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En las últimas dos décadas se logró un gran avance en la determinación de secciones eficaces múltiplemente diferen-ciales para procesos de colisión de iones, fotones y electrones con átomos y molécu-las, debido al desarrollo de la técnica de espectroscopía de momentos de iones en retroceso y su implementación junto a blancos pre-enfriados lo cual se conoce como técnica COLTRIMS [1]. El grupo de Heidelberg midió la sección eficaz de do-ble ionización plenamente diferencial (SEPD) en colisiones de protones con átomos de He y compararon sus resultados con mediciones existentes en colisiones de electrones con átomos de He en configura-ciones similares [2]. En trabajos anteriores analizamos la doble ionización de helio por impacto de iones desnudos empleando diversos modelos basados en el modelo 3C para describir el doble continuo de dos electro-nes en un centro [3-5], y describiendo el proyectil con una onda plana. Esto permi-tió establecer los órdenes de magnitud de las SEPD, y su dependencia con la calidad de la función de onda que se utiliza para describir el estado inicial del átomo blanco (He(1s2)). Utilizando el denominado modelo GO [6], se estudió la sensitividad de las SEPD con la carga del proyectil [7]. Estas aproxima-ciones perturbativas de primer orden no no mostraron diferencias sustanciales en la SEPD para doble ionización resultante del impacto de protones y antiprotones a la energía de colisión de 6 MeV. Estas con-clusiones están en oposición con las de Fischer et al [2] quienes sugieren que aún a 6 MeV las diferencias entre protón y an-tiprotón debieran ser notorias. Adicional-mente, se establecieron relaciones entre las diferentes estructuras en la SEPD y los posibles mecanismos físicos responsables de la doble emisión. En este trabajo se explora la doble ionización de la serie isoelectrónica del Helio hasta Zt=10 por impacto de protones y antiprotones mediante los modelos men-cionados previamente. Para el estado ató-mico se utilizaron las funciones de onda variacionales calculadas y tabuladas en [8], que consideran la correlación angular entre los electrones. Clásicamente, los me-canismos que implican una sola interac-ción del proyectil son aquellos que deno-minamos emisión de retroceso, emisión binaria y emisión a espaldas. Estos tres mecanismos quedan caracterizados por los valores que adquiere el momento del núcleo en retroceso en función del momento transferido Q. Para los tres casos antes mencionados, toma los valores 2Q, 0 y Q respectivamente. En particular se muestran distribuciones angulares de la SEPD para electrones emitidos en el pla-no de colisión con energías iguales. Para todos los casos considerados, las distribuciones de la SEPD muestran estructuras que se encuentran en regiones próximas a las contrapartes clásicas. Ob-servamos que a medida que la carga del núcleo se incrementa, la correlación entre los electrones pierde relevancia. Esto se ve cuando se realiza un análisis de escalas de las secciones eficaces para cargas nuclea-res altas, que tienden a un límite asintótico próximo a los resultados que se obtendrían con una función del continuo sin correla-ción entre los electrones. Por otra parte, con el incremento de la carga nuclear se ven favorecidas las colisiones que impli-can interacciones de los electrones con el núcleo, y se ve reflejado en un incremento de la estructura correspondiente a la emi-sión de retroceso. También encontramos que las estructuras que implican una buena descripción de la correlación electrónica, llevan las estructuras de emisión binaria y de retroceso hacia las posiciones clási-cas en las cuales los electrones salen con un ángulo relativo de 90º. La magnitud de la SEPD obtenida para protones es mayor que para antiprotones en el caso de Helio, lo que se revierte para impacto sobre Li+ y Be2+. Este resultado puede explicarse si se piensa que el protón extrae los electrones del blanco, mientras que antiprotón tiende a empujarlos hacia el núcleo. En la Figura 1 se muestran algunas distribuciones con las SEPD calculadas para diferentes iones, en todas ellas se aplicó la ley de escalas en la cual las ener-gías escalan con el cuadrado de la carga nuclear, además se han normalizado al máximo de la sección obtenida para el Helio para mostrar el efecto de la carga nuclear sobre las estructuras. Se ha consi-derado el ángulo de salida del proyectil fijo e igual para todos los casos de manera que para el He, Q = 0.9 u.a.. Puede verse que las diferencias en las estructuras debi-das a las cargas del proyectil son aprecia-bles para el Helio, atrayendo o repeliendo el lóbulo correspondiente a la emisión bi-naria hacia la dirección de incidencia, mientras que la influencia de la carga nu-clear mueve las estructuras hacia la direc-ción del momento transferido, que es la dirección en la cual sale el núcleo en re-troceso con bajo momento, ocultando la influencia del proyectil. Este modelo pre-dice un papel fundamental de la atracción del núcleo del blanco en el resultado final de la colisión, enfocando los electrones emitidos hacia su dirección de salida. Figura 1.Sección eficaz plenamente diferencial para doble ionización de He y su serie isoelectrónica por im-pacto de protones y antiprotones en función del ángulo de un electrón, mientras el otro sale en la dirección de incidencia. Las secciones eficaces están normalizadas al máximo de la distribución correspondiente al He. Referencias [1] R. Moshammer et al, Nucl. Instrum. Methods Phys. Res., Sect. B 108, 425 (1996). [2] D. Fischer et al., Phys. Rev. Lett. 90, 243201 (2003). [3] C. R. Garibotti y J. E. Miraglia, Phys. Rev. A 21, 572 (1980). [4] M. Brauner, J. S. Briggs y H. Klar, J. Phys. B 22, 2265 (1989). [5] J. Berakdar y J. S. Briggs, Phys. Rev. Lett. 72, 3799 (1994). [6] S.D. López, C.R. Garibotti, S. Otranto, Phys. Rev. A 83 (2011) 062702. [7] S. Jetzke y S. H. M. Faisal, J. Phys. B 25, 1543 (1992). [8] S. Otranto, G. Gasaneo, C.R. Garibotti, Nucl. Instrum. Methods. B 217 (2004) 12.