Aca - Departamento de Física - Universidad Técnica Federico Santa ...

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
2 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
El V Encuentro Sud-Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia es
la continuación de los encuentros realizados en Gramado, Brasil, el 2002, en Viña
del Mar, Chile, el 2004, en Buenos Aires, Argentina, el 2006 y en Río de Janeiro,
Brasil el 2008.
El objetivo principal de estos encuentros Sud Americanos es fomentar el
intercambio científico regional, para propiciar actividades de cooperación entre
Argentina, Brasil y Chile. Adicionalmente, estos encuentros ofrecen a los
alumnos de posgrado entrar en contacto con investigadores del área de colisiones
inelásticas y sus aplicaciones y generar intercambio y colaboraciones mutuas.
El programa consistirá en presentaciones orales y paneles, disponiéndose de
tiempo suficiente para discusiones informales en torno a los temas presentados.
Los idiomas oficiales de la reunión serán el español y el portugués.
Áreas de Interés: Esta reunión cubrirá las diferentes áreas relacionadas con el
estudio básico de las interacciones de iones con sólidos, superficies y gases, y sus
aplicaciones. Técnicas espectroscópicas (TOF, PIXE, RBS, ERDA, NRA,
FEEL), caracterización de materiales implantados, interacción de iones con
átomos, moléculas y nanoestructuras.
3 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Comité Asesor Científico
Moni Behar
Pedro L. Grande
Nestor Arista
Jorge Miraglia
Roberto Rivarola
Nelson V. Castro Faría
Eduardo Montenegro
Enio F. Da Silveira
Jorge E. Valdés
Coordinadores
Moni Behar
Pedro L. Grande
Jorge Miraglia
Nestor Arista
Jorge E. Valdés
Comité Organizador Local
Carlos Celedón
Shimrit Elimelech
Emilio Figueroa
Joaquín Díaz de Valdés
Patricio Vargas C.
Jorge E. Valdés
Secretaría: Marcela Aguirre W.
Teléfono: +56 32 2654142/4625
Av. España 1680, Casilla 110-V,
Valparaíso, Chile
4 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Contenido
Comité Asesor Científico ..................................................................................4
Coordinadores................................................................................................4
Comité Organizador Local ................................................................................4
Programa.................................................................................... 9
Contribuciones ......................................................................... 13
Ab-Initio Sturmian method for three-body quantum mechanical problems: Atomic
and molecular bound states ........................................................................... 15
Aplicações de PIXE na UFRGS ......................................................................... 17
Atomistic simulations of swift ion bombardment ................................................ 18
Caracterização de nanoestruturas usando a técnica MEIS ................................... 19
Chemical Characterization of Fish-Otoliths using Micro-PIXE................................ 20
Depth profiling of thin films using Coulomb explosion......................................... 22
Discrepancias post-prior y apantallamiento electrónico dinámico.......................... 23
Electron transfer processes in particle surface interactions.................................. 25
Endohedrally confined atoms in Fullerenes: He (and the time capsule) ................. 26
Estudio teórico-experimental de efectos de orientación en procesos de ionización en
colisiones H + +He ......................................................................................... 28
Estudo da ionização direta de átomos de neônio por impacto de íons de boro com
energias de 1-4 MeV ..................................................................................... 30
Excitación de excitones en colisiones de iones con Cristales de FLi: un modelo tipocebolla
.................................................................................................... 31
Fast atom diffraction from metallic surfaces...................................................... 32
Influence of light-ion irradiation on the ion track etching of polycarbonate ............ 34
Interacción de haces de protones con materiales de interés biológico ................... 36
Interaction Dynamics of Clusters In Intense Laser Fields .................................... 38
Ionización múltiple de Ne, Ar, Kr y Xe debido al impacto de iones H+ y He+ ......... 39
Ionization pattern in the region of the Bragg peak ............................................. 41
Laboratorio Tandem de 1.7MV del Centro Atómico Bariloche ............................... 42
LPA stopping power of swift ions in solids. Modeling the inhomogeneous electron gas
.................................................................................................... 44
Manipulation of magnetic and electronic properties of Ga 1-x Mn x As by ion beam
irradiation.................................................................................................... 46
Medidas da distribuição de energia de moléculas e fragmentos moleculares por
espectroscopia de tempo de vôo com extração retardada ................................... 47
5 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Perda de energia de elétrons em água ............................................................. 48
Plasmon excitation in single walled carbon nanotubes by charged particles ........... 49
Processos de Troca de Carga na Ionização Múltipla de Gases Nobres por Íons de C 3+ .
.................................................................................................... 50
Prospects for a new synchrotron light source in Brazil ........................................ 51
Quantum-mechanical and classical cross sections for ionization and capture induced
by light ions on DNA and RNA nucleobases ....................................................... 52
Secondary Ions emission from Alkanethiol-SAMs due to highly charged ions
bombardment .............................................................................................. 54
Structural characterization of Pb nanoislands in SiO 2 /Si interface synthe-sized by ion
implantation through MEIS analysis................................................................. 55
Supression of binary and recoil peaks in ionization of H 2 by electron impact .......... 57
The role of electronic excitations in the energy loss of hydrogen clusters in dielectric
and metallic materials ................................................................................... 59
Contribuciones - Paneles ........................................................ 61
P1 Electron emission by grazing scattering from Be(0001)......................... 65
P2 Monte Carlo simulation for proton track structure in biological matter ..... 67
P3 Multiple differential cross sections for the ionization from the 1B1 orbital of
liquid water molecule by fast electron impact.................................................... 68
P4 Identificação dos caminhos de fragmentação da molécula de CHClF 2
quando ionizada por elétrons.......................................................................... 70
P5 Café Brasileiro: Estudo da Concentração Elementar Utilizando Feixes
Iônicos .................................................................................................... 72
P6 Coherencia y localización parcial en emisión electrónica simple de
moléculas diatómicas moléculas biatómicas ...................................................... 73
P7 Estados selectivos de captura de electrones en colisiones de 3 He 2+ +He a
energías intermedias de impacto aplicando la técnica COLTRIMS ......................... 75
P8 Estudio de colisiones con proyectiles neutros y cargados sobre blancos
moleculares de H 2 a energías intermedias de impacto con la técnica COLTRIMS ..... 77
P9 Doble Ionización de Helio por impacto de iones: Influencia de la Carga del
Proyectil .................................................................................................... 79
P10 Lα, Lβ, and Lγ x-ray production cross sections of Sm, Dy, Ho, and Tm by
electron impact. Distorted-wave calculations vs experiment ................................ 80
P11 Estudio de poder de frenado de partículas α en películas delgadas de cobre
en el intervalo de energía entre 1,0 a 2,0 MeV .................................................. 82
P12 Ab-Initio Sturmian method for three-body quantum mechanical problems:
Scattering states and ionizing collisions............................................................ 84
P13 Ionización de hidrógeno atómico e iones moleculares H + 2 por pulsos láser .
.................................................................................................... 85
P14 Un modelo de onda distorsionada para ionización electrónica en colisiones
entre iones vestidos y blancos atómicos........................................................... 87
6 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
P15 Canalización cuasiplanar de protones energéticos en incidencia normal
sobre nanotubos de carbono de pared múltiple ................................................. 89
P16 Bulk plasmon excitation in grazing incidence ionmetal surface collisions.. 91
P17 Distribuciones de Scattering Múltiple y Efectos Angulares en la Pérdida de
energía de Protones y Deuterones en Láminas Delgadas de Carbono Amorfo ......... 92
P18 Stopping power y Straggling de protones en Pd................................... 93
P19 Energy Loss of slow Hydrogen and Helium ions in channeling conditions in
Au single crystal ........................................................................................... 94
P20 Pérdida de energía de protones en láminas delgadas de Carbono amorfo 95
P21 Energy losses of H and F ions in grazing scattering on a missing row
reconstructed Au(110) surface........................................................................ 97
P22 Inverse photoemission espectroscopy on graphene .............................. 99
P23 Elemental analysis of the Chaitén volcano ash 2008-2009 eruptions..... 100
P24 Múltipla ionização de Neônio em coincidência com íons de B 2+ no regime de
energia de poucos MeV................................................................................ 102
Índice de autores ................................................................... 103
Corres electrónicos participantes .......................................... 105
7 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
8 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Programa
Inicio MARTES - 30 de noviembre EXPOSITOR MODERADOR
8:30 INSCRIPCIONES
9:30 Atomistic simulations of swift ion bombardment Eduardo Bringa (Argentina)
10:05
10:30
The role of electronic excitations in the energy loss of
hydrogen clusters in dielectric and metallic materials
Ionización múltiple de Ne, Ar, Kr y Xe debido al impacto de
iones H+ y He+
Samir. M. Shubeita (Brasil)
Claudia Montanari (Argentina)
10:55 C A F E
11:10 Prospects for a new synchrotron light source in Brazil Gustavo de Azevedo (Brasil)
Nestor Arista
11:45
12:10
12:35
Excitación de excitones en colisiones de iones con
Cristales de FLi: un modelo tipo-cebolla
Medidas da distribuição de energia de moléculas e
fragmentos moleculares por espectroscopia de tempo de
vôo com extração retardada.
Endohedrally confined atoms in Fullerenes: He (and the
time capsule)
Jorge E. Miraglia (Argentina)
Natalia Ferreira (Brasil)
Darío Mitnik (Argentina)
13:00 ALMUERZO - FOTO
9 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Inicio MARTES - 30 de noviembre EXPOSITOR MODERADOR
15:00 Interaction dynamics of clusters in intense laser fields Dominique Vernhet (France)
15:35 Aplicações de PIXE na UFRGS Liana A. Boufleur (Brasil)
16:00
Quantum-mechanical and classical cross sections for
ionization and capture induced by light ions on DNA and
RNA nucleobases
16:25 C A F E
Christophe Champion (France)
16:40
Laboratorio Tandem de 1.7MV del Centro Atómico
Bariloche
Sergio Suárez (Argentina)
Geraldo Sigaud
17:15 Caracterização de nanoestruturas usando a técnica MEIS Mauricio A. Sortica (Brasil)
17:40
18:05
LPA stopping power of swift ions in solids. Modeling the
inhomogeneous electron gas
Structural characterization of Pb nanoislands in SiO2/Si
interface synthe-sized by ion implantation through MEIS
analysis
José María Fernández-Varea
(España)
Dario Sanchez (Brasil)
20:00 CENA DE CAMARADERIA
10 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Inicio MIÉRCOLES - 1 Diciembre EXPOSITOR Moderador
9:30
Interacción de haces de protones con materiales de
interés biológico
Rafael García-Molina (España)
10:05 Perda de energia de elétrons em água André C. Tavares (Brasil)
10:30 ECOS - CONICYT Dominique Vernhet (France)
10:55 C A F E
11:10
11:45
12:10
12:35
Electron transfer processes in particle surface
interactions.
Discrepancias post-prior y apantallamiento electrónico
dinámico
Processos de Troca de Carga na Ionização Múltipla de
Gases Nobres por Íons de C3+
Supression of binary and recoil peaks in ionization of H2
by electron impact
13:00 ALMUERZO
Vladimir Esaulov (France)
Roberto D. Rivarola (Argentina)
Geraldo Monteiro Sigaud (Brasil)
Omar A . Fojón (Argentina)
Eduardo Bringa
15:00
Secondary Ions emission from Alkanethiol-SAMs due to
highly charged ions bombardment
Marcos Flores (Chile)
15:35
16:00
Chemical Characterization of Fish-Otoliths using Micro-
PIXE
Ab-Initio Sturmian method for three-body quantum
mechanical problems: Atomic and molecular bound states
16:25 C A F E
16:40
Influence of light-ion irradiation on the ion track etching
of polycarbonate
Elis Moura Stori (Brasil)
Juan Martin Randazzo (Argentina)
Claudia Telles de Souza (Brasil)
Eduardo Montenegro
17:05
Plasmon excitation in single walled carbon nanotubes by
charged particles
Silvina Segui (Argentina)
17:30 SESIÓN DE PANELES
11 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Inicio JUEVES - 2 diciembre EXPOSITOR Moderador
9:30 Ionization pattern in the region of the Bragg peak Eduardo Montenegro (Brasil)
10:05 Fast atom diffraction from metallic surfaces María Silvia Gravielle (Argentina)
10:30 Depth profiling of thin films using Coulomb explosion Pedro L. Grande (Brasil)
10:55 C A F E
11:10
Estudo da ionização direta de átomos de neônio por
impacto de íons de boro com energias de 1-4 MeV
Hugo M. R. de Luna (Brasil)
Roberto Rivarola
11:35
Estudio teórico-experimental de efectos de orientación en
procesos de ionización en colisiones H+ +He
Juan Fiol (Argentina)
12:00
Manipulation of magnetic and electronic properties of Ga1
- xMnxAs by ion beam irradiation
Marcelo M. Sant’Anna (Brasil)
12:25 CLAUSURA
13:05 ALMUERZO
12 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Contribuciones
13 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
14 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Ab-Initio Sturmian method for three-body quantum mechanical problems:
Atomic and molecular bound states
J. M. Randazzo 1 , 5 , A. L. Frapiccini 1 , 5 ,
G. Gasaneo 2 , 5 , F. D. Colavecchia 1 , 5 , D. M. Mitnik 3 , 5 and L. U. Ancarani 4
1 División de Colisiones Atómicas, Centro atómico Bariloche, San Carlos de Bariloche, Río Negro, Argentina.
2 Depto. de Física, Universidad Nacional del Sur, Bahía Blanca, Buenos Aires, Argentina
3 Instituto de Astronomía y Física del Espacio and Departamento de Física, Facultad de Ciencias Exactas y Naturales,
Universidad de Buenos Aires C.C. 67, Suc. 28, (C1428EGA) Buenos Aires, Argentina.
4 Laboratoire de Physique Moléculaire et des Collisions,Université Paul Verlaine-Metz, 57078 Metz, France.
5 Consejo Nacional de Investigaciones Científicas y Técnicas (CONICET).
email address corresponding author: randazzo@cab.cnea.gov.ar
In this work we review a recently introduced
methodology to solve the
Schrödinger equation of three particles. We
assume that the particles interact through
potentials depending only on the distances
between them. The most general Schrödinger
equation we will consider reads:
together with the boundary conditions:
and
Where U 1 , U 2 and U 12 can be any well behaved
atomic potentials. We also assume that
U 12 admits a simple partial wave expansion,
such as Coulomb, Yukawa, armonic potentials,
etc.
Because of the symmetries of the Eq.
(1), the wave function can be evaluated separately
for each L, M, S and Π (total angular
momentum, its projection along the z axis,
the spin symmetry and parity, respectively).
We then propose a partial wave expansion in
terms of the bi-spherical harmonics, and obtain
a coupled set of two-dimensional equations
in the radial coordinates r 1 and r 2 .
The set of coupled equations is solved
by means of a Sturmian expansion (one
Sturmian set for each coordinate)[1]. The
Generalized Sturmian functions are solutions
of the Sturm-Liouville equation:
where V is a short range generating potential,
β is the eigenvalue and E is considered
as a parameter. Constructing the basis in this
way enables us to set boundary conditions of
the complete problem in each Sturmian depending
on coordinates r 1 and r 2 : Kato cusp
conditions and Coulomb exponentially decaying
behaviour for negative energies, or Coulomb
outgoing wave conditions for positive
ones[2].
In this work we will show some results of the
application of the Sturmian expansion to the
solution of equation (1) for a variety of three
body bounded atomic and molecular systems
and models. We choose here using negative
energy Sturmian functions, and compute
ground as well as the different manifolds of
excited states. We also analyze different
choices for the generating potential to
achieve a high degree of accuracy in the en-
15 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
ergies of the states. For an optimal choice of
the potential, with 35 Sturmians per electron,
we found E=-2.903 712 820 a.u. for the He
ground state, (reference value: -2.903 724
377 a.u. [3]).
Acknowledgements
This work has been supported by PICT 08/0934
of ANPCYT (Argentina), PIP 200901/552 of
Conicet (Argentina), and PGI Grant No.
24/F049, Universidad Nacional del Sur (Argentina).
References
[1] J. M. Randazzo, L. U. Ancarani, G. Gasaneo,
A. L. Frapiccini, and F. D. Colavecchia, Phys.
Rev. A 81, 042520 (2010).
[2] J. M. Randazzo, A.L. Frapiccini, F. D.
Colavecchia, and G. Gasaneo, Phys. Rev. A
79, 022507 (2009).
[3] G.W.F. Drake, Handbook of Atomic,
Molecular, and Optical Physics, (Springer,
Heidelberg/New York, 2005).
16 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Aplicações de PIXE na UFRGS
L. A. Boufleur 1 , C. E. Iochims dos Santos 1 , R. Debastiani 1 , L. Amaral 1 , J. F. Dias 1
1 Instituto de Física, Universidade Federal do Rio Grande do Sul, Porto Alegre, Brasil
Autor correspondente: carlaiochims@yahoo.com.br
A determinação de elementos
químicos em alimentos e no meio ambiente e
o conhecimento da interação de tais
elementos com os organismos vivos são
indispensáveis para controle de qualidade e
toxicidade, tanto na produção de alimentos
quanto na contaminação ambiental e
exposição ocupacional.
Neste contexto, o grupo PIXE do
Laboratório de Implantação Iônica do
Instituto de Física da Universidade Federal do
Rio Grande do Sul (UFRGS) realiza diversos
trabalhos de determinação da composição
elementar em alimentos, bebidas e amostras
biológicas em geral.
Como trabalho pioneiro no Brasil
com a técnica PIXE, foi realizado o estudo da
composição elementar do vinho varietal
Cabernet Sauvignon procedente do Vale dos
Vinhedos e outras três regiões do estado [1].
Dentre outros resultados, diferenças
nos conteúdos elementares de potássio e
fósforo entre vinhos produzidos em tal região
revelam a influência do cultivo da uva e do
processamento da bebida, próprios de cada
vinícola.
Outro exemplo diz respeito à
determinação de ferro, cobre, chumbo, zinco,
alumínio, dentre outros, no fígado de
morcegos de uma região mineradora de Santa
Catarina, e respectivos danos no DNA [2].
Para uma das espécies estudadas, foi
observado um maior índice de danos no DNA
dos habitantes da região mineradora
comparado aos da região controle,
possivelmente devido à maior exposição ao
ferro e ao cobre na área de mineração.
Além destes, outros trabalhos estão
em andamento ou em fase de conclusão,
como o estudo da composição elementar de
alimentos enlatados, da cerveja e do café; a
investigação do papel de certos elementos em
processos como os de aprendizagem,
aquisição e consolidação da memória e a
determinação da espessura de filmes finos por
MEIS, PIXE e NRP.
Referências
[1] C. E. Iochims dos Santos et al, Food
Chemistry 121, 244 (2010).
Figura 1: Espectro PIXE típico de um vinho
Cabernet Sauvignon (safra 2002) como função da
energia do raio X (em KeV).
[2] Zocche et al, Environmental Research
110, 684 (2010).
17 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Atomistic simulations of swift ion bombardment
Eduardo M. Bringa 1
1 CONICET & Instituto de Ciencias Básicas, Universidad Nacional de Cuyo, Mendoza 5500, Argentina
email address corresponding author: ebringa@yahoo.com
Atomistic simulations are often used
to study the bombardment of ions in the regime
where elastic collisions dominate, but
they rarely model bombardment when electronic
effects dominate energy deposition in
the target. There are several models to include
these electronic effects within classic
molecular dynamics (MD) simulations like
Coulomb explosions, “thermal spikes”, and
etcetera. MD simulations follow the evolution
of a system of atoms interacting trough
some empirical potential. Using current parallel
computers millions of atoms can be
followed during tens of picoseconds. Such
systems are large enough and can be studied
long enough to account for the early stages
of radiation damage. Later stages have to be
studied with other techniques, like kinetic
Monte Carlo or rate theory.
Ion tracks [1], surface craters [2] or
hillocks, electronic sputtering [3], and other
radiation damage indicators can be predicted
in this way. Examples from materials
science, surface physics, and astrophysics
will be shown to illustrate that these models
are relatively simple, but provide a reasonable
description of experimental results when
electronic stopping power cannot be neglected.
Future directions to describe electronic
effects in atomistic simulations will
also be discussed.
This work has been carried out in
collaboration with several people, including
D. Schwen, D. Farkas, J. Monk, A.
Caro, J. Rodriguez-Nieva, T. Cassidy,
R.E. Johnson, R. Papaléo, M. Da Silva, C.
Ruestes, and Nestor Arista.
Figure 1. MD simulation of hillocks in tetrahedral
amorphous carbon, showing increasing hillock
height with increasing electronic stopping [4].
References
[1] R. Devanathana, P. Durhamb, J. Dua, L.R.
Corrales and E.M. Bringa, Nuclear Instruments
and Methods in Physics Research Section B 255,
172 (2007).
[2] E.M. Bringa, R.E. Johnson, R. M. Papaléo,
Phys. Rev. B 65, 094113 (2002).
[3] E.M. Bringa and R.E. Johnson, Phys. Rev.
Lett. 88, 165501 (2002).
[4] D. Schwen and E.M. Bringa, submitted
(2010).
18 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Caracterização de nanoestruturas usando a técnica MEIS
M. A. Sortica 1 , P. L. Grande 1 , C. Radtke 2 , G. Machado 3
1 Instituto de Física, Universidade Federal do Rio Grande do Sul, Porto Alegre-RS, Brasil
2 Instituto de Química, Universidade Federal do Rio Grande do Sul,Porto Alegre-RS, Brasil
3 Centro de Tecnologias Estratégica do Nordeste, Recife-PE,, Brasil
e-mail: sortica@if.ufrgs.br
Espalhamento de íons com média
energia (MEIS) é uma técnica analítica de
caracterização por feixe de íons, capaz de
determinar quantitativamente composição
elementar e perfil de profundidade com
resolução subnanométrica. Isso torna o
MEIS uma ponderosa ferramenta para
caracterização de nanoestruturas [1], com
resolução para fazer perfilometria dentro de
nanoestruturas com tamanhos abaixo de 5
nm [2]. Para isso, desenvolvemos um
software Monte Carlo para simulação e
ajuste de espectros de MEIS [3], que leva
em conta a forma geométrica, distribuição
de tamanhos e densidade de nanoestru-turas.
Nosso software (PowerMeis) tam-bém
considera a forma assimétrica da distribuição
de perda de energia [4, 5].
Nesse trabalho apresentamos 2
estudos. O primeiro sistema se refere à
interação entre nanopartículas esféricas de
ouro e um filme formado por multi-camadas
de polieletrólitos fracos [6] (Figura 1).
Figura 1. (a) Esquema da síntese das 20 bicamadas
(LbL) usando PAH/PAA. Em detalhe uma
representação de como se forma uma LbL. (b)
Configuração esquemática de uma NP de ouro
estabilizada com citrato, indicando que a carga
superficial é negativa.
A difusão ou adsorção de nano-partículas
através do filme pode ser controlada
modificando o pH dos polieletrólitos e da
solução coloidal de nanoparticulas de ouro,
possibilitando a formação de uma ou duas
camadas de NPs na superfície ou a
penetração de NPs com determinados
tamanhos. Nesse estudo, usamos MEIS para
modelar a interface entre ouro e filme
(Figura 2). O segundo sistema tem como
objetivo a caracterização da estrutura coreshell
de nanopartículas esféricas de CdSe,
recobertas por ZnS, depositadas sobre óxido
de silício.
Figura 2. Sequência de espectros 2D (energy/ angle)
de MEIS (a, b, c, d) e 1D, para um ângulo de
espalhamento de 120 o , (e, f, g and h) para 4
diferentes sistemas LbL. (i, j, l, m) correspondem às
configurações de NPs que melhor ajustam o espectro
de MEIS.
Referências
[1] J. P. Stoquert, T. Szörenyi, Phys. Rev B 67
(2002) 144108.
[2] H. Matsumoto, K. Mitsuhara, A. Visikovskiy,
T. Akita, N. Toshima, Y. Kido, Nucl. Instr. and
Meth. in Phys. Res. B, (2010) DOI
10.1016/j.nimb.2010.03.032 .
[3] I. Konomi, S. Hyodo, T. Motohiro, Journal of
Catalysis 192 (2000) 11-17.
[4] P. L. Grande, A. Hentz, R. P. Pezzi, I. J. R.
Baumvol, G. Schiwietz, Nucl. Instr. and Meth. In
Phys. Res. B 256 (2007) 92-96.
[5] M. A. Sortica, P. L. Grande, G. Machado, L.
Miotti, Journal of Applied Physics 106 (2009)
114320.
[6] G. Decher, Science, 1997, 277, 1232-1237.
19 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Chemical Characterization of Fish-Otoliths using Micro-PIXE
Stori, E. M. 1 , Dias, J. F. 1 , Favero, J. M. 2 , Dias, J. F. 2
1 Laboratório de Implantação Iônica – Instituto de Física, Universidade Federal do Rio Grande do Sul, Av. Bento
Gonçalves 9500, Porto Alegre, RS , Brasil
2 Instituto de Oceanografia – Universidade Estadual de São Paulo – São Paulo, SP, Brasil
email address corresponding author: elistori@gmail.com
Fishes contain a group of three pairs of
bone structures in their ear that are responsible
for hearing and equilibrium. These structures
grow in layers that look like rings if
sectioned (figure 1). [1]
of interest and its position in the otolith.
[5][6]
The knowledge of the trace elements
present in different rings would allow to establish
a relation between different places the
fish have lived and the stages of its life.
Figure 2 shows calcium maps of a juvenile
fish otolith, in which can be observed
the growth rings through the difference of
intensity of the calcium signal.
Figure 1. Sectioned otolith showing growth rings [2]
There are very well developed studies
that relate the rings in the otoliths with the
fishes’ age. While in adult’s otoliths the rings
may represent years of age, in juvenile fishes
and larvae the rings represent days. [1]
Moreover, the otoliths may give information
of fish migration pattern or their origin
by determining the trace elements contained
in them. [3][4]
The micro-PIXE technique (micro-
Particle Induced X-Ray Emission) is not
regularly used to determine trace elements in
otoliths. Its advantages include the nondestructive
character of the technique, and
the possibility of a spacial characterization of
the elements, enabling a more accurate analysis
of the relation between the trace element
(a)
(b)
Figure 2. Calcium maps of a juvenile fish otolith (a)
the entire otolith and (b) a more detailed map of the
central region of the otolith.
20 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
References
[1] STEVENSON, D.K. and S.E. CAMPANA
[ed]. 1992. Otolith microstructure examination
and analysis. Can. Spec. Publ. Fish. Aquat. Sci.
117: 130 pp
[2] Tennessee Wildlife Resources Agency website:
http://www.tnfish.org/AgeGrowth_TWRA/TWR
A_FishAgeGrowth.htm
[3] Bradbury, I. R., Campana, S. E., and
Bentzen, P. 2008. Otolith elemental composition
and adult tagging reveal spawning site fidelity
and estuarine dependency in rainbow smelt.
Mar. Ecol. Prog. Ser. 368:255-268.
[4] CAMPANA, S. E., VALENTIN, A., SÉVI-
GNY, J.-M., and POWER, D. 2007. Tracking
seasonal migrations of redfish (Sebastes spp.) in
and around the Gulf of St. Lawrence using otolith
elemental fingerprints. Can. J. Fish. Aquat.
Sci. 64:6-18.
[5] Johansson, S., Campbell, K. M., Particle-
Induced X-ray Emission Spectrometry (PIXE),
John Wiley & Sons, Inc., New York (1995)
[6] Grime, G. W. and Watt, F., Beam Optics of
Quadrupole Probe-forming Systems, Adam
Higler Ltd., Bristol (1983)
21 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Depth profiling of thin films using Coulomb explosion
S. M. Shubeita 1 , P. L. Grande 1 and J. F. Dias 1
1 Instituto de Física da Universidade Federal do Rio Grande do Sul, Porto Alegre, RS, Brazil
e-mail address corresponding author: grande@if.ufrgs.br
Depth profiling of heavy elements in
thin films can be performed by backscattering
spectrometry. In this well established
technique the depth is given in units of
length assuming the knowledge of the density
of the target. Otherwise “depth” stands as
an abbreviation for the number of atoms per
unit area (density) over the distance traversed
(length) in the target [1]. A method to
determine the absolute depth without the
knowledge of the density is useful since the
density is a physical quantity that can have
different values for the same material.
In this work we explore the Coulomb
explosion occurring when energetic H 2
+
ionic clusters interact with thin layers of
dielectric materials (LaScO 3 , HfO 2 and LaAlO
3, thickness < 100 Å; and Si 3 15 N 4 and
Al 2 O 3 , hundreds of Å). The molecules dissociate
after passing the first monolayer and
get stripped of all their electrons. The moving
ionic fragments repel each other via mutual
quasi Coulomb forces and excite the
electronic medium coherently. The Coulomb
explosion leads to a broadening of the energy-loss
distribution of the ionic fragments,
and can be evaluated through an additional
energy-loss straggling.
The information obtained by Coulomb
explosion of H 2 + clusters in this approach
can provide the dwell time of the
ionic fragments in thin layers after the breakup.
In this way, the Coulomb explosion can
work as a clock where the start is given by
the electron striping and the stop by the
backscattering. Thus the determination of
the absolute thickness of the thin films based
in the dwell time (fig. 1) can be achieved.
Figure 1. The experimental results of Coulomb explosion
for HfO 2 as a function of the depth traversed
in comparison with calculations considering
screened and non-screened Coulomb potentials.
For this purpose, high energy resolution
backscattering experiments (MEIS: Medium
Energy Ion Scattering) were carried
out as a function of the incoming projectile
energy, covering an energy range between
100 and 200 keV/nucleon. Also, NRP (Nuclear
Reaction Profiling) experiments were
carried out on Si 3 15 N 4 ( 15 N(p,αγ) 12 C at 429
keV/nucleon) and Al 2 O 3 ( 27 Al(p,γ) 28 Si at
992 keV/nucleon) targets.
The results obtained are compared
with theoretical calculations and show the
potentiality of a Coulomb explosion profiling
technique.
References
[1] W. -K. Chu, J. W. Mayer, M. A. Nicolet,
Backscattering Spectrometry (New York: Academic
Press) (1978).
22 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
23 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
24 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Electron transfer processes in particle surface interactions.
Vladimir A. Esaulov
Institut des Sciences Moleculaires d’Orsay
CNRS and Université Paris Sud, Orsay 91405, FRANCE
vladimir.esaulov@u-psud.fr
Electron transfer processes play an
important role in adsorption and reactions at
surfaces. Usual surface science experiments deal
with the study of either the kinetics of
adsorption/desorption or with characterisation of
adsorbates or products of reactions in situ.
However the dynamics of the electron transfer
process is usually not studied. I will discuss some
experiments which allow us to obtain this
information by scattering of atoms or ions on a
surface and monitoring the energy and charge
state of the scattered particles. These experiments
allow one to obtain detailed information in
controlled conditions through adequate choices of
initial energy and impact angles and a selection of
final charge state, trajectory (scattering angle) and
energy. Information on electron transfer
probabilities can be obtained for site specific or
surface averaged conditions, mimicking different
approaches of a gas phase particle to a surface.
This quantitative data can serve as a rigorous test
of theoretical models.
observed.
Another example concerns neutralisation
of Li+ ions on Ag and Au clusters supported on
titania (TiO2). Experiments as a function of
growth of clusters an increase in their size have
revealed that much larger neutralisation [4] is
observed on small clusters than on large clusters
or bulk like film.
References
[1] M. Wiatrowski, L. Lavagnino, V.A.
Esaulov Surface Science, Volume 601, 2007,
L39-L43
[2] A R Canário , T Kravchuk and V A Esaulov
2006 New J. Phys. 8 227
[3] M. Casagrande, S. Lacombe, L.
Guillemot, V. A. Esaulov Surface Science,
445, 2000, Pages L29-L35
[4] Ana Rita Canário and V. A. Esaulov, J .
Chem. Phys. 124, 224710 (2006)
Our main interest over the last few years,
has been a study of progressively more complex
cases serving to illustrate effects related to
“promotion” or “poisoning” of reactions in
catalysis and also the size effects. I shall illustrate
our approach for several cases involving a clean
metal surface, a surface with adsorbates and a
nanoscale metal film or cluster supported on a
metal or an oxide. Some of these cases are well
understood but for some substantial theoretical
effort has yet to be made.
As examples I will mention typical results
on negative ion formation for the case of fluorine
negative ion scattering and Li+ neutralisation.
Both involve resonant transfer of electrons. In
case of Li+ ion neutralisation on metals and thin
films recent experiments [1,2] have revealed
“anomalously“ large neutralisation, much larger
than what could be expected in “standard”
models.
The effect of adding controlled amounts
of reactive adsorbates on metals will be illustrated
on the case of chlorine adsorption [3] , where
large changes in electron transfer probabilities are
25 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Endohedrally confined atoms in Fullerenes: He (and the time capsule)
Dario Mitnik 1 , Juan Randazzo 2 , Flavio Colavecchia 2 , y Gustavo Gasaneo 3
1 Instituto de Astronomía y Física del Espacio y Depto. de Física, Universidad de Buenos Aires, Argentina
2 Centro Atómico Bariloche, Río Negro, Argentina
3 Depto. de Física, Universidad Nacional del Sur, Bahía Blanca, Argentina
email address corresponding author: dmitnik@df.uba.ar
One of the most fascinating features of
the
fullerene molecules [1] is that they are capable
of
enclosing atoms in their hollow interior,
forming endohedrally confined atoms. Experimental
efforts have made it possible to
trap atoms inside a fullerene in different
ways. The particular mechanisms responsible
for the insertion of the atom, vary from a
“brute force" implantation, to a “window"
mechanism, in which high temperatures and
pressures can break one of the Carbon-
Carbon bonds in the cage. Small molecules
and atoms can pass through this temporary
hole, forming a stable endohedrally confined
compound.
The properties of a Helium atom confined
inside an endohedral
cavity, like a fullerene, are studied. The
fullerene cavity is modeled by a potential
well and the strength of
this potential is varied in order to understand
the collapse of
different atomic wavefunctions into the
fullerene cage.
Three theoretical calculation methods have
been developed: a relaxation method, a Sturmian
basis method, and a variational method.
The first two methods are nonperturbative.
The three methods allow inclusion of full
correlations among the two electrons.
Results showing mirror collapse effects are
presented for an
S-wave model, in which all the angular quantum
numbers are set to zero. In this work [2] we
showed how the confinement potential
strength
affects in different amounts the atomic levels
of the confined atom.
Figure 1. First three wavefunctions, 1s2 1S, 1sy1 1S,
and 1sy1 3S for different potential depths, around the
first avoided crossing at U0=1,185 a.u..
Around the regions denoted as crossings, it
seems that the variation in the potential produces
degeneracies in energy,
indicating that the levels can cross each to the
other.
A detailed analysis that requires a very high
degree of precision
shows that the energy levels do not cross
each other,
but rather come close and repel each other
yielding to
an avoided crossing.
We analyzed the behaviour of the avoided
crossing levels by using
different information entropies, providing an
efficient tool to estimate in a physically
transparent manner the
26 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
atomic transitions caused by a slowly varying
perturbation.
References
[1] Kroto H.W. et al., Nature 318, 162 (1985).
[2] Mitnik, et al., Phys. Rev. A 78, 062501
(2008).
27 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Estudio teórico-experimental de efectos de orientación en
procesos de ionización en colisiones H + +He
D. Fregenal 1,2 , R. O. Barrachina 1,2 , G. Bernardi 1,2 , P. Focke 1,2 , S. G. Suárez 1,2 , J. Fiol 1,2
1 Centro Atómico Bariloche and Instituto Balseiro (Comisión Nacional de Energía Atómica y Univ.
Nacional de Cuyo), 8400 S. C. de Bariloche, Río Negro, Argentina.
2 Consejo Nacional de Investigaciones Científicas y Técnicas (CONICET), Argentina.
Correo Electrónico: fiol@cab.cnea.gov.ar
Resultados recientes tanto a nivel experimental
como teórico han revelado anomalías
en las secciones eficaces de ionización de
átomos y moléculas por impacto de positrones
[1–5]. Las secciones eficaces múltiplemente
diferenciales muestran un corrimiento del
pico de electrones capturados al continuo
del proyectil (ECC) respecto de la posición
obtenida teóricamente [2, 4]. Cálculos realizados
con el método de trayectorias clásicas de
Monte Carlo han relacionado este desplazamiento
con un fuerte alineamiento del par
electrón-positrón en el estado final del sistema
[5].
Estos resultados nos han motivado a
investigar la existenca de efectos similares
de alineamiento en procesos de ionización
atómica por impacto de iones. En esta comunicación
presentamos datos teóricos y experimentales
de secciones eficaces diferenciales de
ionización en colisiones de H + +He para energías
incidentes entre 20 y 50 keV/uma.
El experimento consistió de mediciones
del ángulo y la energía de los electrones emitidos
mediante un espectrómetro electrostático
cilíndrico. Para cada energía incidente se han
determinado más de 1200 combinaciones de
ángulo y energía de los electrones emitidos en
la región cercana a la cúspide de ECC. Estas
mediciones detalladas nos permiten representar
gráficos tridimensionales de la distribución
de velocidades relativas del electrón respecto
al proyectil.
Los resultados experimentales muestran
un fenómeno de alineamiento tan acentuado
como el observado con positrones. Este efecto
se puede observar en la figura 1, donde se representa
la sección eficaz doblemente diferencial
en la región de velocidades electrónicas
correspondiente al pico de ECC, para el caso
de protones incidentes sobre He con energías
de E = 50 keV/uma.
v' ⊥ / v p
0.05
0
v p = 1.414 a.u.
-0.05
-0.15 -0.1 -0.05 0 0.05 0.1
v' || / v p
Figura 1. Distribución de velocidades del electron
emitido respecto al proyectil en colisiones H + +He
a energía 50 keV/uma.
El fenómeno de alineamiento es más pronunciado
para energías de colisión más bajas. Para
32 keV/uma la velocidad relativa electrónprotón
está más concentrada hacia valores
negativos que a 50 keV (figura 2).
v' ⊥ / v p
0.05
0
v p = 1.123 a.u.
-0.05
-0.15 -0.1 -0.05 0 0.05 0.1
v' || / v p
Figura 2. Distribución de velocidades relativas
electron-proyectil en la región de la cúspide de
ECC para una energía incidente de 32 keV/uma.
Este comportamiento es consistente con
el observado tanto en mediciones previas en
colisiones ión-átomo a energías de incidencia
de 100 y 200 keV/uma [6] así como con resultados
recientes en colisiones con positrones
[1, 2]. Adicionalmente, nuestros cálculos de
28 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Trayectorias Clásicas de Monte Carlo reproducen
este comportamiento, de manera similar
al caso de impacto de positrones.
Referencias
[1] A. Kövér and G. Laricchia,
Phys. Rev. Lett. 80, 5309 (1998).
[2] A. Kövér, K. Paludan, and G. Laricchia,
J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 34, L219
(2001).
[3] J. Fiol and R. E. Olson, J. Phys. B: At.
Mol. Opt. Phys. 35, 1173 (2002).
[4] C. Arcidiacono, A. Kövér, and G. Laricchia,
Phys. Rev. Lett. 95, 223202 (2005).
[5] J. Fiol and R. O. Barrachina, J. Phys. B:
At. Mol. Opt. Phys. 42, 231004 (2009).
[6] R. G. Pregliasco, C. R. Garibotti, and
R. O. Barrachina, J. Phys. B: At. Mol.
Opt. Phys. 27, 1151 (1994).
29 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Estudo da ionização direta de átomos de neônio por impacto de íons de boro
com energias de 1-4 MeV
H. M. R. de Luna 1 , W. Wolff 1 , A.C. F. dos Santos 1 , e E. C. Montenegro 1
C.C.Montanari 2,3 , e J.E.Miraglia 2,3
1 Instituto de Física, Universidade Federal do Rio de Janeiro, Rio de Janeiro, Brasil
2 Instituto de Astronomía y Física del Espacio, Buenos Aires, Argentina
3 Departamento de Física, Facultad de Ciencias Exactas y Naturales, Universidad de Buenos Aires, Buenos Aires,
Argentina
hluna@if.ufrj.br
Foi instalado recentemente no laboratório
de colisões atômicas e moleculares do
Instituto de Física da Universidade Federal
do Rio de Janeiro, um sistema que permite
determinar secções de choque absolutas de
troca de carga na colisão entre íons de carga
múltipla e átomos ou moléculas. O sistema
experimental compreende de dois alvos gasosos
independentes, sendo o primeiro uma célula
gasosa para medidas absolutas de secções
de choque de troca de carga, e o segundo
um jato gasoso efusivo acoplado a um espectrômetro
de massa por tempo de vôo
(TOF) para medidas em coincidência dupla
do elétron ejetado – íon de recuo, íon de recuo
– projétil e coincidência tripla do elétroníon
de recuo-projétil (fig1).
Primeiramente fizemos um estudo das
secções de choque totais obtidas de forma
absoluta para a troca de carga de íons de B2+
colidindo com alvos de Neônio e Argônio
[1]. Estes resultados serão apresentados e
discutidos neste trabalho. Posteriormente estendemos
o estudo às medidas de secção de
choque parciais para o canal de ionização direta
de alvos multieletrônicos, onde o TOF e
o jato gasoso foram utilizados. Estas secções
de choque foram normalizadas pelas secções
de choque de captura medidas na referência
[1]. Uma abordagem teórica será discutida
para estes resultados preliminares.
Figure 1. Linha de colisão íon-átomo, vista do sistema
experimental, câmara de interação com jato gasoso,
câmara de projéteis e célula gasosa
Referência
[1] W. Wolff, H. Luna, A.C.F.Santos and E.C.
Montenegro, Phys. Rev. A 80, 032703 (2009)
30 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Excitación de excitones en colisiones de iones con Cristales de FLi:
un modelo tipo-cebolla
J. E. Miraglia, M.S. Gravielle
Instituto de Astronomía y Física de Espacio (UBA y CONICET))
Facultad de Ciencias Exactas y Naturales, Universidad de Buenos Aires, Buenos Aires, Argentina
Ciudad Universitaria, C.C. 67, Suc. 28, 1428 Buenos Aires, Argentina
email : miraglia@iafe.uba.ar
Nos interesa estudiar los procesos inelásticos
que ocurren cuando iones o electrones
colisionan con cristales aisladores del
tipo ClNa: en particular nos concentraremos
en el FLi. Un modelo teórico muy popular
para atacar este problema consiste en considerar
el cristal como una grilla de iones aislados
de Li + y F - . Para este caso, nosotros
usamos orbitales del tipo Clementi-Roetti
(ion aislado). Este modelo llamado grilla de
iones independientes (GII) ha sido usado con
bastante éxito. Sin embargo es incorrecto, ya
que, por ejemplo, no puede haber estados excitados
correspondientes al F - , ni describe el
potencial de Madelung.
En este trabajo nosotros mejoramos la
representación electrónica introduciendo el
efecto de la grilla “vistiendo” los iones del
cristal con 44 capas colombianas correspondientes
a los vecinos más próximos. En cada
capa se supone una distribución de carga
constante. La grilla tiene en cuenta 1330 iones
teniendo cuidados en considerar el enjaulado
(cargas fraccionales en los limites). Los
iones ahora se parecen a una “cebolla” por lo
que al modelo lo llamamos grilla de cebollas
independientes (GIO). Estas cebollas ahora
tienen las correctas condiciones, sus estados
electrónicos presentan el correcto corrimiento
de Madelung, y cada electrón ve a grandes
distancias su propio agujero de acuerdo al
modelo de Wannier [1]. El anión F - ahora si
tiene estados excitados que en la Física del
estado sólido se los conoce como excitones.
Las funciones de onda se calcularon resolviendo
numéricamente la ecuación radial de
Schroedinger y se encontró que la solución
presenta “cicatrices” correspondiente a cada
capa. Se calculó el Stopping power usando la
aproximación de Born (línea punteada en la
figura) y la CDW-EIS (línea sólida). Los resultados
se presentan en la Figura junto a los
experimentos de Bader [2]
Dos observaciones son importantes: debido a la
constante de Madelung, la ionización del catión
Li + es bastante importante (no lo es en el modelo
GII), la contribución de los excitones de F - (en la
figura notados con F - (2->3)@), ausente en el
GII) tiene una contribución importante a energías
intermedias. Se abre un tema interesante en
relación al estudio de la física post-colisional
de dichos excitones y su influencia en las colisiones
rasantes.
Referencias
[1] D.L. Dexter and R. S. Knox, Excitons
(Wiley, New York, 1965).
[2] M. Bader y colaboradores, Phys. Rev. 32,
103 (1953).
31 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Fast atom diffraction from metallic surfaces
M.S. Gravielle 1 , G. Bocán 2 , and R. Díez Muiño 3
1 Instituto de Astronomía y Física del Espacio, CONICET, Bs. As, Argentina, and Depto de Física,
FCEN, UBA.
2 Centro Atómico Bariloche, CNEA and CONICET, S.C. de Bariloche, Río Negro, Argentina.
3 Donostia International Physics Center (DIPC) and C. Fís. Materiales CSIC-UPV/EHU, San Sebastián,
Spain.
E-mail: msilvia@iafe.uba.ar
1. INTRODUCTION
Diffraction from crystal surfaces produced by
grazing scattering of atoms in the keV energy
range is nowadays attracting considerable attention.
The first experimental evidences of this
effect were reported for insulator surfaces [1] for
which the presence of a band gap strongly suppresses
inelastic electronic processes, favoring
the conservation of quantum coherence. However,
this diffraction effect has recently been
observed at metallic materials [2,3] as well, although
electron excitations were supposed to
smudge interference signatures for these surfaces.
The aim of this work is to study the
atomic diffraction from metal surfaces by considering
keV nitrogen atoms impinging grazingly
on Ag(111) .
2. THEORETICAL MODEL
To describe the scattering process we employ
a distorted-wave model - the surface-eikonal
approximation [4] - that makes use of the eikonal
wave function to represent the elastic collision
with the surface, while the movement of the
fast projectile is described classically by considering
axially channeled trajectories for different
initial conditions. The surface-eikonal T-matrix
element reads:
r r
(eik)
Tif
= ∫ dRos
aif
( Ros
),
(1)
where R r
determines the initial position of the
os
projectile on the surface plane and
a
if
r
( R
os
r
-3
) = ( 2π)
∫ dt |vz
( RP
) |×
r r r
exp[ -iQ.R -i η(
R )] V
P
P
SP
r
( R
P
)
(2)
is the transition amplitude associated with the
r r
classical path RP
( Ros
, t)
, with Q r the projectile
r
momentum transfer and v z
( RP
) the component
of the projectile velocity perpendicular to the
surface plane. In Eq. (2), η ( R
r P
) is the eikonal-
Maslov phase that takes into account the action
of the projectile-surface potential V ( R
r
SP P)
along
the classical path.
An accurate potential energy surface for the
N/Ag(111) system was derived from density
functional theory (DFT) calculations as implemented
in the "Vienna Ab-initio Simulation
Program" (VASP) code [5], combined with an
elaborate interpolation method [6].
3. RESULTS
We apply the theoretical model to evaluate
angular projectile distributions for impact along
different low-index crystallographic directions.
The influence of the incidence energy and the
symmetry of the considered channel are both
analyzed.
32 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
dP/dϕ f
(arb. u.)
N→Ag(111)
-0,006 -0,004 -0,002 0,000 0,002 0,004 0,006
Azimuthal angle ϕ f
(rad)
Figure 1. Azimuthal angular distribution of
elastically scattered projectiles for 3 keV N atoms
impinging on Ag(111) along the direction
-1,-1,2, with a glancing angle ( θ i =0.4678
deg.)
dP/dΘ (arb. u.)
N→Ag(111)
E i ⊥
= 0.2 eV
-1.6 -1.2 -0.8 -0.4 0.0 0.4 0.8 1.2 1.6
Deflection angle Θ (rad)
Figure 2. Angular projectile distributions, as
function of the deflection angle Θ, for N atoms
scattered from Ag(111) along the direction
, with E i = 0.2 eV for the incidence
energy E i = 3.0 keV.
Angular distributions of N atoms scattered
from the Ag(111) surface display diffraction
patterns that depend on the axial incidence direction.
For scattering along the channel,
the angular spectrum presents interference structures,
with peaks symmetrically placed with respect
to the incidence direction. The complexity
of these structures augments dramatically as E i
increases up to 1.0 eV, indicating that the scattering
of N atoms from a Ag surface tends to
blur interference patterns more easily than for
helium impact.
Something similar happens when we consider
the wider channel , which displays an
even stronger corrugation. In addition, this incidence
direction does not run along a symmetry
axis of the surface, and this results in angular
distributions displaying asymmetric structures
with respect to φ f =0. Therefore, the high reactivity
of N atoms favors the sensitivity of diffraction
patterns to asymmetries across the
channel, which in this case are originated from
the contributions of target atoms from the second
layer below the topmost atomic plane.
We have also analyzed the contribution of
inelastic processes. Our results suggest that they
might not be so important as expected in the
considered energy range, which is in accord with
available experimental results. Given its high
resolution in energy, diffraction of fast atoms
from surfaces may therefore become a useful
quality check for both insulating and metallic
PESs, also providing a promising tool for surface
analysis.
References
[1] A. Schüller et al., Phys. Rev. Lett. 98,
016103 (2007); P. Rousseau et al., Phys.
Rev. Lett. 98, 016104 (2007).
[2] N. Bundaleski et al., Phys. Rev. Lett. 101,
177601 (2008).
[3] M. Busch et al., Surf. Sci. 603, L23 (2009).
[4] M.S. Gravielle et al., Phys. Rev. A. 78,
022901 (2008).
[5] G. Kreese and J. Hafner, Phys. Rev B 47,
558 (1993).
[6] H.F. Busnengo et al., J. Chem. Phys. 112,
7641 (2000)
[2] J. B. Good, Technical Writing for Dummies
(Wiley, New York, 1923).
33 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Influence of light-ion irradiation on the ion track etching of polycarbonate
R.S. Thomaz 1 , C. T de Souza 2 , and R. M. Papaléo 1
1 Faculty of Physics, Catholic University of Rio Grande do Sul, Porto Alegre, Brazil
2 Institute of Physics, Federal University of Rio Grande do Sul, Porto Alegre, Brazil
claudia.telles@ufrgs.br
In this work, we report on the effect of
light-ion irradiation on the pore size distribution
of etched tracks produced by medium
energy heavy ions in polycarbonate. Polycarbonate
foils (Makrofol KG, Bayer, Germany),
about 12 µm thick, were treated with 2 MeV
H + ions of different fluences (1x10 13 to
5x10 14 ions/cm 2 ) either before or after irradiation
with a 18 MeV Au 7+ beam (at a fluence
around 5x10 8 ions/cm 2 ). The heavy ion
irradiation was used to produce the latent
tracks in the foils and the proton beam acted
as a perturbation to the defect distribution.
The sequence of irradiations was performed
at a 3 MV HVEE Tandetron accelerator at
room temperature and without breaking the
vacuum. The irradiated foils were etched
with 6 M NaOH solution at 60 ±1 ºC for 1 to
3 minutes and the etched surfaces analyzed
by scanning electron microscopy. Characterization
of the chemical damage and molecular
weight distribution of the foils was performed
by FTIR spectroscopy, gel permeation
chromatography (GPC) and contact angle
measurements.
The microscopy results showed that the
proton irradiation causes a decrease in the
mean etched pore size as compared to samples
bombarded only with the Au ions
(Fig.1). The reduction effect is greater at H +
fluences around 2 to 5 x10 13 cm -2 , while at
higher H + fluences the pore size start to grow
again, as shown in Figure 2.
Figure 1. SEM images of
etched ion tracks on PC
foils bombarded with different
2 MeV H + fluences.
The samples were first
bombarded by the H + beam
and subsequently irradiated
with the 18 MeV Au
beam to produce the etchable
tracks. (a) control
sample (Au beam only); (b)
=5x10 12 cm -2 ; (c)=
2x10 13 cm -2 ;d=5x10 13
cm -2 ; (e) =2x10 14 cm -2 .
34 Valparaíso, Chile

Relative diameter (a.u.)
V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
1.2
1
batch 1
batch 2
0.8
0.6
0.4
0.2
0
0 5 10 13 1 10 14 1.5 10 14 2 10 14
(cm -2 )
Figure 2. Relative diameter of the etched pores (D()/D(0)) as a function of H + fluence , for two batches of
samples.
The observation of a minimum in the
diameter curve is compatible with the existence
of two competitive effects: one that
causes the decrease in radius and is dominant
at low fluences (i.e. with a large crosssection)
and another that tend to increase the
radial etching rate and is dominant at high
fluences (with a small cross-section).
The physico-chemical mechanism behind
the observed effect is unclear at present.
The decrease in pore size due to the proton
irradiation is consistent with a reduction in
the radial or bulk etch rate v B or an increase
in the etching induction time. A reduced v B
could be caused by e.g., crosslinking of the
PC matrix induced by the proton beam. However,
the GPC curves indicate the predominance
of chain scission in the irradiated samples.
Also negligible changes in the contact
angle of the proton irradiated foils were detected,
indicating similar wetting properties.
Thus the proton irradiation seems to affect
the etching process in a more complex way
by changing the surface properties of the PC
foils.
Key-words: ion track etching, polymers,
polycarbonate.
35 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Interacción de haces de protones con materiales de interés biológico
Rafael Garcia-Molina 1 , Isabel Abril 2 , Cristian D. Denton 2 , Ioanna Kyriakou 3 , Dimitris Emfietzoglou 3
1
Departamento de Física – Centro de Investigación en Óptica y Nanofísica, Universidad de Murcia,
E-30100 Murcia, España
2
Departament de Física Aplicada, Universitat d’Alacant, E-03080 Alacant, España
3
Medical Physics Laboratory, University of Ioannina Medical School, GR-45110 Ioannina, Grecia
corresponding author: rgm@um.es
La irradiación de sistemas biológicos
mediante haces de partículas energéticas
(electrones, positrones o iones) tiene gran interés
debido a sus numerosas aplicaciones en micro y
nanodosimetría, o en física médica, como por
ejemplo la radioprotección [1] y el tratamiento
oncológico [2]. Así pues, es necesario estudiar y
comprender las primeras etapas físicas y
químicas de la interacción de la radiación con
los materiales de interés biológico para poder
predecir o controlar el dañado que se producirá
en estos sistemas.
El tratamiento radioterapéutico mediante
haces de protones energéticos, u otros iones
ligeros, es una alternativa que ofrece notables
ventajas frente a los tratamientos usados
habitualmente, los cuales emplean haces de
fotones o de electrones, ya que estos últimos
depositan la mayor parte de su energía cerca de
la superficie del tejido biológico. Sin embargo,
los haces de iones de alta energía sufren poca
dispersión angular y tienen una penetración bien
definida dentro del blanco, sufriendo un
aumento significativo de la pérdida de energía al
final de sus trayectorias. Así, la mayoría de la
energía del haz de iones se deposita al final de
su recorrido, en una pequeña región denominada
pico de Bragg, mientras que sólo una pequeña
proporción de esta energía se transfiere al tejido
en la región anterior y posterior a este pico.
Estas características permiten controlar que la
energía del haz de iones se deposite
mayoritariamente en una profundidad dada,
donde se espera que actúe sobre el tumor y se
reduzca el daño producido en el tejido sano.
En esta comunicación se presentará el
estudio de la distribución espacial de la energía
depositada por un haz de protones en agua
líquida. Utilizamos como blanco irradiado el
agua líquida, ya que representa una parte
mayoritaria en la composición de los organismos
vivos, además de que es más simple caracterizar
su respuesta a la perturbación producida por el
haz de protones.
Para realizar nuestro estudio utilizamos
el código de simulación SEICS (Simulation of
Energetic Ions and Clusters through Solids) [3-
5], basado en una combinación de los métodos
de Montecarlo y de Dinámica Molecular, que
permite seguir dinámicamente las trayectorias
del haz de protones al incidir sobre agua líquida
hasta que éstos se detienen, debido
fundamentalmente a las interacciones con los
electrones del blanco. Así, a partir de las
coordenadas, velocidades y carga de los
proyectiles en cada instante es posible obtener la
energía depositada por el proyectil en función de
la posición en el material irradiado.
El programa SEICS incluye las
principales interacciones y fenómenos que
tienen lugar entre el proyectil y los átomos del
blanco: (i) fuerza de frenado electrónica
(obtenida a partir del poder de frenado
electrónico y del straggling en la pérdida de
energía), (ii) colisiones elásticas con los núcleos
del blanco (que dan lugar a la deflexión del
proyectil y contribuyen a la pérdida de energía),
y (iii) cambio en el estado de carga del proyectil
(debido a los procesos de pérdida y captura
electrónica entre el proyectil y el blanco).
36 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
El poder de frenado electrónico se
calcula a partir del formalismo dieléctrico y el
modelo MELF-GOS [6] para describir la
función de pérdida de energía del agua líquida
[7], donde se pone énfasis en la correcta
descripción del espectro de excitaciones
electrónicas a partir de los datos experimentales
disponibles en la literatura [8].
En la figura representamos el poder de
frenado de un haz de protones en agua líquida en
función de la energía incidente. Los símbolos
corresponden a datos experimentales de hielo.
Comparamos los resultados de nuestro modelo
MELF-GOS [5] (línea negra) con resultados
semiempíricos de SRIM [9] (línea gris
continua), y con datos compilados en el report
de ICRU [10] (línea gris discontinua).
En este trabajo hemos puesto especial
énfasis en la descripción de la energía
depositada alrededor del pico de Bragg, por lo
que nos centraremos en haces de protones con
energías en la región de 0.5 MeV a 10 MeV, y
analizaremos en detalle cómo las diferentes
interacciones entre el haz de protones y el
blanco afectan a la dosis depositada en el blanco
en función de la profundidad.
Por último, también analizaremos la
energía depositada por el haz de protones
cuando interacciona con otros materiales de
interés biológico, en especial el DNA.
Referencias:
[1] E. B. Podgorsak, Radiation Physics for
Medical Physicists, Springer, Berlin, 2006.
[2] M. Goitein, A. J. Lomas, E. Pedroni,
Treating cancer with protons, Phys. Today 55,
45 (2002).
[3] S. Heredia-Avalos, R. Garcia-Molina, I.
Abril, Energy-loss calculation of swift C n
+
(n=2–60) clusters through thin foils, Phys. Rev.
A 76, 012901-1 (2007).
[4] S. Heredia-Avalos, I. Abril, C. D. Denton,
R. Garcia-Molina, Simulation of swift boron
clusters traversing amorphous carbon foils,
Phys. Rev. A 75, 012901-1 (2007).
[5] R. Garcia-Molina, I. Abril, C. D. Denton, S.
Heredia-Avalos, I. Kyriakou, D. Emfietzoglou,
Calculated depth-dose distributions for H + and
He + beams in liquid water, Nucl. Instrum.
Methods B 267, 2647 (2009).
[6] I. Abril, R. Garcia-Molina, C. D. Denton, F.
J. Pérez-Pérez, N. R. Arista, Dielectric
description of wakes and stopping powers in
solids, Phys. Rev. A 58, 357 (1998); S. Heredia-
Avalos, R. Garcia-Molina, I. Abril, J. M.
Fernández-Varea, Calculated energy loss of
swift He, Li, B and N ions in SiO 2 , Al 2 O 3 and
ZrO 2 , Phys. Rev. A 72, 052902-1(2005).
[7] I. Abril, C. D. Denton, P. de Vera, I.
Kyriakou, D. Emfietzoglou, R. Garcia-Molina,
Effect of the Bethe surface description on the
electronic excitations induced by energetic
proton beams in liquid water and DNA, Nucl.
Instrum. Methods B 268, 1763 (2010).
[8] N. Watanabe, H. Hayashi, Y. Udagawa,
Bethe surface of liquid water determined by
inelastic X-ray scattering spectroscopy and
electron correlation effects, Bull. Chem. Soc.
Jpn. 70, 719 (1997).
[9] J. F. Ziegler, J. P. Biersak, M. D. Ziegler,
SRIM. The Stopping and Range of Ions in
Matter, SRIM Co., Chester, MD, 2008.
[10] Stopping Powers and Ranges for Protons
and Alpha Particles, ICRU Report 49,
Bethesda, MD, 1993.
37 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
INTERACTION DYNAMICS OF CLUSTERS IN INTENSE
LASER FIELDS
D. Vernhet 1 , E. Lamour 1 , C. Prigent 1 , C. Ramond 1 , R. Reuschl 1 , J.-P. Rozet 1 ,
M. Trassinelli 1 , J. Burgdörfer 2 , C. Deiss 2 , G. Schiwietz 3
1 Institut des NanoSciences de Paris, Université Pierre et Marie Curie, CNRS-UMR7588
F-75252 Paris, France, EU
2 Institute for Theoretical Physics, Vienna University of Technology,
A-1040 Vienna, Austria, EU
3 Helmholtz-Zentrum Berlin für Materialien und Energie GmbH
D-14109 Berlin, Germany, EU
Large clusters, similarly to solids, couple very efficiently to intense subpicosecond laser pulses.
Nearly 100 % of the laser radiation can be absorbed, leading to the observation of highly charged
ions with energies reaching MeV and electrons with energies up to a few keV. A fascinating feature
of this interaction is its efficiency for converting photons in the eV range to x-rays with keV
energies. Whereas spectroscopy of the emitted ions maps the final stage of the Coulomb explosion,
i.e. a few microseconds after the femtosecond laser pulse and the cluster disintegration, x-ray
spectroscopy gives access to the dynamical evolution of the irradiated cluster on a time scale
comparable to that of the laser pulse duration. Since the inner-shell vacancies are produced by
electron-impact ionisation, x-ray spectroscopy can provide insight into the electron dynamics and
more precisely on the heating mechanisms, which allow electrons to gain energy as high as the innershell
binding energies. KeV x-rays provide a “thermometer” of the hot electrons in the cluster, acting
as a probe of the energy distribution on the high energy side.
Rare-gas clusters- (Ar) n , (Kr) n and (Xe) n with n > 10 4 (i.e. 10-40 nm of diameter)- irradiated with
intense (I

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Ionización múltiple de Ne, Ar, Kr y Xe debido al impacto de iones H + y He +
J. E. Miraglia 1,2 , C. C. Montanari 1,2 and E. C. Montenegro 3
1 Instituto de Astronomía y Física del Espacio, CONICET-UBA, Buenos Aires, Argentina
2 Facultad de Ciencias Exactas y Naturales, Universidad de Buenos Aires, Buenos Aires, Argentina
3 Instituto de F´ısica, Universidade Federal de Rio de Janeiro, Caixa Postal 68528, Rio de Janeiro, Brazil
La ionización múltiple es un problema complejo
dentro de las colisiones atómicas, más aún
cuando se trata de blancos pesados. Se deben
tener en cuenta muchos procesos: la ionización
múltiple directa, la emisión post-colisional
(post-collisional ionization o PCI) de electrones
por efectos Auger o Coster–Krönig originada en
la ionización de un electrón de capa interna, la
emisión de electrones por shake-off, o la
combinación de excitación y doble Auger. Todos
estos procesos contribuyen a aumentar el estado
de carga final del blanco.
Recién en los últimos años la combinación de
cálculos de probabilidades de ionización con
modelos de electrón independiente, y datos de
producción de iones multicargados en
experimentos de fotoionización, ha dado una
buena descripción de los datos experimentales en
la región de los MeVs [1-5]. Sin embargo los
resultados teóricos abarcan los blancos Ne y Ar,
mientras que los datos experimentales llegan
hasta Xe.
En esta oportunidad presentamos resultados
teóricos de ionización simple a quintuple de Ne,
Ar, Kr y Xe bombardeados con H+ y He+ [6].
Los cálculos han sido realizados empleando dos
modelos, continuum distorted wave-eikonal
initial state (CDW-EIS) y primera aproximación
de Born, utilizando los mismos potenciales en
ambos.
La contribución PCI a la ionización es
introducida a través de datos experimentales de
decaimiento y emisión en experimentos recientes
de fotoionización que utilizan técnicas de
coincidencia y tiempo de vuelo para seleccionar
los procesos de ionización múltiple que siguen a
la ionización simple de cierta capa de electrones
del blanco. Discutiremos también la importancia
de procesos tipo shake off de los electrones de la
capa de Valencia, para los cuales no hay
contribución de Auger.
Multiple ionization cross sections (Mb)
10 3
10 2
10 1
10 0
10 -1
10 -2
10 -3
10 -4
Kr 3+ x 10 -1 Kr 2+
Kr 4+ x 10 -3
Kr +
10 2 10 3
Energy (keV/am u)
Fig 1. Multiple ionización en collision H + + Kr
Los resultados obtenidos muestran que en
general, la combinación de la CDW-EIS con los
datos de producción de multicargados, describen
bien la ionización múltiple para E>300 keV/
amu, mostrando una clara tendencia a los valores
de la primer aproximación de Born para altas
energías.
Comentaremos el llamativo resultado obtenido
con la primer approximación de Born, la cual
describe muy bien los resultados de doble y
triple ionización aún en el rango de energías
(50–300 keV/ amu), donde la ionización directa
es la contribución dominante.
39 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Multiple ionization cross section (Mb)
10 3 Ar 5+ x 10 -5
10 2
10 1
10 0
10 -1
10 -2
10 -3
10 -4
10 -5
10 -6
Ar +
Ar 2+
Ar 3+ x 10 -1
Ar 4+ x 10 -3
Multiple ionization cross section (Mb)
C avalcanti
D uBois
10 2 Schram for e+Ne
Andersen
10 1
10 0
10 -1
10 -2
10 -3
includes K-shell PCI
includes L-shell shake off
Ne +
Ne 2+
Ne 3+ x 10 -1
10 -7
10 2 10 3
Energy (keV/amu)
10 2 10 3 10 4
Energy (keV)
Fig. 2 Ionización múltiple de Ar por He+
El acuerdo con los valores experimentales es
bueno, en especial para Ar y Kr para ambos
iones, H+ y He+. En el caso de H+ en Xe, y He+
en Ar y Kr, comparamos resultados teóricos y
valores experimentales hasta ionización
quíntuple.
Multiple ionization cross sections (Mb)
10 3 Xe +
10 2
Xe 2+
10 1
10 0
Xe 3+ x 10 -1
10 -1
10 -2
10 -3
Xe 4+ x 10 -3
10 -4
10 -5
Xe 5+ x 10 -5
10 -6
10 2 10 3
Energy (keV/am u)
Fig. 3 Ionización múltiple de Xe por H+
Fig. 4 Ionización múltiple de Ne por H+
El caso de Ne muestra características propias
(ver figura 4). La única capa que contribuye a
aumentar la ionización múltiple directa es la
capa K, dado que no hay Auger de 2s y 2p. Sin
embargo los resultados teóricos subestiman los
valores experimentales dando muestras de que
hay algún otro proceso contribuyendo a la doble
y triple ionización de Ne. Mostraremos que la
inclusión de shake off [7-9] darían la tendencia
correcta para describir la ionización múltiple de
Ne a altas energías.
References
[1] Cavalcanti E G, et al J. Phys. B: At. Mol. Opt.
Phys. 35 3937 (2002).
[2] Spranger T and Kirchner T J. Phys. B: At. Mol.
Opt.Phys. 37 4159 (2004).
[3] Sigaud G M et al, Phys. Rev. A 69 062718
(2004).
[4] Galassi M E, Rivarola R D and Fainstein P D,
Phys. Rev.A 75 052708 (2007).
[5] Schenk G and Kirchner T, J. Phys. B: At. Mol.
Opt. Phys. 42 205202 (2009)
[6] Montanari C C, Montenegro E C and Miraglia J E,
J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 43 165201 (2010).
[7] Kochur et al, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 35
395 (2002)
[8] Carlson T A and Nestor C W, Phys. Rev.A 8 2887
(1973).
40 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Ionization pattern in the region of the Bragg peak
E C Montenegro
1 Instituto de Física, UFRJ, Caixa Postal 68528, Rio de Janeiro, 21945-970, RJ, Brazil.
montenegro@if.ufrj.br
Regarding direct collisional effects the
penetration of heavy ions through matter is
usually characterized by the energy loss,
from the projectile side, and by the number
of ions produced along its trajectory, from
the target side. While energy loss measurements
are numerous, embracing a large
number of combinations of projectiles and
targets – the latter mostly solids – ionization
measurements by ions with the proper
charge states, associated to the energies they
have during their way through matter, are
rare and restricted to gas targets, due to the
nature of these measurements. For a given
energy transfer by the projectile there is a
large number of dynamical alternatives for a
given final state of the target, making the
theoretical description of the ionization by
heavy ions more complex compared to those
of energy loss. This difficulty is enhanced in
the region of the Bragg peak where more
than one collision channel compete on equal
foot.
Recently, it was shown that the shape
of the Bragg peak is very much due to the
energy transfer to inner target electrons [1].
Although the cross section for the removal
of inner electrons is small, this process involves
large energy transfer. This contrasts
with the ionization pattern, which is dominated
by the removal of outer electrons with
large cross sections and small energy transfers.
In this work the differences between
the patterns of energy loss and ion production
are studied. Available measured cross
sections for collisions of heavy ions with
noble gases are used as a starting point to
estimate the ionization pattern in the velocity
region corresponding to the Bragg peak.
This estimate requires the inclusion of other
- and usually not measured - charge states
which contribute to the energy deposition
along the particle path in this region.
It is found that, in the region of the
Bragg peak for energy loss, the ionization
pattern is much flatter in shape as compared
with that of the energy loss, as shown in
Fig.1. This result points in the same direction
as that observed in water [2], where essentially
no peak was observed in the ion
production pattern in the velocity region corresponding
to the distal part of the Bragg
peak. The knowledge of the shape of the
ionization pattern is needed to interpret the
effects of radiation damage by heavy ions
from medical to technological applications.
Figure 1. Cross section for target ions production
and number of target ions produced by C ions in water.
The shape is not of a single and sharp peak.
References
[1] E. D. Cantero, R. C. Fadanelli, C. C. Montanari,
M. Behar, J. C. Eckhardt, G. H. Landschner,
J. E. Miraglia and N. R. Arista, Phys.
Rev. A79, 042904 (2009).
[2] E. C. Montenegro, M. B. Shah, H. Luna, S.
W. J. Scully, A. L. F. de Barros, J. A. Wyer, and
J. Lecointre, Phys. Rev. Lett. 99, 213201 (2007).
41 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Laboratorio Tandem de 1.7MV del Centro Atómico Bariloche
G. Bernardi, D. Fregenal, P. Focke y S. Suárez 1
Comisión Nacional de Energía Atómica(CNEA) –Centro Atómico Bariloche(CAB)
Consejo nacional de Investigaciones Científicas y Técnicas (CONICET)
Av. E. Bustillo 9500, S.C. de Bariloche, Río Negro – Argentina.
1 Universidad nacional de Cuyo – Instituto Balseiro
email address corresponding author: suarez@cab.cnea.gov.ar
El laboratorio de Colisiones Atómicas
del Centro Atómico Bariloche (CAB) ha incorporado
recientemente un acelerador Tandem
de 1.7MV, una línea de microhaz con
una cámara para análisis y caracterización de
materiales y otros equipamientos adicionales
para estudios de colisiones atómicas y superficies,
entre los cuales se destacan una cámara
de UHV con espectrómetro de análisis Auger,
con manipulador e intercambiador de
muestras y una línea de espectroscopía de
electrones e iones ya utilizada en una gran
cantidad de investigaciones [1].
En esta presentación se mostrarán las
nuevas facilidades experimentales, técnicas
implementadas (PIXE, RBS, ERDA, NRA,
Channeling, etc) y sus potencialidades, dando
ejemplos de algunas de las aplicaciones ya
realizadas en campos de la biología, arqueología,
física forense, tecnología de celdas solares,
determinación de espesores de óxidos y
poderes de frenamiento, etc.
El uso combinado de RBS y PIXE, por
ejemplo, ha permitido estudiar la composición
de sedimentos marinos de la costa patagónica,
con el propósito de investigar posibles
fuentes de contaminación humana. Estos
resultados han sido comparados con estándares
provistos por la IAEA [2].
La composición multicapas de una celda
solar, así como sus características, fueron
medidas y los resultados corroborados con un
estudio de perfiles de profundidad (depth
profiling) realizado por ciclos de sputtering
de Ar a 3.5keV y analisis por fotoemisión
XPS. La consistencia entre ambos estudios es
notable, resaltándose los resultados obtenidos
con la técnica RBS por su simplicidad, pocas
horas de adquisición y análisis y por tratarse
de un estudio no destructivo
Figure 1. Vista parcial del acelerador Tandem y la
línea del microhaz con la cámara multipropósito
RC43 de la empresa NEC para caracterización de
materiales.
Las técnicas PIXE y RBS han sido
también utilizadas para el análisis de cuentas
de collares de la cultura Tehuelche con el
propósito de diferenciar el origen marítimo o
lacustre de las valvas utilizadas como material
de construcción de las mismas. Se realizaron,
además, estudios de residuos de disparos
los cuales aportaron resultados a una causa
policial. También fueron efectuados varios
análisis de diferentes carburos de base Fe y
W, óxidos de Zr y vidrios varios para estandarización
de futuros análisis forenses [3].
Algunos de estos resultados serán presentados
como ejemplos.
En el campo de las colisiones atómicas,
entretanto, se han realizado mediciones de
emisión de electrones binarios por colisión de
42 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
H+, Li q+ (q= 1, 2 y 3) y Al q+ (q0= 1, 2 y 3)
con blancos de He con el propósito de observar
posibles interferencias coherentes de contribuciones
de corto y largo rango del potencial
perturbativo del proyectil [4]. Si bien un
efecto tal ha sido observado experimentalmente
para proyectiles multicargados, aunque
parcialmente vestidos, como el U 21+ con
energías de 1MeV/u [5], el objetivo de este
estudio es investigar la posibilidad de tales
interferencias con proyectiles con cargas pequeñas
y energías menores. Se mostrarán, a
modo de referencia, los resultados obtenidos
con proyectiles desnudos (H + y Li 3+ ) y su
comparación con cargas menores (Li 2+ , Li + )
para la energía 440 keV/u. Se presentarán
también resultados obtenidos con proyectiles
más pesados Al q+ para 100 y 200 keV/u. Para
cada uno de los sistemas mencionados se realizaron
mediciones de distribuciones doblemente
diferenciales, en ángulo y energía, de
los electrones emitidos cubriendo prácticamente
el rango angular completo y para
energías extendidas más allá del pico de colisión
binaria.
Dentro del conocido proceso de transferencia
de electrones al continuo del proyectil,
se ha investigado la emisión al continuo
de estados Rydberg altamente excitados en
proyectiles de Si q+ sobre blancos de He y Ar.
Estos resultados se han comparado con los
obtenidos con otros proyectiles (H + , Li q+ ,
Al q+ , C q+ ). Mientras que los proyectiles H + ,
Li q+ y Al q+ , muestran la típica forma de cúspide
para el proceso de captura de electrones
al continuo, el Si q+ y el C q+ presentan picos
satélites de muy baja energía relativa al proyectil,
deformando significativamente el pico
de captura al continuo. La Figura 2 muestra
el resultado obtenido para 700 keV Si + sobre
He.
Se observa que, al aumentar la energía
del proyectil, el pico central, correspondiente
a la velocidad del proyectil, crece en magnitud
y domina el espectro de emisión, aunque
mantiene una forma simétrica, no divergente,
y con picos satélites que no pueden identificarse
con la resolución del espectrómetro utilizado[1].
Resultados de auto-emisión de
electrones en estados excitados han sido reportados
por Kawatsura y colaboradores [6]
para Si, S, Sc altamente ionizados con blancos
de He y láminas de C, sin embargo las
líneas o picos de emisión (Coster-Kronig) en
el sistema del proyectil, por ellos reportadas,
corresponden a energías que superan los tres
órdenes de magnitud a las observadas en
nuestros experimentos.
Figure 2. Emisón de electrons con la velocidad del
proyectil para la colisión 700keV Si + +He.
Finalmente, se comentarán algunas
perspectivas del crecimiento del laboratorio y
otros resultados obtenidos con un acelerador
de menores energías.
Referencias
[1] G. Bernardi et al, Rev. Sci. Instrum. 67,
1761(1996).
[2] A Mannan et al, IAEA Report Nº IAEA-
356, 223 (2007).
[3] M.J. Bailey and C. Jeynes, Nucl. Instrum.
and Methods B, 267, 2265 (2009).
[4] J M Monti, R D Rivarola and P D Fainstein,
J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 41
(2008) 201001
[5] C O Reinhold et al, Phys. Rev Lett. 66,
1842(1991).
[6] M Sataka et al, J. Phys. B: At. Mol. Opt.
Phys. 35, 267(2002) y referencias citadas.
43 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
LPA stopping power of swift ions in solids. Modeling the inhomogeneous
electron gas
J. M. Fernández-Varea 1 , C. D. Denton 2 , I. Abril 2 and R. Garcia-Molina 3
1
Facultat de Física (ECM and ICC), Universitat de Barcelona, Diagonal 647, E-08028 Barcelona, Spain
2
Departament de Física Aplicada, Universitat d’Alacant, Apartat 99, E-03080 Alacant, Spain
3
Departamento de Física-CIOyN, Universidad de Murcia, Apartado 4021, E-30080 Murcia, Spain
email address corresponding author: jose@ecm.ub.es
The stopping of swift ions in solids is
still a subject of intense research in spite of
the many decades elapsed since the pioneering
works of Bohr, Bethe and others. There
are numerous theories that describe the energy
loss of a heavy charged particle (charge
Z 1 , velocity v) in a free-electron gas (FEG) of
uniform density ρ, such as the dielectric
formalism or non-linear methods [1,2]. If the
projectile penetrates a medium with a varying
local electron density, e.g. a crystalline solid,
the local-plasma approximation (LPA) lets us
express the stopping power as
where V is the volume of the unit cell.
We find it convenient to split ρ(r) into
contributions from atomic inner shells (cores)
and weakly-bound (valence) electrons, i.e.
difficult to implement. As an alternative, the ab
initio TB-LMTO method [4,5] has been used occasionally
to model the stopping of swift ions in
channeling conditions [6].
In the present work, Roothaan-Hartree-
Fock wave function [7] are employed to model
the electron density of the cores. In turn, the
program TB-LMTO-ASA [4,5] is adopted to
generate the 3D valence-electron densities.
These methods are used to calculate the electron
densities of solid Al, Si, Cu, Ag, and Au.
In order to avoid computing the LPA
stopping power due to valence electrons as a 3D
integral, the probability distribution function
p(ρ v ) is first extracted from ρ v (r) because then
Figure 1 shows the p(ρ v ) distributions of solid
Al, Si, and Cu.
Neglecting the overlap between the two electron
densities, the LPA stopping power may
be written as
Electrons in the cores are barely disturbed by the
solid-state environment. Hence, the corresponding
density is spherically symmetrical and can
be evaluated straightforwardly using atomic
wave functions. On the other hand, the spatial
distribution of valence electrons is strongly affected
by aggregation effects. and may display a
non-negligible anisotropy. The 3D electron
density can be calculated with the Dawson-
Stewart-Coppens formalism. However, so far
this method has found only limited application
(see e.g. reference [3]), possibly because it is
Figure 1. Probability distribution function
p(ρ v ) of solid Al, Si, and Cu, extracted from the
3D valence-electron densities calculated with the
TB-LMTO-ASA program.
44 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
As an application of the presented
methods we investigate the stopping power of
H and He ions in the aforementioned solids.
For the sake of simplicity we resort to the
well-known relation [1,2,8,9])
which is the low-velocity form of non-linear
theory. The transport cross section is evaluated
numerically from phase shifts determined
in a self-consistent way so as to satisfy
the Friedel sum rule [1,2,8,9].
The LPA friction coefficient Q=S/v is
found to change 4% in the case of slow H and
He ions in Al compared to the values obtained
assuming a constant density for the
valence electrons. In turn, for H and He in Si
the change amounts to 12% and 16%, respectively.
These trends are to be expected in
sight of the valence electron density distributions
displayed in figure 1.
Work is in progress to explore further
consequences of the presented decomposition
of the local electron density. In particular, the
stopping power at higher velocities is being
studied with the non-linear model of Nagy
and Apagyi [10].
[8] P. M. Echenique, R. M. Nieminen, J. C.
Ashley, and R. H. Ritchie, Phys. Rev. A 33, 897
(1986).
[9] J. Calera-Rubio, A. Gras-Martí, and N. R.
Arista, Nucl. Instrum. Meth. B 93, 137 (1994).
[10] I. Nagy and B. Apagyi, Phys. Rev. A 58,
R1653 (1998).
References
[1] P. M. Echenique, F. Flores, and R. H. Ritchie,
Solid State Phys. 43, 229 (1990).
[2] Adv. Quantum Chem., volumes 45 and 46
(2004).
[3] J. Sillanpää, J. Peltola, K. Nordlund, J.
Keinonen, and M. J. Puska, Phys. Rev. B 63,
134113 (2001).
[4] O. K. Andersen and O. Jepsen, Phys. Rev.
Lett. 53, 2571 (1984).
[5] http://www.fkf.mpg.de/andersen/
[6] J. E. Valdés, P. Vargas, C. Celedón, E.
Sánchez, L. Guillemot, and V. A. Esaulov, Phys.
Rev. A 78, 032902 (2008).
[7] C. F. Bunge, J. A. Barrientos, and A. V.
Bunge, At. Data Nucl. Data Tables 53, 113
(1993).
45 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Manipulation of magnetic and electronic properties of Ga 1 - x Mn x As by ionbeam
irradiation
M. M. Sant’Anna 1 , T. G. Rappoport 1 , E. H. C. P. Sinnecker 1 , M. P. Pires 1 , G. M. Penello
1 , D. E. R. Souza 1 , S. L. A. Mello 1 , J. B. S. Mendes 1 , J. K. Furdyna 2 , and X. Liu 2
1 Instituto de Física, Universidade Federal do Rio de Janeiro, Rio de Janeiro 21941-909, RJ, Brazil
2 Department of Physics, University of Notre Dame, Notre Dame, Indiana 46556, USA
email address corresponding author: mms@if.ufrj.br
Spintronics relies on the simultaneous
use of both charge and spin degrees of freedom
of charge carriers. New materials have
been developed in recent years in order to
create a path towards the realization of spintronic
devices. The Ga 1-x Mn x As is one among
those materials. It has a crystalline structure
similar to Gallium Arsenide with a small
fraction of the Ga atoms replaced by Mn atoms.
The sites with Mn are diluted in the
original Ga 1-x Mn x As lattice.
The Ga 1-x Mn x As is a semiconductor
that also has magnetic characteristics. Its ferromagnetism,
however, is not a consequence
of direct Mn-Mn interactions. The relevant
Mn-Mn interaction is mediated by the holes
that are introduced by the Mn substitutional
to Ga (Mn Ga ). Thus, Mn Ga atoms in Ga 1-
xMn x As provide, at the same time, the holes
and the magnetic moments that are crucial for
the existence of magnetism in the material.
Intersticial Mn atoms, and other kinds of defects,
on the other hand, decrease the density
of carriers in the material. As a consequence,
magnetism is also decreased when Mn atoms
are displaced from Ga substitutional positions.
In practice, perfect crystalline Ga 1-
xMn x As is never grown and understanding the
role of defects in their magnetic and chargetransport
properties is fundamental in order
to control the behavior of this material (e.g.
[1]). Ion beams can displace the Mn atoms in
a controllable way. Thus, we have studied
Ga 1-x Mn x As with the controlled introduction
of defects by irradiating the samples with energetic
ion beam. Our recent study (Ref. [2])
focuses on the low-carrier-density regime,
starting with as-grown Ga 1-x Mn x As films and
decreasing even further the number of carriers,
through a sequence of irradiation doses.
We performed in situ room-temperature resistivity
measurements as a function of the ion
dose (Fig. 1).We have also studied the magnetization
as a function of temperature and of
the irradiation ion dose. We observe that both
magnetic and transport properties of the samples
can be experimentally manipulated by
controlling the ion-beam parameters.
Rs (Ω/sq)
10 5 x nom
=5%
Ga 1-x Mn x As
10 4
10 3
Li + (700 keV) + Ga 1-x
Mn x
As
Li + beam
p inicial
=2×10 14 cm -2
l = 4 mm
d = 100 nm
10 10 10 11 10 12 10 13 10 14 10 15
Dose (Li + /cm 2 )
Figure 1. Sheet Resistance as a function of the irradiation
dose measured in-situ for 700 keV Li + projectiles.
The sample is a 100 nm Ga 1-x Mn x As thin film
grown by MBE on a GaAs substrate.
References
[1] K. Sato et al., Rev. Mod Phys. 82, 1633
(2010).
[2] E. H. C. P. Sinnecker et al., Phys.
Rev. B. 81, 245203 (2010).
46 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Medidas da distribuição de energia de moléculas e fragmentos moleculares
por espectroscopia de tempo de vôo com extração retardada.
Natalia Ferreira (1) , L. Sigaud (1) , V. L. B. de Jesus (2) , W. Wolff (1) , M. B. Shah (3) ,
and E. C. Montenegro (1)
1 Instituto de Física, Universidade Federal do Rio de Janeiro, P.O. 68528, 21941-972 Rio de Janeiro, RJ, Brasil
2 Instituto Federal de Educação, Ciência e Tecnologia, R. Lucio Tavares 1045, 26530-060 Nilópolis, RJ, Brasil
3 The Queen’s University Belfast, University Road Belfast, BT7 1NN, Northern Ireland, UK
email para correspondência: natalia@if.ufrj.br
Este trabalho apresenta medidas diretas da
distribuição de energia de moléculas e fragmentos
moleculares utilizando uma técnica de espectroscopia
por tempo de vôo com extração retardada,
que permite um estudo detalhado da dinâmica
de colisões com moléculas.
A metodologia proposta tem maior
sensibilidade para fragmentos de baixa energia
desde térmicos, supra térmicos, até alguns eV,
diferente de métodos tradicionais que são mais
sensíveis a fragmentos com energias mais altas.
A montagem experimental utilizada é
baseada em um espectrômetro de massa por
tempo de vôo, onde a interação ocorre dentro de
uma célula com o gás de interesse em equilíbrio
térmico com o ambiente. O pulso de elétrons é
intercalado com um pulso de extração, que pode
ser dado imediatamente após a passagem do feixe
de elétrons ou com um atraso temporal variável.
A função distribuição de velocidades é obtida
através dos produtos medidos em função do
tempo de retardo pela modelagem da difusão dos
íons a partir da zona de interação.
Resultados preliminares, utilizando a
molécula N 2 , mostram que a metodologia
reproduz com fidelidade a distribuição de
energia térmica (de Maxwell -Boltzmann) para a
molécula mãe simplesmente ionizada N + 2 . Como
pode ser visto na figura, os círculos fechados são
o resultado teórico para distribuição de
velocidades de MB, e os círculos abertos são os
dados experimentais.
O pico de razão massa/ carga = 14
possui contribuições do fragmento N + e da
molécula mãe duplamente ionizada, N ++ 2 , que
não são distinguíveis usando a espectroscopia de
massa usual. Através da análise da função
distribuição de velocidade é possível identificar
a contribuição de cada um desses íons. Na figura
as distribuições de velocidades do fragmento N +
e da molécula N ++ 2 se somam e são comparadas
aos dados experimentais, como indicado.
A questão da estabilidade de moléculas
++,
pequenas, como o N 2 duplamente carregadas
vem sendo estudada utilizando-se diferentes
técnicas: com moléculas contendo isótopos [1],
através da análise de sua meia vida em
aceleradores [2], e, mais recentemente,
utilizando detectores especiais supercondutores
[3]. O método aqui proposto é uma alternativa
++,
simples para tratar o problema. Como o N 2
possui velocidade térmica, podemos facilmente
identificá-lo, pois é nesta faixa que a
metodologia desenvolvida é mais precisa.
Referencias:
Figura: Frações de íons coletados em função do tempo de
retardo. A molécula mãe, N 2
q+
tem distribuição de energia
de Maxwell-Boltzmann (MB). O fragmento N + tem uma
função distribuição de velocidades dependente do canal de
fragmentação.
[1] T.D. Märk, J. Chem. Phys., vol 23, n. 9 (1975)
[2] D Mathur et al., J. Phys. B At. Mol, Opt. Phys. 28
3415-3426. (1995)
[3] Shiki et al, J. Mass Spectrom., 43: 1686–1691
(2008)
47 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Perda de energia de elétrons em água
André C. Tavares 1 , E. C. Montenegro 2
1 Departamento de Física, Pontifícia Universidade Católica do Rio de Janeiro, CP. 38071, Rio de
Janeiro, RJ, 22452-970, Brasil
2 Instituto de Física, Universidade Federal do Rio de Janeiro, CP. 6852, Rio de Janeiro, RJ, 21945-970,
Brasil
email address corresponding author: andre.tavares@vdg.fis.puc-rio.br
O conhecimento da perda de
energia de elétrons em água é fundamental
para determinar os efeitos indiretos de
praticamente todos os tipos de radiações
ionizantes em tecidos biológicos.
Apesar disso, não existem medidas
diretas de perda de energia em água para
energias de impacto nas cercanias do pico
de Bragg, principalmente porque o alcance
desses elétrons em água liquida é muito
pequeno, abaixo de 50 nm para energias
menores que 1 keV, conforme mostrado na
fig. 1 [1].
associadas à formação dos fragmentos
H 2 O + , OH + , O + e H + . Para cada fragmento
produzido, existem orbitais específicos
responsáveis pela quebra molecular. Podese
então relacionar a quantidade de energia
depositada por elétron incidente, em um
determinado orbital, com a quantidade de
fragmentos produzidos pela ionização deste
orbital.
Figura 1. Variação do alcance de penetração
do elétron em água líquida como função da
energia inicial do elétron entre 0,2 eV a 150
keV. [1]
A maioria dos valores disponíveis
na literatura para a perda de energia nessa
região é obtida através de cálculos [ver, por
exemplo, 2 e 3] e somente nos últimos
anos foram despendidos esforços para a
obtenção de medidas de transferência de
energia em vapor de água [4]. Neste
trabalho, apresentamos uma nova
abordagem para obter a transferência de
energia de elétrons com energias na região
do pico de Bragg, para os diversos orbitais
moleculares da água, utilizando os
resultados de medidas da produção de
fragmentos originários da ionização da
molécula. A partir dos valores obtidos de
perda de energia por orbital, é calculada a
perda de energia total além das parciais
Figura 2. Comparação entre os resultados de
perda de energia obtidos através do método
proposto, considerando vários conjuntos de
dados experimentais para a fragmentação, e
resultados teóricos.
Nosso método permite, pela
primeira vez, uma avaliação abrangente de
todos os dados experimentais disponíveis
na literatura sobre a fragmentação da
molécula de H 2 O, mostrando que existem
grandes discrepâncias entre a transferência
de energia obtida através das medidas com
vapor de água e os diversos cálculos de
perda de energia, principalmente para
energias de impacto na região e abaixo do
pico de Bragg, fig. 2.
Referencias
[1] Meesungnoen, J. and Mankhetkon, S.,
Radiation Research 158 (2002) 657.
[2] La Verne, J.A. and Mozumder, A.,
Radiation Research 96 (1983) 219.
[3] NIST database http://physics.nist.gov/cgi
bin/Star/e_table.pl
[4] Muñoz, A. et al., Phys. Rev. A 76
(2007) 052707.
48 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Plasmon excitation in single walled carbon nanotubes by charged particles
S. Segui 1 , D. J. Mowbray 2 , 3 , J. L. Gervasoni 1 , Z. L. Mišković 2 and N. R. Arista 1
1
Centro Atómico Bariloche (CNEA) 8400 S.C. de Bariloche, Río Negro, Argentina
2
Department of Applied Mathematics, Univ. of Waterloo, Waterloo, Ontario, Canada
3
Nano-Bio Spectroscopy Group, Depto. Física de Materiales, Univ. País Vasco, San Sebastián, Spain
email address corresponding author: segui@cab.cnea.gov.ar
The excitation of plasmons in singleand
multi-walled nanotubes has been the
object of several experimental and theoretical
studies in recent years, since it plays an
important role in a variety of interesting
phenomena, such as probing the nanotube
response by EELS, formation of electron
image states, etc.
Due to the geometry of single-walled
nanotubes, and the characteristics of the
electronic structure of carbonaceous
nanostructures (with σ and π orbitals), the
excitation of plasmons is conveniently
described by a two-fluids formulation of the
hydrodynamic model. In this formulation, σ
and π electrons are treated as separate twodimensional
fluids constrained to the same
cylindrical surface. The electrostatic
interaction between the fluids gives rise to
splitting of the plasmon frequencies into two
groups of distinct energies.
In this work we present a quantization
of the two-fluids hydrodynamic model [1].
This procedure allows us to obtain the
average number of plasmons excited by a fast
charged particle impinging on the nanotube at
different positions. We also calculate several
other quantities, such as the stopping power,
energy loss spectra and total energy loss,
which could be compared with experimental
measurements. We study the effect of various
parameters, such as the velocity of the
incident particle, the impact parameter, the
inclination of the trajectory with respect to
the tube’s axis, etc. Figure 1 shows the total
energy loss suffered by a proton passing near
a 7 Å radius nanotube, as a function of the
incident velocity v, for (a) perpendicular and
(b) oblique trajectory, and different minimum
distances from the tube's axis.
Figure 1. Total energy loss E l o s s versus
speed v for proton trajectory passing near
a SWCNT of radius R=7 Å with an angle
relative to the tube's axis of (a) 90° and
(b) 45°, at the minimum separation of r m i n
= 7.5 Å (top), 8.0, 8.5, 9.0, 9.5, 10.0, and
10.5 Å (bottom).
References
[1] D. J. Mowbray, S. Segui, J. L. Gervasoni, Z.
L. Mišković and N. R. Arista, Phys. Rev. B. 82,
035405 (2010).
49 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Processos de Troca de Carga na Ionização Múltipla de Gases Nobres por
Íons de C 3 +
G. M. Sigaud 1 , A. C. F. Santos 2 , M. M. Sant’Anna 2 , W. S. Melo 3 , E. C. Montenegro 2
1 Departamento. de Física, Pontifícia Universidade Católica do Rio de Janeiro, Rio de Janeiro, 22453-900, Brasil
2 Instituto de Física, Universidade Federal do Rio de Janeiro, Rio de Janeiro, 21941-972,Brasil
3 Departamento de Física, Universidade Federal de Juiz de Fora, 36036-330, Brasil
Endereço de e-mail do autor para correspondência: gms@vdg.fis.puc-rio.br
Seções de choque absolutas para a perda
eletrônica do projétil, a captura eletrônica
pelo projétil e a ionização múltipla do alvo
foram medidas em colisões entre íons de carbono
triplamente ionizados e gases nobres,
em função dos estados de carga finais do projétil
e do alvo, para energias entre 1,3 e 3,5
MeV [1]. Os dados foram comparados com
outros resultados experimentais semelhantes
existentes na literatura para diversos projéteis.
Foram realizados cálculos a perda eletrônica
simples do projétil acompanhada pela
ionização múltipla do alvo para o modo de
blindagem (screening), usando tanto uma
versão estendida do Modelo de Impulso Clássico
de Colisões Livres (FCM) [2] quanto a
Aproximação de Born de Ondas Planas (PW-
BA), e para o modo de antiblindagem (antiscreening)
dentro da PWBA [3]. A dependência
do número de elétrons ativos para o antiscreening
com a energia da colisão foi descrita
por uma função simples, que é “universal” no
que diz respeito aos alvos, mas que, em princípio,
depende do projétil considerado. Foi
desenvolvido um método, dentro da Aproximação
de Impulso [4], para determinar o número
de elétrons ativos para o antiscreening
em cada subcamada do alvo, no limite de altas
velocidades.
No caso da captura eletrônica, a análise
da dependência dos processos de captura
simples e de ionização com transferência com
a carga do projétil mostrou que, no caso do
alvo de He, projéteis desprovidos de elétrons
e projéteis carregando elétrons, mas com o
mesmo estado de carga, apresentam seções de
choque muito semelhantes. Este fato indica
que, nestes processos para o He, íons vestidos
se comportam como partículas carregadas
sem estrutura.
Um comportamento semelhante ao da
captura simples foi também observado na ionização
simples pura do átomo de He por
projéteis com diferentes estados de carga.
Para os demais gases nobres, este comportamento
foi observado apenas para projéteis
simplesmente carregados.
Mostrou-se, ainda, que a dependência
das seções de choque de ionização simples
pura do alvo com o quadrado da carga do
projétil, predita por modelos de primeira ordem,
só é válida no regime de altas velocidades.
Para colisões mais lentas, a captura eletrônica
pelo projétil se torna mais relevante e
compete com a ionização simples pura do
alvo. Tal fato se torna ainda mais importante
à medida que a carga do projétil aumenta.
Referências
[1] A. C. F. Santos et al., Phys. Rev. A 82,
012704 (2010).
[2] G. M. Sigaud, J. Phys. B 41, 015205 (2008).
[3] E. C. Montenegro e W. E. Meyerhof, Phys.
Rev. A 43, 2289 (1991).
[4] E. C. Montenegro e T. J. M. Zouros, Phys.
Rev. A 50, 3186 (1994).
50 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Prospects for a new synchrotron light source in Brazil
Gustavo M. Azevedo 1
1 Instituto de Física, Universidade Federal do Rio Grande do Sul, Av. Bento Gonçalves 9500, Porto Alegre, Brasil
corresponding author e-mail: gustavo.azevedo@ufrgs.br
The Brazilian Synchrotron Light Source
(LNLS) is in operation since 1997. More than a
thousand scientists, mainly from Brazil and Latin
America have open access to the LNLS facilities
every year. Over the last 13 years, the storage
ring and beam lines have been continuously
improved and their operational parameters greatly
overcame the originally planned performance.
Worldwide, remarkable advances in several scientific
areas, such as structural molecular biology,
nanotechnology and new materials were
possible due to the widespread availability of
synchrotron light sources. Many new facilities
have been recently commissioned or upgraded
and new ones are being planned around the
world.
The LNLS storage ring is now reaching
its physical limits for upgrades and improvements.
To keep competitiveness in this area, the
LNLS Users community has pointed out the necessity
of a new, high performance light source,
with a brighter beam and broader energy range
spectrum. In 2009, the decision to build a new
3 rd generation light source in Brazil was made.
The project is now in its first stage (conceptual
project) and its funding is in discussion with the
Federal Government and Science Funding
Agencies.
the following, some of the new possibilities
opened up by the new facility in high resolution
x-ray spectroscopy, x-ray scattering, timeresolved,
in situ and in operando mode experiments
and experiments under extreme conditions
will be illustrated. Finally, I will conclude
presenting the conceptual project guidelines,
compare the expected performance parameters
with existing and planned facilities
around the world and present details on the construction
costs and schedule.
Figure 1. The LNLS experimental hall.
In this talk, an overview of the history
and current development of Synchrotron Radiation
Technology in Brazil will be presented. I
will detail the limitations of our light source,
emphasizing the scientific challenges to be faced
in the near future in important areas such as infectious
and plant diseases (structural molecular
biology), catalysis and oil industry, energy generation
from “green” sources , geochemistry,
environmental sciences and materials science. In
51 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Quantum-mechanical and classical cross sections for ionization and capture
induced by light ions on DNA and RNA nucleobases
C. Champion 1 , H. Lekadir 1 , M. E. Galassi 2 , O. Fojón 2 , R. D. Rivarola 2 , and J. Hanssen 1
1 Laboratoire de Physique Moléculaire et des Collisions, Université Paul Verlaine-Metz, Metz, France
2 Instituto de Física Rosario, CONICET, Universidad Nacional de Rosario, Rosario, Argentina
Corresponding author: champion@univ-metz.fr
DNA lesions and more particularly those
involved in clustered damages are nowadays
considered of prime importance for describing
the post-irradiation cellular survival [1]. Indeed,
these complex radio-damages may induce critical
DNA lesions like double strand breaks
whose relevance has been clearly identified in
the radio-induced cellular death process [2]. Under
these conditions, further theoretical models
as well as experimental data on ion-induced collisions
at the DNA level remain still today crucial.
Until recently, measurements on such biological
systems remain scarce and are essentially
limited to studies of mechanisms of radiation
damage only explored at the mesoscopic scale
and not at the single molecule (nanometric) one.
In this context, ionization and fragmentation of
isolated gas-phase nucleobases have received
only little interest and were essentially focused
on the cross section determination for electroninduced
collisions. Ion-induced collisions have
rarely been reported in the literature and to the
best of our knowledge, only few works exist.
Thus, Schalthölter and co-workers have extensively
studied the fragmentation modes induced
by Xe q+ ions (q = 5-25) [3] and C q+ ions (q = 1-
6) [4] on isolated nucleobases and more recently
on nucleobase clusters [5]. Proton-induced collisions
on DNA and RNA bases have been also
experimentally investigated by many groups. Let
us cite for example the work of Coupier et al. [6]
where ionization and fragmentation of uracil
molecules induced by protons were studied by
means of coincidence techniques. More recently,
Moretto-Capelle and co-workers have studied
the ionization and fragmentation of isolated
DNA/RNA bases and uridine nucleoside induced
by protons [7]. Finally, note that very recently
Alvarado et al. [8] have studied collisions of
slow light ions, namely, keV-H + , He 2+ and C +
ions with DNA building blocks.
On the theoretical side, many attempts
were proposed for predicting total ionization
cross sections of simple biological molecules
including DNA/RNA bases. Among them, we
essentially find in the literature two major approaches
dedicated to electron-induced collisions,
namely, that proposed by Deutsch et al.
[9] and commonly used by many groups and that
based on the Binary-Encounter-Bethe (BEB)
theory initially proposed by Kim and Rudd [10].
Ion-induced collisions on DNA bases have been
less studied and we essentially find two approaches
in the literature: a first (semi)-classical
one generally based on classical-trajectory
Monte Carlo (CTMC) type approaches, and a
second one developed in the quantummechanical
framework and limited - for the major
part of the existing studies - to the use of the
first Born approximation. Let us first illustrate
the “semi-classical group” by the study of Bacchus-Montabonel
et al. [11] where C q+ (q = 2-4)
induced collisions with uracil have been investigated
pointing out the strong dependence of the
charge-transfer process with respect to the molecular
target orientation. In the same kind of
approach, we have recently applied a relatively
simple classical model which combines a homemade
CTMC code with a classical over-barrier
(COB) criteria to estimate the total cross sec-
52 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
tions of single electron loss processes (capture
and ionization) for collisions between multiply
charged ions, namely, H + , He 2+ and C 6+ (with
impact energies ranging from 10 keV/amu to
10 MeV/amu) and DNA/RNA bases [12-13]. To
the best of our knowledge the second group of
“quantum mechanical approaches” is only represented
by the recent work of Dal Cappello et al.
[14] where differential and total ionization cross
sections have been reported for protons impinging
on cytosine molecules. However, the obtained
total cross sections exhibited large discrepancies
in magnitude as well as in shape with
our recent CTMC predictions [13], these later
showing nevertheless a very good agreement
with semi-classical results obtained by using the
simple Rutherford formula proposed by Stolterfoht
et al. [15].
In the present work, quantum-mechanical
and classical calculations of doubly and singly
differential as well as total cross sections are
presented for ionization and capture processes
induced by proton, α-particle and bare ion
carbon beams impacting on adenine, cytosine,
thymine and guanine bases.
TCS (10 -16 cm 2 )
1 0 2
1 0 1
1 0 0
C B 1
1 0 -1
a ) H +
+ A d e n in e
C D W - E IS
C T M C - C O B
e x p e r im e n ta l
1 0 2 c ) H + + T h ym in e
b ) H +
+ C y to s in e
d ) H +
+ G u a n in e
References
[1] A. Yokoya et al., Radiat. Phys. Chem. 77,
1280 (2008).
[2] H. Nikjoo and L. Lindborg, Phys. Med. Biol.
55, R65 (2010).
[3] J. de Vries et al., Phys. Rev. Lett. 91, 053401
(2003).
[4] J. de Vries et al., Eur. Phys. J. D 24, 161
(2003).
[5] T. Schlathölter et al., Chem. Phys. Chem. 7,
2339 (2006).
[6] B. Coupier et al., Eur. Phys. J. D 20, 459
(2002).
[7] A. Le Padellec et al., J. Phys: Conf. Series
101, 012007 (2008).
[8] F. Alvadaro et al., J. Chem. Phys. 127,
034301 (2007).
[9] H. Deutsch et al., Int. J. Mass. Spectrom.
197, 37 (2000).
[10] Y. K. Kim and M. E. Rudd, Phys. Rev. A
50, 3954 (1994).
[11] M. C. Bacchus-Montabonel et al., Phys.
Rev. A 72, 052706 (2005).
[12] I. Abbas et al., Phys. Med. Biol. 53, N41
(2008).
[13] H. Lekadir et al., Phys. Rev. A 79, 062710.
[14] C. Dal Cappello et al., Phys. Rev. A 78,
042702 (2008).
[15] N. Stolterforht, R. D. DuBois and R. D.
Rivarola in Electron emission in heavy ion-atom
collisions, edited by G. Ecker, P. Lambropoulos,
I. I. Sobel’man, and H. Walther (Springer series
on Atoms and Plasma, Berlin, 1997).
1 0 1
1 0 0
1 0 -1
1 0 1 1 0 2 1 0 3 1 0 4 1 0 15
1 0 2 1 0 3 1 0 4 1 0 5
In c id e n t p ro to n e n e rg y (k e V /u )
Figure 1. Total ionization cross sections (10 -16 cm 2 )
for the four DNA bases here investigated, namely,
adenine (panel a), cytosine (panel b), thymine (panel
c), and guanine (panel d) impacted by protons.
53 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Secondary Ions emission from Alkanethiol-SAMs due to highly charged ions
bombardment
M Flores 1 , V. Esaulov 2 and Y. Yamazaki 3
1 Depto. de Física, Facultad de ciencias físicas y matemáticas, Universidad de Chile, casilla 110-V, Santiago, Chile.
2 Laboratoire des Collisions Atomiques et Moleculaires, Universite Paris-Sud, Orsay Cedex, France.
3 Atomic Physics Laboratory, Riken Institute, Wako, Saitama, Japan.
email address corresponding author: mflorescarra@ing.uchile.cl
Self-assembled monolayers (SAMs) are
ordered molecular assemblies formed by the adsorption
of an active surfactant on a solid surface.
SAMs provide a convenient, flexible, and
simple system with which to tailor the interfacial
properties of metal, metal oxides and semiconductors
[1]. The alkanethiols are a common type
of molecules used to build SAMs.
Several techniques have been used to
study and characterize SAMs, for example SPM,
optical and ion spectroscopies. In the latter case,
the interaction of ions with SAM surfaces leads
to the sputtering of molecules from the surface,
with the detection of such molecules giving information
on both the chemical and structural
composition of the SAM. For this reason much
experimental and theoretical effort has been directed
towards ion-SAM collisions. Special case
is the highly charged ions (HCI).
For slow HCI, the potential energy stored
in the projectile can far exceed its kinetic energy.
In contrast to the kinetic sputtering process,
which is due to momentum transfer from the
ion to the surface, HCI may also transfer significant
potential energy, removing ions and molecules
from the surface in a process called potential
sputtering.
SAMs of the alkanethiol molecules Undecanethiol
(UDT), HS(CH 2 ) 10 CH 3 , and Dodecanethiol
(DDT), HS(CH 2 ) 11 CH 3 , were prepared
on atomically flat Au(111) which was deposited
as a thin film on freshly cleaved mica.
The quality of the SAMs was confirmed by
STM observations [2]. The samples were bombardment
with Ar q+ ions.
The q-dependence of the proton sputtering
yield from hydrogen contaminated/covered surfaces
has been found to follow a power law dependence
and this was explained by the classical
over barrier model. In this model a HCI approaching
an atom/molecule induces multielectron
transfer. In the case of our SAM it
would induce electron transfer from the alkanethiol
molecule terminal functional group.
Removal of two electrons from the most external
part of the SAM, would create a doubly charged
chemical bond (C-H) 2+ . Because the molecule is
a poor conductor, the reneutralization probability
in the molecular layer should be lower than
on a metal, and a proton may be released in the
bond direction by Coulomb repulsion [3]. In
general, in the above model the proton yield is
then dependent on the probabilities of removal
of the first and second electron and on reneutralization
as the ion moves away from the surface,
given a power law, Fig 1(a,b), and in the
case under study the probabilities are strong dependent
of the orientation of the terminal functional
group, Fig. 1(c,d).
Figure 1. Proton Yields from (a)UDT and (b)DDT
under bombardment with Ar q+ ions. Top surface
scheme of the SAMs corresponding to (c)UDT and
(d)DDT.
References
[1] Love et al, Chem. Rev. 105 (2005) 1103.
[2] O’Rourke et al, Appl. Phys. Lett., submitted.
[3] Flores et al, Phys. Rev. A79 (2009) 022902.
54 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Structural characterization of Pb nanoislands in SiO 2 /Si interface synthesized
by ion implantation through MEIS analysis
D. F. Sanchez 1 , F. P. Luce 2 , Z. E. Fabrim 1 , M. A. Sortica 1 , P. F. P. Fichtner 1 and P. L.
Grande 1
1 Institute of Physics, Universidade Federal do Rio Grande do Sul, Porto Alegre, Brazil
email address corresponding author: dario.f.sanchez@gmail.com
Recently, the Medium Energy Ion Scattering
(MEIS) technique has been used as an
additional tool for characterization of
nanoparticles (NPs), where basically their
shape, composition, size distribution,
stoichiometry and the determination of depth
distributions of different elements in a single
NP have been successfully obtained. We have
developed a Monte Carlo simulation and fitting
software, the PowerMeis [1], that considers
any geometry, size distribution, density
of the nanostructures and also the asymmetry
of the energy loss-distribution. In this
work we investigate buried Pb NPs synthesized
by ion implantation on SiO 2 /Si thin
film, with low temperature and long aging
time treatments followed by a high temperature
thermal annealing. This process [2] leads
to the formation of a dense 2D NPs array located
at the SiO 2 /Si interface, as shown in
Fig. 1. Through the 2D MEIS spectra (energy
and angle), we have studied the nanostructure
geometry, number density and mean NP size
of such system. The present results are compared
to transmission electron microscopy
(TEM) measurements.
Figure 1. (a) HRTEM micrograph from a [011] oriented
sample presenting a cross-section view of the
NPs partially embedded in the Si matrix; (b) Brightfield
two-beam image, underfocus, demonstrating
that the NPs are exclusively located at the SiO 2 /Si
(100) interface. (c) Plan-view image (bright field, in
focus) close to the (001) zone axis, showing square
based NPs preferentially aligned parallel to the (011)
planes of the matrix.
In Fig. 2 is compared the experimental
MEIS spectra to the simulation performed by
the PowerMeis software using the NP geometrical
shape described in Fig. 3 and number
density of 3.5×10 11 cm -2 , close to
55 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
3.75×10 11 cm -2 , the value from the TEM planview
images.
images can be also observed that the PF
shape is in better agreement.
Figure 2. Experimental and simulated 2D MEIS
spectra.
To investigate the geometrical shape of
the NPs, the system was modelled in two different
ways: i) as a hemisphere in the SiO 2
side on a pyramidal frustum in the Si matrix
side (further referred as PF) and ii) as a
sphere, half in the SiO 2 and half in the Si matrix.
The parameters of the PF shape are described
in Fig. 3 and the variable parameter
of the spherical shape is the radius.
To determinate the size and number
density of NPs, it were performed simulations
with several number densities for booth
geometrical models, and their the radius was
adjusted in order to keep the same Pb per
area, namely (Nt) Pb,MEIS = 2.26×10 15 atoms∙cm
-2 , value obtained by the MEIS measurement,
which is close to the one obtained
by auxiliary RBS measurements. The number
density obtained for the PF shape is
(4.2±1.6)×10 11 cm -2 , and, (5.3±1.7)×10 11 cm -2
considering the spherical shape. These values
of densities correspond to the values of radii
of (3.7±0.5)nm for PF shape and (3.2±0.4)nm
for spherical shape. The result for PF shape
agrees better to the value obtained by TEM,
namely radius of (4±1) nm and number density
of 3.7×10 11 cm -2 . Through the HRTEM
Figure 2. The PF geometrical shape model is described
by three parameters: the radius, the angle θ
and the depth h. The NPs anisotropy observed in the
TEM micrographs was taken into account, and is
related to (110) and (010) Si plane direction. Above,
(a) a lateral perspective at (110) and (c) (010) direction
of Si substrate, (b) seen from above and (d) from
below.
Here we have shown the capability of
MEIS analysis to characterize buried NPs,
which opens new perspectives for nanostructure
analysis in situ that can be of great interest.
References
[1] M. A. Sortica, P. L. Grande, G. Machado, L.
Miotti, Journal of Applied Physics 106, 114320
(2009).
[2] F. Kremer, J. M. J. Lopes, F. C. Zawislak,
and P. F. P. Fichtner, Appl. Phys. Lett. 91,
083102 (2007).
56 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Supression of binary and recoil peaks in ionization of H 2 by electron impact
Fojón O A, Stia C R and Rivarola R D
Instituto de Física Rosario (CONICET-UNR), Pellegrini 250 (2000) Rosario, Argentina
email address corresponding author: fojon@ifir-conicet.gov.ar
We study theoretically the single
ionization of H 2 molecules by fast electron
impact. Our aim is to show that interferences
coming from the coherent emission from the
molecular centers may produce unexpected
consequences in the physical features of the
observables of the reaction.
Interference phenomena have been of
crucial importance in the foundation of quantum
mechanics. Analogies with the Young two-slit
experiment played a fundamental role in the
description and comprehension of the dual
nature of quantum objects such as electrons. A
fascinating alternative way of observing
interference patterns is provided by the electron
spectra resulting from the ionization of
molecular diatomic targets. In the sixties, it was
suggested that the coherent emission from these
molecules may give rise to specific oscillations
in the differential cross sections of the ejected
electrons, the two molecular centers acting as the
analogues of the two slits in the Young
experiment [1]. However, this kind of
oscillations was measured for the very first time
with fast krypton ions impacting on H 2 [2]. In
previous works, we have shown that these
interference patterns may be observed also for
electron impact [3-7].
We focus here on electron emission at
high impact energies from fixed-in-space H 2
molecules impacted by fast electrons. We study
transitions at fixed equilibrium internuclear
distance from the ground state of H 2 to the
ground (gerade) and first excited (ungerade)
state of the H +
2 residual target. We consider
coplanar geometries in which the incident,
scattered and ejected momenta lie all in the same
plane. In addition, we analyze asymmetric
kinematics situations in which one slow and one
fast electron are detected in the final channel.
We employ a first order model obtained
in the framework of a two-effective center
approximation (TEC). The idea exploited in the
TEC model is that although electrons in the
ground state of H 2 are shared by both nuclei, the
electronic density is peaked at the nuclei
positions. Then, it is argued that ejection occurs
in the neighbourhoods of one nucleus while the
nuclear charge of the other one is screened
completely by the non ionized electron.
Consequently, a unique final effective
continuum function satisfying the correct
asymptotic long range conditions is used to
represent the ejected electron in the final channel
of the reaction. This model gives reasonably
good agreement with experiments [8]
constituting thus a good approximation to the
final state of the reaction in which three charged
bodies interact through Coulomb potentials. In
order to take into account the complexities of
this interaction in an approximate way, one can
take a more elaborated final function such as the
one used in Ref. [9]. This function describes the
final interactions through a product of three
Coulomb functions associated to the three twobody
pairs present in the final channel. The
approximation obtained using this function for
molecular targets gives an excellent agreement
with experiments [10].
We show here for the first time that under
definite conditions, destructive interferences
coming from the coherent emission from both
molecular centers provoke the supression of the
binary peak in the multiple differential cross
sections corresponding to transitions leading to
final ground state of H 2 + . This is a surprising
result as is well known that ejection is classically
more likely to be produced in the binary region.
Moreover, this finding is shocking as so far and
up to our knowledge the presence of the binary
peak was assumed for every ionization reaction
with either atomic or molecular targets [11].
57 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Nonetheless, we demonstrate proceeding further
that not only the binary but also the recoil peak
may be supressed when transitions involve the
first excited (ungerade) state of the residual
target. A similar effect was discovered for
emission of photoelectrons: at definite photon
energies, electron ejection in the classical
direction given by the polarization vector is
forbidden for molecules aligned with the
polarization vector [12,13].
Unfortunately, no experiments with
oriented molecules are available at present to
contrast with our predictions. Notwithstanding,
in the age of the COLTRIMS and reaction
microscopes [14] is possible to envisage in the
near future the coming of experimental work to
corroborate (or not) our findings.
[11] O. Al-Hagan et al, Nature Physics 5, 59
(2009).
[12] J. Fernández, O. Fojón, A. Palacios and F.
Martín, Phys. Rev. Lett. 98, 043005 (2007).
[13] J. Fernández, O. Fojón and F. Martín, Phys.
Rev. A 79, 023420 (2009).
[14] Ten years of COLTRIMS and reaction
microscopes, collection of papers edited by J.
Ullrich, Max Planck Institute für Kernphysik
Heidelberg (2004).
References
[1] H. D. Cohen and U. Fano, Phys. Rev. 150,
30 (1966).
[2] N. Stolterfoht et al, Phys. Rev. Lett. 87,
023201 (2001).
[3] C. R. Stia, O. A. Fojón, P. Weck, J. Hanssen,
and R. D. Rivarola, J. Phys. B: At. Mol. Opt.
Phys. 36, L257 (2003).
[4] O. Kamalou, J.-Y. Chesnel, D. Martina, F.
Frémont, J. Hanssen, C. R. Stia, O. A. Fojón, R.
D. Rivarola, Phys. Rev. A 71, 010702(R)
(2005).
[5] S. Chatterjee, D. Misra, A. H. Kelkar, L.
Tribedi, C. R. Stia, O. A. Fojón and R. D.
Rivarola, Phys. Rev. A 78, 052701 (2008).
[6] S. Chatterjee, S. Kasthurirangan, A. H.
Kelkar, C. R. Stia, O. A. Fojón, R. D. Rivarola
and L. Tribedi, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys.
42, 065201 (2009).
[7] S. Chatterjee, A. N. Agnihotri, C. R. Stia, O.
A. Fojón, R. D. Rivarola and L. Tribedi, Phys.
Rev. A (2010) in press.
[8] P. Weck, O. A. Fojón, J. Hanssen, B.
Joulakian and R. D. Rivarola, Phys. Rev. A 63,
042709 (2001).
[9] M. Brauner, J. S. Briggs and H. Klar, J.
Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 22, 2265 (1989).
[10] C. R. Stia, O. A. Fojón, Ph. Weck, J.
Hanssen, B. Joulakian and R. D. Rivarola, Phys.
Rev. A 66, 052709 (2002).
58 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
The role of electronic excitations in the energy loss of hydrogen clusters in
dielectric and metallic materials
S. M. Shubeita 1 , R. C. Fadanelli 1 , J. F. Dias 1 , P. L. Grande 1 , C. D. Denton 2 , I. Abril 2 ,
R. Garcia-Molina 3 and N. R. Arista 4
1 Instituto de Física da Universidade Federal do Rio Grande do Sul, Porto Alegre, RS, Brazil
2 Departamento de Física Aplicada, Universidad d’Alicante, Alicante, Spain
3 Departamento de Física – CIOyN, Universidad de Murcia, Murcia, Spain
4 Centro Atômico Bariloche, Instituto Balseiro, San Carlos de Bariloche, Rio Negro, Argentina
e-mail address corresponding author: samir.shubeita@ufrgs.br
The aim of this work is to study the
signature of plasmon excitations induced by
H + 2 and H + 3 ionic clusters when interacting
with thin (10-50 Å) layers of dielectric
(SiO 2 , LaScO 3 , HfO 2 ) and metallic (Au)
materials. For this purpose, high energy
resolution backscattering experiments were
carried out as a function of the incoming
projectile energy, covering an energy range
between 40 and 200 keV/nucleon. The ratio
R n between the energy loss of the cluster and
the sum of the energy loss of its constituents
provides the information about the plasmon
excitation threshold, which is characteristic
for each material. The results obtained for
the high-k dielectrics (LaScO 3 and HfO 2 )
and Au do not show any clear evidence of
plasmon excitations induced by H +
2 ionic
clusters (see fig. 1 for HfO 2 ). These results
are supported by calculations based on the
dielectric formalism. However, for the SiO 2
thin film (fig. 2), the plasmon excitation
threshold is observed at about 70
keV/nucleon for both cluster ions (H + 2 and
H + 3 ) [1]. In fact, unlike SiO 2 where a dominant
long-range electronic excitation is present,
the HfO 2 , LaScO 3 and Au have several
and equally important excitation energies
(mix of plasmon excitations, excitons and
interband transitions). They lead to different
onset projectile-energies, which explains the
smoothly increase of stopping ratio [2].
Also, the results obtained for Au are compared
with previous results [3].
Figure 1. The experimental energy loss ratio R 2
(squares) for HfO 2 as a function of the incident cluster
energy, in comparison with different theoretical
approaches.
Figure 2. The experimental stopping ratio R 2 (full
squares) as a function of the incident H +
2 cluster
energy. The thick lines represent the dielectric formalism
calculations including plasmon excitations
(full line) and without plasmon excitations (dotted
lines) after averaging over charge-state fractions of
H + and H 0 .
59 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
References
[1] S. M. Shubeita, M. A. Sortica, P. L. Grande,
J. F. Dias and N. R. Arista, Phys. Rev. B 77,
115327 (2008).
[2] S. M. Shubeita, R. C. Fadanelli, J. F. Dias, P.
L. Grande, C. D. Denton, I. Abril, R. Garcia-
Molina and N. R. Arista, Phys. Rev. B 80,
205316 (2009).
[3] W. Brandt, A. Ratkowski and R. H. Ritchie,
Phys. Rev. Lett. 33, 1325 (1974).
60 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Contribuciones - Paneles
Título
Autores
P1
Electron emission by grazing scattering from
Be(0001)
C. D. Archubi, M. S. Gravielle and V. M.
Silkin
Claudio D. Archubi
P2
Monte Carlo simulation for proton track
structure in biological matter
H. Lekadir, C. Champion, S. Incerti, M. E.
Galassi, O. Fojón, R. D. Rivarola, and J.
Hanssen
Christophe . Champion
P3
P4
P5
P6
Multiple differential cross sections for the
ionization from the 1B1 orbital of liquid water
molecule by fast electron impact
M.L. de Sanctis, O. Fojón, C. Stia, R.
Vuilleumier and M.-F. Politis
M.L. de Sanctis
L. Sigaud, Natalia Ferreira, V.L.B. de Jesus,
Identificação dos caminhos de fragmentação da W. Wolff, A.L.F. de Barros, A.C.F. dos
Lucas Sigaud
molécula de CHClF2 quando ionizada por elétrons Santos, R.S. Menezes, A.B. Rocha, M.B.
Shah, E.C. Montenegro
Rafaela Debastiani, Carla Eliete Iochims
dos Santos, Liana Appel Boufleur,
Café Brasileiro: Estudo da Concentração Masahiro Hatori, Débora Elisa Peretti,
Rafaela Debastiani
Elementar Utilizando Feixes Iônicos
Vanessa Sobrosa Souza, Mateus Maciel
Ramos, Elis Moura Stori, Cláudia Telles de
Souza, Livio Amaral, Johnny Ferraz Dias
Coherencia y localización parcial en emisión
electrónica simple de moléculas diatómicas
moléculas diatómicas
C. Tachino, M. Galassi, F. Martín, y R.
Rivarola
Roberto Rivarola
P7
P8
P9
Estados selectivos de captura de electrones en
colisiones de 3He2++He a energías intermedias
de impacto aplicando la técnica COLTRIMS
Estudio de colisiones con proyectiles neutros y
cargados sobre blancos moleculares de H2 a
energías intermedias de impacto con la técnica
COLTRIMS
Doble Ionización de Helio por impacto de iones:
Influencia de la Carga del Proyectil
M. Alessi, S. Otranto, D. Fregenal, P. Focke Mariana Alessi
M. Alessi, D. Fregenal, P. Focke Mariana Alessi
S. D. López, S. Otranto, C. R. Garibotti S. López
61 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
P10
Lα, Lβ, and Lγ x-ray production cross sections
of Sm, Dy, Ho, and Tm by electron impact.
Distorted-wave calculations vs experiment
José M. Fernández-Varea, Silvina Segui
and Michael Dingfelder
José M. Fernández-Varea
P11
Estudio de poder de frenado de partículas α en
películas delgadas de cobre en el intervalo de
energía entre 1,0 a 2,0 MeV.
Roberto Hauyón, German Kremer, Pedro
Miranda y J. Roberto Morales
Roberto Hauyón
P12
Ab-Initio Sturmian method for three-body A. L. Frapiccini, J. M. Randazzo, G.
quantum mechanical problems: Scattering states Gasaneo, F. D. Colavecchia, D. M. Mitnik
and ionizing collisions
and L. U. Ancarani
Darío M. Mitnik
P13
Ionización de hidrógeno atómico e iones
moleculares H+2 por pulsos láser
R. della Picca, J. Fiol, P. D. Fainstein Juan Fiol
P14
Un modelo de onda distorsionada para ionización
electrónica en colisiones entre iones vestidos y
blancos atómicos
J. M. Monti, P. D. Fainstein , R. D. Rivarola Roberto D. Rivarola
P15
Canalización cuasiplanar de protones
energéticos en incidencia normal sobre
nanotubos de carbono de pared múltiple
Jorge E. Valdés, Isabel Abril, Cristian D.
Denton, P. Vargas, E. Figueroa, Néstor R.
Arista, Rafael Garcia-Molina
Isabel Abril
P16
Bulk plasmon excitation in grazing incidence
ionmetal surface collisions
C.A. Salas , F.A. Gutierrez and H. Jouin
C.A. Salas
P17
Distribuciones de Scattering Multiple y Efectos
Angulares en la Pérdida de energía de Protones
y Deuterones en Láminas Delgadas de Carbono
Amorfo
E. D. Cantero, G. H. Lantschner1, N. R.
Arista
Esteban D. Cantero
P18 Stopping power y Straggling de protones en Pd
P. A. Miranda, A. Sepúlveda, E. Burgos, H.
Fernández, J. R. Morales
A. Sepúlveda
P19
Energy Loss of slow Hydrogen and Helium ions in
channeling conditions in Au single crystal
A.M. Calle, J.D. Uribe, C. Celedón, E.A.
Figueroa, J.E. Valdés.
Juan Uribe
P20
Pérdida de energía de protones en láminas
delgadas de Carbono amorfo.
C. Celedón, J. E. Valdés, P. Vargas, E.
Figueroa
Carlos Celedón
62 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
P21
Energy losses of H and F ions in grazing
scattering on a missing row reconstructed
Au(110) surface
Lin Chen, J.E. Valdés, P. Vargas, Jie Shen,
V.Esaulov
Jorge E. Valdés
P22
Inverse photoemission espectroscopy on
graphene.
V. Del Campo, P. Häberle Valeria Del Campo
P23
Elemental analysis of the Chaitén volcano ash
2008-2009 eruptions
Shimrit Elimelech, Jorge E. Valdés and
Patricio Vargas
Shimrit Elimelech
Múltipla ionização de Neônio em coincidência W. Wolff, H. M. R. de Luna, A.C. F. dos
P24 com íons de B2+ no regime de energia de poucos Santos, e E. C. Montenegro, G.M. Sigaud,
MeV
C.C.Montanari, e J.E.Miraglia
Wania Wolff
63 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
64 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Electron emission by grazing scattering from Be(0001)
C. D. Archubi 1 , M. S. Gravielle 1,2 and V. M. Silkin 3,4
1 Instituto de Astronomía y Física del Espacio, CONICET-UBA, Buenos Aires, Argentina
2 Depto. de Física, Fac. de C. Exactas y Naturales, Universidad de Buenos Aires, Buenos Aires, Argentina
3 Donostia Internacional Physics Center (DIPC), 20018, San Sebastián, Spain
4 IKERBASQUE, Basque Foundation for Science, 48011 Bilbao, Spain
email address corresponding author: archubi@iafe.uba.ar
1. INTRODUCTION
Recently it has been demonstrated that
occupied surface states can modify the dielectric
properties of metal surfaces [1]. Thus, with the
aim of investigating the influence of surface
states on electron emission, we study electron
distributions originated by fast protons colliding
grazing with a Be(0001) surface. Beryllium presents
a technological interest in modern fusion
reactors and it is expected that its surface states
play an important role in inelastic electronic
processes.
To describe the electron emission process
we employ the Band-structure-based (BSB)
model [2], which includes an accurate description
of the electron-surface potential, incorporating
information about the band structure of the
solid. Within the BSB approach the surface interaction
is described by a realistic onedimensional
model potential [3], while the dynamic
response of the medium is derived in consistent
way from the unperturbed electronic
states by using a linear response theory. This
method has been succesfully employed to study
energy loss and electron emission from Al surfaces,
where the effects of the surface states
were found negligible [4].
2. RESULTS
Due to the large mass of the projectile, it
is reasonable to calculate its motion in terms of a
classical trajectory. Within the binary collisional
formalism, the transition probability per unit
path reads
dP 2 π
( x)
= δ ( ∆)
T
dk vs
if
2
(1)
where z is the projectile distance to the surface,
v s is the projectile velocity parallel to the surface
plane, and the Dirac delta expresses the
energy conservation. In Eq (1) T if represents the
T-matrix element, which is evaluated within a
first-order-perturbation theory.
In this work we employ the BSB model
to derive both the unperturbed electronic wave
functions and the surface induced potential. The
differential probability of electron transition to a
given final state with momentum k , is dP dk
, obtained
from Eq (1) by integrating along the classical
projectile trajectory, after adding the contributions
coming from the different initial
states.
10 1
10 0
10 -1
dP/dk (a.u.)
dP/dk (a.u.)
10 -2
10 -3
10 -4
10 1
10 0
10 -1
10 -2
10 -3
10 -4
100 100 keV keV H + H + Be Be (0001)
α = 1
α = 1 ο ο
30 60 90 120 150 180 210 240
30 60 90 120 150 180 210 240
Energy (eV)
Energy (eV)
θ=20 ο
θ=20 ο
θ=30 ο
θ=30 ο
θ=45 ο
θ=45 ο
θ=30 ο Jellium
Figure 1. Differential probability of electron emission
from the valence band, as a function of the electron
energy, for 100 keV protons impinging on a Be
(0001) surface with the angle α=1 o . Three different
electron emission angles, meassured with respect to
the surface plane, are considered: θ =20, 30 and 45
o .
65 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
In Fig. 1 we display the differential electron
emission probability for 100 keV protons
impinging grazing on a Be (0001) surface considering
three different ejection angles in the
scattering plane. Due to the contribution of surface
occupied states, electron spectra display
pronounced shoulders at intermediate energies,
which are not present when the surface is described
in a simpler way by employing a finite
step potential to respresent the electron surfaceinteraction
(Jellium model). These shoulders are
also observed for emission out of the scattering
plane and their positions are gradually shifted to
lower electron energies as the emission angle
increases.
10
100 keV H + Be(0001)
dP/dk (arb. units.)
1
0.1
0.01
Jellium
BSB
1E-3
50 100 150 200
Energy (eV)
Figure 2. Total emission spectra for 100 keV protons
impinging on a Be(0001) surface. BSB results
are compared with Jellium model results.
Remarkably, surface state effects completely
dissapear when we calculate the total
emission probability as a function of the electron
energy. These results are shown in Fig. 2.
References
[1] V.M. Silkin et al, J. Phys.: Condens. Matter
20, 304209 (2008)
[2] M. N. Faraggi et al, Phys. Rev. A 69,
042901 (2004)
[3] E. V. Chulkov, V. M. Silkin and P. M.
Echenique, Surf. Sci. 391, L1217 (1997);
437, 330 (1999)
[4] M. N. Faraggi et al, Phys. Rev. A 72,
012901 (2005).
66 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Monte Carlo simulation for proton track structure in biological matter
H. Lekadir 1 , C. Champion 1 , S. Incerti 2 , M. E. Galassi 3 , O. Fojón 3 , R. D. Rivarola 3 , and
J. Hanssen 1
1 Laboratoire de Physique Moléculaire et des Collisions, Université Paul Verlaine-Metz, Metz, France
2 Université Bordeaux 1, CNRS/IN2P3, CENBG, Bordeaux-Gradignan, France
3 Instituto de Física Rosario, CONICET, Universidad Nacional de Rosario, Rosario, Argentina
Corresponding author: lekadir@univ-metz.fr
Monte Carlo simulations are well suited
for describing the transport of charged particles
in matter and more particularly in biological
medium for predicting the radio-induced biological
consequences.
Ion beams are commonly used in radiotherapy
essentially due to their physical and radiobiological
characteristics which radically differ
from those of conventional radiation beams
(photons). Nowadays, protons are employed in
many countries for treating particular pathologies.
Indeed, in comparison to conventional
techniques, protons offer an increased biological
efficiency and a better ballistic by depositing in
particular a large part of their initial energy in a
narrow region - at the end of their path- called
the Bragg peak region. Then, they allow a better
protection of organs at risk in cancer therapy.
To model in details the track-structure of
protons in biological matter, we have then developed
a full-history Monte Carlo code called
TILDA2 which is able to describe, step by step,
all the proton induced-collisions in biological
matter, this latter being alternatively modelled
by water and by some of its most important biological
entities, namely, the DNA bases. The
originality of our code resides in the physical
processes that are integrated. Thus, TILDA2
takes into account a large panel of ionizing processes
such as single and double ionization and
capture, transfer ionization and excitation.
To do that, we have first investigated different
theoretical models for providing the
needed input data, namely, the total cross sections:
a first classical one based on a CTMC-
COB [1,2] approach and two quantum mechanical
ones, namely, a Coulomb Born (CB1) model
and a continuum-distorted wave eikonal-initialstate
(CDW-EIS) one. All the obtained cross
sections have been validated via theory/exp
comparisons.
TCS (10 -16 cm 2 )
10 3 a) H 2
O
10 2
10 1
10 0
10 -1
10 -2
10 -3
10 -4
10 2 10 3 10 4
7
Incident energy (keV/u)
b) Guanine
10 2 10 3 10 4
Figure 1. Total cross sections of the ionizing
processes included into the Monte Carlo code
TILDA2 for describing the proton transport in water
and guanine.
Under these conditions, we have access to
a large number of physical quantities such as
stopping power, energy deposition, charge fraction,
range… in water and DNA components.
Then, we have shown that the energy deposit
patterns were extremely dependent on the
medium description.
References
[1] H. Lekadir et al., Nucl. Instr. Meth. Phys
Res. B 267, 1014 (2009).
[2] H. Lekadir et al., Phys. Rev. A 79, 062710
(2009).
67 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Multiple differential cross sections for the ionization from the 1B 1 orbital of liquid water molecule
by fast electron impact
M.L. de Sanctis 1 , O. Fojón 1 , C. Stia 1 , R. Vuilleumier 2 and M.-F. Politis 3
1 Instituto de Física Rosario (CONICET-UNR), Pellegrini 250, (2000) Rosario, Argentina
2 LPTMC, UMR-CNRS 7600, Université Pierre et Marie Curie 4 place Jussieu, 75005, Paris, France
3 IMPMC, Université Pierre et Marie Curie, Campus Boucicaut, 140 rue de Lourmel, 75015, Paris, France
email: mldesanc@fceia.unr.edu.ar
Ionization of water molecules in liquid
phase is of relevance in several domains such as
radiobiology and medical physics. As the
biological matter is composed mainly of water,
the analysis of this reaction is crucial to
understand the damage provoked to living tissue
by the ionizing radiations. In particular, the
production of low energy secondary electrons
resulting from a primary ionization reaction of
water is of importance to elucidate the
mechanisms that lead to cell alteration.
Therefore, we study the single ionization
of water molecules in liquid phase by electron
impact at high impact energies, i.e., hundreds of
eV. We compute multiple differential cross
sections (MDCS) by means of a simple first
order model. To represent the initial state of the
molecule, we employ wavefunctions obtained
through a Wannier orbital formalism that
transforms the wavefunction of the whole liquid
system into electronic orbitals localized over
each water molecule in the liquid phase [1]. In
particular, we consider coplanar geometries in
which the incident, scattered and ejected
electrons lie in the same plane. Moreover, we
analyze asymmetric kinematic conditions for the
scattered and ejected electrons (ejected energies
of some eV). By means of an approximate static
potential, we obtain an estimation of the
influence of the passive electrons of the
molecule (those not ionized) on the ionization
process. We compute MDCS for the 1B 1 orbital
of the water molecule as a function of the
ejection angle at definite scattering angle,
incident and ejected energies, and for fixed
orientations of the molecule. It is observed that
MDCS depend strongly on the orientation of the
molecule. As experimental results of MDCS at
fixed molecular orientations for liquid water are
not available, we compare our theoretical
predictions with other theoretical ones obtained
for water molecules in gas phase [2]. In addition,
as molecules are randomly oriented in
experiments with water vapor [3], we also
present MDCS averaged over all molecular
orientations. The main physical features of the
experiments (such as binary and recoil peaks)
are similar to the ones observed in our results.
Finally, we compare them with previous
Fig 1. MDCS averaged over all molecular
orientations. E i = 250 eV, E e = 10 eV and θ s
=15º. Full line, present results for the liquid
phase. Solid circles, experiments for the gas
phase [3] conveniently normalized. Dashed line,
previous caculations for the gas phase [4].
Dotted line, FBA-CW for the liquid phase [6].
Dash-dotted lines, FBA-CW for the gas phase
[6].
theoretical predictions by other authors for gas
phase [4] in which the bound state of the water
molecule is described by means of single
68 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
centered Moccia's orbitals [5]. It is worthy to
mention that this is the only difference in the
theoretical treatment of both models. Also, we
compare with recent calculations for both
thermodynamical phases here analysed, obtained
again within a similar theoretical framework but
now with monocentric wavefunctions for the
water molecule constructed by employing a
Gaussian basis [6].
In Fig. 1, we present our theoretical
MDCS averaged over all molecular orientations
for an incident energy E i = 250 eV, ejected
energy E e = 10 eV and scattering angle θ s =15º.
We have conveniently normalized the
experiments for the gas phase as they were
obtained in a relative scale [3]. As can be seen,
our results describe the characteristic two-lobe
structure found in the experimental data for the
binary region. Moreover, all the theoretical
predictions considered in the figure present
binary and recoil structures in qualitative good
agreement. In particular, our predictions present
a very good agreement with the theoretical
calculation for the liquid phase of Ref. [6].
References
[1] P. Hunt, M. Sprik and R. Vuilleumier, Chem.
Phys. Lett. 376, 68 (2003).
[2] C. Champion et al, Phys. Rev. A 63, 052720
(2001); C. Champion et al, Phys. Rev. A 72,
059906 (2005).
[3] D. S. Milne et al, Phys. Rev. A 69, 032701
(2004).
[4] C. Champion et al, Phys. Rev. A 73, 012717
(2006).
[5] R. Moccia, J. Chem. Phys. 40 2186 (1964).
[6] C. Champion, Phys. Med. Biol. 55, 11
(2010).
69 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Identificação dos caminhos de fragmentação da molécula de CHClF 2 quando
ionizada por elétrons
L. Sigaud 1 , Natalia Ferreira 1 , V.L.B. de Jesus 2 , W. Wolff 1 , A.L.F. de Barros 3 , A.C.F.
dos Santos 1 , R.S. Menezes 2 , A.B. Rocha 4 , M.B. Shah 5 , E.C. Montenegro 1
1 Instituto de Física, Universidade Federal do Rio de Janeiro, 21941-972, Rio de Janeiro, RJ, Brasil
2 Instituto Federal de Educação, Ciência e Tecnologia do Rio de Janeiro, 26530-060, Nilópolis, RJ, Brasil
3 CEFET/RJ, 20271-110, Rio de Janeiro, RJ, Brasil
4 Instituto de Química, Universidade Federal do Rio de Janeiro, 21941-614, Rio de Janeiro, RJ, Brasil
5 School of Maths & Physics, The Queen´s University of Belfast, Belfast, UK
email address corresponding author: lucas@if.ufrj.br
O impacto negativo ao meio-ambiente
causado pelo aumento do buraco da camada
de ozônio é bem conhecido. Em 1974, Molina
e Rowland descobriram que a maior parte dos
compostos CFC utilizados na indústria desde
a década de 30 ainda estavam presentes em
camadas altas da atmosfera [1]. Na baixa
estratosfera, moléculas de CFC podem ser
fragmentadas, liberando um átomo de cloro,
que, juntamente com o bromo, são os
principais responsáveis pela depleção da
camada de ozônio.
Originalmente acreditava-se que o
mecanismo responsável pela fragmentação
das moléculas de CFC fossem fótons
energéticos provenientes do Sol, mas estudos
recentes mostram que elétrons de chuveiros
gerados por raios cósmicos podem ser
candidatos viáveis para a produção de átomos
de cloro na estratosfera [2,3]. Por isso, um
estudo da fragmentação de moléculas de CFC
e HCFC (compostos CFC hidrogenados, a
fim de diminuir seu impacto para a camada
de ozônio) quando impactadas por elétrons é
necessário, uma vez que alguns desses
compostos continuam sendo utilizados
largamente na indústria, como é o caso do
CHClF 2 .
Para tanto, um canhão de elétrons
operante na faixa de 40-450eV acoplado a
uma célula gasosa com medição de pressão
absoluta e um espectrômetro de massa por
tempo de vôo montado na Universidade
Federal do Rio de Janeiro foi utilizado. As
seções de choque de fragmentação da
molécula de CHClF 2 quando impactada por
elétrons foram medidas, fornecendo um
indicador preciso para a produção de átomos
de cloro.
As seções de choque absolutas e
parciais para cada um dos principais canais
de fragmentação (a saber, H + , C + , CH + , F + ,
CF + , CHF + , Cl + , (CF + 2 + CHF + 2 ), (CClF + +
CHClF + +
2 ) e (CClF 2 + CHClF + 2 )) foram
obtidas, e os resultados comparados com
previsões teóricas calculadas a partir de um
modelo simples baseado na aproximação de
Born e funções de onda hidrogenóides [4].
A partir dessa comparação, as razões de
fragmentação (branching ratios) puderam ser
obtidas empiricamente, ajustando-se os
parâmetros livres às seções de choque
calculadas e aos dados obtidos
experimentalmente.
Os resultados obtidos [5] indicam que a
molécula de CHClF 2 é altamente instável ao
ser ionizada por elétrons nesta faixa de
energia - isto é, quando um de seus elétrons é
removido, a maior probabilidade é a da
molécula-mãe se fragmentar, pois a seção de
choque de produção do íon CHClF + 2 é uma
das menores observadas. A maior de todas é
justamente a do canal de fragmentação
responsável pela emissão do átomo de cloro
(CF +
2 ou CHF + 2 + Cl 0 ), conforme ilustra a
Figura 1.
Além disso, o estudo realizado dos
caminhos possíveis de fragmentação da
70 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
molécula de CHClF 2 indicam que não apenas
vacâncias nos orbitais do átomo de cloro
podem gerar sua emissão, mas também que
elétrons retirados dos orbitais do átomo de
flúor contribuem significativamente para a
emissão do átomo de cloro. Esse aspecto
interessante aponta para uma fragmentação
em um sítio diferente do local onde a
ionização de fato ocorreu, por meio de um
rearranjo local dos orbitais eletrônicos do
átomo de flúor, que pode gerar rearranjos
eletrônicos e excitações vibracionais na
molécula.
Figura 1. Espectro típico obtido na
fragmentação da molécula de CHClF 2
(representada nos detalhes) por impacto de
elétrons. Pode-se notar claramente a
predominância do canal responsável pela
emissão do átomo de cloro (CF 2 + + CHF 2 + ), bem
como o baixa probabilidade do canal que
representa a ionização simples da molécula-mãe.
Os cálculos teóricos, mesmo baseados
em um modelo simples, fornecem, portanto,
uma descrição razoavelmente detalhada dos
caminhos mais prováveis para a
fragmentação da molécula por elétrons. Em
particular, essa comparação mostra um
grande indício de não-localidade entre a
ionização e o processo de fragmentação, a
qual contribui significantemente para a
instabilidade do CHClF 2 [5].
References
[1] F.S. Rowland and M.J. Molina, Nature 249,
810 (1974).
[2] Q.-B. Lu and L. Sanche, Phys. Rev. Lett. 87,
078501 (2001).
[3] J.A.M. Pereira, Nucl. Instr. Meth. B 240, 133
(2005).
[4] E.C. Montenegro, A.C.F. dos Santos e G.M.
Sigaud, Application of Accelerators in Research
and Industry 2000 (AIP Conf. Proc. 576) ed. J.L.
Duggan and I.L. Morgan (New York: AIP
Press), 96 (2001).
[5] L. Sigaud, Natalia Ferreira, V.L.B. de
Jesus, W. Wolff, A.L.F. de Barros,
A.C.F. dos Santos, R.S. Menezes,
A.B. Rocha, M.B. Shah and E.C.
Montenegro, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys.
43, 105203 (2010).
71 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Café Brasileiro: Estudo da Concentração Elementar Utilizando Feixes Iônicos
Rafaela Debastiani 1 , Carla Eliete Iochims dos Santos 1 , Liana Appel Boufleur 1 , Masahiro Hatori 1 , Débora Elisa
Peretti 1 , Vanessa Sobrosa Souza 1 , Mateus Maciel Ramos 1 , Elis Moura Stori 1 , Cláudia Telles de Souza 1 , Livio
Amaral 1 , Johnny Ferraz Dias 1
1 Instituto de Física, Universidade Federal do Rio Grande do Sul, Av. Bento Gonçalves 9500, Porto Alegre, Brasil
Email autor correspondente: rafa_debas@yahoo.com.br
Sendo o café um produto alimentício
nutracêutico (nutricional e farmacêutico) [1]
amplamente consumido, é importante termos o
conhecimento sobre sua composição química, mais
especificamente, sua composição elementar. Alguns
desses elementos podem ser metais com potencial
bio-cumulativo, que ingeridos em determinadas
doses, podem causar intoxicação. Em vista disso,
utilizando a técnica PIXE (Particle-Induced X-ray
Emission) e complementarmente a técnica RBS
(Rutherford Backscattering Spectrometry) foi
realizada a análise elementar do café brasileiro.
PIXE é uma técnica baseada na emissão de raios X
característicos de cada elemento da amostra, quando
esta é irradiada por prótons de alta energia
(aproximadamente 2 MeV) provenientes de um
acelerador de partículas. Esta técnica possui alta
sensibilidade (da ordem de ppm), é não destrutiva e
determina simultaneamente elementos a partir do
sódio. A técnica RBS foi utilizada para determinação
da matriz (composição orgânica – carbono,
oxigênio) da amostra. Para utilização de ambas as
técnicas, é necessário que as amostras estejam
sólidas e homogêneas. Para tanto, inicialmente
analisamos pó de oito marcas de café, cujos
elementos encontrados foram Mg, Al, P, S, Cl, K,
Ca, Ti, Mn, Fe, Cu, Zn, Br, Rb e Sr. O resultado
qualitativo da média de 18 amostras para cada uma
das oito marcas de café pode ser observado na figura
1. Em continuação, será selecionada uma marca com
a qual será realizada a análise do processo de
preparação e ingestão da bebida (café em pó, café
pelo qual a água passou e café líquido, propriamente
dito).
Figura 1. Espectro PIXE com a média de 18 amostras
para cada uma das 8 marcas de café.
Referências[1]
http://www.abic.com.br/prog_merenda.html
72 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Coherencia y localización parcial en emisión electrónica simple de
moléculas diatómicas
C. Tachino 1 , M. Galassi 1 , F. Martín 2 , y R. Rivarola 1
1
Instituto de Física Rosario, CONICET – Universidad Nacional de Rosario, Av. Pellegrini 250, 2000 Rosario,
Argentina
2
Departamento de Química, Módulo 13, Universidad Autónoma de Madrid, 28049, Madrid, España
email address corresponding author: rivarola@fceia.unr.edu.ar
La emisión coherente de electrones
desde las cercanías de los núcleos de una
molécula diatómica da lugar a los denominados
efectos de interferencia, siendo la naturaleza
ondulatoria de estas partículas el origen
de dicho fenómeno. Los primeros indicios
de la existencia de los característicos
patrones oscilatorios en los espectros
electrónicos fueron observados ya en la
década de 1960 por Samson y Cairns [1]
al estudiar el proceso de fotoionización de
electrones de valencia de moléculas N 2 y
O 2 . Tiempo más tarde, Cohen y Fano [2]
pudieron establecer una relación entre
este hecho y la emisión coherente de electrones
desde las proximidades de los núcleos
moleculares analizando de manera
teórica el problema de fotoionización del
ion H 2+ . Sin embargo, las primeras evidencias
experimentales de la existencia de
este fenómeno fueron obtenidas recién en
el año 2001, cuando Stolterfoth y colaboradores
[3] pudieron observar patrones de
interferencia en las secciones eficaces de
ionización para el sistema Kr 34+ (60
MeV/u) + H 2 . Desde entonces, los estudios
sobre efectos de interferencia se han
ampliado, lográndose no sólo una mayor
cantidad de evidencias experimentales
sino también modelos teóricos cada vez
más sofisticados que nos permiten entender
en mayor medida la esencia de este
tipo de procesos.
Es nuestra intención exponer en esta
oportunidad los resultados obtenidos en
un trabajo previo [4] con el fin de analizar
la existencia de interferencias en los patrones
de ionización simple de iones moleculares
HeH + y de moléculas diatómicas
que posean más de un orbital molecular
en su estado fundamental. Para realizar
este trabajo, utilizamos el modelo CDW-
EIS junto con una aproximación de dos
centros efectivos (TEC) para describir la
dinámica de la colisión. En cuanto a los
núcleos del blanco, se ha asumido que las
posiciones de los mismos permanecen fijas
durante la reacción. Los orbitales moleculares
fueron representados mediante
una combinación lineal de orbitales de
tipo Slater centrados en cada núcleo.
En lo que respecta al blanco heteronuclear
HeH + , se muestra que las interferencias
son visibles aún después de promediar
las distribuciones electrónicas angulares
sobre todas las posibles orientaciones
moleculares [5]. De la comparación
entre estos espectros y los calculados
para moléculas H 2 , se observa que las oscilaciones
en el caso heteronuclear son
menos pronunciadas que aquellas correspondientes
al caso homonuclear. Este
comportamiento se atribuye a la localización
parcial de electrones alrededor de la
partícula alfa en el blanco HeH + .
Para moléculas multielectrónicas tales
como N 2 , O 2 y CO, se muestran los espectros
correspondientes a secciones eficaces
diferenciales en energía y orientación
del electrón emitido, y en orientación
del blanco molecular. En estos cálculos se
considera una geometría coplanar en la
que el electrón emitido, el proyectil y la
molécula se encuentran todos en el mismo
plano, y se analizan dos orientaciones mo-
73 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
leculares definidas- paralela y perpendicular
a la dirección de incidencia del proyectil.
También se muestras secciones eficaces
doble diferenciales, las cuales se
obtienen promediando las distribuciones
electrónicas angulares sobre todas las posibles
orientaciones de la molécula.
Referencias
[1] J. Samson y R. Cairns, J. Opt. Soc. Am.
55, 1035 (1965).
[2] H. Cohen y U. Fano, Phys. Rev. 150, 30
(1966).
[3] N. Stolterfoht et al, Phys. Rev. Lett. 87,
023201 (2001).
[4] C. Tachino et al., J. Phys. B 42, 075203
(2009).
[5] C. Tachino et al., J. Phys. B 43, 135203
(2010).
Figura 1. Comparación entre los cocientes de secciones
eficaces doble diferenciales (DDCS) para el
ion molecular HeH + (línea sólida) y para la molécula
de hidrógeno (línea de trazos) para diferentes energías
de impacto de protones y diferentes ángulos de
emisión del electrón..
Figura 2. Cocientes de secciones eficaces doble
diferenciales por orbital molecular para el sistema
H + (1 MeV) + N 2, para un ángulo de
emisión del electrón igual a 30º.
74 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Estados selectivos de captura de electrones en colisiones de 3 He 2+ +He a
energías intermedias de impacto aplicando la técnica COLTRIMS
M. Alessi 1 , S. Otranto 2 , D. Fregenal 1 , P. Focke 1
1 Centro Atómico Bariloche, S. C. de Bariloche, 8400, Río Negro, Argentina
2 Departamento de Física Universidad Nacional del Sur, 8000 Bahía Blanca, Buenos Aires Argentina.
email del autor correspondiente: alessi@cab.cnea.gov.ar
Durante la última década el desarrollo de
la técnica COLTRIMS (Cold Target Recoil - Ion
Momentum Spectroscopy) ha provocado un
cambio fundamental en la investigación de colisiones
atómicas y moleculares. Dicha técnica
también conocida como Reaction Microscope,
es actualmente una de las herramientas más
completas que permite reconstruir con alta resolución
y en forma detallada procesos de colisiones
que involucren átomos, moléculas y clusters
en estado gaseoso.
Lo novedoso de dicha técnica es la incorporación
e integración de blancos fríos supersónicos,
detectores bidimensionales de partículas y
espectrómetros electrostáticos; que junto con el
desarrollo de electrónica ultra-rapida y la técnica
de medición por tiempo de vuelo (TOF), la convierten
en una herramienta fundamental para el
estudio de procesos que involucren transferencia
de carga, simple y múltiple ionización por iones,
electrones y fotones, entre otros procesos.
La utilización de un haz supersónico colimado
para la producción de blancos fríos localizados
y de detectores de partículas sensibles a
la posición, es lo que determina la resolución y
precisión en la medición de los momentos transferidos
durante las colisiones.
Dicha técnica lleva poco más de diez años
de desarrollo y aplicación, y se encuentra en
plena producción en su país gestador, Alemania
y en países como Estados Unidos, Francia y Japón.
Luego de varios años de desarrollo se logró
la optimización de diversas partes de los diseños
originales. En nuestro país, es una técnica nueva
y se ha incorporado en los últimos años en nuestro
laboratorio. La versión del equipamiento implementado
en el Centro Atómico Bariloche corresponde
a uno de las primeras variantes de la
técnica desarrollada en Alemania, con algunas
modificaciones que fueron incorporándose durante
el montaje y caracterización del presente
equipo.
La línea experimental de Bariloche consta
de un sistema de transporte y colimación del haz
de proyectiles (iones/átomos) provenientes del
acelerador Kevatron tipo Cockcroft-Walton, que
permite alcanzar energías del orden de 10 a
250 keV. Dicho haz es transportado hacia la
zona de colisión, dentro de una cámara que alcanza
presiones de base del orden de 10 -8 Torr,
donde impacta con un haz supersónico gaseoso
enfriado, ya sea atómico o molecular. En nuestro
caso, el enfriamiento del blanco se produce durante
una expansión adiabática del mismo, a través
de un sistema de tobera-skimmer. Tal enfriamiento
tiene el objetivo de reducir considerablemente
la distribución de momentos inicial
del blanco, hasta llegar a ser despreciable, comparada
con los momentos transferidos durante
los procesos de colisiones.
Los fragmentos e iones en retroceso producidos
durante las colisiones, son extraídos
utilizando un espectrómetro electrostático y son
detectados por medio de un detector sensible a la
posición (DLD40) tipo multi-hit, conformado
por micro-channelplates (MCP) y ánodo por
líneas de retraso. Dicho detector junto con la
técnica de medición TOF, la incorporación de
campos eléctricos en la línea emergente del proyectil
y la utilización de detectores ultra-rápidos
(tipo channeltron) permiten medir en coincidencia
los momentos de los iones producidos en las
colisiones y el estado de carga del proyectil
emergente. Esta configuración de medición abre
75 Valparaíso, Chile

Counts
V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
las puertas hacia una nueva técnica en la cual
toda la cinemática producida durante la colisión
puede ser reconstruida, a través de la determinación
de la posición de impacto de los fragmentos
residuales sobre detectores bidimensionales
y el tiempo de vuelo de los fragmentos y el proyectil.
En este trabajo como muestra del desempeño
y caracterización del equipo, presentamos
mediciones de captura simple de electrones en
colisiones de 3 He 2+ como proyectil incidente
sobre blancos de He. El estudio fue realizado
en el rango de energías intermedias de 13.3 -
100 keV/amu, rango en energías hasta ahora
no explorado en la literatura. Fueron determinadas
las distribuciones de momentos longitudinales
en las cuales se identificaron las
contribuciones de los distintos procesos de
captura asociados al estado fundamental y
estados excitados (Fig. 1). Se determinaron
secciones eficaces de estados selectivos de
captura simple como función de la energía de
impacto del proyectil. Los resultados obtenidos
muestran un buen acuerdo con mediciones
existentes del grupo de Frankfurt [1],
donde se exponen datos en el rango de energias
de impacto de 60 keV/amu a 250
keV/amu; así como con datos más resientes
del grupo de Lanzhou [2] a 7.5 keV/amu. Los
datos experimentales presentados también
son contrastados con resultados obtenidos en
este trabajo con el método de trayectorias
clasicas de Monte Carlo (Fig. 2).
En este trabajo también por medio del
modelo dCTMC se ponen en evidencia las
contribuciones de cada uno de los canales
(1,1), (1,2), (2,1) y (3,1) en forma discriminada,
muchos de los cuales no pueden ser
resueltos experimentalmente, como por
ejemplo los canales (1,2) y (2,1), dada la simetría
del presente proceso.
Cross section (cm 2 )
8000
6000
4000
2000
Figura 1. Distribución de momentos longitudinales
p x , de iones en retroceso de He + provenientes del
proceso de captura simple a 60 keV.
10 -15 (n,n')=(1,1)
a)
(1,2)&(2,1)
(1,>3)&(>3,1)
10 -16
(>2,>2)
10 -17
10 -18
20 keV/amu
(n,n´)=(1,1)
0.75
FWHM
0
-4 -3 -2 -1 0 1 2 3
p x
(a.u.)
Figura 2. Secciones eficaces de captura para diferentes
estados excitados. Símbolos llenos: este trabajo;
símbolos abiertos: Mergel et al. [1] (Frankfurt
group); símbolos abiertos divididos: Zhu et al. [2]
(Lanzhou group); líneas: cálculo dCTMC presente.
Lineas: cálculo dCTMC: línea sólida (1,1); línea de
trazos (1,2)&(2,1); puntos-trazos (1,≥3)&(≥3,1);
línea de puntos (≥2, ≥2).
Referencias
(1,2) & (2,1)
100
10 100
Energy (keV/amu)
(> 2, > 2)
1 2 3
(1, > 3) & ( > 3,1)
[1] V. Mergel, et al., Phys. Rev. Lett. 74, 2200,
(1995).
[2] X. L. Zhu, et al., Chi. Phys. Lett. 23, 587,
(2006).
10
76 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Estudio de colisiones con proyectiles neutros y cargados sobre blancos
moleculares de H 2 a energías intermedias de impacto con la técnica
COLTRIMS
M. Alessi, D. Fregenal, P. Focke
Centro Atómico Bariloche, S. C. de Bariloche, 8400, Río Negro, Argentina.
email del autor correspondiente: alessi@cab.cnea.gov.ar
La técnica COLTRIMS (Cold Target Recoil
- Ion Momentum Spectroscopy) incorporada
en los últimos años en el Centro Atómico Bariloche,
es actualmente una de las herramientas
más nuevas con la que cuenta la División Colisiones
Atómicas para realizar estudios completos
sobre la cinemática de colisiones de proyectiles
neutros y cargados sobre blancos supersónicos
enfriados. Dicha técnica, implementada y
caracterizada en los últimos años, permite en su
actual desarrollo realizar mediciones de colisiones
de haces livianos sobre blancos moleculares
en estado gaseoso y estudiar procesos de transferencia
de carga, excitación e ionización, tanto
del blanco como del proyectil que involucren un
cambio de carga del proyectil.
Varios estudios ya se encuentran en la literatura
de procesos de colisiones de proyectiles
cargados sobre blancos moleculares tanto de
COLTRIMS [1] como empleando otras técnicas
[2], pero pocas referencias pueden hallarse sobre
proyectiles neutros interactuando con moléculas
[3]. Este es un campo hasta el presente prácticamente
no abordado y su comprensión aporta
conocimientos en áreas vinculadas con procesos
en la atmósfera, plasmas, física espacial y física
médica, [4, 5, 6].
En este trabajo se presentan mediciones
de proyectiles atómicos neutros y cargados como
He o , He + y H o , incidentes sobre el blanco
molecular de H 2 , a energías de impacto intermedias
de 6.25 y 50 keV/amu. La configuración
básica de los procesos estudiados está dada en la
Fig. 1, donde pueden observarse, la dirección x,
o longitudinal, donde incide el proyectil y las
dos direcciones transversales y y z, donde y es
la dirección del haz blanco, y z la dirección del
campo eléctrico de extracción de los fragmentos,
en el espectrómetro del sistema COLTRIMS.
Figura 1. Esquema simplificado de procesos estudiados
con la técnica COLTRIMS. Donde x es la direccion
del proyectil, y es la dirección del haz supersónico
(jet), z es la dirección del campo de extracción.
b y v p son el parámetro de impacto y la velocidad
del proyectil incidente. es el ángulo del eje
intermolecular con la dirección de incidencia del
proyectil, y es el ángulo azimutal en el plano y-z.
En particular en este caso, para proyectiles
cargados, se presentan mediciones de procesos
de captura simple del proyectil y excitación
del blanco para el sistema de colisión He + + H 2
y para el caso de proyectiles neutros, se analizan
procesos de pérdida, ionización y excitación.
En todos los procesos se centra la atención en la
emisión de fragmentos de H 2 + en todo su rango
de energías, como así también en la emisión
de H + pero solo para rangos de energías de
emisión menores a 4 eV, es decir, el estudio
se enfoca en la emisión de protones lentos.
Como análisis de la cinemática se presentan
las distribuciones de transferencias de
momentos longitudinales (P x ) y transversales
(P y - P z ) de los recoils de H 2 + (Fig.2) y H + , se
77 Valparaíso, Chile

Py (a.u.)
V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
estudia su emisión angular y simetrías
(Fig.3), como así también deflexión del proyectil,
por ejemplo para el caso de captura
simple. Los fragmentos de H + de baja energía
están vinculados con la disociación del estado
fundamental del ion H 2 + (GSD).
Para el caso de proyectiles neutros en
particular, se comienzan a dar muestras de la
transferencia de momentos a distintas energías
y análisis de procesos con proyectiles
con uno y dos electrones.
Figura 2. Distribución de momentos longitudinal P x
y una de las componentes transversales P y (dirección
del jet) para el proceso de captura simple de
He + + H 2 a 25 keV.
25
20
15
10
5
0
-5
-10
-15
-20
-25
-30
-30 -25 -20 -15 -10 -5 0 5 10 15 20 25
Px (a.u)
100
10
1
1
10
100
180
9000
8500
8000
7500
7000
6500
6000
5500
5000
4500
4000
3500
3000
2500
2000
1500
1000
500
0
150
210
120
240
(grados)
90
270
Figura 3. Emisión angular de los fragmentos de H +
en la disociación del estado fundamental GSD
H 2
+
(1s g
) → H + + H o (1s) para el sistema
He + + H 2 →He o + H + + H (captura y excitación).
Círculos llenos 200 keV, círculos abiertos 25 keV.
Referencias
60
300
30
330
0
100
10
1
1
10
100
180
(grados)
[1] M. A. Abdallah, et al., Phys. Rev. A, 62,
012711, (2000).
[2] V. V. Afrosimov, et al., Sov. Phys. JETP, 29,
4, (1969).
[3] E. Horsdal Pedersen and P. Hvelplund, J.
Phys. B : Atom. Mol. Phys., 7, 132, (1974).
[4] M. H. Rees. Physics and Chemistry of the
Upper Atmosphere. Cambridge Atmospheric
and Space Science Series. (1989).
[5] Weihong Liu and D. R. Schultz, The Astrophysical
Journal, 530 :500-503, (2000).
[6] Jürgen Kiefer, Biological Radiation Effects,
Springer-Verlag, (1990).
150
210
120
240
90
270
60
300
30
330
0
78 Valparaíso, Chile

SEPD (u.a.)
V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Doble Ionización de Helio por impacto de iones:
Influencia de la Carga del Proyectil
S. D. López 1 , S. Otranto 2 , C. R. Garibotti 1
1 CONICET y Centro atómico Bariloche, Av. Bustillo Km 9.4,8400 S. C. de Bariloche, Argentina
2
CONICET y Depto. de Física, Universidad Nacional del Sur, 8000 Bahía Blanca, Argentina
email: sebastlop@gmail.com
En la última década, la técnica COL-
TRIMS (Cold Target Recoil-Ion Momentum
Spectroscopy) ha permitido realizar diversos
procesos de colisiones atómicas y moleculares
a un nivel cinemáticamente completo [1].
En particular, se han presentado secciones
plenamente diferenciales (SEPD) para el proceso
de doble ionización de He por impacto
de protones y electrones [2,3]. En esta última
referencia, se comparan las secciones plenamente
diferenciales obtenidas mediante protones
de 6 MeV como proyectil con los obtenidos
mediante el impacto de electrones de 2
keV encontrando diferencias sustanciales en
las estructuras para ambos casos.
En el presente trabajo se analiza en
forma teórica la influencia de la carga del
proyectil en el proceso de ionización doble de
Helio por impacto de protones y antiprotones
para energías de impacto entre 700keV y
6MeV. El estudio se realiza para secciones
eficaces completamente diferenciales. La
configuración elegida para la observación es
aquella en el cual todas las partículas salen en
el plano de colisión, observando la distribución
en los ángulos polares electrónicos. Se
emplea el formalismo de la primera aproximación
de Born en la interacción proyectilblanco.
Como es sabido, esta aproximación
no presenta diferencias ante la carga del proyectil,
y por ello se ha incluido un apantallamiento
dinámico para incluir sus efectos [4].
Para la descripción del sistema atómico
inicial se han utilizado funciones del tipo
Bonham y Kohl que introducen correlación
angular, mientras que para el estado final se
ha utilizado la función de onda C3 [5] con
cargas apantalladas como propusieran Berakdar
y Briggs [6]. La introducción de este
apantallamiento dinámico logra disminuir la
sobreestimación de la distorsión Coulombiana
repulsiva entre los electrones que es dominante
a bajas energías de impacto.
3.0x10 -5 protón
antiprotón
2.5x10 -5
1
=0º
2.0x10 -5
1.5x10 -5
1.0x10 -5
5.0x10 -6
0.0
-90 -60 -30 0 30 60 90 120 150 180 210 240 270
2
(grados)
Figura 1. SEPD para la doble ionización de He
por impacto de protones y antiprotones a 700
keV. Las energías de los electrones emitidos son
E 1 = E 1 =10 eV y el momento transferido Q = 0.7
a.u.
References
[1] R. Moshammer et al, NIMB 108, 425 (1996).
[2] A. Dorn et al, Phys. Rev. Lett 86, 3755
(2001).
[3] D. Fischer et al, Phys. Rev. Lett 90, 243201
(2003).
[4] G. Gasaneo, S. Otranto, K. V. Rodríguez,
Proceedings of the XXIV ICPEAC, 369 (2006)
[5] C. R. Garibotti y J. E. Miraglia, Phys. Rev. A
21, 572 (1980).
[6] J. Berakdar y J. S. Briggs, Phys. Rev. Lett.
72, 3799 (1994).
79 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Lα, Lβ, and Lγ x-ray production cross sections of Sm, Dy, Ho, and Tm
by electron impact. Distorted-wave calculations vs experiment
José M. Fernández-Varea 1 , Silvina Segui 2 and Michael Dingfelder 3
1
Facultat de Física (ECM and ICC), Universitat de Barcelona, Diagonal 647, E-08028 Barcelona, Spain
2
Centro Atómico Bariloche (CNEA), 8400 San Carlos de Bariloche, Río Negro, Argentina
3
Department of Physics, East Carolina University, Greenville, North Carolina 27858, United States of America
email address corresponding author: jose@ecm.ub.es
The ionization of atoms by the impact
of electrons is a fundamental process of
nature. In addition to its interest from the
purely theoretical side, several experimental
techniques require knowledge on the associated
cross sections. For instance, Auger electron
spectroscopy and electron-probe microanalysis
need such input data for quantitative
analysis.
The distorted-wave Born approximation
(DWBA) has become a well-established
formalism to calculate cross sections for the
ionization of atomic inner shells by electron
impact [1-3]. Comparison of DWBA cross
sections with available experimental information
provides confidence in the predictions of
this theoretical approach. Nevertheless, a
thorough assessment of the DWBA is still desirable,
especially in the case of the L and M
shells of atoms with intermediate and high
atomic numbers.
In a recent work [4] we studied the
emission (after electron impact) of Lα, Lβ,
and Lγ characteristic x-rays by atoms with 72
≤ Z ≤ 83, paying attention to electron energies
E < 50 keV. Good agreement was generally
found between DWBA x-ray production
cross sections and existing measurements.
The present work is a continuation of
the previous one, focusing now on lanthanide
atoms. In particular, we investigate the emission
of Lα, Lβ, and Lγ x-rays by elements
Sm, Dy, Ho, and Tm, whose respective atomic
numbers are 62, 66, 67, and 69. To this
end, DWBA cross sections for the ionization
of the L 1 , L 2 , and L 3 shells of the considered
atoms were calculated on a dense grid of
electron kinetic energies. This was done solving
numerically the radial Dirac equation for
the bound and free wave functions of the projectile
and active electrons in a Dirac-Fock-
Slater potential, and summing the required
partial-wave series. Atomic relaxation parameters
(i.e. fluorescence yields, Coster-Kronig
and radiative transition probabilities,
emission rates) were then employed to evaluate
the sought Lα, Lβ, and Lγ x-ray production
cross sections. Three sets of relaxation
parameters were adopted, namely those used
in reference [4] as well as the values from the
Evaluated Atomic Data Library [5].
The resulting x-ray emission cross sections
are rather insensitive to the specific
choice of relaxation data set. The predictions
of the DWBA are in reasonable agreement
with measurements reported in the literature
[6-8], especially for Dy and Tm. As an example,
figure 1 shows the comparison
between theoretical and experimental cross
sections of Dy. However, the experimental
values are systematically lower than the theoretical
ones, with Sm displaying the largest
disagreement.
The observed discrepancies might be
partly caused by shortcomings of the correction
applied to the raw experimental data to
account for the finite thickness of the sample
and the presence of the thick substrate. These
effects tend to increase the production of x-
rays above the values that would be measured
if the sample were a thin, self-supporting
foil. Multiple-scattering theories might be inappropriate
to estimate these corrections at
the considered low energies.
80 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
[2] J. Colgan, C. J. Fontes, and H. L. Zhang,
Phys. Rev. A 73, 062711 (2006).
[3] D. Bote and F. Salvat, Phys. Rev. A 77,
042701 (2008).
[4] J. M. Fernández-Varea, S. Segui, and M.
Dingfelder, Phys. Rev. A (submitted).
[5] S. T. Perkins, D. E. Cullen, M. H. Chen, J.
H. Hubbell, J. Rathkopf, and J. Scofield, Tables
and Graphs of Atomic Subshell and Relaxation
Data derived from the LLNL Evaluated Atomic
Data Library (EADL), Z=1-100, Report UCRL-
50400, vol. 30 (Lawrence Livermore National
Laboratory, Livermore, CA, 1991).
[6] C. -J. Gou, Z. -W. Wu, D. -L. Yang, F. -Q.
He, X. -F. Peng, Z. An, and Z. -M. Luo, Chin.
Phys. Lett. 22, 2244 (2005).
[7] Z. -W. Wu, C. -J. Gou, D. -L. Yang, Z. An,
X. -F. Peng, F. -Q. He, and Z. -M. Luo, Chin.
Phys. Lett. 22, 2538 (2005).
[8] Z. Wu, C. Gou, D. Yang, X. Peng, F. He,
and Z. Luo, Chin. Sci. Bull. 51, 1929 (2006).
Figure 1. X-ray production cross sections of Dy as a
function of energy. The continuous curves correspond
to theoretical cross sections obtained with relaxation
data taken from the EADL [5]. Symbols are
experimental values from reference [6].
References
[1] S. Segui, M. Dingfelder, and F. Salvat, Phys.
Rev. A 67, 062710 (2003).
81 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Estudio de poder de frenado de partículas α en películas delgadas de cobre
en el intervalo de energía entre 1,0 a 2,0 MeV.
Roberto Hauyón 1 , German Kremer 2 , Pedro Miranda 2 y J. Roberto Morales 1 , 2 .
1 Departamento de Física, Facultad de Ciencias, Universidad de Chile, Casilla 653, Santiago, Chile.
2 Centro de Física Experimental, CEFEX, Facultad de Ciencias, Universidad de Chile, Casilla 653, Santiago, Chile.
Correo electrónico del autor : rhauyon@gmail.com
El objetivo de este trabajo fue el medir el poder
de frenado de partículas α en el rango de energías
entre 1,0 a 2,0 MeV en el acelerador de partículas
Van de Graaff KN3750 de la Facultad de Ciencias,
Universidad de Chile. La principal motivación del
estudio es que en la actualidad existe discrepancia
entre varios grupos y autores en sus datos experimentales
de poder de frenado del cobre en estos rangos de
energías con las partículas α. Se contrastó los datos
obtenidos con la teoría de Bethe-Bloch, calculadas
por el programa SRIM, y con otros laboratorios. Se
obtuvo consistencia entre los valores experimentales
con los cálculos propuestos por SRIM.
Actualmente hay un gran interés por conocer
con mejor exactitud varios parámetros nucleares como
secciones eficaces de reacciones y poder de frenado
[1–9]. En particular, el poder de frenado, tiene
varias décadas de estudio, tanto a nivel experimental
como a nivel teórico. Dentro de estas últimas dos
décadas se han incluido para su estudio técnicas de
simulación para diversos usos y nuevas metodologías
experimentales. Las motivaciones actuales para
este estudio van desde su uso en la física médica,
ciencias espaciales y recientemente [10] en la Comisión
Chilena de Energía Nuclear CCHEN, en el Departamento
de Materiales Nucleares y a través de un
convenio de colaboración con la empresa Sueca
Swedish Nuclear Fuel and Waste Management Co,
(SKB), realiza un estudio de la resistencia del cobre
frente a la irradiación y a la corrosión, tanto por factores
químicos como por radiación. Este uso no tradicional
de cobre sumado a que Chile es un gran productor
de cobre hace aún más atractivo el desarrollo y
la investigación que pretende utilizar cobre dopado
con fósforo como blindaje para desechos nucleares de
alta actividad por emisión de partículas α. El cobre es
un material que combina entre muchas cosas, una
buena resistencia a la corrosión, alta conducción
térmica y eléctrica, y atractivas propiedades mecánicas
a temperaturas bajas, ambiente y moderadamente
altas. En países como Suecia [10,11] y Finlandia [10]
se ha seleccionado a los contenedores con paredes de
cobre como la mejor alternativa para aislar desechos
nucleares de alta actividad.
La metodología experimental con la cual se
mide el poder de frenado se conoce como método
de trasmisión, la cual consiste en la irradiación
de un blanco delgado de cobre mediante un haz
de partículas α. El acelerador es capaz de proveer
una corriente de haz estable de 5 nA, el cual traspasa
blancos delgados autosoportantes. Esto nos
permitió, mediante un sistema espectroscópico
apropiado, determinar la perdida de energía del
haz de partículas al atravesar el material bajo estudio.
Figura 1: Superposición de espectros para determinar
la perdida de energía ocurrida en 1,82 MeV debido
a la película auto soportante de cobre. En el
espectro sin atenuar la energía es 1,82 MeV con
FWHM de 20 keV con un total de 814 cuentas y
cuentas netas 808 ± 29. En el espectro con la película
auto soportante la energía medida fue 1,65 MeV
con FWHM de 35 keV con un área total de 789 cuentas
y cuentas netas de 789 ± 28. En ambos espectros
el tiempo real de medición fue de 1200 segundos.
Los blancos son fabricados utilizando la
técnica evaporación disponible en el Laboratorio
82 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
de Sólidos de la Facultad de Ciencias de la Universidad
de Chile. La densidad superficial de estos
blancos se determinó mediante la técnica de
retrodisperción de Rutherford.
Figura 2: Espectro RBS de partículas α sobre la
película autosoportante de cobre utilizada para el
experimento. El programa usado para el análisis de
este tipo de espectros es SIMRA[12], con el cual, se
determino la densidad superficial del blanco.
Con los procedimientos anteriormente
mostrados, obtuvimos valores de poder de frenado
de partículas alfa sobre cobre. En la figura 3
comparamos los valores obtenidos con los datos
experimentales de otros laboratorios y los propuestos
por la teoría de Bethe-Bloch[13-15], calculados
por SRIM. [8] Se uso de referencia la
base de datos disponible del Dr. Helmut Paul [7].
Referencias
[1] W. Chu y D. Powers, Phys. Rev. 187 (1969).
[2] W. Wenzel y W. Whaling, Phys. Rev. 88 (1952).
[3] W. Wenzel y W. Whaling, Phys. Rev. 87 (1952).
[4] D. Powers, W. Chu y P. Bourland, Phys. Rev. 165
(1968).
[5] P. Bourland y D. Powers, Phys. Rev. B 3 (1971).
[6] J. F. Ziegler, J. Applied Physics 85 (1999).
[7] H. Paul, Stopping Power for Light Ions. Graphs,
Data, Comments and Programs
(http://www.exphys.uni-linz.ac.at/stopping/, 2008).
[8] J.Ziegler, J.Biersack, The Stopping and Range of
iones in matter (www.srim.org, 2008).
[9] NIST, Stopping Power and Range Tables for Alpha
Particles (www.physics.nist.gov/PhysRefData/
Star/Text/ASTAR.html, 2010)
[10] CCHEN .
[11] RD y D.-P. 95, Swedish Nuclear Fuel and Waste
Management Co. Stockholm .
[12] M.Mayer, SIMNRA, Users’s Guide (Max-
Planck Institute for Plasmaphysics, Garching Germany,
2002).
[13] H. Bethe, Annalen der Physik 397 (1930).
[14] E. Podgorsak, Radiation Physics for Medical
Physicists, Second Edition (Springer, 2010).
[15] W. R. Leo, Techniques for nuclear and particle
physics experiments (Springer Verlag, 1993).
[16] P. Sigmund, Nuc. Inst. Meth. Phys. Res. B. 85
(1994).
[16] W. Chu, J.W. Maye, M.A. Nicolet, Backscattering
Spectrometry (Academic Press, New York,
1978).
[17] W. Chu, Physics Review A 13 (1976).
[18] G.F.Knoll, Radiation Detection and Measurement
(2a Ed., John Wiley & Sons, 1989).
[20] H.H.Andersen y J.F.Ziegler, Stopping Powers
and Ranges of Ions in Matter (Pergamon press,
1977).
Figura 3: Poder de frenado de partículas alfa sobre
película de cobre autosoportante. La línea continua
representa el cálculo del programa SRIM y los puntos
las mediciones experimentales de este trabajo y
de otros autores.
83 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Ab-Initio Sturmian method for three-body quantum mechanical problems:
Scattering states and ionizing collisions
A. L. Frapiccini 1 , 5 , J. M. Randazzo 1 , 5 ,
G. Gasaneo 2 , 5 , F. D. Colavecchia 1 , 5 , D. M. Mitnik 3 , 5 and L. U. Ancarani 4
1 División de Colisiones Atómicas, Centro atómico Bariloche, San Carlos de Bariloche, Río Negro, Argentina.
2 Depto. de Física, Universidad Nacional del Sur, Bahía Blanca, Buenos Aires, Argentina
3 Instituto de Astronomía y Física del Espacio and Departamento de Física, Facultad de Ciencias Exactas y Naturales,
Universidad de Buenos Aires C.C. 67, Suc. 28, (C1428EGA) Buenos Aires, Argentina.
4 Laboratoire de Physique Moléculaire et des Collisions,Université Paul Verlaine-Metz, 57078 Metz, France.
5 Consejo Nacional de Investigaciones Científicas y Técnicas (CONICET).
email address corresponding author: randazzo@cab.cnea.gov.ar
In this work we present the general theory to
compute scattering states with a novel abinitio
method[1] based on generalized Sturmians.
These functions are solutions of a
radial Schrödinger equation where the magnitude
of a generating potential is assumed
as the eigenvalue, while the energy is a parameter
of the calculation. These Sturmians
are versatile enough to include almost any
arbitrary (atomic) asymptotic conditions in
the radial electron coordinates, such as the
outgoing flux conditions for Coulomb potentials
which are the adequate ones for
atomic collisions. The full three body
Schrödinger equation is solved with a Configuration
Interaction expansion of the wave
function in these generalized Sturmians. The
basis set is used to expand the scattering
portion of the total wave function, which
evolves from a separable state composed by
a plane wave and the ground hydrogen state.
By means of the Galerkin method, a linear
system of equations is obtained for the expansion's
coefficients. We show that the
scattering wave function has the appropriate
outgoing behaviour in the radial hyper
spherical coordinate.
Single differential cross section for the simple
problem of atomic ionization by electronic
impact in the S-wave model is presented
(see Fig. 1). Our results of the cross
sections at 55 and 54.4 eV incident energy
present an excellent agreement compared to
Exterior Complex Scaling results[2] and
Time dependent calculations from M. S.
Pindzola and F. Robicheaux [3].
Figure 1. Single differential cross section for single
electron-atom ionization in the Temkin-Poet model
with different theoretical methods (E=54.4 eV).
Acknowledgements
This work has been supported by PICT 08/0934
of ANPCYT (Argentina), PIP 200901/552 of
Conicet (Argentina), and PGI 24/F049, Universidad
Nacional del Sur (Argentina).
References
[1] A. L. Frapiccini, J. M. Randazzo, F. D.
Colavecchia and G. Gasaneo, J. Phys. B: At.
Mol. Opt. Phys. 101001 43 (2010).
[2] C. W. McCurdy and T. N. Rescigno, Phys.
Rev. A 56, R4369 (1997).
[3] M. S. Pindzola and F. Robicheaux, Phys.
Rev. A 55, 4617 (1997).
84 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Ionización de hidrógeno atómico e iones moleculares H + 2
pulsos láser
R. della Picca, J. Fiol, P. D. Fainstein
por
Centro Atómico Bariloche e Instituto Balseiro (Comisión Nacional de Energía Atómica y Univ. Nacional
de Cuyo), 8400 S. C. de Bariloche, Río Negro, Argentina.
Consejo Nacional de Investigaciones Científicas y Técnicas (CONICET), Argentina.
Correo Electrónico: fiol@cab.cnea.gov.ar
El desarrollo reciente de pulsos láser
de muy corta duración, del orden de unos
pocos ato-segundos, con frecuencias en la
región del ultravioleta extremo (XUV) plantea
nuevos desafíos a nuestro conocimiento de la
dinámica producida por interacciones lásermateria.
En particular, el empleo de estos
nuevos láseres necesita un conocimiento detallado
de la dependencia de la dinámica en los
parámetros del láser: duración, frecuencias e
intensidad [1].
En esta comunicación investigamos la
ionización por sobre el umbral (Above Threshold
Ionization- ATI) para átomos e iones
moleculares de hidrógeno. Los cálculos se realizan
en el marco de la teoría de Coulomb-
Volkov [2–4] utilizando funciones de onda exactas
para describir al sistema electrón-núcleo
tanto en el estado inicial como en el estado final
[5]. El pulso láser es descripto en la forma
E(t) = E 0 ˆε sin 2 (πt/τ) sin(ω(t − τ/2) + ϕ)
para 0 ≤ t ≤ τ y nulo fuera de este rango.
Hemos desarrollado una aproximación tipo
dipolar, que permite desacoplar parte del
cálculo con los detalles relevantes al pulso
láser de los detalles de los estados atómicos
y moleculares.
Figura 1. Espectro de ionización de hidrógeno atómico por acción de pulsos láser como función de la
duración del pulso.
85 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
En las figuras se comparan los cálculos
realizados con la aproximación Volkov-
Coulomb de aquellos realizados en la aproximación
“dipolar”, tanto para hidrógeno
atómico como para iones de hidrógeno para
distintos pulsos láser.
Figura 2. Espectro de ionización de iones de hidrógeno debido a pulsos láser de distinta duración.
Los espectros de ionización de iones
moleculares muestran un fondo más alto entre
picos ATI para energías de electrones altas.
Los resultados obtenidos muestran que
la aproximación dipolar representa un método
alternativo de bajo costo computacional para
el cálculo de secciones eficaces diferenciales y
totales de ionización de blancos atómicos y
moleculares complejos
Referencias
[2] G. Duchateau, E. Cormier, and R. Gayet,
Physical Review A 66, 23412 (2002).
[3] P. A. Macri, J. E. Miraglia, and M. S.
Gravielle, Optical Society of America
Journal B 20, 1801 (2003).
[4] V. D. Rodríguez, P. Macri, and R. Gayet,
Journal of Physics B: Atomic Molecular
and Optical Physics 38, 2775 (2005).
[5] R. Della Picca, P. D. Fainstein, M. L. Martiarena,
and A. Dubois, Physical Review A
75, 032710 (2007).
[1] F. Krausz and M. Ivanov, Review of Modern
Physics 81, 163 (2009).
86 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
87 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
88 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Canalización cuasiplanar de protones energéticos en incidencia normal sobre
nanotubos de carbono de pared múltiple
Jorge E. Valdés 1 , Isabel Abril 2 , Cristian D. Denton 2 , P. Vargas 1 , E. Figueroa 1 , Néstor R. Arista 3 , Rafael
Garcia-Molina 4
1 Laboratorio de Colisiones Atómicas, Departamento de Física, UTFSM, Valparaíso 2390123, Chile
2
Departament de Física Aplicada, Universitat d'Alacant, E-03080 Alacant, España
3 Centro Atómico Bariloche, División Colisiones Atómicas, S.C. de Bariloche, Argentina
3
Departamento de Física – Centro de Investigación en Óptica y Nanofísica, Universidad de Murcia,
E-30100 Murcia, España
corresponding author: ias@ua.es
Por sus reducidas dimensiones, así como
por sus singulares propiedades electrónicas, mecánicas
y magnéticas, los nanotubos de carbono
(CNT) son materiales de gran interés en diversas
áreas de la física, ciencia de materiales o
biomedicina [1]. Entre sus posibles aplicaciones
podemos citar la fabricación de transistores de
efecto campo, así como memorias y sensores, o
la utilización en materiales de alta resistencia
mecánica, tales como puntas para microscopios
de fuerza atómica y nano-electrodos para dispositivos
ópticos [2]. Además, debido a que los
nanotubos de carbono pueden comportarse como
metales o semiconductores con un ancho de
banda variable, dependiendo de su estructura
(diámetro o quilaridad), y a su tamaño nanométrico,
los CNT son candidatos ideales como materiales
en nanoelectrónica [3].
Por otra parte, está bien establecido que
los haces de partículas energéticas (iones y electrones)
son capaces de modificar la estructura y
las propiedades de los nanotubos de carbono de
forma controlada y con precisión casi atómica
[4], por ello, es importante conocer cómo los
haces de partículas energéticas depositan energía
en los CNT.
En este trabajo simularemos la interacción
de haces de protones, con energía E 0 = 10 keV,
al incidir sobre nanotubos de carbono de pared
múltiple (MWCNT), perpendicularmente a su
eje, tal y como se muestra en la figura 1.
Figura 1
Para ello, utilizaremos una simulación
semiclásica que permite calcular las trayectorias
del proyectil a través de un MWCNT. La interacción
de los protones con los átomos de carbono
del nanotubo se ha modelado mediante un
potencial empírico repulsivo. La pérdida de
energía electrónica se incluye a través del modelo
no lineal de funcional densidad (DFT) para un
gas de electrones, junto con la aproximación de
densidad electrónica local [5].
Nuestra simulación predice que la distribución
de pérdida de energía de los protones,
medida en la dirección de incidencia, muestra
dos picos bien diferenciados. El pico de menor
pérdida de energía se atribuye a los protones que
se mueven con gran parámetro de impacto, b
(medido desde el eje del CNT, tal como se representa
en la fig.1), los cuales han sufrido canalización
cuasiplanar cerca de los bordes del na-
89 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
notubo. Por otra parte, el pico de pérdida de
energía elevada corresponde a protones que inciden
sobre el nanotubo con parámetros de impacto
pequeños.
En la figura 2 se muestra el resultado de la
simulación para la distribución energética de los
protones a ángulo cero tras atravesar un
MWCNT, con una energía inicial, E 0 =10 keV.
En la simulación consideramos que el nanotubo
de carbono de pared múltiple tiene un diámetro
interior de 5 nm, un diámetro exterior de 27 nm,
y está constituido por 34 capas, ya que la distancia
entre capas es de 0.335 nm. En la simulación
se han promediado los resultados obtenidos para
la pérdida de energía correspondientes a la rotación
del MWCNT alrededor de su eje con respecto
al haz de protones, puesto que en este caso
no existe simetría entre las capas del nanotubo
debido a la diferente quiralidad de cada capa.
En la figura 3 mostramos la distribución
de la densidad electrónica promedio ρ , evaluada
a través del parámetro r s = [ 3/(4πρ)
] , que
1/ 3
explora el haz de protones en su trayectoria a
través del MWCNT, en función de su parámetro
de impacto, b. La simulación muestra claramente
la correlación existente entre las trayectorias
de los protones con parámetro de impacto grande
(es decir, aquellos que inciden próximos al
borde del MWCNT) y una densidad electrónica
baja. Este resultado indica que estos proyectiles
experimentan un proceso de canalización entre
las capas externas del nanotubo, lo cual hace que
sufran una dispersión angular pequeña. Aunque
estos protones sean minoritarios, la mayoría de
ellos llegarán al detector (que se encuentra a ángulo
cero), en contra de lo que sucede para protones
con parámetro de impacto pequeño, que
sufren mayor dispersión múltiple.
Por último, debemos remarcar que este
comportamiento de la transferencia de energía
de los protones al MWCNT se debe claramente
a su configuración geométrica, efecto que no
aparece en grafito o carbono amorfo.
Referencias
[1] M. S. Dresselhaus, G. Dresselhaus, P. Avouris
(Eds.), Carbon Nanotubes, Synthesis, Structure,
Properties and Applications, Springer, Berlin,
2001.
[2] E. Lidorikis, A. C. Ferrari, Photonics with
multiwall carbon nanotube arrays, ACS Nano 3
(2009) 1238.
[3] R. H. Bauchman, A. A. Zakhidov, W. A. de
Heer, Carbon Nanotubes - The Route Toward
Applications, Science 297 (2002) 787.
[4] A. V. Krasheninnikov, K. Nordlund, Ion and
electron irradiation-induced effects in nano
structured materials, J. Appl. Phys. 107 (2010)
071301.
[5] J. E. Valdés, P. Vargas, C. Celedón, E.
Sánchez, L. Guillemot, V. A. Esaulov, Electronic
density corrugation and crystal azimuthal
orientation effects on energy losses of hydrogen
ions in grazing scattering on a Ag(110) surface,
Phys. Rev. A 78 (2008) 032902.
90 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Bulk plasmon excitation in grazing incidence ion­metal surface collisions
C.A. Salas 1 , F.A. Gutierrez 1 and H. Jouin 2
1
Depto. de Física, Universidad de Concepción, Casilla 160­C, Concepción, Chile
2
CELIA, Université de Bordeaux I, 351Cours de la Libération 33405 Talence, France
email address corresponding author: fgutierr@udec.cl
Recent result [1] for the angular distribution
of neutralized He + ions, after interaction
with Al(111) surfaces under grazing incidence,
seem to indicate that new neutralization processes,
besides the Auger and the surface­plasmon
modes, must be invoked to explain completely
the experimental angular distributions
for that system.
It seems that electron capture with bulk
and/or multipole­surface­plasmon are good candidates
to increase the agreement between theory
and experiment. Multipole­surface­plasmon
can be viewed as bulk plasmon of the low electron
density surface region as indicated by Baragiola
et al [2].
The objective of our work is to explore
the possibility that bulk plasmons could contribute
in a nonnegligible way to the angular distributions
for the He + /Al(111) system low energies
of the projectile ion. For that purpose we
shall consider a second order electron plasmon
(SOEP) interaction potential obtained
within the Bohm Pines (BP) formalism [3],
[4] and which was applied to study transition
probabilities for hydrogen recombination in
high density high temperature plasmas, although
it is better suited for the electrons in
metals interacting with an external positive
charge.
As it is well known in BP theory the
electron gas of a metal is modelled as a set of
“quasi­electrons” (which interact through
screened Coulomb potentials) plus a set of
oscillations with the bulk plasmon frequency.
Within the Random Phase Approximation
(RPA) these screened electrons and the bulk
plasmons do not couple, which means that
electrons in the metal cannot emit bulk plasmons.
However in the field of an external ion
the electrons can accelerate until it gets
enough velocity to emit a volume plasmon.
The definition of the SOEP potential allows a
simple interpretation of the physics involved.
It contains: (I) the ion­electron interaction
which makes it possible the increment in velocity
of the electron until the bulk plasmon
can be emitted, and (ii) the pole at
ω=q⋅k+k' which signals the collective excitation
of frequency ω and momemtum q
(with k the initial electron momentum and k'
the transferred momentum).
The SOEP potential can also be applied
to evaluate the probability for bulk­plasmon
emission during ion­solid collisions in cases
where the ion penetrates the surface at a velocity
below the threshold for bulk­plasmon
emission.
Furthermore, the above physical picture
for bulk plasmon emission makes it possible
to explore the possibility of ion neutralization
with bulk­plasmon emission for cases
where the slow ions do not cross the surface
(although they remain close to it for a significant
amount of time) as is in grazing incidence
collisions. This process appears to be
the analog to the above mentioned surface
plasmon induced ion neutralization mode.
References
[1] H. Jouin and F.A. Gutierrez, Nucl. Instrum.
Methods Phys. Res. B. 267, 561 (2009).
[2] R.A. Baragiola, S.M. Ritzau, R.C. Monreal,
C.A. Dukes, and P. Riccardi, Nucl. Instrum.
Methods Phys. Res. B. 157, 110 (1999).
[3] D. Bohm and D. Pines, Phys. Rev. 92, 609
(1953).
[4] F.A. Gutierrez and M.D. Girardeau, Phys.
Rev. A. 42, 936 (1990).
91 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Distribuciones de Scattering Multiple y Efectos Angulares en la Pérdida de
energía de Protones y Deuterones en Láminas Delgadas de Carbono Amorfo
E. D. Cantero 1,2 , G. H. Lantschner 1 , N. R. Arista 1
1 Centro Atómico Bariloche – Instituto Balseiro, S. C. de Bariloche, Argentina
2 Consejo Nacional de Investigaciones Científicas y Técnicas (CONICET), Argentina
email: arista@cab.cnea.gov.ar
Utilizando un acelerador de iones de
bajas energías, se han medido distribuciones
ángulo-energía de protones y deuterones luego
de atravesar una lámina de carbono amorfo
de 11nm de espesor [1].
Se presentan resultados de las distribuciones
angulares (Fig. 1) para H + y D + de 4, 6
y 9 keV de energía incidente y su comparación
con cálculos de la función de scattering
múltiple (FMS) mediante el formalismo de
Sigmund y Winterbon [2], hallándose un muy
buen acuerdo para los potenciales de scattering
tipo Moliere y ZBL.
Se estudió también la dependencia angular
de la pérdida de energía de los iones
(Fig. 2). Se presentan los resultados experimentales
y cálculos utilizando el modelo teórico
presentado en [3]. Este modelo contempla
tres contribuciones principales para la
pérdida de energía:
a) Efecto que produce el alargamiento de camino
en la pérdida de energía inelástica.
b) Efecto de la rugosidad de la lámina (los
iones dispersados en ángulos pequeños han
atravesado con mayor probabilidad las regiones
más delgadas de la lámina).
c) Contribución del mecanismo elástico.
Se observa un muy buen acuerdo con
los resultados experimentales para ambos
proyectiles en todo el rango de energías investigado,
ampliando la aplicación del modelo
de la Ref. [3] a nuevas combinaciones proyectiles-blanco.
Figura 1. Distribución angular de protones de 9 keV
luego de atravesar un blanco de carbono amorfo de
11nm. Líneas: cálculos de FMS [2] para diferentes
potenciales de scattering.
Figura 2. Dependencia angular de la pérdida de
energía. Líneas: efecto de cada una de las contribuciones
del modelo teórico [3], y resultado total.
Referencias
[1] Blanco de tipo ultrasmooth, A C F - Metals
Arizona Carbon Foil Inc.
[2] P. Sigmund and K. B. Winterbon, Nucl. Instrum.
Methods 119, 541 (1974).
[3] M. Famá, G. H. Lantschner, J. C. Eckardt, C.
D. Denton, and N. R. Arista, Nucl. Instrum.
Methods B 164, 241 (2000).
92 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Stopping power y Straggling de protones en Pd
P. A. Miranda 1 , A. Sepúlveda 1 , E. Burgos 1 , H. Fernández 1 ,
J. R. Morales 1
1 Depto. de Física, Facultad de Ciencias, Universidad de Chile, Casilla 653, Santiago, Chile
asepulveda@hotmail.es
La pérdida de energía de las partículas
cargadas al atravesar un material es un proceso
de vital importancia en variados campos de la
Física, tales como el estudio de superficies en
Física del Estado Solido, en diagnóstico y
tratamiento en Medicina Nuclear, y su utilización
en las técnicas basadas en haces iónicos
(PIXE, RBS, NRA). Aunque existen diversas
teorías que modelan adecuadamente este
proceso, la medición del poder de frenado (stopping
power cross section) y de su straggling de
energía, permiten validar estas predicciones y
mejorar la exactitud de los valores actualmente
aceptados.
En este trabajo se presentan mediciones
del poder de frenado y de straggling de protones
sobre paladio. Las mediciones se llevaron a cabo
en el Laboratorio de Haces Iónicos de la Universidad
de Chile utilizando un acelerador tipo Van
de Graaff, el que genera un haz de protones de
corriente estable (5 nA y de 2 mm de diámetro)
en un rango de energías de entre 300 y 3100
keV. Los valores se obtuvieron utilizando la
técnica de transmisión [1] sobre láminas de
paladio de 0.39±0.06 µm. Este procedimiento
nos permite determinar en forma indirecta tanto
la sección eficaz de stopping power S(E AVG ) de
protones en paladio como el straggling de energía
Ω [2].
Los resultados preliminares de S(E AVG )
muestran una clara concordancia tanto con predicciones
semiempíricas [3] como con formulaciones
teóricas [4]. Por otra parte, el straggling
normalizado (Ω/Ω B ) 2 en función de la energía
incidente promedio E AVG muestra un comportamiento
aceptable en relación a las teorías de
Bohr y Bethe-Livingston [5], especialmente a
energías más altas. Cabe destacar que hasta ahora
no existían datos experimentales de stopping
power y straggling para este sistema en el rango
de energía mencionado.
Referencias
[1] J. Raisanen et al., Nucl. Instr. and
Meth. B 118, 1 (1996).
[2] G. Sun et al., Nucl. Instr. and Meth. B
256, 586 (2007).
[3] J.F. Ziegler, M.D. Ziegler, J.P. Bierzack,
Nucl. Instr. and Meth. B 268, 1818 (2010).
[4] J.C. Moreno-Marín et al., Nucl. Instr.
and Meth. B 249, 29 (2006).
[5] H. Ammi, S. Mammeri, M. Allab,
Nucl. Instr. and Meth. B 213, 60 (2004).
93 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
ENERGY LOSS OF SLOW HYDROGEN IONS IN
CHANNELING CONDITIONS IN AU SINGLE CRYSTAL
J.D. Uribe, A.M. Calle, C. Celedón, E. A. Figueroa, J. E. Valdés
Depto. de Física, Universidad Técnica Federico Santa María, Casilla 110-V, Valparaíso, Chile
juan.uribe@postgrado.usm.cl
The study of the interaction of ions
with monocrystalline and polycrystalline
solids is an active area of physics and a
source of multiple technological applications.
We have investigated experimentally
the energy loss of hydrogen ions transmitted
through the direction of a single crystal
gold thin foil in the low energy range (

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Pérdida de energía de protones en láminas delgadas de carbono amorfo
Celedón 1 , J. E. Valdés 1 , P. Vargas 1 , E. Figueroa 1
1 Depto. de Física, Universidad Técnica Federico Santa María, Casilla 110-V, Valparaíso, Chile
carlos.celedon@usm.cl
En este trabajo presentamos resultados
experimentales de la pérdida de energía de protones
en láminas delgadas de carbono amorfo. El
objetivo de éste estudio es verificar el comportamiento
de la pérdida de energía en función de
la velocidad del ión y su comparación con los
escasos datos experimentales existentes. Se ha
medido la pérdida de energía de protones en
geometría de transmisión en el rango de bajas
energías (

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
dE/dx (eV/A)
12
11
10
9
8
7
6
5
4
3
2
1
DFT r s =1.66 I75
DFT r s =1.57 R95
H + → aC A69
H + → aC O79
H + → aC S08
H + → aC 200 Å
H + → aC 200 Å
H + from H 2
+ → hC 180
Å
H + → hC 225 Å
H + from H 2
+ → hC 225
Å
H + → hC 200 Å
H + > a-C
0
0.0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6
(a.u.)
Figura 1. Pérdida de energía de H + sobre láminas de carbono amorfo en geometría de transmisión.
0,6
0,5
H +
C amorfo
0,4
DFT r s
=1,66
Q (a.u)
0,3
0,2
0,1
0,0
0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0
Mean Velocity (a.u)
Figura 2. Constante de Frenamiento H + sobre carbono amorfo datos experimentales
DOS [estados/eV]
6 s+p
p
s
3
0
-20 -15 -10 -5 0
E [eV]
Figura 3. Densidad de estados del Carbono, energías respecto del nivel de Fermi.
96 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Energy losses of H and F ions in grazing scattering on a missing row reconstructed
Au(110) surface
Lin Chen 1,2 , Jorge E.Valdés 3 , PatricioVargas 3 , Jie Shen 1 and Vladimir A.Esaulov 1
1 Instituit des Sciences Moléculaires d’Orsay, bât 351, Université de Paris Sud, Orsay 91405, France
2 School of Nuclear Science and Technology, Lanzhou University, Lanzhou 730000, China
3 Department of Physics, Universidad Tecnica Federico Santa Maria, Valparaiso, Casilla 110-V, Chile
Energy loss of low energy ions is
particularly important in relation to
nanoscale materials since current electronic
devices have decreasing thicknesses.
However experimental work on ion energy
loss at low energies is not very extensive, in
contrast to theoretical work developed in
the early sixties and more accurate
approaches using quantum formalisms like
Density Functional Theory (DFT) and
binary collision approximation (BCA). In
recent years, a proper description of the
electronic structure of the real surface has
been emphasized in the description of ion
slowing down during scattering on surfaces,
particularly for transition metals like Ag
and Au. The dependence of
crystallographic orientations of the surface
on energy losses of ions was observed
experimentally, and does not be described
well by considering an averaged electron
density. We thus have developed an
approach to describe slowing of ions on
surfaces i.e., Ag (110) surface in conditions
of strongly varying electron densities.
In scattering of highly charged ions on
surfaces very efficient ion neutralization
occurs and hence slowing down of the
neutralized particles has to be considered.
Here in order to test further the model we
developed, we report the main features of
an experimental and theoretical study of the
energy losses of hydrogen and fluorine ions
scattered under grazing incidence on a
Au(110) surface for various crystalline
directions. We chose the Au(110) surface
since it displays a missing row
reconstruction and is thus highly
corrugated. The semi-classical simulation is
consistent with experiment and reveals that
various trajectory classes correspond to
different contributions in the energy-loss
spectra for various azimuthal orientations of
the surface. A brief description of the
apparatus used for the present experiments
is the following . H + ions are produced in a
discharge source using H 2 gas, and fluorine
negative ions are produced using CF 4 . Ions
are mass selected and deflected through 10
degrees to eliminate photons and neutrals
before entering into the main UHV
chamber. The pressure in the chamber is
typically 5×10 -10 torr. Scattering energy loss
measurements were mainly made using a
time of flight (TOF) technique, for specular
scattering conditions with an incident angle
of 3.5° as measured with respect to the
surface plane. The azimuthal angle is
defined as an angle in the surface plane
relative to a given miller-index
crystallographic direction as shown in
Fig.1. TOF spectra were recorded for
various azimuthal angular settings. The
energy losses are determined with respect
to the energy of the incident electrically
reflected beam. This corresponds to
scattering with a repulsive voltage applied
to the sample so that the ions do not
undergo any inelastic processes.
Y (angstrom)
8
6
4
2
0
-2
-4
-6
first layer
second layer
third layer
0 0 [1-10] 70.5 0
[001]
90 0
-8
-15 -10 -5 0 5 10 15
X (angstrom)
Au (110)
Fig.1. Schematic diagram of the Au(110)
surface and the angle nomenclature used in the
paper
97 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Energy-loss spectra measured for some
crystal azimuthal directions are shown in
Figs.2(a,b) and 3(a,b) for hydrogen and
fluorine incident ions. In Figs.2(a,b), the
Full-Width-at-Half-Maximum (FWHM) of
scattered beam is considerably broad and
seems to have a large energy loss tail. The
most striking difference is observed for F
ions scattering with an azimuthal angle of
70.5°, where a double peak structure is
observed in Figs. 3(a,b) for 4 keV but
disappears for 1 keV.
Intensity
relative intensity
150
100
50
0
0 200 400 600 800 1000 1200
1.1
1.0
0.9 (b)
simulation
0.8
experiment
0.7
0.6
1 keV H + -Au(110)
0.5
0.4
azimuthal angle 0 0.3
0.2
0.1
0.0
-50 0 50 100 150 200 250 300 350
Fig. 2. (a) and (b) Energy loss spectra of 4 and 1 keV H +
ions scattered off a Au (110) surface along the indicated
azimuthal direction of 0 0 respectively
intensity
200
150
100
50
(a)
(a)
energy Loss (eV)
experiment
selected total
selected on top of the surface
selected bellow the first layer
4 keV H + -Au(110)
azimuthal angle 0 0
experiment
selected on top of the surface
selected bellow the first layer
4 keV F - -Au(110)
azimuthal angle 70.5 0
electron capture again leads to F - formation.
Here we introduce neutralization
empirically, using theoretical treatments as
a guideline. Electron transfer processes
occur over the characteristic distances of
around Z F =5.0 atomic units from the image
plane for fluorine. A similar range of
distances is assumed for Auger
neutralization of hydrogen. Image charge
effects are “switched off” for neutralized
particles.
The simulated [1, 2] energy loss spectra
are also shown in Figs.2(a,b) and 3(a,b),
which are in good agreement with the
experiment. We furthermore observed a
splitting of the energy loss spectrum into
two components due to two different types
of the trajectory, as shown in Figs.2(c) and
3(c). The trajectory a results from scattering
from the most top layer of the surface and b
from subsurface has a longer effective
length.
Energy-loss spectra of hydrogen and
fluorine ions scattered off a Au (110)
single-crystal surface in grazing scattering
conditions were reported for various
orientations of the surface. We presented
simulations which take into account the
corrugation of the electron density
above the surface are in good agreement
with the experimental data.
relative intensity
1.0
0.8
0.6
0.4
0.2
0
0 50 100 150 200 250 300 350
(b)
simulation
experiment
1 keV F - -Au(110)
azimuthal angle 70.5 0
0.0
-20 0 20 40 60 80 100
energy loss (eV)
Fig. 3. (a) and (b) Energy loss spectrum of 4 and 1 keV F -
scattering along the 70.5° direction for Au(110)
respectively.
In describing H + and F - scattering on Au
one should correctly describe the effect of
the image potential. This implies a correct
description of electron transfer processesresonant
and Auger neutralization on the
incoming and outgoing path of the
trajectory. We consider H + neutralization in
the incoming path and in case of F - we
consider that at large distances (Z> Z F )
when the affinity level is above the Fermi
level electron loss occurs leading to F°
formation, while at small distances, when
the F - level lies below the Fermi level
References
[1] Valdés J E, Vargas P, Celedón C,
Sanchez E, Guillemot L and
Esaulov V A 2008 Phys. Rev. A
78 32902
[2] Valdés J E, Vargas P, Guillemot L
and Esaulov V A 2007 Nucl.
Inst. And Methods B 256 81
98 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Inverse Photoemission Spectroscopy on Graphene
V. del Campo 1 , P. Häberle 1
1 Depto. de Física, Universidad Técnica Federico Santa María, Casilla 110-V, Valparaíso, Chile
email address corresponding author: valeria.delcampo@usm.cl
Graphene is composed by sp 2 carbon
atoms which are arranged in a twodimensional
honeycomb lattice. It has been
observed that carriers behave as massless
Dirac fermions; this makes graphene a
promising material for microelectronics. In this
sense, plenty of research has been made on
graphene electronic structure. It has been
observed that graphene has a single state at the
Fermi energy in which the π and π* bands
cross at the K point of the Brillouin zone [1]. It
was found that when graphene interacts with
another graphene layer a band gap is opened
[2]. It is also reported that when graphene
grows on a metal surface like Ru(0001) there
is a strong chemical bonding and graphene
looses its 2D properties, but when a second
layer is grown in that system, that layer shows
similar properties to isolated graphene
monolayer [3]. All these studies on graphene
electronic structure have been performed with
techniques which allow analysis of graphene
valence band, no specific studies have been
performed to characterize graphene conduction
band.
For graphene growth we heat a
ruthenium cristal above 1000ºC in Ultra High
Vacuum (~10 -10 Torr). We introduce ethylene
(C 2 H 4 ) to the vacuum chamber, reaching a
pressure of 1.5x10 -7 Torr. After a few minutes
we cool the substrate down to 800ºC and
monitor graphene growth with Low Energy
Electron Diffraction (LEED). Once the
graphene covers the substrate we cool down to
room temperature.
To study the unoccupied band
(conduction band) structure of graphene, we
use Inverse Photoemission Spectroscopy (IPS).
This technique consists on impinging electrons
on the sample. The inciding electrons decay
from one unnocupied state to another
(depending on their initial energy). From this
trasitions photons are emmited from the
sample. We perform isocromat IPS, detecting
only the photons that leave the sample with 9.5
eV. Through the analysis of the photon
intensity as a function of electrons initial
energy we get an insight on the conduction
band of the sample.
Figure 1. Experimental set up for Inverse
Photoemission Spectroscopy. Photons are emitted
after the interaction between electrons and the
sample, only photons with 9.5 eV are detected.
References
[1] S. Marchini, S. Günther, and J. Wintterlin,
Phys. Rev. B 76, 075429 (2007).
[2] T. Ohta, A. Bostwick, J. L. McChesney, T.
Seyller, K. Horn and E. Rotenberg, PRL 98,
206802 (2007).
[3] P. W. Sutter, J. I. Flege and E. A. Sutter,
Nature Materials, 7, 406-411 (2008).
99 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Elemental analysis of the Chaitén volcano ash 2008-2009 eruptions
Shimrit Elimelech, Jorge E. Valdés, P. Vargas
Depto. de Física, Universidad Técnica Federico Santa María, Casilla 110-V, Valparaíso, Chile
Shimrit.elimelech@usm.cl
The Chaitén volcano eruptions in 2008 and 2009
have provided a significant opportunity to study
the typical heavy elemental content and microstructure
of the ash emitted from one of the most
critical volcanoes in Chile. Recent studies of
Chaitén offer insights about the environmental
effects of the 2008 eruption in the water, vegetation
and air. In this study, we offer new insights
about typical properties of the ash such as composition
and microstructure. This information
allows us understanding of the process leading
the eruption phenomena, explaining its effects
and predicting the eruption future consequences.
Microstructure Characterization was done using
scanning electron microscopy (SEM) with
modes of backscattered electrons (BSE) and
secondary electrons (SE). The elements' content
was found using Scanning electron microscopy–
energy dispersive x-ray spectroscopy (SEM-
EDS) and x-ray diffraction (XRD).
First characterization of the first eruption ash
shows that the ash is highly angular with termination
of needles as is clearly shown in figures 1
and 2. This result corresponds to recent observations,
which were done in 2008 [1].
The microstructure of the first eruption ash can
be characterized mostly by fine grain size particles
(d>4um). It has different shapes,
from glass shard like structures to almost spherical
particles.
However, this fine ash microstructure is considered
to be the greatest health hazard since it can
pass into the lungs, leading to respiratory illnesses
[2]. In addition, it can easily cause ash resuspension
over large areas behind the immediate
region of the eruption.
On the other hand, the microstructure of the second
eruption ash, as it is observed in figure 3,
reflects a very violent eruption consisting of
rocks, chunks and pyroclastic flows. This microstructure
contains various types of crystals with
difference in their geometry and size. It can easily
be observed that the grains size is varying
from hundreds to 500um. However, some grains
show a shard like structure, others have porous
and rough surfaces as can be seen in figures 3-5.
These may indicate something about the eruption
mechanism; a morphology consisting of
pores usually indicates the expansion of gas
bubbles during the eruption.
.
Figure 1. Backscattered electron (BSE) SEM micrograph
of the first eruption ash.
100 Valparaíso, Chile

∗
V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Needles
Counts (a.u)
10000
8000
6000
4000
2000
∗
∗
∗
∗
∗
∗ ∗
∗ ∗ ∗
∗ ∗
∗
∗
∗
∗
∗
∗ SiO 2
∗ Al 2 O 3
∗ K 2 O
∗ Na 2 O
∗
∗
∗
0
20 40 60 80
2θ (degree)
Figure 2. Secondary electron (SE) SEM micrograph
of the first eruption ash.
Figure 4. x-ray diffraction of first eruption ash.
Pores
25000
20000
∗
∗ SiO 2
∗ Al 2 O 3
∗ Na 2 O
Counts (a.u)
15000
10000
Rough
Surface
5000
0
∗
∗
∗
∗
∗
∗
∗
∗
20 40 60 80
2θ (degree)
Figure 3. Backscattered electron (BSE) SEM micrograph
of the second eruption ash.
The element contents were similar for both sets
of the ashes' specimens. The main concentrations
referred to are SiO 2 and Al 2 O 3 , while
Na 2 O, K 2 O, FeO, CaO and MgO were found in
small quantities. No significant amounts of Arsenic
were found.
Figures 4 and 5 present XRD patterns acquired
from the first and the second eruptions' typical
ash specimens, respectively. Reflections of SiO 2 ,
Al 2 O 3, K 2 O and Na 2 O confirm the presence of
the phases that were found using EDS.
Figure 5. x-ray diffraction of second eruption ash.
References
[1] J Horwell, C.J., Michnowicz, S., Le Blond,
J., 2008. Report on the mineralogical and geochemical
characterisation of Chaitén ash for the
assessment of respiratory health hazard. International
Volcanic Health Hazard Network(IVHNN)
report(available from
www.ivhhn.org).
[2] Watt, S.F.L.; et al., (2009). Fallout and distribution
of volcanic ash over Argentina following
the May 2008 explosive eruption of Chaiten,
Chile. 114. Journal of Geophysical Research.
101 Valparaíso, Chile

Intensidade
Intensidade
V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Múltipla ionização de Neônio em coincidência com íons de B 2 + no regime de
energia de poucos MeV
W. Wolff 1 , H. M. R. de Luna 1 , A.C. F. dos Santos 1 , e E. C. Montenegro 1
G.M. Sigaud 2
C.C.Montanari 3,4 , e J.E.Miraglia 3,4
1 Instituto de Física, Universidade Federal do Rio de Janeiro, Rio de Janeiro, Brasil
2 Departamento de Física, Pontifícia Universidade Católica, Rio de Janeiro, Brasil
3 Instituto de Astronomía y Física del Espacio, Buenos Aires, Argentina
4 Departamento de Física, Facultad de Ciencias Exactas y Naturales, Universidad de Buenos Aires, Buenos Aires,
Argentina
wania@if.ufrj.br
A técnica de coincidência projétil-íon
de recuo e electron- íon de recuo foi utilizada
para investigar a múltipla ionização e os processos
de transferência de carga em colisões
de Boro parcialmente blindado B 2+ com átomos
de Neônio na faixa de energia de 1 até 4
MeV. As experiências foram realizadas usando
o recém desenvolvido sistema experimental
baseado em um espectrômetro de massa
por tempo de vôo que permite detecção tanto
dos elétrons ejetados como dos íons de recuo
em coincidência com os projéteis em seus
diferentes estados de carga finais coletados
por um detector sensível à posição e/ou barreira
de superfície. Um exemplo típico de
espectro de íons de recuo correspondendo a
todos os canais de ionização (coincidência
elétron-íon de recuo) e ao canal de ionização
direta (coincidência íon de recuo-B 2+) a uma
energia de 2 MeV está ilustrado na figura 1a
e 1b respectivamente. O espectro de posição
dos projéteis espalhados na colisão com estados
de carga finais B 1, 2 e 3+ está mostrado na
figura 1c.
A contribuição relativa para a ionização
total como para cada um dos processos de
ionização em estudo (ionização direta, captura
e perda eletrônica simples) na produção
dos íons de recuo do Neônio com estados de
carga q=1-5 foi investigada. A dependência
do estado de carga médio do íon de recuo
para os diferentes canais foi verificada
em função da energia do projétil incidente.
As secções de choque absolutas totais [1] e
parciais são comparadas com modelos teóricos
e apresentam uma boa concordância qualitativa.
Os dados de B 2+ - Ne são também
comparados com o sistema de colisão C 3+ -
Ne [2] por ambos íons incidentes serem isoeletrônicos
com configuração eletrônica (1s 2
2s), tipo lítio.
140
70
0
400
200
0
Ne 5+ Ne 4+ Ne 3+ Ne 2+
20 Ne 1+
22 Ne 1+
200 400 600 800
22 Ne 1+ 20 Ne 1+
Ne 2+
(a)
1000 1200 1400 1600
Canal
Ne 3+
(c)
Figure 1. Espectro de Ne q+ para (a) ionização total
(b) ionização direta (c) Espectro dos projéteis
Referências
[1] W. Wolff, H. Luna, A.C.F.Santos and E.C.
Montenegro, Phys. Rev. A 80, 032703 (2009)
[2] T. Kirchner, A.C.F. Santos, H. Luna, M.M.
Sant´Anna, W.S. Melo, G.M. Sigaud, and E.C.
Montenegro, Phys. Rev. A 72, 012707 (2005)
Ne 4+
Ne 5+
(b)
102 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Índice de autores
Abril, I...................................................... 36, 44, 59, 89
Alessi, M.................................................................. 75, 77
Amaral, L................................................................ 17, 72
Ancarani, L. U...................................................... 15, 84
Appel, L............................................................................ 72
Archubi, C. D................................................................. 65
Arista, N. R.......................................... 49, 59, 89, 92
Azevedo, G..................................................................... 51
Barrachina, R. O.......................................................... 28
Bernardi, G. ........................................................... 28, 42
Bocán, G.......................................................................... 32
Boufleur, L. A................................................................. 17
Bringa, E. ......................................................................... 18
Burgdörfer, J. .................................................................. 38
Burgos, E.......................................................................... 93
Calle, A. M...................................................................... 94
Cantero, E. D................................................................ 92
Celedón, C. ............................................................ 94, 95
Champion, C. ....................................................... 52, 67
Chen, L.............................................................................. 97
Colavecchia, F. D. ..................................... 15, 26, 84
de Barros, A. L. F......................................................... 70
de Jesus, V. L. B................................................... 47, 70
de Luna, H. M. R............................................ 30, 102
de Sanctis, M. L........................................................... 68
de Souza, C. T..................................................... 34, 72
Debastiani, R........................................................ 17, 72
Deiss, C. ........................................................................... 38
Del Campo, V............................................................... 99
della Picca, R................................................................. 85
Denton, C. D...................................... 36, 44, 59, 89
Dias, J. F. ...................................... 17, 20, 22, 59, 72
Díez Muiño, R. ............................................................. 32
Dingfelder, M................................................................ 80
dos Santos, A. C. F. ...............................30, 70, 102
Elimelech, S.................................................................100
Emfietzoglou, D...........................................................36
Esaulov, V......................................................25, 54, 97
Fabrim, Z. E...................................................................55
Fadanelli, R. C...............................................................59
Fainstein, P. D......................................................85, 87
Favero, J. M.....................................................................20
Fernández, H. ...............................................................93
Fernández-Varea, J. M....................................44, 80
Ferreira, N..............................................................47, 70
Fichtner, P. F. P.............................................................55
Figueroa, E....................................................89, 94, 95
Fiol, J...........................................................................28, 85
Flores, M. .........................................................................54
Focke, P. ................................................28, 42, 75, 77
Fojón, O. A. .................................23, 52, 57, 67, 68
Frapiccini, A. L......................................................15, 84
Fregenal, D..........................................28, 42, 75, 77
Furdyna, J. K...................................................................46
Galassi, M. E. ..............................................52, 67, 73
García-Molina, R. .............................36, 44, 59, 89
Garibotti, C. R................................................................79
Gasaneo, G...................................................15, 26, 84
Gervasoni, J. L................................................................49
Grande, P. L. .......................................19, 22, 55, 59
Gravielle, M. S.............................................31, 32, 65
Gutierrez, F. A...............................................................91
Häberle, P.......................................................................99
Hanssen, J.....................................................23, 52, 67
Hatori, M.........................................................................72
Hauyón, R. ......................................................................82
Incerti, S............................................................................67
Iochims dos Santos, C. E. ..............................17, 72
103 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Jouin, H............................................................................. 91
Kremer, G........................................................................ 82
Kyriakou, I. ...................................................................... 36
Lamour, E........................................................................ 38
Lantschner, G. H......................................................... 92
Lekadir, H. ............................................................. 52, 67
Liu, X.................................................................................. 46
López, S. D..................................................................... 79
Luce, F. P. ........................................................................ 55
Machado, G................................................................... 19
Martín, F. ......................................................................... 73
Mello, S. L. A.................................................................. 46
Melo, W. S...................................................................... 50
Mendes, J. B. S. ............................................................ 46
Menezes, R. S............................................................... 70
Miraglia, J. E.....................................30, 31, 39, 102
Miranda, P. A....................................................... 82, 93
Mišković, Z. L................................................................ 49
Mitnik, D........................................................ 15, 26, 84
Montanari, C. C......................................30, 39, 102
Montenegro, E. C.30, 39, 41, 47, 48, 50, 70,
102
Monti, J. M............................................................. 23, 87
Morales, J. R.......................................................... 82, 93
Mowbray, D. J............................................................... 49
Otranto, S............................................................... 75, 79
Papaléo, R. M............................................................... 34
Penello, G. M................................................................. 46
Peretti, D. E.................................................................... 72
Pires, M. P....................................................................... 46
Politis, M. F..................................................................... 68
Prigent, C......................................................................... 38
Radtke, C......................................................................... 19
Ramond, C...................................................................... 38
Ramos, M. M................................................................ 72
Randazzo, J. M........................................... 15, 26, 84
Rappoport, T. G...........................................................46
Reuschl, R........................................................................38
Rivarola, R. D....................23, 52, 57, 67, 73, 87
Rocha, A. B.....................................................................70
Rozet, J.-P.........................................................................38
Salas, C. A. ......................................................................91
Sanchez, D. F. ...............................................................55
Sant’Anna, M. M................................................46, 50
Santos, A. C. F...............................................................50
Schiwietz, G....................................................................38
Segui, S.....................................................................49, 80
Sepúlveda, A..................................................................93
Shah, M. B. ............................................................47, 70
Shen, J................................................................................97
Shubeita, S. M......................................................22, 59
Sigaud, G. M......................................................50, 102
Sigaud, L..................................................................47, 70
Silkin, V. M.......................................................................65
Sinnecker, E. H. C. P.................................................46
Sortica, M. A. ........................................................19, 55
Souza, D. E. R...............................................................46
Souza, V. S.......................................................................72
Stia, C. R..................................................................57, 68
Stori, E. M...............................................................20, 72
Suárez, S. ................................................................28, 42
Tachino, C. ......................................................................73
Tavares, A. C..................................................................48
Thomaz, R. S..................................................................34
Trassinelli, M..................................................................38
Uribe, J. D........................................................................94
Valdés, J. E. ..............................89, 94, 95, 97, 100
Vargas, P............................................89, 95, 97, 100
Vernhet, D.......................................................................38
Vuilleumier, R.................................................................68
Wolff, W. ...........................................30, 47, 70, 102
Yamazaki. Y...................................................................54
104 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Corres electrónicos participantes
Nombre e-mail País
Ana María Calle Arcila agota13@hotmail.com Chile
André Carlos Tavares
andre.tavares@vdg.fis.puc-rio.br Brasil
Andrea Maricel León Sandoval andre.ooh@gmail.com Chile
Andrés Sepúlveda asepulveda@hotmail.es Chile
Carla Eliete Iochims Dos Santos carlaiochims@yahoo.com.br Brasil
Carlos Celedón carlos.celedon@usm.cl Chile
Carlos Roberto Garibotti gari@cab.cnea.gov.ar Argentina
Christophe Champion champion@univ-metz.fr Francia
Claudia Montanari mclaudia@iafe.uba.ar Argentina
Cláudia Telles de Souza claudia.telles@ufrgs.br Brasil
Claudio Archubi archubi@iafe.uba.ar Argentina
Cristian Andrés Salas Domínguez crisalas@udec.cl Chile
Dario Ferreira Sanchez dario@if.ufrgs.br Brasil
Dario Mitnik dmitnik@df.uba.ar Argentina
Diego Oyarzo doyarzo@gmail.com Chile
Elis Moura Stori elistori@gmail.com Brasil
Emilio Figueroa emilio.figueroa@usm.cl Chile
Enio Frota da Silveira enio@fis.puc-rio.br Brasil
Erick Burgos P. eoburgos@gmail.com Chile
Esteban Ramos evramos@fis.puc.cl Chile
Esteban Daniel Cantero canteroe@cab.cnea.gov.ar Argentina
105 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Nombre e-mail País
Geraldo Monteiro Sigaud gms@vdg.fis.puc-rio.br Brasil
Grande Pedro Luis grande@if.ufrgs.br Brasil
Hacène Lekadir lekadir@univ-metz.fr Francia
Hugo Milward Riani de Luna hluna@if.ufrj.br Brasil
Isabel Abril ias@ua.es España
Joaquín Díaz de Valdés jdiaz@udec.cl Chile
Jocelyn Hanssen jocelyn@univ-metz.fr Francia
Johnny Dias jfdias@if.ufrgs.br Brasil
Jorge E. Valdés jorge.valdes@usm.cl Chile
Jorge Esteban Miraglia miraglia@iafe.uba.ar Argentina
José María Fernández-Varea jose@ecm.ub.es España
Jose Roberto Morales rmorales@uchile.cl Chile
Juan David Uribe Vélez juan.uribe@postgrado.usm.cl Chile
Juan Fiol fiol@cab.cnea.gov.ar Argentina
Juan Martín Randazzo juanm.randazzo@gmail.com Argentina
Liana Appel Boufleur Niekraszewicz liana.boufleur@ufrgs.br
Brasil
Lucas Sigaud lucas@if.ufrj.br Brasil
Marcelo Fiori fiori@unsa.edu.ar Argentina
Marcelo Sant'Anna mms@if.ufrj.br Brasil
Marcos Flores mflorescarra@ing.uchile.cl Chile
Maria Luisa Mora Urrutia metalheart19@gmail.com Chile
María Silvia Gravielle msilvia@iafe.uba.ar Argentina
Mariana Alessi alessi@cab.cnea.gov.ar Argentina
106 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
Nombre e-mail País
Marisa Faraggi faraggi@iafe.uba.ar España
Maurício Sortica mau_ufrgs@yahoo.com.br Brasil
Michael Dingfelder dingfelderm@ecu.edu USA
Moni Behar behar@if.ufrgs.br Brasil
Natalia Ferreira natalia@if.ufrj.br Brasil
Omar Fojón fojon@ifir-conicet.gov.ar Argentina
Pablo Fainstein pablof@cab.cnea.gov.ar Argentina
Paulo Fernandes Costa Jobim pjobim@uol.com.br Brasil
Pedro Focke focke@cab.cnea.gov.ar Argentina
Rafael Garcia-Molina rgm@um.es España
Rafaela Debastiani rafa_debas@yahoo.com.br Brasil
Remigio Cabrera-Trujillo trujillo@fis.unam.mx México
Roberto Rivarola rivarola@fceia.unr.edu.ar Argentina
Roberto Hauyón rhauyon@gmail.com Chile
Samir Shubeita samir.shubeita@ufrgs.br Brasil
Sebastián López sebastlop@gmail.com Argentina
Sebastian Otranto sotranto@uns.edu.ar Argentina
Sebastián Godoy Orellana tatangodoy@gmail.com Chile
Silvina Segui segui@cab.cnea.gov.ar Argentina
Valeria del Campo valeria.delcampo@usm.cl Chile
Vicente Salinas Barrera vicente.salinas@usach.cl Chile
Vladimir Esaulov vladimir.esaulov@u-psud.fr Francia
Wania Wolff wania@if.ufrj.br Brasil
107 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
108 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
109 Valparaíso, Chile

V Encuentro Sud Americano de Colisiones Inelásticas en la Materia
110 Valparaíso, Chile