基于极紫外光的Ne,Xe 原子电离*

雷建廷 余璇 史国强 闫顺成 孙少华 王全军 丁宝卫 马新文 张少锋 丁晶洁†

1) (兰州大学核科学与技术学院,兰州 730000)

2) (中国科学院近代物理研究所,兰州 730000)

3) (中国科学院大学,北京 100049)

极紫外(extreme ultraviolet,XUV)光与物质相互作用是探索微观粒子内部结构的重要方式.本文利用反应显微成像谱仪测量了Ne,Xe 原子在XUV 光作用下单电离与双电离的电子角分布,提取了Ne 原子2p 电子和Xe 原子5p,5s 电子电离的β 不对称参数,并结合前人已发表的实验数据与不同的理论模型进行对比.结果表明Ne 原子2p 壳层电子电离受电子关联效应影响较弱;Xe 原子5p 电子电离受电子关联效应影响强,且不受相对论效应的影响,但这两种效应在Xe 原子5s 电子电离过程中都发挥了重要作用.此外,研究还发现Xe 原子双电离存在直接双电离和间接双电离两种机制,并给出了间接双电离第一步与第二步光电子角分布与β 不对称参数信息.

1 引言

电子-电子关联是自然界中最普遍的物理过程之一,是许多现象(如化学反应、超导现象、凝聚态材料性质等)的本质原因.光与物质相互作用是研究原子、分子中电子关联效应的重要途经,能帮助人们从根本上了解物质微观层面的结构与演变.飞秒激光迅速发展,为研究原子超快动力学提供了有力工具,其与物质相互作用时会产生许多有趣的物理过程,如多光子电离[1,2]、非次序双电离[3]、隧穿电离等.这些物理过程促进了人们对微观世界中粒子运动规律的认识.飞秒激光一般处于近红外波段,主要通过多光子吸收等方式使原子分子电离或激发,电离效率随电离势增加而指数下降,因此强场电离通常是将原子分子中束缚较弱的外壳层电子电离.通常需要将光子能量提高至极紫外光波段来探究原子内壳层电子动力学过程.相比于外壳层电子来说,内壳层电子与电子之间的关联更加强烈.多电子体系高激发态往往由原子内壳层电子电离形成,与自然界中发生的动力学演化直接相关,例如行星大气中的太阳诱导辐射等过程[4,5].因此利用超快极紫外(extreme ultraviolet,XUV)光脉冲研究多电子体系高激发态是理解电子关联效应的主要途径之一.

早在20 世纪50 年代,人们就在实验中发现单光子电离的同时伴随着离子激发现象[6,7],并认识到电子关联效应在该过程中有不可忽视的作用.随着同步辐射等光源的发展,光子能量和场强得到了有效的提高,另外大量的实验研究了原子的电离、激发过程.Wuilleumier 等[8]通过研究Ne 原子与100—2000 eV 的光子相互作用,确定了各种电离激发过程的相对截面,验证了相应理论的可靠性.Becker 等[9]发现通道间的强耦合关联会引起Ar原子激发态数量的显著增加.利用光强1013W/cm2的XUV 光,Richter 等[10]证明了内部原子非线性行为会影响Xe 原子的光电离激发过程.另外,多电子体系吸收光子发生多电离,出射的电子通过库仑相互作用进行能量交换,因此多电离过程也是研究电子关联效应一种重要途径.Bolognesi 等[11]利用33.0—54.5 eV 的XUV 光首次发现了Xe2+离子的 5s25p4(3P,1D,1S) 和5s5p5(3P,1P)电子能级以及Xe2+激发态5s25p3nl能态.在研究惰性气体双电离的相对截面时,人们发现自电离是导致双电离的主要方式[12].同时,大量的研究表明相对论效应在光电离反应过程中的影响也尤为重要.即使在低原子序数原子中,这些效应同样显得非常重要.如碱金属原子s 态电子和2P3/2与2P1/2态电子的偶极矩阵元略有不同,导致了非零的库珀极小值[13]的存在.自旋轨道耦合是人们研究最多的一种相对论效应,Wuilleumier 等[14]用21—107 eV 的XUV光研究了Xe 原子2P3/2与2P1/2态电子电离的分支比,并发现其分支比与能量相关.目前,很多实验发现光电子的角分布偏离非相对论理论的预测,特别是s 壳层电子电离.在非相对论条件近似下,对于s 态电子角动量转移为 0,光电子的轨道角动量l具有唯一的取值+1,此时β 不对称参数为定值2.但是在库珀极小值范围内,相对论效应的影响将被放大从而使得β 值偏离2[15],因此,精确测量库珀极小值附近s 壳层电子电离的β 取值,可以为电子关联和相对论效应等相关理论的发展提供参考.早期的实验工作大都只关注于光电子能谱信息,而光电子角分布的相关研究鲜有报道.这是由于早期的实验装置对光电子的收集立体角范围一般在几度左右,只能测量特定角度出射的光电子.而要想得到光电子的角分布信息,就需要用多个探测器或可旋转的探测设备来实现多角度的测量[16].利用99 eV 的光子,Schwarzkopf 等[17]通过两个电子谱仪研究He 原子直接双电离过程,发现携带相同能量的两个出射电子更倾向于背对背出射.Ueda 等[18]用多个独立谱仪研究了Kr 原子共振态和Xe 原子共振态级联衰变后两个俄歇电子的关联角分布信息.从相关研究可以发现,以上方法虽然实现了对光电子角分布的测量,但是由于各角度的测量相互独立,测量效率存在差别,需要进行复杂的校准归一,这样会带来多种系统误差,因此光电子角分布的研究受到很大的影响.反应显微成像技术实现了对光电子的4π 立体角全方位收集,进而可以得到更准确的光电子角分布信息.目前用反应显微成像谱仪研究原子的单光子电离激发,主要集中在简单的He 原子体系[19−21],而较重的原子在电离过程中的光电子角分布的相关报道较少.由于缺少可以对比的实验数据,大原子序数原子电离的相关理论计算的适用性需要进一步验证.

本文使用XUV 光源结合反应显微成像谱仪技术研究了Ne 原子、Xe 原子不同电离通道的光电子角分布以及对应的β 不对称参数,通过与不同理论模型比较,得到与实验数据符合较好的理论模型.此外实验研究了Xe 原子双电离过程,提取了间接电离通道以及角分布信息,补充了该过程中光电子角分布数据的空白,为相关理论的发展提供了参考,对深入理解电子关联效应具有重要的意义.

2 实验装置

实验装置示意图如图1 所示,系统由反应显微成像谱仪和桌面化XUV 光源组成,其工作原理详细介绍见文献[22,23],这里只做简要描述.装置以近红外飞秒激光作为产生驱动高次谐波(HHG)的基频光.飞秒激光系统产生中心波长约为800 nm,重复频率为3 kHz,最大单脉冲能量可达3 mJ,脉冲宽度约为25 fs 的近红外飞秒激光.飞秒激光脉冲聚焦到中空波导管内,使其与管内的惰性气体Ar 反应产生HHG.波导管内径约为150 µm,长度为5 cm.HHG 的转化效率由两个因素决定:微观生成过程(如三步模型)和宏观传播效应(飞秒驱动激光场和 XUV 光子之间的相位匹配)[24].波导管内的气压用于调整最佳的相位匹配,具体取决于近红外激光脉冲强度和持续时间,以及需要优化的谐波阶次(本次实验气压为60 Torr,1 Torr=133.32 Pa).铝膜可将近红外光过滤,只允许XUV光子通过.该光源产生XUV 光子的能量范围在20—45 eV 之间.XUV 光子通过掠入射的方式入射到镀金环面聚焦镜和镀金光栅上,这里采用光栅的圆锥衍射方式,既能保证XUV 光的反射率,还能限制脉冲的展宽效应.经过光栅衍射之后,不同能量的光子以不同的衍射角出射,然后在特定的位置加装小孔,通过调节光栅角度选出特定能量的光子.选出的单能XUV 光被另一个镀金环面镜重新聚焦到反应显微成像谱仪中的超音速气体靶上.超音速冷靶是在气体绝热膨胀过程中提取,室温下的高压(10 bar 左右,1 bar=105Pa)气体,通过直径30 µm 的小孔,发生绝热膨胀形成超音速静寂区.为进一步减小气体束的发散度,我们使用了直径分别为180,300 µm 两级锥形过滤器(skimmer)提取分散度最小的冷靶,同时在三级差分上增加3 组由刀片组成的狭缝.通过以上设计,气体靶的横向动量和纵向动量分布被限制在一个很窄的范围内.最终冷靶到达反应腔中心并与XUV 光子相互作用.反应产生的离子和电子在均匀电场(3.5 V/cm)的作用下被分别引出到两端的探测器上.对电子而言,仅靠电场很难实现完全收集.为了提高电子的收集效率,我们用亥姆霍兹线圈产生10 Gs (1 Gs=10–4T)的匀强磁场来进一步约束电子横向运动,实现对40 eV 以内电子的完全收集.为了提高电场方向上带电粒子的动量分辨,飞行时间谱仪在结构上设计成加速区和漂移区的长度比为1∶2,满足一维时间聚焦条件[25].根据实验测得的时间信息和位置信息就可以重构所有碎片离子的三维动量.为了方便讨论,这里定义加速电场的方向为x轴,超音速气体冷靶的方向为y轴,XUV 光的传播方向为z轴,且偏振方向沿着y方向.

图1 实验装置示意图Fig.1.Schematic diagram of the experimental setup.

3 结果分析与讨论

3.1 Ne 原子单光子单电离

Ne 原子的第一电离能为21.5 eV,Ne+的第一激发态电离所需要的能量为48.5 eV.在能量约40 eV 光子的作用下,Ne 原子仅能发生单光子单电离.之前我们利用Ar 原子电离的电子能谱和β 不对称参数完成了实验设备的标定,保证了后续实验电子能谱等信息的准确性[23].图2(a)是Ne 原子光电子能谱图,可知电子的动能为14.6 eV.取动量|Px|＜0.1 的事件,图2(b)所示结果为统计Ne 原子单电离过程中出射电子在探测器平面的二维动量分布,其中红色箭头为XUV 光的偏振方向,光电子的动量分布展示出完整的偶极分布特征.图2(c)所示结果为通过二维动量分布提取的出射电子角分布,图中的角度为出射电子与XUV 光子偏振方向的夹角.实验测量结果和理论计算已进行归一化处理,带有误差棒的黑色实心点是本次实验结果.

采用Hartree-Fock (H-F)理论来计算2p 电子的角分布,结果如图2(c)中蓝色虚线所示.红色曲线为拟合结果,拟合公式为

其中,E为光子能量,σ(E)是光电离的总截面,θ为电子出射方向与激光偏振方向的夹角,P2(cosθ)为二阶勒让德多项式,β 被称为电子角分布不对称参数,由于必须为正值,因此β的取值范围为-1 ≪β≪2.当β 为正时,电子沿着光子偏振方向出射;β 为负时,电子倾向于垂直光子偏振方向出射;当β=0 时,电子呈各向同性出射.实验得到的 Ne 原子 2p 电子电离的β不对称参数为 0.665 ± 0.011,电子沿着XUV 光偏振方向出射.图2(d)给出了 Ne 原子2p 电子的β 值随入射光子能量的变化,其中蓝色虚线和黑色实线分别对应H-F 理论和随机相位近似(random phase approximation,RPA)理论的计算结果;红色实点、空心三角、空心圆和正方形分别为本实验、Codling 等[26]、Dehmer 等[27]以及Schmidt[28]的测量结果.H-F 理论为单电子近似模型,认为电子运动相互独立,并构造中心场来引入电子间的平均库仑作用,将电子-电子相互作用等效成一个平均值,电子是在一个平均场中运动,因此模型中没有考虑电子-电子关联效应.而RPA 理论模型的初末态波函数增加了不同壳层电子的耦合关联,将电子关联效应纳入到了模型中[29].从图2(d)中发现RPA 理论与实验值符合地很好,而H-F 理论结果在低能光子低能部分与实验值符合好,在高能光子高能部分与实验值有较小的偏差.表明Ne 原子2p 壳层电子的电子关联效应较弱,随着光子能量升高,2p 电子电离才受到一定的电子关联效应的影响.本实验中测量的Ne 原子2p电子β 值与已发表的实验值及理论结果符合地很好,进一步证明了实验测量的可靠性.

图2 (a) Ne 原子光电子的能谱;(b) 光电子动量在y-z 平面内的二维动量分布图,统计动量|Px|＜0.1的事件;(c) 2p 电子的角分布;(d) 2p 电子的β 不对称参数随光子能量的变化关系Fig.2.(a) Energy spectrum of the photoelectron from Ne;(b) density plots of the momentum distribution of the photoelectron on the y-z plane for events with transverse momentum |Px|＜0.1;(c) angular distribution of 2p electrons;(d) the β-asymmetric parameter for 2p photoionization as a function of the photon energy.

3.2 Xe 原子单光子单电离

Xe 原子外层电子排布为5s25p6,其第一电离能为12.1 eV,Xe+的第一激发态电子电离所需要的能量为23.3 eV.当Xe 原子吸收光子的能量大于Xe+的第一激发能时,Xe 原子在电离的同时伴随着其他电子的激发.XUV 光子的一部分能量被用于激发离子,导致光电子的动能减小,在光电子能谱上形成不同能量的峰,每个能峰对应Xe+离子的一种激发态.表1 给出Xe 原子的不同能级及其对应的结合能,可以看出P3/2态与P1/2态的能级差仅为1.3 eV,而实验中XUV 光的频谱范围宽,因此难以区分两个态的电子能谱.图3(a)为入射光子能量为38.8 eV 时,Xe 原子单电离光电子能谱,带有误差棒的黑点为实验值,其他不同颜色的实线为拟合曲线.图中电子谱主峰(紫色区域I)对应Xe 原子5p 壳层P3/2,P1/2态电子电离.Xe 原子内壳层能级较密,平台区能谱峰对应5s 电离以及其他电离激发的组态电离.通过文献[30]可知,

图3 (a) 入射光子能量为38.8 eV 时,Xe 原子单电离的出射光电子能谱;(b) Xe 原子单电离出射光电子在y-z 平面内的二维动量分布Fig.3.(a) Photoelectron energy spectrum for Xe with 38.8 eV XUV photon;(b) photoelectron momentum distribution of Xe on the y-z plane defined by the XUV polarization.

表1 Xe 原子不同电子组态及结合能Table 1.Different electronic configurations and binding energies of Xe atoms.

在40 eV 光子作用下反应截面最大的激发态能级为5p4(3P)6p,5s25p4(3P)5d 和5s25p4(1S)6s.这 些离子态的结合能可见表1,对应的光电子能谱互相叠加不能区分.综上分析,平台区仅利用双峰拟合提取5s 态以及其他叠加激发态对应的电子能谱,主峰(紫色区域I)利用双峰拟合5p 壳层P3/2态与P1/2态的电子能谱.拟合得到的峰值分别为26.7,25.4,15.6,10.9 eV,其中峰1、峰2 对应 5p 壳层 P3/2态与P1/2态电子电离,峰3 对应5s 电子电离,峰4 对应5p4(3P)6p,5s25p4(3P)5d 和5s25p4(1S)6s 态电子的电离.根据能量守恒公式Epho=Eion(12.1 eV)+Ee+Eexcit,其 中Epho,Eion,Ee和Eexcit分别代表入射光子能量、Xe 原子电离能、光电子动能和离子激发能.我们得到光子能量是Xe 原子电离能、光电子动能以及离子激发所需要的能量之和.因此本次实验单光子能量为38.8 eV(对应第25 阶HHG).Xe 原子在该能量下电离的总截面为2.24 Mb (1 b=10–28m2)[31,32],5s 电子在该能量下的电离截面占总截面的6%[33,34].在本次实验中,3 号峰面积占总峰面积的7.0%±1.2%,即5s 电离截面占比为7.0%±1.2%,与之前的实验和理论结果基本符合,验证了拟合的准确性.

图3(b)为Xe 原子单电离电子在探测器y-z平面内的二维动量分布(激光偏振方向沿着y,传播方向为z),这里仅提取电场方向动量|Px|＜0.1的事件.图3(b)中不同的同心圆环对应不同能量的出射电子,即代表不同的电离反应通道,其中最外层圆环为5p 电子电离,对应图3(a)中的主峰(紫色区域I).内部的圆环依次为5s 电子电离以及其他激发态电离.对电子能谱施加限制条件选择特定的反应通道事例,本次实验选择能量范围为22—32 eV (I),15.5—19.5 eV (II),7—11 eV (III).

统计区间I 内的事件,得到Xe 原子5p 壳层电子的角分布,如图4(a)所示.其中黑色带有误差棒的点为实验值,红色曲线为采用(1)式得到的拟合曲线,本次实验得到5p 电子的β不对称参数为1.00 ± 0.04.图4(b)为不同光子能量下5p 电子的β 参数实验值及理论计算结果,其中红色点为本次实验值,实心三角和空心三角为电离P3/2态与P1/2态电子的β 不对称参数的实验数据[35].理论计算方面,RPA 模型只考虑不同壳层电子关联,并没有引入相对论效应.相对论随机相位近似(relativistic random phase approximation,RRPA)理论基于Dirac 方程发展,其中包括以从头算为基础的相对论效应,同时在初态和末态波函数中考虑了电子关联相互作用;因此RRPA 模型不仅考虑了壳层电子与电子的关联,还考虑了自旋轨道耦合等相对论效应[36].图4(b)中蓝色虚线和绿色实线分别为RRPA 模型考虑5s,5p,4d 壳层电子关联耦合计算得到的5p (2P1/2) 态和5p (2P3/2) 态电子电离的β 不对称参数随光子能量变化的结果[36],黑色实线和黄色虚线分别为RRPA 理论[37]与RPA 模型考虑到5s,5p,4d 电子壳层关联得到的5p 电子电离的不对称参数结果,红色虚线为RRPA 理论仅考虑5s,5p 两个壳层电子关联耦合得到的β 不对称参数结果.将该结果结合前人的实验数据与理论模型对比发现,红色虚线偏离实验值较大(尤其光子能量大于35 eV),黑色实线与实验数据更吻合.这说明同时考虑5s,5p,4d 壳层(尤其是4d 壳层)的关联相互作用对理论的准确性起重要作用.由图4(b)可知,RPA 模型比RRPA 模型与实验数据符合更好,说明在40 eV 左右光子作用下,Xe 原子p 壳层电子电离基本不受相对论效应的影响.通过比较图4(b)与图2(d)发现,Ne 原子p 壳层电子电离不考虑电子关联效应的理论值与实验值的偏差,相比于Xe 原子理论值与实验值的偏差要小,说明Xe 原子p 壳层电子比Ne 原子p 壳层电子关联效应更强.

图4 (a),(c) 分别为Xe 原子5p 电子与5s 电子电离的角分布图;(b),(d) 分别为5p 电子与5s 电子对应的β 不对称参数随入射光子能量的变化Fig.4.(a),(c) Angular distribution of the 5p and 5s photoelectrons of Xe,respectively;(b),(d) β-asymmetric parameter of 5p and 5s electron varies with the photon energy,respectively.

5s 电离通道角分布以及β 参数的实验测量较少,尤其在本实验中所使用的光子能量范围附近.这主要是因为光子在34—35 eV 能量内,Xe 原子5s 电离的截面处在一个极小值,称为库珀极小值.当光子能量处于该值附近时,5s 电离概率低.早期的电子角分布测量受探测手段的影响很难进行有效测量,使用反应显微成像谱仪测量具有显著的优势.选择区域II 中的事件,得到Xe 原子5s 电子角分布信息,如图4(c)所示.红色曲线是采用(1)式所得的拟合曲线,黑色点为本实验数据.本实验得到β=1.10 ± 0.15,结合其他实验数据与对应的理论比较,如图4(d)所示.其中红色点为本实验数据点,误差为拟合误差,白色三角和黑色三角的实验数据来自文献[38,39].红色虚线和黑色实线分别为RRPA 理论考虑了5s,5p 壳层相互作用与5s,5p,4d 壳层电子耦合关联的计算结果.紫色曲线为Dirac-Fock (D-F) 理论结果,该模型仅考虑了自旋轨道耦合等相对论效应,没有考虑电子关联效应.结果表明考虑相对论效应和电子关联的RRPA 理论与实验符合较好,且考虑不同轨道电子耦合越多,理论结果与实验值吻合越好.选取电子能量III 范围的事件,得到其激发态的平均不对称参数β=0.50 ± 0.04.由于激发能级较密,实验难以有效区分;电离激发过程的相关理论目前也无法准确计算,因此需要更高分辨的实验测量和更准确的理论来帮助人们进一步理解高激发态背后的物理机制.

3.3 Xe 原子单光子双电离

Xe 原子的第一电离能和第二电离能分别为12.13,33.10 eV,因此在38.8 eV 光子作用下,Xe 原子会发生单光子双电离反应(图5(a)).通过分析1 个光电子能谱与Xe 原子能级,可判断出双电离有直接途径和间接途径.直接双电离途径是Xe 原子的1 个核外电子吸收XUV 光子后出射,出射电子通过库仑相互作用使第2 个电子电离,两个电子以高度相关的方式同时发射.而间接双电离途径是第1 个电子吸收XUV 光子后出射,第2 个电子同时被激发到Xe+的激发态,其能量高于Xe原子双电离阈值,然后通过自电离衰减为 Xe2+基态(Xe+γ → Xe+*+e,Xe+*→ Xe2++e),因此在电子能谱上会出现两个孤立的共振峰结构.图5(b)为Xe 原子双电离电子能谱,在1 eV 附近存在明显的共振峰结构,同时在5 eV 附近似乎也存在共振峰现象,所以判断出存在间接双电离反应机制.对于双电离的详细过程,需要利用Xe 原子的能级进一步解释.如图5(a)所示,红色箭头为直接双电离,蓝色箭头为间接双电离.Xe 原子在38.8 eV 光子的作用下发生直接双电离会产生5 种Xe2+末 态:3P2,3P0,3P1,1D,1S;其能量分别为33.1,34.2,34.4,35.3,37.6 eV[40];间接双电离形成Xe+的中间态主要集中在Xe+(5p4)1S 7d,Xe+(5p4)1Dnd (n=8,9)这3 个态布局,能量分别为33.90,33.64,34.10 eV.对于直接双电离,两个电子的能量总和与XUV 光子能量和Xe2+末态之间的能量差相等.至于间接双电离,它主要涉及两步:Xe+γ → Xe+*+e,Xe+*→ Xe2++e.第一步的光电子动能取决于 Xe+里德伯态和XUV 光子能量之差,第二步自电离电子的能量仅取决于Xe+里德伯态和最终 Xe2+末态之间的能量差.因此,由图5(a)能级可知,间接双电离第一步的光电子主要贡献了图5(b)中5 eV 左右的能谱,而间接电离的第二步的电子贡献了1 eV 附近的能谱.光电子能谱在高能附近有较长的拖尾,这是由XUV 频谱较宽造成的.

图5 (a) 在38.8 eV XUV 光的作用下,Xe 原子双电离对应的反应路径;(b) Xe 原子单光子双电离的电子能谱;(c) 光电子能量在0−1.5 eV 内的电子角分布;(d) 5.5−7.0 eV 能量的光电子角分布Fig.5.(a) Typical routes to double ionization of Xe interacting with 38.8 eV XUV photon;(b) kinetic energy distribution of photoelectrons from double ionization of Xe;(c) angular distributions of the photoelectrons energy in the range of 0–1.5 eV;(d) angular distributions of the photoelectrons energy in the range of 5.5–7.0 eV.

根据图5(b)能量分布可以确定2 个能量范围:[0,1.5] eV 和 [5.5,7.0] eV,并做出对应的光电子角分布.图5(c)对应能量在[0,1.5] eV 范围的电子角分布,通过(1)式拟合得到不对称参数 β=0.16 ± 0.02.结果发现角分布基本呈各向同性,仅在沿着激光偏振方向的计数略多.这是由于高激发态 Xe1+(1D)nd (n=8,9) 和 Xe1+(1S) 7d 退激到最终的 Xe2+(3P2) 基态的过程为自电离过程,不受激光的影响.表明能量在[0,1.5] eV 范围的电子来自间接电离的第二步,而角分布出现倾向激光偏振方向出射的原因主要是在该能区存在直接双电离的贡献.而能量范围[5.5,7.0] eV 中的电子角分布为图5(d),其对应的β 不对称参数为0.32 ± 0.12.不同能量区间β 参数是所涉及通道的加权平均值,由于该里德伯态处于内壳层激发,目前并没有相关理论能对其进行精确计算.

4 结论

本文利用反应显微成像谱仪进行了Ne 原子、Xe 原子在XUV 光作用下的电离实验,分析了Ne 原子与36.1 eV XUV 光反应的单电离电子角分布及 β 不对称参数,以及Xe 原子在38.8 eV 光子作用下单电离与双电离的电子角分布及β 参数特征.Ne 原子2p 壳层电子电离的β 不对称参数为0.665 ± 0.011,实验值与考虑到电子关联效应的RPA 模型符合较好,同时与没有考虑电子关联效应的H-F 模型相差不大,说明Ne 原子2p 壳层电子在电离过程中受电子关联效应较弱.Xe 原子5p 电子在其能量下电离的不对称参数β=1.00 ±0.04,通过与RPA、RRPA 理论不同壳层关联的计算结果对比,结果发现实验值与考虑5s,5p,4d 壳层耦合的RPA 理论符合较好,表明5p 壳层电子电离基本不受相对论效应的影响,电子-电子关联效应对其起重要作用.将Xe 原子与Ne 原子p 壳层的β 参数进行比较,发现Ne 原子不考虑电子关联效应的理论值与实验值偏差比Xe 原子要小,说明Xe 原子p 壳层电子比Ne 原子的电子关联效应更强.同时测得Xe 原子5s 电子在该能量下的β=1.10 ± 0.15,与考虑到自旋轨道耦合等相对论效应和电子关联效应的RRPA 理论模型更符合.此外,通过电子能谱和角分布判断出Xe 原子双电离存在直接双电离与间接双电离机制,确定出间接双电离第一步到达的亚稳态是Xe1+(1 D)nd (n=8,9)和 Xe1+(1 S)7d,并测量了间接电离第一步与第二步的光电子角分布以及对应β 不对称参数分别为0.32 ± 0.12 和0.16 ± 0.02.