Photoelektron-Photoion-Koinzidenz- spektroskopie mit ...

1.3. Me verfahren 49
Im Koinzidenzmodus liegt eine weitere Variante vor, die eine Synchronisations-Mischform darstellt:
Da die Flugzeit eines Elektrons im CMA bei fester Analysatorenergie auf etwa 1ns
genau de niert ist, sind die Ziehpulse im Koinzidenzmodus uber das startgebende Elektron
mit der Zeitstruktur der Quelle gekoppelt. Dies bedeutet, da die Phasendi erenz zwischen
Bunch-Clock und Ziehpuls statistisch nur auf die Bereiche " mit Licht\ beschrankt ist. Im
Koinzidenzspektrum sind daher Intensitatsmodulationen in den Nachstrukturen der einzelnen
Hauptpeaks zu erwarten, die aber weit weniger ausgepragt sind als in Abbildung 1.26 links. Ein
experimentelles Beispiel fur diesen E ekt ist im rechten Teil von Abbildung 1.16 auf Seite 34
zu sehen: Die leichten Intensitatsmodulationen im Koinzidenzspektrum (oben) sind im Referenzspektrum
(Mitte), das ohne Synchronisation aufgenommen wurde, herausgemittelt. Im
berechneten Spektrum wahrer Koinzidenzen (unten) fuhrt dieser E ekt zu einer um die Nullinie
oszillierenden Intensitat, was bei der Auswertung geeignet berucksichtigt werden mu . Dabei
ist zu beachten, da wahre Koinzidenzen nur in den Hauptpeaks auftreten, da die zugehorigen
Ionen stets kurz vor einem Ziehpuls entstanden sind.
Thermische Bewegung der erzeugten Photoionen
In Koinzidenz- und Referenzmodus liegen die mittleren zeitlichen Abstande der Ziehpulse je
nach Startrate zwischen einigen 100 s und einigen 100 ms, so da die Erzeugung in diesem
Zeitraum als quasi-kontinuierlich betrachtet werden kann. Mit jedem TOF-Ziehpuls wird der
Reaktionsraum praktisch von Ionen leergefegt. Im Zeitraum zwischen den Ziehpulsen herrscht
Feldfreiheit, und Ionen mit geringen thermischen Geschwindigkeiten sammeln sich im Reaktionsraum
an.
Um die Dynamik dieses Ansammlungse ektes zu erkunden, wurde ein einfaches Modell angesetzt:
Zum Zeitpunkt t = 0 wird im Mittelpunkt einer gedachten Kugel vom Radius r, die
den Reaktionsraum reprasentieren soll, eine punktformige, zeitlich kontinuierliche Teilchenquelle
der Erzeugungsrate R eingeschaltet (siehe Abbildung 1.27 links). Teilchen der Masse m
stromen aufgrund ihrer thermischen Geschwindigkeit (Temperatur T ) aus der Kugel heraus.
Nach einer zu berechnenden Zeit ergibt sich in der Kugel ein dynamisches Gleichgewicht, bei
dem die Anzahl der erzeugten gleich der Anzahl der ausstromenden Teilchen ist. Die Anzahl
von Teilchen, die sich zu einem Zeitpunkt t>0 in der Kugel be nden, betragt:
N(t) = Rt0(t) = R
t ,
Z tZ
1
0
r
t0
f( m
T ;v)dvdt0
!
; (1.21)
wobei f( m
;v) die Maxwellsche Geschwindigkeitsverteilung (siehe z. B. [56, S. 209]) und t0(t)
T
der Proportionalitatsfaktor zwischen N(t) und R ist.
Setzt man im Experiment gegebene Gro en in das Modell ein, so erhalt man z. B. fur Xe- bzw.
La-Ionen mit r = 8 mm (halbe Langsausdehnung des Reaktionsraumes) bei den angegebenen
Temperaturen einen zeitlichen Verlauf der Ionenanzahl wie in Abbildung 1.27 (dort ist die
relative Ionenanzahl in der Kugel N(t) 1 aufgetragen). Da das einfache Modell die experi-
N(1) R
mentellen Verhaltnisse durchaus wiedergibt, ist durch einige Me werte fur Xe-Ionen belegt,
die durch Variation des Ziehpulsabstandes bei einer TOF-Messung gewonnen wurden.