhány százalékban teljesen semlegesítıdtek. A részlegesen semlegesített ionok száma az észlelési küszöb alatt volt. Az ionok átlagos eltérülési szöge, a korábbi kísérleteknek megfelelıen, viszonylag erısen oszcillált az idıben. A semlegesített lövedékeknél gyengébb és fázisban eltérı oszcilláció lépett fel, valamint az ionoknál hamarabb jelentek meg

21

és hamarabb stabilizálódott az intenzitásuk. Ebbıl arra következtettünk, hogy ezeknél a kapillárisoknál az atomok többsége súrlódó beesésnél keletkezik a kapillárisok bejáratánál és közbensı részeinél, ellentétben korábbi elképzelésekkel, amelyek feltételezték, hogy azok a kapilláris kimeneténél jönnek létre az átjutott ionokból. Hasonló vizsgálatokat PC anyagú kapillárismintáknál is végeztünk [21]. Az ionoknál itt is tapasztaltuk az elzáródás jelenségét. Az ionok és semlegesek intenzitásának idıfüggése ebben az esetben nagymértékben hasonló volt, ami arra utal, hogy itt a semlegesek jelentıs része a kapillárisok kijáratánál keletkezik, ami ezen kapillárisok nagyobb hossz/átmérı arányával magyarázható. Az idıfüggések leírására egy egyszerő modellfüggvény is megadtam, a kapillárisban felgyülemlett töltés és a blokkolódás lineáris kapcsolatát feltételezve, amely jól visszaadja a kapott bonyolult idıfüggést, de eltérések is tapasztalhatók. Az eltérések kifinomultabb modellek kidolgozásának szükségességére és lehetıségére utalnak. Az Ionnyaláb-fizikai Osztályon az ionterelési kísérletekben használt Al2O3 és PC minták tulajdonságait vizsgálták meg nagyenergiás proton-mikronyalábbal, amely információt szolgáltat a kapillárisok szögszórásáról [16,20]. A mérési eredmények kiértékelésében, értelmezésében én is részt vettem. Az elektrokémiai úton növesztett Al2O3 mintáknak doménes szerkezetőeknek bizonyultak. Megfigyeltük, hogy egy doménen belül a kapillárisok párhuzamosak, de a különbözı doméneket nézve akár néhány fokos szöget is bezárhatnak egymással. Az ionnyomok maratásával elıállított PC minták homogének, de a kapillárisoknak nem elhanyagolható, ~1° –os szögszórása van. Ezen tulajdonságok ismerete nemcsak az ionterelési jelenségek értelmezésénél fontos, hanem a kapcsolódó technológiák szempontjából is.

Biológiai szempontból fontos kis molekulák széttöredezıdése ionbombázás hatására Az ATOMKI Van de Graaff gyorsítójánál 800 keV-os egyszeresen töltött ionokat ütköztettünk víz- és metánmolekulákkal. Egyszerre 13 szögben vettük fel az ütközések során keletkezı molekulatöredékek energiaeloszlását, amelybıl azonosítottuk a különbözı fragmentációs csatornákat. Ezen az energián a molekulák széttöredezıdésének meghatározó mechanizmusa a molekulák direkt, többszörös ionizációja és azt követı Coulombrobbanás. Alacsonyabb ütközési energiákon elektronbefogási folyamatok is nagy valószínőséggel lejátszódnak, amelyek ugyancsak Coulomb-robbanáshoz vezethetnek, a céltárgy-molekula többszörös elektronvesztése miatt. Az alacsonyabb 15-70 keV közötti energia tartományban a méréseket a franciaországi GANIL intézetben az ITS LEIF együttmőködés keretében, az ARIBE létesítmény ECR ionforrásánál végeztük. Egyik fı célkitőzésünk a molekulatöredékek szögeloszlásában anizotrópiák kimutatása volt. Korábban vízmolekulák fragmentációja esetén megfigyelték, hogy a hidrogénionmolekulatöredékek nagyobb intenzitással emittálódnak a nyalábhoz képest merıleges irányban, mint azzal közelítıleg egyezı, vagy ellentétes irányokban [d]. Ezt azzal magyarázták, hogy a széttöredezést elıidézı lövedékion nagyobb valószínőséggel tud elektronokat befogni, ha a vízmolekulában a hidrogén-magok a nyalábra merıleges irányban állnak.

22

A fragmentációban fellépı anizotrópiákat különbözı molekuláknál tanulmányoztuk. H2O, CH4, C6H6, H2S molekulák széttöredezıdését vizsgáltuk N6+, O7+ hidrogénszerő ionokkal való ütközések során a 15-70 keV-os ütközési energiatartományban. A fragmentumok energiaspektruma hasonló volt ahhoz, amit a nagyenergiás ütközéseknél kaptunk, de nagyobb fragmentumenergiánál is megjelentek csúcsok a sokszoros elektron befogási folyamatoknak köszönhetıen, amelyek lassú nagytöltéső ionokkal való ütközésekben nagy valószínőséggel játszódnak le. Energiafüggı anizotrop spektrumokat találtunk a fragmentumok eloszlásában minden vizsgált molekulánál. Ezek többnyire a lövedék utóhatásainak, illetve direkt mag-mag ütközéseknek tulajdoníthatók. A víznél más típusú anizotrópiát is találtunk, ami nem magyarázható az elızı két effektussal, így az eredete egyelıre tisztázatlan. Kutatásainknak váratlan eredményei is voltak. Az O7+ lövedék esetén a különbözı molekulák (CH4, H2O, H2S) fragmentácóiójára lényegesen más energia-spektrumokat kaptunk, mint N6+ lövedék esetén. Ez meglepı volt, hiszen a két ion töltése alig különbözik egymástól. A különbözı csúcsok aránya teljesen más volt a két esetben, azt jelezve, hogy a különbözı többszörös elektronbefogási folyamatok nagyon eltérı valószínőséggel valósulnak meg a két ion esetében. Felvetıdött annak lehetısége is, hogy a különbségekben belsı héjról történı elektronbefogási folyamatok is szerepet játszanak, amelyek nagymértékben függnek a lövedékion töltésétıl. Ezek autoionizációs folyamatokhoz vezetnek, megváltoztatva a molekula töltésállapotát a Coulomb robbanás elıtt. Ugyancsak meglepı eredményekre jutottunk, amikor negatív részecskék (elektronok, ionok) kilökıdésének szög és energia szerint differenciális hatáskeresztmetszeteit mértük meg OH+ ionok Ar atomokkal és aceton (CH3-CO-CH3) molekulákkal való ütközéseiben 7 keV ütközési energián. A kibocsátott elektronok folytonos spektrumán néhány 100 eV energiánál éles csúcs jelent meg argontarget esetében, acetonnál pedig két csúcsot is megfigyelünk. A csúcsok intenzitása és helyzete változott a megfigyelési szög függvényében. Ez igen meglepı volt, mivel csak Auger-folyamatoknak köszönhetı csúcsokat vártunk ezeknél az ütközési rendszereknél, amelyek folyamán kilépı elektronok nagymértékben izotrop eloszlást mutatnak. A megoldást kinematikai számolás alapján sikerült megtalálnom, miszerint ezek a csúcsok negatív hidrogén ionoknak köszönhetıek, melyek a lövedékrıl, illetve aceton esetén, a lövedékrıl és a céltárgyról is származnak. A kinematikai analízis azt mutatja, hogy a megfigyelt ionok az atomi centrumok közvetlen ütközésének hatására szakadnak le a molekulákról, mely magyarázza a tapasztalt szögfüggéseket. Hasonló folyamatot legjobb tudásunk szerint még nem figyeltek meg. A vizsgált ütközési energia a Bragg-csúcson túli behatolási mélységhez tartozó energiáknak feleltethetı meg, ezért a negatív ionok termelıdése fontos szerepet játszhat ionterápiás alkalmazásoknál. Hasonló ütközési rendszerekben eddig csak pozitív ionok emisszióját azonosították [d,f]. A kutatás új fontos reakciócsatornák bevezetéséhez is elvezethet a radiolízis tanulmányozásában. Irodalomjegyzék: [a]

N. Stolterfoht, J.-H. Bremer, V. Hoffmann, R. Hellhammer, D. Fink, A. Petrov, B. Sulik, Phys. Rev. Lett. 88 (2002) 13320.

[b]

T. M. Kojima, D. Tomono, T. Ikeda, K. Ishida, Y. Iwai, M. Iwasaki, Y. Matsuda, T. Matsuzaki, Y. Yamazaki, J. Phys. Soc. Jap.76 (2007) 093501.

23

[c]

N. Oshima, Y. Iwai, T. M. Kojima, T. Ikeda,, Y. Kanazawa, M. Hoshino, R. Suzuki, Y. Yamazaki, Mat. Sci. For. 607 (2009) 263-265.

[d]

P. Sobocinski, Z. D. Pešić, R. Hellhammer, D. Klein, B. Sulik, J.-Y. Chesnel and N. Stolterfoht, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 39 (2006) 927–937.

[e]

Y, Iwai, T, Ikeda, T, M. Kojima, Y, Yamazaki, K. Maeshima, N. Imamoto, T.Kobayashi, T. Nebiki, T. Narusawa, Grigory P. Pokhil, Appl. Phys. Lett. 92 (2008) 023509.

[f]

F. Alvarado, R. Hoekstra and T. Schlathölter, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 38 4085 (2005).

Tervezett elıadások Ion-felület kölcsönhatások nanokapillárisokban Lassú ionok képesek áthaladni szigetelı fóliákban kialakított vékony kapillárisokon, még akkor is, ha viszonylag nagy beesési szögben érkeznek az ionok. A jelenséget, amit nemrég fedeztek fel, a kapillárisok önszervezı módon történı feltöltıdése okozza, ami az ionok egy jelentıs részénél megakadályozza, hogy azok a felület közelébe jussanak. Az átjutó ionok így nagyrészt megtartják eredeti töltésállapotukat, és a kapillárisok irányába terelıdve távoznak. Ez a jelenség alkalmazásokban is szerepet játszik, ahol ionokat irányítanak kis csövecskékkel, de az önszervezı jelenség megértése alapkutatás szempontjából is érdekes. Az elıadásomban beszámolok az ATOMKI-ben végzett kutatásainkról, amelyekben néhány 100 nm átmérıjő kapillárisokon átjutott, eredeti töltésállapotú ionok mellett vizsgáltuk a részlegesen vagy teljesen semlegesítıdött lövedékionok kétdimenziós szögeloszlásait is. Némileg meglepı módon, jelentıs semleges komponenst figyeltünk meg, míg a részlegesen semlegesítıdött ionok aránya elhanyagolható volt. A semlegesített lövedékek a felülettel való kölcsönhatásban jönnek létre, és mivel egyenes vonalban repülnek, megmutatják, hol kerültek kölcsönhatásba a felülettel. Ez nagyobb bepillantást ad a kapillárisfalak feltöltıdésének folyamatába, mint csupán az eredeti töltésállapotú ionok tanulmányozása. Részletesen tanulmányoztuk a szögeloszlások dinamikáját mind az eredeti töltésállapotú ionokra és a semleges részecskékre, és az eredményeket más laboratóriumokban mért eredményekkel is összehasonlítottuk. Oszcillációkat figyeltünk meg a kilépı ionok irányszerinti eloszlásában, ami a kapillárisok ellentétes oldalain kialakuló feltöltött szigeteknek köszönhetı. A semleges részecskéknél is tapasztaltunk oszcillációkat, de kisebbet és fázisban eltérıt. Ezekbıl a megfigyelésekbıl következtetni tudtunk a semlegesítıdés módjára. Több anyagot vizsgáltunk meg a kutatás során, melyek estenként nagyon eltérıen viselkedtek. Ez jelzi, hogy egy nagyon összetett jelenségrıl van szó, amelynek teljes megértéséhez szisztematikus kísérleti munka kell.

24

Energetic H- emission in collisions of H-bearing molecules and molecular ions Emission of negatively charged particles has been investigated in collisions of 7-keV OH+ ions with Ar atoms and acetone molecules. In addition to electron emission, the formation of H– anions was observed in both collision systems. According to a kinematic analysis, these hydride anions were produced in close atom-atom collisions. The results obtained with Ar provide the demonstration that a negative hydrogen ion can be emitted with large kinetic energy when a positive H-bearing molecular ion suffers a binary collision with a single atomic center. In the case when the hydroxyl cation collides with an acetone molecule, beside this process, emission of H– ions was observed in a wide range of velocities, by detachment of H-centers from the target. The presently observed routes for formation of H– are of potential interest for a detailed description of the collision events in the interstellar medium and planetary atmospheres. A non negligible H– production in biological tissues could be relevant for ion therapy and for radiolysis in general.

25

VOLUME 86, NUMBER 4

PHYSICAL REVIEW LETTERS

22 JANUARY 2001

Low-Energy State-Selective Charge Transfer by Multiply Charged Ions G. Lubinski, Z. Juhász, R. Morgenstern, and R. Hoekstra KVI Atomic Physics, Rijksuniversiteit Groningen, Zernikelaan 25, NL-9747 AA Groningen, The Netherlands (Received 6 July 2000) We present a combined rf-guided ion beam and photon emission spectroscopy method, which facilitates state-selective charge-transfer measurements at energies of direct relevance for astrophysics and fusion-plasma diagnostics and modeling. Ion energies have been varied from 1000 eV兾amu down to energies as low as 5 eV兾amu. Absolute state-selective cross sections have been obtained for He21 and N51 ions colliding on molecular hydrogen. Orders of magnitude differences are found between theory and the present results. This indicates clearly that such data are valuable as benchmarks for the necessary advancement of theoretical descriptions. DOI: 10.1103/PhysRevLett.86.616

PACS numbers: 34.70.+e

From this it is clear that the photon emission spectrum can be regarded as a “fingerprint” of the nl-stateselective electron capture processes. Often temperatures in astrophysical and fusion (divertor) plasmas are in such a range that the interactions proceed with kinetic energies in the range of 0.1 to 100 eV兾amu. In order to use the information contained in the intensity and spectral distribution of the light it is necessary to quantitatively understand the underlying processes [1]. For example, because of its profound impact on the Jovian magnetosphere, the plasma torus of Jupiter at the orbit of its moon Io has been studied extensively by both earth-based visible light spectroscopy and rocket-based (Voyager) vacuum ultraviolet spectroscopy. However, attempts to determine basic Io torus properties from these observations have not yet succeeded due to the deficiencies in the modeling. A major drawback is thought to be the inaccuracy of theoretical cross sections for state selective electron capture by multicharged ions (charge states 2 to 5 [2]). A similar situation is encountered in the description of vacuum ultraviolet (VUV) emission from the tails of earth-passing comets such as Hale-Bopp and Hyakutake [3–5]. The emission results from electron transfer between multicharged solar wind ions (O, He, and Ne) and neutrals in the cometary tails. Accurate knowledge of the underlying processes would not just allow for explaining the observations but might enable the use of the VUV emission as a diagnos-

tics tool for charge state and flux distributions of the solar wind ions. High resolution soft-x-ray and VUV spectra are expected to become routine with the Chandra and XMM (X-ray Multi-Mirror) observatories in operation. When neutral particles are approached by multiply charged ions they become strongly polarized, leading to a mutual attraction which increases with the charge state of the ion. At collision energies above some 10 eV兾amu this hardly influences the interaction dynamics. At lower energies it has dramatic consequences. It means that the collision trajectories are strongly influenced and that large impact parameters can result in relatively small distances of closest approach. This implies that cross sections for electron transfer strongly increase with decreasing collision energies. In a classical approach the electron capture cross sections increase with the charge state of the ions and inversely proportional to the velocity. Quantum mechanically even more interesting features are predicted to occur which are connected with the so-called orbiting resonances: At specific collision energies charge transfer proceeds via discrete rovibrational states of the transient molecular ion [6]. In general the numerous theoretical predictions of state-selective charge transfer cross sections well below 1000 eV兾amu could be tested only partly or not at all. Furthermore, different calculations are frequently not in accordance with each other. A typical example is electron capture by O31 (e.g., [7]) deriving its interest from the use of OIII emission to determine properties such as temperature and density of planetary nebulae and HII regions. We present an experimental method, which facilitates state-selective charge-transfer measurements at energies of direct relevance for astrophysics and fusion-plasma diagnostics and modeling. The method combines the technique of rf ion guiding with crossed-beam photon emission spectroscopy. A schematic layout of the setup is depicted in Fig. 1. Details of the experiment and experimental procedures are presented elsewhere [8]. Briefly, ions extracted at 3.5 kV from the electron cyclotron resonance (ECR) ion source installed at the KVI atomic physics facility are injected via a five-element lens system into a rf

616

© 2001 The American Physical Society

Charge transfer dynamics at low energies is not only interesting from a fundamental atomic physics point of view, but, in practice, it is highly relevant for the charge state balance and light emission of plasmas. A prominent photon source is electron capture by multiply charged ions Aq1 from neutrals B, because mainly excited states A共q21兲1 共nl兲 are populated (the electron is captured nearly resonantly), which subsequently decay through photon emission. This sequence of processes is given by Aq1 1 B ! A共q21兲1 共nl兲 1 B1 and A共q21兲1 共nl兲 ! A共q21兲1 共n0 l 0 兲 1 hn .

0031-9007兾01兾86(4)兾616(4)$15.00

VOLUME 86, NUMBER 4

PHYSICAL REVIEW LETTERS

FIG. 1. Schematic representation of the apparatus of which only six of the eight rf guiding poles are shown.

multipole ion guide [9], in our case an eight-pole system. The method of rf multipole ion guiding was pioneered by Teloy and Gerlich [10] for singly charged ions and for the first time applied to multicharged ion beams by Okuno et al. [11]. Our rf octopole is a far more open system to allow for injecting a neutral target beam and observing the photon emission resulting from charge-transfer reactions. Because of possible field penetration, the openness of the system prevented the standard usage of rods as rf poles and special shaped, rigid 10-cm-long poles were designed and made by spark erosion. The energy at which the ions interact with the target is defined by the difference between the source potential and the dc potential at which the octopole is floated (plus an offset due to the plasma potential of the source, ⬃15 V [8]). Down to a beam energy of basically 0, the ion beam can be guided through the system without intensity loss. However, there is a lower limit for performing welldefined experiments which is set by the energy spread of the primary beam. For our ECR ion source typical spreads are of the order of 5 3 q eV [8]. For N51 ions this translates to an energy spread ⬃1.6 eV兾amu. This sets the lower limit to ⬃5 eV兾amu. In combination with a source from which ions are extracted with smaller energy spreads experiments can be performed at lower energies. As such a source, a recoil ion source might be considered which can produce cold ions (⬃0.1 eV兾amu [12]). The photon emission following charge-transfer reactions can be observed by two monochromators on opposite sides of the interaction region. The positioning is similar to the one used previously in our lab (e.g., [13]). The VUV spectrometer, which is used in the present experiments, covers a spectral range from 5 80 nm and is mounted under the double-magic angle to cancel polarization effects. The VUV system is calibrated absolutely on wavelength and sensitivity by cross-reference measurements on systems with well-known cross sections [13]. The spectrometer is equipped with a position-sensitive detector detecting a spectral range of almost 20 nm in one measurement. To show the potential of the method we discuss results which were recently obtained for the He21 -H2 and N51 -H2

22 JANUARY 2001

collision systems. Inelastic collisions of He21 have attracted a lot of attention in connection with the modeling of He ash removal in the divertor region of tokamaks [14]. A particular point of interest is the charge state of the helium. If it is readily neutralized it is no longer magnetically confined and it may diffuse back into the core plasma thereby deteriorating the plasma. Total charge changing cross section measurements [15] showed that while being of the same order of magnitude around 0.5 keV兾amu, twoelectron capture dominates over the one-electron transfer processes by a factor of 50 around 10 eV兾amu. Dominance of two-electron capture over one-electron capture is very rare (to our knowledge the only other system is C41 -He). Although underestimating the total charge changing cross sections by a factor of 2, molecular orbital (MO) calculations in the energy range of 10 1000 eV兾amu (Shimakura et al. [16]) gave the correct ratios between single- and double-electron transfer. In addition the MO calculations predicted that at energies below 100 eV兾amu where two-electron capture dominates, single excited He共1s3l兲 states are populates. The strong population of these He共1s3l兲 states has been invoked to explain the anomalously intense HeI共1s3l ! 1s2l 0 兲 emission observed when helium plasmas are in contact with cold hydrogen molecules (e.g., [17,18]). Figure 2 shows some representative spectra for He21 -H2 collisions at energies in the range of 4000 down to 8 eV兾amu. Two strong peaks are observed at 60.8 and 58.4 nm. The peaks result, respectively, from the second order of the HeII共2p ! 1s兲 transition at 30.4 nm (60.8 nm, labeled as II-a) and the HeI共1s2p ! 1s2 兲 transition (58.4 nm, labeled as I-a). Note that transition II-a originates from one-electron capture while I-a is due to two-electron capture. It is seen that dominance of either of the peaks swaps from peak II-a at high energies to peak I-a at low energies. This seems to confirm that at energies below ⬃100 eV兾amu two-electron capture dominates over one-electron capture. The HeI共1s2p ! 1s2 兲 line emission cross sections follow the same energy dependence as the total two-electron capture cross sections of Okuno et al. [15] and Shimakura et al. [16] but are smaller by a factor of 10 and 5, respectively. In line with theory this implies that capture into He共1s2p兲 is just a weak two-electron capture channel. However, in contrast to the MO calculations the He共1s3l兲 states are barely populated: there is no appreciable intensity at the position of the HeI共1s3p ! 1s2 兲 transition (53.9 nm); see Fig. 2. It is off note that the HeI共1s3p ! 1s2 兲 is by far the strongest decay channel of the HeI共1s3p兲 state; i.e., it has a branching ratio of 97% [19]. In addition capture into the He共1s3s兲 and He共1s3d兲 states is included in the HeI共1s2p ! 1s2 兲 emission because they decay to the He共1s2p兲 state. From this it is concluded that two-electron capture proceeds mainly into the He共1s2 兲 ground state or the He共1s2s 1 S兲 metastable state. In our opinion the latter 617

VOLUME 86, NUMBER 4

PHYSICAL REVIEW LETTERS

22 JANUARY 2001

example, around 10 eV兾amu the measured N41 共3s兲 cross sections exceed the theoretical ones by almost 4 orders of magnitude. Instead of a virtually closed channel, the N41 共3s兲 state turns out to be the main charge transfer channel. For the N41 共3p兲 and N41 共3d兲 states the deviations are smaller. However, they are much larger than one would expect, for in the 0.5 20 keV兾amu energy range one finds good agreement between experiments and all kinds of theories (e.g., [20]). To get at least an intuitive idea about the possible reasons for the discrepancies we will discuss the primary

FIG. 2. VUV spectra from He21 -H2 collisions at energies ranging from 4000 eV兾amu down to 8 eV兾amu. Indicated are the following peak positions: II-a: second order of the HeII共2p ! 1s兲 transition at 30.4 nm; II-b: second order of the HeII共3p ! 1s兲 transition at 25.6 nm; I-a: HeI共1s2p ! 1s2 兲 transition at 58.4 nm; I-b: HeI共1s3p ! 1s2 兲 transition at 53.9 nm.

state seems the most likely, since the total amount of energy needed to remove the electrons from H2 molecules is 50.8 eV (assuming Franck– Condon-type transitions). This should be compared with the binding energies of the He共1s2 兲 and He共1s2s 1 S兲 states which are 79 and 58.4 eV, respectively. In addition from the potential-energy curves of the He21 -H2 system it is seen that the He共1s2 兲 state can be populated only at small impact parameters [16]; therefore a large cross section is unlikely. Next to hydrogenlike ions He-like ions are the most commonly used highly charged ions in theoretical collision studies (e.g., [20]). To show the value of the method to produce benchmark data for such collision systems, results for N51 -H2 are presented in Fig. 3. The cross sections for the N41 共3l兲 states, which are the dominantly populated states [21] are determined from the following emission lines: 共3p ! 2s兲 at 20.9 nm, 共3d ! 2p兲 at 24.8 nm, and 共3s ! 2p兲 at 26.6 nm. All three transitions have branching ratios of 100%. It can be seen that at the higher energies 共⬃1 keV兾amu兲 there is good agreement with theory, but for lower energies theory and experiment start to diverge, leading to unexpectedly large discrepancies. For 618

FIG. 3. Comparison of the present absolute state selective and total cross sections for N51 -H2 collisions 共䊉兲 and other results ? : (±: Dijkkamp et al. [21]; —: Kumar and Saha [22]; Gargaud and McCarroll [23]; and – –: Elizaga et al. [24]). The error bars (where exceeding the size of the dots) represent the statistical uncertainty. The systematic uncertainty of the measurements ⬃20%.

VOLUME 86, NUMBER 4

PHYSICAL REVIEW LETTERS

collision process in terms of the extended over-the-barrier model [25]. In the framework of this model it is assumed that on the ingoing way of the collision the H2 electrons subsequently transit the potential-energy barrier between the molecule and the N51 ion. It is calculated that the leastand most-bound electron can transit the barrier at internuclear distances of 9.3 and 6.6 a.u., respectively. After the transitions the electrons occupy transient 共NH2 兲51 molecular states within the joint potential-energy well of the collision partners. For impact parameters 6.6 # b # 9.3 only one electron becomes molecular, while for b , 6.6 both electrons are active. The corresponding geometrical cross sections are, by coincidence, of similar magnitude, i.e., 4 3 10215 cm2 . On the way out of the collision the electrons, which became molecular, are redistributed over the projectile and target. The electrons will populate states around the resonant transition energies. For oneelectron processes 共6.6 # b # 9.3兲 the resonant energy lies in the gap between the N41 共n 苷 4兲 and N41 共n 苷 3兲 levels. Since the population distributions, the so-called reaction windows [25], become narrower with decreasing collision energy it is to be expected that the cross sections get smaller at lower energies as seen from Fig. 3. For the two-electron processes 共b , 6.6兲 it is found that the strongest bound electron can near-resonantly populate the N41 共3s兲 state while recapture of the loosely bound electron by the hydrogen target is resonant with the ground state of the H2 1 molecule. In this way two-electron processes lead to one-electron capture. Only a small fraction (5%–10%) of the geometrical cross section for two-electron processes suffices to explain the measured one-electron capture cross sections. Therefore, we propose that the differences between theory and experiment (cf. Fig. 3) are due to two-electron processes, implying that models should include these processes in the calculation of one-electron capture cross sections. In conclusion we developed a combined rf-guided ion beam and photon emission spectroscopy method to measure state-selective charge-transfer cross sections at energies of direct relevance for astrophysics and fusion-plasma diagnostics and modeling. As examples the systems of He21 and N51 ions colliding on H2 have been discussed. The ion energy has been varied down to energies as low as 5 eV兾amu. In combination with a recoil ion source, the energies might be lowered much further to approximately 0.1 eV兾amu. Unexpected large differences (orders of magnitude) with theory have been observed implying that the present and future measurements

22 JANUARY 2001

are valuable as benchmarks for improving theoretical descriptions. We gratefully acknowledge the support of the KVI technical staff and thank B. C. Saha and L. Mendez for supplying us with their data in tabular form. This work is part of the research program of the Stichting voor Fundamenteel Onderzoek der Materie (FOM) within the framework of FOM-EURATOM Association agreement.

[1] M. G. O’Mullane, M. Mattioli, R. Gianella, and N. J. Peacock, Plasma Phys. Controlled Fusion 41, 105 (1999). [2] D. E. Shemansky, Atomic Processes in Plasmas, edited by Yong Kikim and Raymond C. Elton, AIP Conf. Proc. No. 206 (AIP, New York, 1990), p. 37. [3] C. M. Lisse et al., Science 274, 205 (1996). [4] R. M. Häberli, T. I. Gombosi, D. L. De Zeeuw, M. R. Combi, and K. G. Powell, Science 276, 939 (1997). [5] V. A. Krasnapolsky et al., Science 277, 1488 (1997). [6] N. Shimakura and M. Kimura, Phys. Rev. A 44, 1659 (1991). [7] M. Gargaud and R. McCarroll, J. Phys. (Paris) Colloq. 50, C1-127 (1989); Astron. Astrophys. 208, 251 (1989). [8] G. Lubinski, Z. Juhász, R. Morgenstern, and R. Hoekstra, J. Phys. B (to be published). [9] D. Gerlich, Adv. Chem. Phys. LXXXII, 1 (1992). [10] E. Teloy and D. Gerlich, Chem. Phys. 4, 417 (1974). [11] K. Okuno, K. Soejima, and Y. Kaneko, Nucl. Instrum. Methods Phys. Res., Sect. B 53, 387 (1991). [12] C. L. Cocke and R. E. Olson, Phys. Rep. 205, 155 (1991). [13] R. Hoekstra, F. J. de Heer, and R. Morgenstern, J. Phys. B 24, 4025 (1991). [14] R. K. Janev, Comments At. Mol. Phys. 26, 83 (1991). [15] K. Okuno, K. Soejima, and Y. Kaneko, J. Phys. B 25, L105 (1992). [16] N. Shimakura, M. Kimura, and N. F. Lane, Phys. Rev. A 47, 709 (1993). [17] K. Sato et al., J. Phys. B 27, L651 (1994). [18] S. Namba et al., J. Nucl. Mater. 266 –269, 1157 (1999). [19] W. L. Wiese, M. W. Smith, and B. M. Glennon, Atomic Transition Probabilities (NSRDS-NBS 4) (NIST, Washington, DC, 1960). [20] W. Fritsch and C. D. Lin, Phys. Rep. 202, 1 (1991). [21] D. Dijkkamp, D. C´ iric´ , E. Vlieg, A. de Boer, and F. J. de Heer, J. Phys. B 18, 4763 (1985). [22] A. Kumar and B. Saha, Phys. Rev. A 59, 1273 (1999). [23] M. Gargaud and R. McCarroll, J. Phys. B 18, 463 (1985). [24] D. Elizaga, L. F. Errea, A. Macías, L. Méndez, A. Riera, and A. Rojas, Phys. Scr. T80, 187 (1999). [25] A. Niehaus, J. Phys. B 19, 2925 (1986).

619

Nuclear Instruments and Methods in Physics Research B 267 (2009) 326–329

Contents lists available at ScienceDirect

Nuclear Instruments and Methods in Physics Research B journal homepage: www.elsevier.com/locate/nimb

Anisotropic ion emission in the fragmentation of small molecules by highly charged ion impact Z. Juhász a,*, B. Sulik a, F. Frémont b, A. Hajaji b, J.-Y. Chesnel b a

Institute of Nuclear Research of the Hungarian Academy of sciences (ATOMKI), Bem tér, 18/c, H-4026 Debrecen, Hungary Centre de Recherche sur les Ions, les Matériaux et la Photonique (CIMAP) Unité Mixte CEA-CNRS-EnsiCaen-Université de Caen Basse-Normandie UMR 6252, 6 Boulevard Maréchal Juin, F-14050 CAEN cedex 04, France b

a r t i c l e

i n f o

Available online 3 November 2008 PACS: 34.70.+e 82.30.Lp 34.50.Gb 82.30.Fi 95.30.k Keywords: Ion–molecule collisions Fragmentation Multiple electron capture

a b s t r a c t In this work, we present double differential ion emission yields measured by the method of fragment ion spectroscopy for collisions of N6+ and O7+ ions with water and methane molecules at 30 keV impact energies. The angular distribution of the fragment ions shows expected post-collision and nucleus– nucleus binary collision effects with the indication of an interplay between Coulomb explosion and binary collision mechanisms. We have found significant differences in the fragmentation patterns of methane for the two projectiles, which may be a signature of strong, resonant capture channels. For triple capture, an unexpected angular distribution has been found for water, which may be attributed to orientation sensitivity of some of the capture channels. Such processes can be highly important for radiation therapy and astrophysics. Ó 2008 Elsevier B.V. All rights reserved.

1. Introduction Fragmentation of small molecules by highly charged ions is an essential process, which takes place in heavy ion therapy and in astrophysical environments. Water molecules are the main constituent of biological tissues and they are prominently present in the atmosphere of comets, moons and planets. Irradiation of biological tissues by highly charged ions, such as C6+ used in radiation therapy, strongly ionizes the water molecules, which may subsequently dissociate creating reactive radicals and ionized molecule fragments. These reactive products are the cause to a large extent for DNA damage and cell death. Therefore, it is of major interest to explore fragmentation mechanisms in ion–molecule collisions. In this paper, experimental fragment ion spectroscopy data are presented for ion–molecule collisions, where N6+ and O7+ ions were used as projectiles and H2O and CH4 molecules as targets. The selected ions are prominent constituents of solar wind minority ions. Methane, beside water, is a very abundant gas in the atmospheres of comets, giant planets and some of their moons. The present collision energies were about 2 keV/amu, which correspond to 630 km/s, a typical velocity for solar wind. At such energies electron capture by the projectile is the dominant process, while direct

* Corresponding author. E-mail address: [email protected] (Z. Juhász). 0168-583X/$ - see front matter Ó 2008 Elsevier B.V. All rights reserved. doi:10.1016/j.nimb.2008.10.073

ionization is less likely. The captured electrons occupy mostly the highly excited states on the projectile and this leads to characteristic X-ray emission as result of radiative de-excitation. It is widely accepted now, that charge-exchange between solar wind minority ions and cometary molecules is the explanation for the strong Xray emission of comets, which was discovered recently [1]. Since the electron capture processes may lead to the fragmentation of the remaining ionized molecules as well, the solar wind may have significant effects on the chemical processes of the atmospheres of non-magnetized planets and moons such as hydrocarbon formation on Titan [2,3]. The water loss from early Venus’s atmosphere was explained by the intense solar wind emission of the young sun [4]. The present investigation is focused on the angular distribution of the fragment ions created in the Coulomb explosion of the ionized molecules following the charge exchange processes. In the Coulomb explosion model, the observable fragment energies are basically determined by the charges of the fragments and their effective distances in the neutral molecule. In the investigated low energy range, anisotropies are expected mostly due to post collision effects and binary processes of direct nucleus–nucleus interactions [5,6]. Recently, molecular orientation effects were considered as the source for the observed anisotropies in fragmentation of water molecules by highly charged ions [7]. The present study clearly shows that anisotropies due to post collision and binary encounter effects are generally present in the fragment ion

Z. Juhász et al. / Nuclear Instruments and Methods in Physics Research B 267 (2009) 326–329

327

spectra of slow ion–molecule collisions. We observed two significant unexpected effects in the spectra, which we are going to study in more details. Dramatic differences have been found in the fragmentation patterns for the different projectiles 30 keV N6+ and 35 keV O7+. Since both projectiles are hydrogen-like ions with equal velocities (only their electric charge differs by 17%) this can be a signature of strong, resonant capture channels. For the much less symmetric water molecule, an ‘‘anomalous” forward– backward asymmetry (opposite to that expected from the post collision effect) has been found for fragmentation channels following triple capture. This latter finding may be attributed to orientation sensitivity in the capture processes. 2. Experimental The experiments were performed at the ARIBE facility at GANIL in Caen. The N6+ and O7+ ions were produced by a 14 GHz electron cyclotron resonance (ECR) ion source. After charge and mass analysis, the ions were collimated to a diameter of 2 mm, with typical currents of a few tens of nanoamperes. In some cases, 15N6+ isotopes were used instead of 14N6+, to check the effects of possible impurities in the 14N6+ beam. No perceptible differences in the fragment ion spectra were observed for the two isotopes. In the scattering chamber, the beam collided with an effusive gas jet of methane or water. The water vapor was provided by a reservoir, partially filled with distilled water. Particular attention was paid to ensure a high purity of the H2O target. The volume above the water level in the reservoir was pumped out several times before the measurements in order to remove gas contaminants. The base pressure inside the scattering chamber was 5  107 mbar without the target gases. With the working jets, it was set to a few times 106 mbar. The ionic fragments were detected by the electrostatic spectrometer from HMI [8] at several angles between 20° and 160° with respect to the incident beam direction. After checking the target pressure dependence, the spectra were taken at the same pressure for a given target gas. Finally, the spectra were normalized to the number of incident projectile ions. This makes the results of different projectile charges and energies directly comparable, even if absolute cross sections were not determined in this work. Comparison of relative cross sections on different targets is strongly approximate due to the different sensitivity of the pressure measuring gauge for different gases.

Fig. 1. Measured double differential cross sections for light ion fragmentation yield in 30 keV 15N6+ + CH4 collisions at different observation angles with respect to the beam direction. Grey line (red in the electronic version): 30°, black line: 90°, dotted (blue in the electronic version): 150°.

(below 20 eV) are less intensive at forward angles (30°). This is attributed to the repelling force of the outgoing projectile, which pushes backwards the flying apart ionized fragments, i.e. to the post collision effect (PCI). Above 25 eV, the emission is nearly symmetric and enhanced around 90°. The corresponding multiple electron capture processes occur at relatively small impact parameters so the direct nucleus–nucleus interaction may play more important role in the collision dynamics here. Above 100 eV at forward angles, shown in Fig. 2 for two impact energies, a peak due to hard collisions between the projectile and the protons of the methane molecules can be seen. For the lower impact energy the peak also appears at lower energy. The positions of the peaks agree with the result of a binary encounter model calculation indicated in the figure. The interaction in this binary process is driven by the two collision centers, while the effects of the other molecular parts are negligible. In such binary processes the

3. Results and discussion Fig. 1 shows the energy distribution of light fragments in the 30 keV 15N6+ + CH4 collision system for three observation angles with respect to the beam direction. In the presented fragment ion energy range the emission is due to protons with a smaller conþ tribution of Hþ 2 ions. The yield of H3 ions is expected to be negligible [9]. Three major structures can be observed in the spectra. The peak around 5 eV is due to double electron capture processes, in which the ionized target molecule dissociates according to the schemes: þ þ CH2þ 4 ! CH3 þ H ; þ þ CH2þ 4 ! CH2 þ H2 :

For identification, we used earlier coincidence experiments on O7+ + CH4 collisions [9]. The observed kinetic energy release of the corresponding fragments was found to be peaked around 5 eV for both processes. At 10 eV, another broader structure can be observed. Its position indicates triple electron capture originated fragmentation according to the simple Coulomb explosion model. The long tale above 20 eV is most likely due to multiple (n > 3) electron capture processes. It is clearly seen that the low energy structures

Fig. 2. Measured double differential cross sections for light ion fragmentation yield in 15 and 30 keV 15N6+ + CH4 collisions at 75° observation angle. Grey line (green in the electronic version): 15 keV, black line: 30 keV. Positions of the calculated binary encounter peaks for protons are marked by arrows.

328

Z. Juhász et al. / Nuclear Instruments and Methods in Physics Research B 267 (2009) 326–329

target is preferably kicked at directions nearly perpendicular with respect to the projectile velocity. The really interesting part is the 25–60 eV energy range, where the fragment energy is determined by the Coulomb explosion mechanisms, but the enhancement at 90° indicates that a strong interplay is formed between the Coulomb explosion and the binary encounter processes. In Fig. 3, results for the 35 keV 16O7+ + CH4 collision system are shown. As a bold difference, the structure centered at the energy of 10 eV is practically missing from the spectra. The other two structures, namely the peak at 5 eV and the multiple capture tail, are present and they are even more (cca. two times more) intensive than for the 15N6+ projectile. This finding shows that the charge of the (H-like) projectile has very prominent effects on the fragmentation mechanisms. A possible explanation is that different capture channels are resonant for the different projectile charges, which may strongly influence the efficiency of the different capture and fragmentation mechanisms in this velocity range. We started a systematic theoretical and experimental study to understand this process. We note here that the angular distributions are very similar in both cases: the peak at 5 eV is enhanced at backward angles and at energies larger than 25 eV a symmetric enhancement centered around 90° is observable, showing again post-collision and binary effects. The fragment ion spectra for water are more structured (see Fig. 4). The identification of the peaks is given by earlier works [7,10]. Here, we focus on the different angular dependencies of the different fragmentation channels. At 6 eV the emission is stronger at backward angles than at forward angles. In the 25– 60 keV range a symmetric pattern appears with an enhancement centered around 90°. These features are very similar to those of the methane systems and again, indicate the presence of post-collision and binary effects. However, the peak close to the 17 eV, which is attributed to protons from the H2 O3þ ! Oþ þ Hþ þ Hþ process [10], shows clearly distinct features. Its intensity is higher at forward angles than at backward angles and maximal around 90°. Moreover, there is a significant peak shift towards higher energies for increasing observation angle. We cannot explain this feature by the previously mentioned effects. One should consider other effects here. The most likely candidate is the sensitivity of electron capture processes on the molecular orientation. We are

Fig. 4. Measured double differential cross sections for light ion fragmentation yield in 30 keV 14N6+ + H2O collisions at different observation angles with respect to the beam direction. Grey line (red in the electronic version): 30°, black line: 90°, dotted line (blue in the electronic version): 150°.

going to study this observation in more details by performing coincidence measurements. 4. Conclusions Double differential fragment ion spectra according to the energy/charge ratio and the observation angle has been measured for the collision systems of 30 keV 15N6+ + CH4, 35 keV 16O7+ + CH4 and 30 keV 14N6+ + H2O. In each case, post-collision and binary encounter effects are visible in the angular distributions of the emission of light fragment ions originating from the Coulomb explosions of the ionized target molecules. Significant differences have been found for 15N6+ and 16O7+ projectiles in the fragmentation patterns of methane and an unexpected angular distribution pattern has been found for water. Both findings will be the object of further investigation. Acknowledgements This experiment was performed at the distributed LEIF-Infrastructure at ARIBE, GANIL, France, supported by Transnational Access granted by the European Project HPRI-CT-2005-026015. B. Sulik and Z. Juhász were supported by the Hungarian National Science Foundation OTKA (Grant Nos: T046905 and PD050000). Support from the Hungarian-French Intergovernmental S&T Cooperation Project (F-30/2006 in Hungary, BALATON No 14081ZH in France) is also acknowledged. We are thankful to L. Maunoury, F. Nourry and J.-Y. Pacquet for their helpful assistance in providing the ion beam. We are much grateful to Bernd Huber, who is responsible for the ARIBE facility, for his encouraging support during the experiment. References

Fig. 3. Measured double differential cross sections for light ion fragmentation yield in 35 keV 16O7+ + CH4 collisions at different observation angles with respect to the beam direction. Grey line (red in the electronic version): 30°, black line: 90°, dotted line (blue in the electronic version): 150°.

[1] C.M. Lisse, K. Dennerl, J. Englhauser, M. Harden, F.E. Marshall, M.J. Mumma, R. Petre, J.P. Pye, M.J. Ricketts, J. Schmitt, J. Trümper, R.G. West, Science 274 (205) (1996) 209. [2] M. Michael, R.E. Johnso, F. Leblanc, M. Liu, J.G. Luhmann, V.I. Shematovich, Icarus 175 (2005) 263. [3] S. Lebonnois, D. Toublanc, F. Hourdin, P. Rannou, Icarus 152 (2001) 384. [4] Yu.N. Kulikov, H. Lammer, H.I.M. Lichtenegger, N. Terada, I. Ribas, C. Kolb, D. Langmayr, R. Lundin, E.F. Guinan, S. Barabash, H.K. Biernat, Planet. Space Sci. 54 (2006) 1425.

Z. Juhász et al. / Nuclear Instruments and Methods in Physics Research B 267 (2009) 326–329 [5] P. Sobocinski, J. Rangama, G. Laurent, L. Adoui, A. Cassimi, J.-Y. Chesnel, A. Dubois, D. Hennecart, X. Husson, F. Frémont, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 35 (2002) 1353. [6] P. Sobocinski, Z.D. Pešic´, R. Hellhammer, N. Stolterfoht, B. Sulik, S. Legendre, J.Y. Chesnel, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 38 (2005) 2495. [7] P. Sobocinski, Z.D. Pešic´, R. Hellhammer, D. Klein, B. Sulik, J.-Y. Chesnel, N. Stolterfoht, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 39 (2006) 927.

329

[8] N. Stolterfoht, Z. Phys. 248 (1971) 81. [9] U. Werner, B. Siegmann, H. Lebius, B. Huber, H.O. Lutz, Nucl. Instr. and Meth. B 205 (2003) 639. [10] F. Alvarado, R. Hoekstra, T. Schlathölter, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 38 (2005) 4085.

PHYSICAL REVIEW A 82, 062903 (2010)

Ion guiding accompanied by formation of neutrals in polyethylene terephthalate polymer nanocapillaries: Further insight into a self-organizing process ´ K¨ov´er Z. Juh´asz, B. Sulik, R. R´acz, S. Biri, R. J. Bereczky, K. T˝ok´esi, and A. Institute of Nuclear Research (ATOMKI), Bem t´er 18/c, H-4026 Debrecen, Hungary

J. P´alink´as Department of Experimental Physics, University of Debrecen, Egyetem t´er 1, H-4032 Debrecen, Hungary

N. Stolterfoht Helmholtz-Zentrum Berlin f¨ur Materialien und Energie, Glienickerstr. 100, D-14109 Berlin, Germany (Received 16 August 2010; published 23 December 2010) A relatively large yield of neutralized atoms was observed when 3 keV Ar7+ ions were guided trough polyethylene terephthalate nanocapillaries. Time and deposited-charge dependence of the angular distribution of both the guided ions and the neutrals was measured simultaneously using a two-dimensional multichannel plate detector. The yield of neutrals increased significantly faster than that of guided ions and saturated typically at a few percent level. In accordance with earlier observations, both the yield and the mean emission angle of the guided ions exhibited strong oscillations. For the atoms, the equilibrium was achieved not only faster, but also without significant oscillations in yield and angular position. A phase analysis of these time dependencies provides insight into the dynamic features of the self-organizing mechanisms, which leads to ion guiding in insulating nanocapillaries. DOI: 10.1103/PhysRevA.82.062903

PACS number(s): 34.35.+a, 61.85.+p

I. INTRODUCTION

In recent years, increasing interest has been devoted to the guided transmission of ions through insulating capillaries [1–7]. The phenomenon involves the charging up of inner capillary walls, which prevents a significant fraction of the ions getting close to the walls; that is, they mostly preserve their initial charge state during the transmission. This “fully elastic” guiding has been found to be significant in capillaries of different sizes and aspect ratios, made from different insulator materials, in a wide range of impact ion energies and charge states [8–20]. Therefore, it is justified to consider the ion-guiding effect as an example for a self-organizing process. For understanding how such a process develops, the temporal dynamics of the transmission pattern of the guided ions is essential. Recently, systematic works have been started measuring and analyzing the time evolution of the angular transmission profiles [5,6,21–23]. Pronounced oscillations have been observed in the angular position of the ion-transmission profiles, providing evidence for the formation of temporary charge patches produced in the interior of the capillary besides the primary charge patch created in the entrance region [6]. This finding was in accordance with the results of Monte Carlo calculations [7,24–27]. The temporary patches have been found to be important in the pre-equilibrium period, whereas at equilibrium the ions were transmitted along the capillary axis predominantly by the first patch. A prospective way for gathering more information about the development of charge patches is to study the dynamic properties of the guided ions and those of charge-exchanging inelastic collisions simultaneously. This can be provided by the measurement of all ions with all charge states, as well as the neutralized atoms. Various experiments have been performed to study the ions, which leave the capillaries with a lower charge state 1050-2947/2010/82(6)/062903(7)

062903-1

[1–5,28–36]. The experimental study of neutrals requires more effort so that the available information on neutrals produced in capillaries is less detailed or marginal [5,35–38]. All these experiments show that the total sum of ions transmitted into lower charge states is not more than a few percent of those in the initial charge state. Moreover, the fraction of neutrals has been found to be comparable to the fraction of lower charge states [5,37]. In a recent work, nanocapillaries in Al2 O3 membranes were investigated by ion-impact, and a significant number of particles was detected with a two-dimensional multichannel plate (MCP) detector, which could be identified as neutrals after electrostatic separation [36]. They were observed at all measured tilt angles. Moreover, in contrast to the guided ions, neutral particles appeared almost instantly when the ion beam hit the sample. In this work we investigate capillaries in polyethylene terephthalate (PET) polymer foils. The dynamic properties of the ion transmission are studied in detail, extending earlier works [6,23]. In addition, the angular distributions of transmitted ions and neutrals were recorded simultaneously with a two-dimensional, position-sensitive MCP detector. The development of the neutral and the ion transmission is found to be different. Both angular positions and intensities exhibit rich oscillatory structures with closely linked phase relations. The relative phases of the oscillations provide an insight into the guiding mechanism, especially into the dynamics of the charge-up process.

II. EXPERIMENT

The experiment was carried out at the Institute of Nuclear Research of the Hungarian Academy of Sciences (ATOMKI), Debrecen. Transmission of 3 keV Ar7+ ions through the PET ©2010 The American Physical Society

´ Z. JUHASZ et al.

PHYSICAL REVIEW A 82, 062903 (2010)

front of the MCP detector during the whole time when the charge-up dynamics was recorded. An important aspect of the present work is the measurement of neutrals. The amplitude distribution patterns for the detector signals are different for vacuum ultra-violet (VUV) photons and atoms. In the present measurements only the pattern of Ar atoms with same kinetic energy as the primary beam could be observed. Nevertheless, a small contribution of VUV photons due to radiative transitions of captured electrons cannot be fully excluded [42,43]. However, the photons are emitted in the full solid angle, so that only a minor escape probability through the exit opening is expected, while the scattering of the neutralized atoms is strongly directed toward the capillary exit. III. EXPERIMENTAL RESULTS AND ANALYSIS

Figure 1 shows an MCP image of the transmitted ions and neutrals acquired after a charge deposition of 150 nC. The positions on the MCP were converted to angular coordinates (θx ,θy ). They represent the angular deviations with respect to the beam (z axis) in the x-z and y-z projections. In this case the total tilt angle of the capillaries was equal to 5.5◦ . The neutrals are emitted in directions close to the capillary inclination. Their position on the MCP was not changed by the electric field, while the ions in the initial charge state (Ar7+ ) were shifted to the right. Ions with charge states lower than 7 should appear between the positions for Ar and Ar7+ . The number of counts, however, was too low to see them as individual peaks. We determined the transmission yields for Ar and Ar7+ by summing the counts within circular areas on the detector surface surrounding the corresponding positions. The radii of the circles were set large enough to include the majority of the signals. Shifting the areas away to signal free positions

0

θy degree

polymer capillaries was studied. The ions were provided by an electron cyclotron resonance (ECR) ion source [39], which operated with relatively low (429 V) extraction voltage. The beam was collimated by two diaphragms of 1 mm diameter spaced 20 cm apart before entering the vacuum chamber, where the target sample and the detector were placed. This restricted the maximal beam divergence to ±0.3◦ . Typical beam current was about 200 pA during the experiment. The vacuum level was ∼5 × 10−7 mbar. More details about the experimental arrangement can be found in Ref. [36]. For the present experiments, a PET sample with a capillary density of 4 × 106 cm−2 was used. It was prepared at the Ionenstrahllabor (ISL) in Berlin [40] and was used earlier in a series of experiments where the dynamic properties of the guided ion transmission were studied [6,23]. The thickness of the sample was 12 µm and the capillary diameter was 200 nm. The angular spread of the capillary inclination was estimated to be ∼0.2◦ full width at half maximum (FWHM), which is significantly smaller than the aspect angle of 1◦ . The density of the capillaries implies a geometric opening of 0.12%. Gold was evaporated under 30◦ inclination angle on both the front and the back sides of the PET foil, forming a film of ∼20 nm thickness to avoid a macroscopic charge up of the sample surfaces. The target foil was mounted on a sample holder, which allowed for the alignment in three axial dimensions and around one rotational axis. Thus, the horizontal tilt angle ψ of the capillaries could be varied in order to change the angle relative to the incident beam. The vertical (azimuthal) capillary inclination could not be varied. Due to geometric imperfections this azimuthal angle ϕ with respect to the beam deviated from the ideal 0◦ . Its value was estimated to be equal to the mean azimuthal angle of the transmitted beam in equilibrium guiding condition with respect to the primary beam, which was found to be ϕ ≈ 0.8◦ . The total tilt angle was determined as the root square sum of ϕ and ψ. For ψ > 1.8◦ this means only a small correction (<10%). The target foil was mounted on a circular frame with an inner diameter of 7 mm. By moving the sample holder, the beam was localized on a fresh spot in the foil each time when a new measurement with a different tilt angle was started. Hence, previous charge-up effects could be avoided. The transmitted ions and neutrals were observed using an MCP detector positioned 74 mm away from the target with its sensitive surface parallel with respect to the capillary foil. It was rotated around the same axis as the sample holder by the angle θs , whenever ψ was changed. Thus, the angle θs was set equal to ψ and the capillary axes always pointed to the same spot in the center of the detector. Two-dimensional images were collected in sequences with an acquisition time of 9 s and a 1 s break between them. The integrated beam current incident on the sample, that is, the deposited charge Qd , was recorded in each time interval. It was used to normalize the acquired counts. In earlier studies [31,41] it was found that the charging-up dynamics scales with the deposited charge rather than with the time in a wide beam current range. Therefore, the measured quantities were plotted as a function of deposited charge instead of time. Since, however, beam instabilities were small in the present experiment (less than 10%), the deposited charge can also be regarded as a measure of time. Ions were separated from the neutrals by applying an electric field in

5

10

15

20

10

10

5

5

0

0 Ar

5

Ar7

5

10

10 0

5

10 15 θx degree

20

FIG. 1. Two-dimensional angular distribution of the ions transmitted through the capillaries measured by the MCP detector after an amount of 150 nC charge has been deposited on the sample. Ions are separated from neutrals by a horizontal electric field. The capillaries are tilted in the x direction by 5.5◦ . The neutrals (Ar atoms) appear close to this angle. The ions in the original charge state (Ar7+ ) are shifted to the right by the separating electric field and appear around θ x = 16◦ . The contribution of intermediate charge states is negligible.

062903-2

ION GUIDING ACCOMPANIED BY FORMATION OF . . .

PHYSICAL REVIEW A 82, 062903 (2010)

where Qs is a threshold value and Qc is a characteristic charge constant. Both of them were used as fit parameters. Figure 2 shows that the first Ar7+ ions appeared after the threshold chare of Qs = 13 nC had been deposited on the capillary foil. The fit resulted in a characteristic charge constant of Qc = 118 nC. Similar values were previously obtained for Ne7+ ions [6] with similar beam conditions. Here we draw attention to a remarkable dynamic feature of the guiding mechanism, that is, the clear oscillatory deviation from the exponential function (1), as seen in Fig. 2. This is discussed later. In Ref. [6], indications of such intensity oscillations have also been found. The intensity of the neutralized Ar atoms increases with the deposited charge as well. The fit by Eq. (1) also appears to be a reasonable approximation. However, a significant

10.0

A r7+ (a) 7.5

Total Yield (Rel.Units)

the background contribution was determined and subtracted. In order to take into account beam current fluctuations the integrated counts were normalized to the charge deposited at the sample during the acquisition. This process was repeated for each image recorded successively in time. Both the equilibrium states and the time-dependent dynamic effects have been analyzed from the same set of data. The measurements were performed for several tilt angles from 0.8◦ to 8◦ . They essentially show the same features as the example presented here for 5.5◦ . The capability of insulating capillaries to guide ions is referred to as the guiding power. The fraction of transmitted ions at equilibrium generally decreases exponentially with the square of the tilt angle [2,44]. The guiding power can be quantified by the characteristic guiding angle ψc for which the transmission drops to 1/e fraction of its value at zero tilt angle [41]. In the present set of measurements we obtained ψc = 5.5◦ , which fit well in the scaling law presented in [41]. The tilt angle dependence of the transmission for neutrals was found to be very similar to that of ions. Moreover, we obtained practically the same “guiding angle” ψc = 5.6◦ . Under equilibrium conditions (Qd > 350 nC), in the tilt angle range of ψ = 0.7–5.5◦ , the neutral-to-ion yield ratio was practically constant, that is, 1.4 ± 0.1%. At ψ = 8◦ it was somewhat higher, that is, 2.3%. It should be noted that for slow projectiles, the detector sensitivity for the neutral Ar are expected to be lower than for Ar7+ ; therefore, the real neutral-to-ion ratio could be somewhat larger. The widths of the angular distributions for the neutrals in both the x and the y direction were found to reach the value of 2.3◦ ± 0.2◦ FWHM at 40 nC deposited charge and remained nearly constant during the rest of the charge-up process. For ions, the x width did not stabilize within the measured deposited charge region, while the y width became constant after 100 nC at a value of 1.9◦ ± 0.1◦ . Turning to the dynamics of the ion guiding, in Fig. 2, the yields of the detected particles are plotted as the function of deposited charge on the front surface of the target foil Qd for the capillary tilt angle of 5.5◦ . The intensity of transmitted ions is increasing, in accordance with the following approximate function from [6,31]:
0 if Qd < Qc   Qd −Qs  f (Qd ) = , (1) if Qd
Qc f0 1 − exp Qc

5.0

Q c=118 nC Q s=13 nC

2.5 0.0

Ar

(b)

0.10

Q c=33 nC

0.05

Q s=4 nC 0.00 0

100 200 Deposited Charge (nC)

300

FIG. 2. Total yield of Ar7+ (a) and Ar (b) transmitted through the capillaries as function of the deposited charge. The tilt angle of the capillaries was 5.5◦ . Experimental data are shown as solid symbols. The fit functions (1) are shown as solid lines. The fit parameters Qc and Qs are given in the figure.

difference is that, in contrast to the ions, neutrals can be detected immediately after the ion beam is switched on. However, it needs some charge deposition before the intensity starts to increase more rapidly. The fit of the results for the neutrals yields a threshold value of Qs = 4 nC, though the function (1) does not describe so well this early period. For the characteristic charge constant we get Qc = 33 nC, which is significantly smaller than that for the ions. It clearly shows that the emission of neutralized atoms precedes the transmission of guided ions. It is certainly true for the formation of the first patch at the capillary entrance. Note that at such a large tilt angle the immediate appearance of neutrals can be originated only from the entrance region, where ions impinge on the surface. The mean emission angles of the ions and neutrals were obtained by calculating the first-order moments in θx and θy over the same circular areas, which had been used for determining the yields. The shifts exerted by the separating electric field to the ions were measured by switching the field on and off, and their effects on the mean emission angle were corrected for. The results are presented in Figs. 3(a) and 3(b). Here, only the components along the x axis (the capillary tilt direction) are shown. We note that Figs. 1, 2, and 3 display data originating from the same measurement. Closer inspection of Fig. 1 shows that the angular distributions of the Ar7+ ions exhibit multiple peak structures in accordance with earlier observations [6,23]. As the charge pattern changes during the charge-up process so does the angular distribution of ions, leading to oscillations of the mean emission angle of ions. In the previous work [6], these characteristic oscillations have already been analyzed, where they were attributed to the formation of temporary charge patches developing in the capillary walls.

062903-3

∆ Yield (Arb.Units) Mean Emission Angle (deg) Mean Emission Angle (deg)

´ Z. JUHASZ et al.

PHYSICAL REVIEW A 82, 062903 (2010)

7 7+

Ar

(a)

6

5

FIG. 4. Schematic view of the formation of the first two patches in a tilted capillary with the characteristic angles for the maximum intensities (ψ + α1 ,ψ − α2 ) and the maximum angular deviations (ψ + 2α1 ,ψ − 2α2 ) for ions. Note that for graphical reasons the aspect ratio is strongly reduced and thus angles are enhanced.

4

Ar

(b)

6

5

4 5

7+

Ar

(c)

0

-5 0

100 200 Deposited Charge (nC)

300

FIG. 3. Mean emission angles of Ar7+ (a) and Ar (b) transmitted through the capillaries as function of the deposited charge. The tilt angle was 5.5◦ . Panel (c) shows oscillatory deviations of the ion intensity from the fit function (1). The crossings of the horizontal (equilibrium) line with the angle oscillations of the ions are marked by dashed lines.

In the case of Ar7+ ions the mean emission angle strongly oscillates around the capillary tilt angle. For the neutrals, the oscillation is also present, but with smaller amplitude. From Figs. 3(a) and 3(b) a characteristic phase relation is readily seen between the two oscillatory patterns; that is, the angular deviation of the neutrals always precedes that of the ions. The first place of maximum deviation of the neutrals coincides with the starting node of the ion position. The node of the neutrals nearly coincides with the maximum deviation of the ions at around Qd = 30 nC, and this nodeextremum correspondence continues also for higher values of the deposited charge. Although the oscillation slows down, the phase relation between the two angular position curves remains the same during the whole development. This indicates that not only the first, but all the individual patch formations start with the emission of neutrals. The amplitude of the angular oscillation for the ions is slightly increasing in the first three half waves, implying that new charge patches temporarily dominate the ion transmission. After the third maximum at around 160 nC, however (i.e., after

the formation of the third patch), the angular position of the ion peak smoothly approaches its equilibrium position at the tilt angle of 5.5◦ . We note that this oscillation pattern is almost identical with that for Ne7+ projectiles [6]. The amplitude of the angular oscillation for the neutrals starts with a 0.5◦ deviation and decreases during the whole period. In contrast to the ions, the emission of neutrals does not seem to be dominated by the new charge patches. Rather, all the formed charge patches seem to contribute to the neutral emission considerably up to the end of the measured period. In Fig. 3(c) the deviations of the ion yield from the fitting function (1) are shown (in the following referred to as  yield), exhibiting more details of the phase relations. The most pronounced of them is that the -yield maxima always appear at around halfway (∼20 nC, ∼50 nC, ∼120 nC) to the maximum angular deviation of the ion peak. The -yield minima, appear also regularly at around halfway back (∼35 nC, ∼80 nC) from the maximum angular deviation. To follow these phase relations, we show in Fig. 4 the geometry of the formation of the first and second charge patches in a capillary. It is expected from Fig. 4, that the  yield for the detected ions shows its first maximum when the centroid of the angular distribution of the deflected ions aims at the middle of the exit opening at the angle of ψ + α1 . After passing this -yield maximum, the mean angular deviation of the ions (from the nominal value of the tilt angle) increases close to its maximum value of 2α1 that is geometrically possible. At this maximum angular deviation, however, only a part of the deflected ions reach the capillary exit. A considerable fraction is guided to the opposite side of the capillary, and starts to form the second charge patch. When most of the ions which are deflected by the first patch participate in the formation of the second patch, a minimum appears in the  yield. The formation of the second charge patch looks quite similar to that of the first patch outlined before. The corresponding minima and maxima of the  yield and their phase relation to the angular deviation curve can be followed in Fig. 3. IV. DISCUSSION AND CONCLUSION

From the analysis of the data, we have found that the mean emission angle of the ions oscillates backward and forward by the charge patches formed sequentially at both sides of the capillary wall, as has been explained in Ref. [6]. The present

062903-4

ION GUIDING ACCOMPANIED BY FORMATION OF . . .

(a)

g n s

PHYSICAL REVIEW A 82, 062903 (2010)

Ions: Neutrals:

(b)

. .. . . . .... .. . .. . . .. . FIG. 5. Tentative scenario for the formation of neutrals in the capillaries. (a) Before charge up, the ions which enter into the surface of the capillary are scattered by the surface layers and neutralized and may escape the capillary. (b) Guiding condition (including equilibrium): scattering, neutralization in a glancing deflection, and distant deflection (guiding) are marked by s, n, and g, respectively.

case of 5.5◦ tilt angle at 3 keV ion energy shows the formation of three charge patches during the period of the development of the guiding effect. The patch formation produced a pronounced oscillatory deviation from the exponentially increasing ion intensity. This deviation shows maxima at the deposited charge values, where the ions are deflected by one of the growing charged patches to the direction of the center of the exit opening. The minima of the intensity deviation regularly and closely follow the places for the maximum angular deviations for ions. This can be associated with the formation of the next charge patch at the opposite side of the capillary. Neutrals occurred immediately after the beam entered the capillaries. Their intensity increased rapidly and reached saturation much earlier than that of the ions. There is a remarkable dependence between the yields of neutrals and ions, namely, that the neutrals reach their equilibrium, when the oscillation in the  yield shows its last minimum in Fig. 3(c). This is likely the point where the third (and last) charge patch is being developed and starts to deflect the ions to the capillary exit. This indicates that the sources of neutrals are the charge patches in the capillary wall and the development of neutrals stabilizes when the last patch starts deflecting ions. In an earlier work, the possibility of the emission of neutrals from the capillary exit was considered [5]. In the present work we found that neutral emission originates dominantly from the entrance and the intermediate regions of the capillaries. Neutralization of the guided ions at the exit of the capillaries is not expected to contribute considerably to neutral emission. A likely scenario of formation of charge patches that governs the ion guiding and neutral emission based on our present observations is schematically shown in Fig. 5, and is described as follows. At tilt angles as large as 5.5◦ , the formation of the first charge deposition takes a rather long time. At the beginning, all incoming ions hit the surface of the capillary. Neutralization starts above the surface by capturing the electrons of the insulating material [45]. The projectiles partially penetrate into the bulk and suffer a large angle scattering with atomic cores, whereby they are neutralized.

Due to the large angle scattering their escape probability from the capillary is low, but it may result in the weak neutral emission already at the beginning. Later, when the charge patch forms an increasing deflecting field, more and more ions hit the surface at grazing angle. Some of them are deflected without collisions with the surface. The trajectories of such glancing deflections have sufficiently long contact with the surface that charge exchange occurs quite effectively. When the turning point remains below the critical distance [46], where electron capture processes dominate, ions become fully neutralized, without a significant energy loss. The majority of the neutralized atoms directed toward the capillary exit are formed in this above-the-surface neutralization process. Soon after that, the first charge patch starts to guide a considerable fraction of the incoming ions. In this state, some of the incoming ions suffer hard collisions, lose their charge, and compensate the discharge currents (see, e.g., the trajectory marked by s in Fig. 5). Other ions are deflected at a large distance from surface toward the inner part and the exit of the capillary (trajectory marked by g in Fig. 5). These ions keep their initial charge state and contribute to the guided ion transmission. Henceforward, however, ions deflected on intermediate trajectories are expected to contribute to the formation of neutrals (trajectory marked by n in Fig. 5). The formation of the other charge patches developed inside the capillary are expected to be similar. We note that in equilibrium, the first charge patch always plays a key role in guiding and needs a supply of ions for compensating the discharge current. However, the other patches, formed inside the capillary, may change their role or lose their importance during the development of the guiding process. A remarkable property of the studied dynamics is that some of the parameters, which are characteristic for the emission of neutrals, become constant relatively early. Both the horizontal and the vertical widths of the peak of neutrals stop changing at a value of the deposited charge as small as 40 nC. At 80 nC the intensity of the neutrals reaches saturation. On the contrary, the yield of the guided ions and the mean angular positions approach an equilibrium state only at or above 300 nC. The early stabilization of the width of neutrals suggests that neutrals are emitted dominantly within a narrow (grazing) angular range. This can explain why the contributions from the later formed charge patches do not widen the peak of neutrals at an observable level. Neutrals have an important property. Since they are not deflected by electric fields along their way to the capillary exit, they directly report on the places, where they were formed. Therefore, the early saturation of the neutral emission is a remarkable finding, which needs further exploratory work. In summary, two-dimensional angular distributions of the guided ions and the created neutrals were measured for transmission of Ar7+ ions through PET polymer capillaries. The charge-up dynamics was studied at several tilt angles by means of the total intensities and the mean emission angles of both the ions and the emitted neutrals. The deposited charge (or time) dependence of the measured yields and angular positions exhibited rich structures. A relatively large yield of neutrals was found in comparison to that of lower charge state ions, which were below the detection limit.

062903-5

´ Z. JUHASZ et al.

PHYSICAL REVIEW A 82, 062903 (2010)

The interpretation of the present experimental findings is in good accordance with the picture based on earlier experimental works and model calculations, but it goes beyond their level due to the simultaneously measured intensity and angular results for guided ions and neutrals and their phase relations. The main conclusion of the present work is that for any charge depositions, which contribute to the guiding effect, the emission of neutrals occurs before the appearance of the guided ions; that is, the patch formation always starts with the emission of neurals. We outlined a scenario for the patch formation, which includes both neutral emission and ion guiding. This picture is supported by the phase relations

between the yields and angular positions of the transmission profiles for ions and neutrals. We expect that the findings of the present study provide useful information for future experimental and theoretical work.

[1] N. Stolterfoht, J.-H. Bremer, V. Hoffmann, R. Hellhammer, D. Fink, A. Petrov, and B. Sulik, Phys. Rev. Lett. 88, 133201 (2002). [2] N. Stolterfoht, V. Hoffmann, R. Hellhammer, Z. D. Peˇsi´c, D. Fink, A. Petrov, and B. Sulik, Nucl. Instrum. Methods B 203, 246 (2003). [3] M. B. Sahana, P. Skog, Gy. V´ıkor, R. T. Rajendra Kumar, and R. Schuch, Phys. Rev. A 73, 040901(R) (2006). [4] S. M´at´efi-Tempfli et al., J. P´alink´as, and N. Stolterfocht, Nanotechnology 17, 3915 (2006). [5] Y. Kanai, M. Hoshino, T. Kambara, T. Ikeda, R. Hellhammer, N. Stolterfoht, and Y. Yamazaki, Phys. Rev. A 79, 012711 (2009). [6] N. Stolterfoht, R. Hellhammer, D. Fink, B. Sulik, Z. Juh´asz, E. Bodewits, H. M. Dang, and R. Hoekstra, Phys. Rev. A 79, 022901 (2009). [7] K. Schiessl, W. Palfinger, K. T˝ok´esi, H. Nowotny, C. Lemell, and J. Burgd¨orfer, Phys. Rev. A 72, 062902 (2005). [8] N. Stolterfoht, R. Hellhammer, P. Sobocinski, Z. D. Peˇsi´c, J. Bundesmann, B. Sulik, M. B. Shah, K. Dunn, J. Pedregosa, and R. W. McCullough, Nucl. Instrum. Methods B 235, 460 (2005). [9] T. Ikeda, Y. Kanai, T. M. Kojima, Y. Iwai, T. Kambara, and Y. Yamazaki, Appl. Phys. Lett. 89, 163502 (2006). [10] R. J. Bereczky, G. Kowarik, F. Aumayr, and K. T˝ok´esi, Nucl. Instrum. Methods B 267, 317 (2009). [11] M. Kreller, G. Zschornack, and U. Kentsch, J. Phys.: Conf. Ser. 163, 012090 (2009). [12] N. Stolterfoht, R. Hellhammer, Z. Juh´asz, B. Sulik, V. Bayer, C. Trautmann, E. Bodewits, A. J. de Nijs, H. M. Dang, and R. Hoekstra, Phys. Rev. A 79, 042902 (2009). [13] G. Sun et al., Phys. Rev. A 79, 052902 (2009). [14] Y.-F. Chen et al., Chin. Phys. B 18, 2739 (2009). [15] T. Nebiki et al., Nucl. Instrum. Methods B 266, 1324 (2008). [16] F. F. Komarov, A. S. Kamyshan, and Cz. Karwat, Vacuum 83, S51 (2009). [17] D. H. Li, Y. Y. Wang, Y. T. Zhao, G. Q. Xiao, D. Zhao, Z. F. Xu, and F. L. Li, Nucl. Instrum. Methods B 267, 469 (2009). [18] HQ. Zhang, P. Skog, and R. Schuch, J. Phys.: Conf. Ser. 163, 012092 (2009). [19] P. Skog, H. Q. Zhang, N. Akram, I. L. Soroka, C. Trautmann, and R. Schuch, J. Phys.: Conf. Ser. 194, 132030 (2009).

[20] Y. Y. Wang, D. H. Li, Y. T. Zhao, G. Q. Xiao, Z. F. Xu, F. L. Li, and X. M. Chen, J. Phys.: Conf. Ser. 194, 132032 (2009). [21] P. Skog, H. Q. Zhang, and R. Schuch, Phys. Rev. Lett. 101, 223202 (2008). [22] A. Cassimi et al., Nucl. Instrum. Methods B 267, 674 (2009). [23] N. Stolterfoht, R. Hellhammer, D. Fink, B. Sulik, Z. Juh´asz, E. Bodewits, H. M. Dang, and R. Hoekstra, Nucl. Instrum. Methods B 267, 669 (2009). [24] K. Schiessl, W. Palfinger, C. Lemell, and J. Burgd¨orfer, Nucl. Instrum. Methods B 232, 228 (2005). [25] C. Lemell, K. Schiessl, H. Nowotny, and J. Burgd¨orfer, Nucl. Instrum. Methods B 256, 66 (2007). [26] K. Schiessl, W. Palfinger, K. T˝ok´esi, H. Nowotny, C. Lemell, and J. Burgd¨orfer, Nucl. Instrum. Methods B 258, 150 (2007). [27] K. Schiessl, C. Lemell, K. T˝ok´esi, and J. Burgd¨orfer, J. Phys.: Conf. Ser. 163, 012081 (2009). [28] T. Ikeda, T. M. Kojima, Y. Iwai, Y. Kanai, T. Kambara, T. Nebiki, T. Narusawa, and Y. Yamazaki, J. Phys.: Conf. Ser. 58, 68 (2007). [29] H. F. Krause, C. R. Vane, and F. W. Meyer, Phys. Rev. A 75, 042901 (2007). [30] P. Skog, I. L. Soroka, A. Johansson, and R. Schuch, Nucl. Instrum. Methods B 258, 145 (2007). [31] N. Stolterfoht, R. Hellhammer, J. Bundesmann, D. Fink, Y. Kanai, M. Hoshino, T. Kambara, T. Ikeda, and Y. Yamazaki, Phys. Rev. A 76, 022712 (2007). [32] X.-M. Chen et al., Chin. Phys. B 18, 1955 (2009). [33] G. Kowarik, R. J. Bereczky, F. Aumayr, and K. T˝ok´esi, Nucl. Instrum. Methods B 267, 2277 (2009). [34] R. Nakayama, M. Tona, N. Nakamura, H. Watanabe, N. Yoshiyasu, C. Yamada, A. Yamazaki, S. Ohtani, and M. Sakurai, Nucl. Instrum. Methods B 267, 2381 (2009). [35] Y. Kanai, M. Hoshino, T. Kambara, T. Ikeda, R. Hellhammer, N. Stolterfoht, and Y. Yamazaki, Nucl. Instrum. Methods B 258, 155 (2007). [36] Z. Juh´asz et al., Nucl. Instrum. Methods B 267, 321 (2009). [37] N. Stolterfoht, J. H. Bremer, V. Hoffmann, and D. Fink, 10th International Conference on the Physics of Highly Charged Ions, Abstract Book (Berkeley, CA, 2000), p. 89. [38] N. Stolterfoht, R. Hellhammer, Z. D. Peˇsi´c, V. Hoffmann, J. Bundesmann, A. Petrov, D. Fink, and B. Sulik, Surf. Coat. Technol. 196, 389 (2005).

ACKNOWLEDGMENTS

This work received partial support from the Hungarian National Science Foundation OTKA (Grant No. K73703). The authors are grateful to Gy. Hegyesi, I. Valasty´an and J. Moln´ar (staff of Department of Electronics of ATOMKI) for constructing the data-acquisition system for the MCP detector.

062903-6

ION GUIDING ACCOMPANIED BY FORMATION OF . . .

PHYSICAL REVIEW A 82, 062903 (2010)

[39] S. Biri, J. V´amosi, A. Valek, Z. Korm´any, E. Tak´acs, and J. P´alink´as, Nucl. Instrum. Methods B 124, 427 (1997). [40] N. Stolterfoht, R. Hellhammer, J. Bundesmann, and D. Fink, Phys. Rev. A 77, 032905 (2008). [41] R. Hellhammer, J. Bundesmann, D. Fink, and N. Stolterfoht, Nucl. Nucl. Instrum. Methods B 258, 159 (2007). [42] N. Djuri´c, J. A. Lozano, S. J. Smith, and A. Chutjian, ApJ 635, 718 (2005).

[43] J. P. Briand and M. Benhachoum, Nucl. Instrum. Methods B 267, 665 (2009). [44] N. Stolterfoht, R. Hellhammer, Z. D. Peˇsi´c, V. Hoffmann, J. Bundesmann, A. Petrov, D. Fink, and B. Sulik, Vacuum 73, 31 (2004). [45] H. Winter and F. Aumayr, J. Phys. B 32, 39(R) (1999). [46] J. Burgd¨orfer, P. Lerner, and F. W. Meyer, Phys. Rev. A 44, 5674 (1991).

062903-7