Wechselwirkungen sehr langsamer hochgeladener Ionen mit einer ...

116 6. Die Sauerstoff–Spektren
465eV bis 467eV und für die entsprechenden (2s ↦→ 1s, 2p ↑)–Prozesse derjenige
von 474eV bis 478eV. Die (2p ↦→ 1s, 2p ↑)–Übergangsenergien steigen
angefangen bei 486,7eV systematisch mit 3eV bis 5eV pro hinzukommendem
L–Elektron bis hin zu 512,4eV in der (L7 M0)–Konfiguration an. Die Übergangsraten
deuten bei niedriger bis mittlerer L–Schalenbesetzung auf eine
breitere Struktur hin, welche zwischen 492eV und 496eV leicht gepeakt sein
sollte.
Tatsächlich ragen die unteren beiden dieser drei Peakregionen klar aus allen
gemessenen Spektren hervor. In der Region um 495eV ist stets zumindest
eine leichte Auswölbung zu erkennen. Der (2s ↦→ 1s, 2s ↑)–Peak liegt jedoch
gegenüber unseren Standard–Cowan–Code–Rechnungen um 1eV bis 2eV zu
tief bei etwa 464eV. J.Limburg et al. [28] errechnen 1 einen mit dem Experiment
besser übereinstimmenden Wert. Für unsere Argumentation ist aber
weniger die exakte Reproduktion der Peakpositionen als vielmehr die klar aus
den Rechnungen hervorgehende energetische Trennung der (2s ↦→ 1s, 2s ↑)–
(2s ↦→ 1s, 2p ↑)– und (2p ↦→ 1s, 2p ↑)–≪Übergangsklassen≫ voneinander maßgebend,
welche auch noch unter Einbeziehung einer bis zu einigen eV großen
Abweichung der Rechnungen von den physikalischen Meßwerten eindeutig
bleibt.
Berechnung der KLM–Beiträge
Der gesamte von KLL–Übergängen abgedeckte Spektralbereich erstreckt sich
auf das Intervall von 465,4eV bis 512,4eV. In allen Spektren lassen sich
aber Anteile bis hin zu etwa 560eV identifizieren. Allein aus diesem energetischen
Argument folgt schon zwingend, daß neben KLL– auch KLM–
oder noch höherenergetischere Übergänge das Spektrum erzeugen. Solche
Prozesse spielen besonders im mittleren Stadium der Neutralisationskaskade
eine wichtige Rolle. Ist beispielsweise die L–Schale erst einfach besetzt,
so können noch keine KLL–Prozesse einsetzten. Jene hemmen bei höheren
Auffüllungsgraden wegen ihrer sehr viel größeren Übergangsraten die KLM–
Emission zu ihren Gunsten. In Tab. 6.2 ist der Fall einer (K1 L1 M1 O5)–
Konfiguration komplett durchgerechnet worden. Simulationen unter Umver-
1 Die Rechnung erfolgte ebenfalls mit dem Cowan–Code, jedoch unter Einbeziehung
der LS–Kopplung. Deren Beitrag verschwindet aber für den hier relevanten Fall der
1s(2s 21 S) 2 S–Konfiguration. Die Diskrepanz der beiden Resultate ist evtl. auf die Implementation
unterschiedlicher numerischer Iterationsverfahren zurückzuführen [18].