Waiting
Login processing...

Trial ends in Request Full Access Tell Your Colleague About Jove
JoVE Journal Chemistry
Click here for the English version

Chemistry

Photoelectron avbildning av anioner illustrert av 310 Nm avdeling av F−

Published: July 27, 2018 doi: 10.3791/57989
Automatic Translation
1, 1, 1, 1
1Department of Chemistry, Washington University in St. Louis

Summary

Her presenterer vi en protokoll for photoelectron avbildning av anionic arter. Anioner generert i vacuo og atskilt med massespektrometri er undersøkt ved hjelp av hastighet tilordnet photoelectron imaging, gir detaljer om anion og nøytrale energi nivåer, anion og nøytrale struktur og natur anion elektronisk staten.

Abstract

Anion photoelectron imaging er en svært effektiv metode for studier av energi bundet negative ioner, nøytral arter og samhandling av ubundet elektroner med nøytral molekyler/atomer. State-of-the-art i vacuo anion generasjon teknikker tillater programmet til et bredt spekter av atomic, molekylær og klynge anion systemer. Disse er atskilt og valgt med time of flight-massespektrometri. Elektroner er fjernet av lineært polarisert fotoner (Foto løsgjøring) med bord laser kilder som gir tilgang til eksitasjon energier fra infra-rødt til nær ultrafiolett. Oppdage photoelectrons med en hastighet tilordnet tenkelig linsen og posisjon følsom detektor betyr at, i prinsippet, når alle photoelectron detektoren effektiviteten deteksjon er uniform for alle kinetiske energien. Photoelectron spectra utvunnet fra bildene via matematiske rekonstruksjon bruker en invers Abel transformasjon avsløre detaljer om anion indre energi staten distribusjon og de resulterende nøytral energi. På lav elektron kinetisk energi er typisk oppløsning tilstrekkelig til å avdekke energinivået forskjeller på noen millielectron-volt, dvs, ulike vibrasjonsmedisin nivåer for molekylær arter eller spinn-bane deling i atomer. Photoelectron kantete distribusjoner Hentet fra inverse Abel transformasjon representerer signaturene i bundne elektron orbital, slik at mer detaljerte undersøkelser av elektroniske struktur. Spectra og kantete distribusjoner også kodes detaljer interaksjonene mellom utgående elektronet og gjenværende nøytral arter etter eksitasjon. Teknikken illustreres av programmet til en atomic anion (F−), men det kan også brukes til måling av molekylære anion spektroskopi, studiet av lavtliggende anion resonanser (som et alternativ til spredning eksperimenter) og femtosecond ( FS) tid løst studier av den dynamiske utviklingen av anioner.

Introduction

Anion photoelectron tenkelig1 er en variant på photoelectron spektroskopi og representerer en kraftig sonde av Atom/elektronisk molekylstrukturen og samspillet mellom elektroner og nøytrale arter. Innhentet informasjon er viktig i utviklingen forståelsen av bundet og metastable (elektron-molekylet spredning resonanser) negative ion stater, døråpning stater for kjemiske reduksjon, dissosiativ vedlegg prosesser og ion-molekyl interaksjoner. Videre resultatene gir viktig tester av høyt nivå ab initio teoretisk metoder, spesielt de designet til å håndtere svært korrelert systemer og/eller ikke-stasjonære stater.

Teknikken kombinerer ion produksjon, massespektrometri og ladede partikler imaging2,3,4 følsomt sonde elektronisk (og for små molekyler, vibrasjonen) struktur. Arbeide med anionic arter kan godt masse selektivitet via tid flight-massespektrometri (TOF-MS). Synlig/nær ultrafiolett (UV) fotoner er tilstrekkelig energiske fjerne overflødig elektronet, tillater bruk av tabellen topp laser kilder. En ekstra fordel av anioner er muligheten til å photoexcite lavtliggende, ustabil anionic stater som representerer energi regimer som elektroner og nøytrale atomer/molekyler sterkt samhandle. Bruk av hastighet tilordnet tenkelig5 (VMI) gir ensartet oppdagelsen effektivitet, selv ved lave elektron kinetiske energien og overvåker alle utløst photoelectrons avslører samtidig størrelsen og retningen av deres hastigheter.

Eksperimentelle resultatene er photoelectron bilder som inneholder photoelectron spectra (detaljer om overordnet anion indre energi distribusjoner) og energiene av datter nøytrale interne stater og photoelectron kantete distribusjoner (relatert til den elektron orbital før brøkdel). En spesielt interessant anvendelse av teknikken er funnet i fs tid-løst studier. En innledende lynraske laser puls (pumpe) begeistrer til en dissosiativ anion elektronisk tilstand, og andre timelig forsinket lynraske puls (sonde) så løsner elektroner fra det glade anion. Kontroll av pumpe-sonden tidsforskjellen følger utviklingen av energi av systemet og den skiftende naturen orbitale av systemet på tidsskalaen av atomic bevegelse. Eksempler omfatter photodissociation av I2− og andre interhalogen arter6,7,8,9, den fragmentering og/eller electron innkvartering i jeg−·uracil 10,11,12,13, jeg−·thymine13,14, jeg−·adenine15, jeg−·nitromethane16, 17 og jeg−·acetonitrile17 klynge anioner og åpenbaring av hittil uventet lang tidsskalaen for produksjon av Cu− atomic anioner etter photoexcitation av CuO2− 18.

Figur 1 viser Washington University i St. Louis (WUSTL) anion photoelectron tenkelig spectrometer19. Instrumentet består av tre ulikt pumpet regioner. Ioner blir produsert i kilde kammeret som opererer ved et trykk på 10−5 Torr og inneholder en utslipp ion kilde20og elektrostatiske ion utvinning plate. Ioner skilles med masse Wiley McLaren TOF-MS21 (trykket i TOF-røret er 10−8 Torr). Ion gjenkjenning og utprøvende foregår i gjenkjenning regionen (trykk av 10−9 Torr) som inneholder en VMI linsen5 og en ladede partikler detektor. Hovedkomponentene i instrumentet illustrert skjematisk i figur 1b der det skyggelagte området representerer alle elementene som finnes i vakuum systemet. Gass er introdusert gjennom pulserende munnstykket i utslipp. For å oppveie høy innløp trykket, opprettholdes kilde kammeret under vakuum bruker en oljebasert diffusjon pumpe. Regionen utslipp er illustrert i mer detalj i figur 2a. En høy potensiell forskjell brukes mellom elektrodene, som er isolert fra ansiktet av munnstykket med en rekke Teflon avstandsstykker. Faktisk fungerer Teflon som kilden til fluor atomer for resultatene som vises senere.

Utslipp produserer en blanding av anioner, kasjoner og nøytrale arter. Ion utvinning plate, ion akselerasjon stabel, potensial bytte og microchannel plate (MCP) detektor (figur 1b) utgjør 2 m lang Wiley McLaren TOF-MS. ioner pakkes ved anvendelse av en (negativ) spenning puls til ion utvinning plate og deretter er alle ioner akselerert til samme kinetiske energi. Variant av utvinning puls omfanget fokuserer ankomsttid i VMI linsen mens einzel linsen reduserer det romlige tverrsnittet av ion strålen. Anioner er nytt refererte til jord med en potensiell bryteren22, tidspunktet som fungerer som en masse diskriminator. Anion utvalg oppnås ved synkronisering av en synlig/nær uv Foton-puls med ankomsttid anion i VMI linsen. Regionene ion separasjon og oppdagelsen bruke olje gratis turbopumps for å beskytte tenkelig detektoren.

Anioner og fotoner samhandle for å produsere photoelectrons i romlig volumet Steinmetz solid, representerer overlappingen mellom ion og laser bjelker. VMI objektivet (figur 2b) består av tre åpne elektroder, hensikten som er å sikre at alle photoelectrons nå detektoren og at momentum space fordelingen av photoelectrons opprettholdes. For å oppnå dette, brukes forskjellige spenninger på kjøkkenvifte og repeller slik at uansett romlige utgangspunktet, elektroner med samme innledende hastighet vektoren oppdages på samme tidspunkt på detektoren. Detektoren består av et sett med chevron-matchet MCPs som elektron-multiplikatorer. Hver kanal har en diameter på noen mikron, lokalisere gevinst og bevare den første effekt posisjonen. En fosfor skjermen bak MCPs indikerer plasseringen via forsterket elektron puls som et glimt av lys som er spilt inn med et charge koplede enhet (CCD) kamera.

Tidsberegningen og varighet for de ulike spenning pulser kreves styres med en digital forsinkelse generatorer (DDG, Figur 3). Hele eksperimentet gjentas på bilde for bilde basis med en repetisjon rate på 10 Hz. For hvert skudd, flere ioner og fotoner samhandle produsere noen hendelser per kameraet rammen. Flere tusen rammer er akkumuleres i et bilde. Bilde midten viser momentum space opprinnelsen og dermed avstanden fra sentrum (r) er proporsjonal med hastigheten til et elektron. Vinkelen θ, (i forhold til Foton polarisering) representerer retning av et elektron hastighet. Et bilde viser fordelingen av gjenkjenning hendelsen tettheter. Dermed kan det også bli sett som sannsynlighet tettheten for påvisning (på et gitt tidspunkt) av et elektron. Påkalle født tolkningen av bølge-funksjonen (ψ) et bilde representerer | ψ | 2 for photoelectron23.

3D elektron sannsynlighet tetthet er cylindrically symmetrisk om polarisering av elektrisk vektoren (εp) for stråling med påfølgende desperat informasjon. Rekonstruksjon av den opprinnelige fordelingen er oppnådd matematisk24,25,26,27. Radial distribusjon (av elektroner) i gjenoppbyggingen er momentum (hastighet) domene photoelectron spekteret som omdannes til energi domenet via søknad aktuelle Jacobian transformasjonen.

Anion photoelectron imaging spectrometer (figur 1) brukes i disse eksperimentene er en spesialbygd apparatet28. Innstillingene i tabell 1 og tabell 2 for protokollen er spesifikke for dette instrumentet for produksjon av F− og bildebehandling av photoelectron distribusjon. Flere lignende versjoner av design brukes i ulike forskning laboratorier6,29,30,31,32,33,34 , 35 , 36 , 37 , 38 , 39 , 40 , 41 , 42, men ingen to instrumenter er like. I tillegg er instrument-innstillingene sterkt avhengig av hverandre og svært følsomme for små endringer i forholdene og instrument dimensjoner.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Protocol

Merk: En generell eksperimentell protokoll presenteres her, gjelder for WUSTL apparatet. Bestemt instrument-innstillingene for F− bildet presentert i figur 4a kan finnes i tabell 1-2.

1. ion generasjon

  1. Vil generere anioner, bruke støtte gass eller gassblanding (for F−, 40 psig. O2) bak pulserende munnstykket og opererer dysen med 10 Hz.
    1. Angi munnstykke varigheten på digital forsinkelse generator 1 (DDG1), kanal en (A1) og utløse det pulserende munnstykke sjåføren å injisere gass til utslipp.
    2. Bruke en høy spenning utslipp puls V1. Tidsberegningen og varigheten av pulsen kontrolleres av kanal C (C1) på DDG1.
    3. Som rømning av O2 gass kan føre til økt laboratorium brann risiko, sikre at alle ledninger er lekkasje stramt. Siden høy gass press kan føre til feil på ledninger, sikre at trykket holdes under maksimalt arbeidstrykk. Sikre at strømforsyninger er riktig jordet og slått av når kablene blir festet eller fjernet.

2. ion utvinning, separasjon og gjenkjenning

  1. Til ekstrakt anioner fra kilden, gjelde en høy spenning utvinning puls (V2) ion utvinning platen.
    1. Angi tidspunkt og varighet av ion utvinning pulsen bruker DDG1 kanal D (D1).
  2. For å overvåke anion mass spekteret, sette maskinen i ion-modus.
    1. Koble detektor spenning delelinjen til tenkelig detektoren MCPs.
    2. Bruke spenning V11 detektor anoden (fosfor skjerm).
    3. Koble ion detektor spenning skillelinjen utdataene til oscilloskop kanal 1 inngangen.
    4. Koble strømforsyningen MCP til spenning skillelinjen inngangen og gradvis øke spenningen. En input spenning V9 gir V7 til posten siden og V8 på exit side av MCP.
      FORSIKTIG: Ikke overskride maksimalt tillatte spenning for MCPs.
  3. Skille anioner av TOF-MS.
    1. Angi akselerasjon stabel spenningen V3.
    2. Bruker DDG1 kanal E (E1), angi tidspunkt og varighet for potensielle bryteren høyspenning pulsen (V3).
    3. Eksternt utløse oscilloskop fra DDG1 kanalen F (F1) for å angi tidsskalaen TOF-MS.
  4. Justere utslipp og utvinning puls størrelsen (V1-V2), utslipp, trekking, potensial bytte og munnstykke timing og varighet gjennom kanaler AE på DDG1 å produsere ion signal på oscilloskop.

3. ion avkastning og oppløsning optimering.

Merk: Trinn 3.1 og 3.2 bør gjentas iterativt for å få optimal oppløsning og ion avkastningen. (Tabeller 1-2 viser innstillingene som brukes til å generere F− bildet som vises i delen resultater).

  1. For å optimalisere antall anioner av artene, justere ion kilde.
    1. Stille O2 gass bak munnstykket med regulator på gassflasken.
    2. Juster pulserende munnstykke varigheten av operasjonen (A1).
    3. Justere omfanget av utslippet puls spenningen (V1).
    4. Justere timing og varighet av utslipp puls spenning (C1).
    5. Justere timing og varigheten av ion utvinning pulsen (D1).
    6. Juster varigheten er potensielle bryteren på høy spenning (E1).
    7. Justere spenningen på sentralt element av einzel linsen (V4). Ion toppene på oscilloskop bør øke intensitet.
      FORSIKTIG: Pass O2 trykket holdes under maksimalt arbeidstrykk.
  2. Justere TOF-MS for å optimalisere masse spectral oppløsning og ion separasjon
    1. Justere ion utvinning spenningen (V2) for å oppnå Wiley McLaren fokus. Ion toppene på oscilloskop bør begrense.
    2. Justere akselerasjon stabel spenningen V3.

4. photoelectron produksjon og gjenkjenning

  1. Bytte til spectrometer til modus for bildebehandling.
    1. Redusere spenningen på ion detektor spenning delelinjen (V9) til null.
    2. Koble ion detektor spenning skillet fra MCPs.
    3. Koble MCP og tenkelig strømforsyninger tenkelig høy spenning puls.
    4. Koble tenkelig høyspenning pulsen til de tenkelig MCPs
  2. Bruke en permanent spenning til fosfor skjermen (V11) og MCPs (V9).
  3. Synkronisere ankomsttid laser pulser fra nanosekund (ns) fargestoff laseren med ankomsttid ion av interesse i VMI linsen.
    1. Koble den raske photodiode oscilloskop kanal 2.
    2. Eksternt utløse Nd:YAG laser flash lamper og Q-bryteren bruker DDG2 kanaler H (H2) og G (G2). Justere timingen av laser utløse (H2) til photodiode utdataene er nær men foregående ion signalet av interesse.
    3. Bruke spenning til tenkelig repeller (V5) og extractor (V6) elektroder.
    4. Sett det lang eksponering og justere laser utløse timing (H2) for å maksimere antall elektron hendelser observert på PC-skjermen.
      FORSIKTIG: Klasse IV laserstråling vil permanent skade eyesight. Bruk passende vernebriller. Se ikke direkte strålen selv når iført Øyevern. Unngå specular refleksjon.
  4. Bruke en høy spenning puls MCP tidsbestemt til å sammenfalle med ankomsten av byens Foton å forsterke elektron signal i vinduet photoelectron produksjon.
    1. Angi tenkelig puls spenningen (V10).
    2. Angi tenkelig puls tidsberegning og varighet bruker DDG2 kanal F (F2) slik at tenkelig pulsen er sentrert på ankomsttid Foton pulsen.

5. bilde fokus

  1. Sett kameraet til kort eksponering.
    1. Utløse CCD kameraet å åpne ved starten av en eksperimentell syklus bruker DDG2 kanal E (E2).
  2. Samle en bakgrunn-trukket bilde
    1. Samle flere rammer med laser pulsen samtidig med anion rundt.
    2. Samle flere rammer med laser pulsen ikke sammenfallende med noen anion.
    3. Trekk rammene samlet av tilfeldighet fra rammer samlet på tilfeldighet.
    4. Gjenta trinn 5.2 og samle et bilde.
  3. Justere tenkelig repeller (V5) og utvinning (V6) elektroden spenninger. Generere et nytt bilde ved å gjenta trinn 5.2. Best fokus tilstand oppnås når funksjonene på deres smaleste.

6. bildesamlingen

  1. Med kameraet i kort eksponeringsmodus, bytte til centroided samlingen.
  2. Gjenta trinn 5.2 på betingelsen for optimal fokus å akkumulere en underpiksel oppløsning bildet.

7. data utvinning

Merk: Data manipulasjoner utføres i denne delen utføres ved hjelp av spesielt skrevet programmer i MatLab-plattformen.

  1. Finne midten av bildet ved å bestemme senteret av massen (intensitet) av bildet, med iboende symmetri av bildet for å finne midten av inversjon, eller (i lav signal til støy) iterativt minimere bredden på overgangene i spekteret ved å velge forskjellige prøve sentre.
    1. Omvendt Abel transformere bildet å gjenopprette 3D hastighet fordelingen.
  2. Generere photoelectron spectra
    1. Integrere intensiteten som en funksjon av vinkel for alle radier (dette er spekteret i radial og dermed fremdrift eller hastighet). I praksis er dette oppnås ved summering over alle radier.
      Equation 1
      hvor I(r) er radial intensiteten og I(r,θ) er intensiteten på punkt r, θ.
    2. Kalibrere spekteret for elektron kinetisk energi sammenliknet med et bilde som er spilt inn under samme vilkår med overganger av kjente eBE.
      Livets = eKEcal × (r/rcal)2
      hvor livetsref er den kinetiske energien til en kjent overgang i referanse spektrum, rref radius av ringen i referansebildet tilsvarer denne overgangen og livets er den kinetiske energien forbundet med radius r i den eksperimentelle bilde.
    3. Konvertere radial spekteret energi domenet via Jacobian transformasjon. Energi tilsvarer en gitt r bestemmes i 7.2.2. Intensiteten I(r) deles på √eKE.
  3. Kantete distribusjon av elektroner.
    1. Velg en overgang i spekteret.
    2. For forskjellige små kantete områder, integrere over radial området knyttet til overgangen og komplott mot θ. I praksis integrering er oppnådd ved summering over alle radier i området r0 -FWHM/2 + FWHM/2.
      Equation 2
      hvor I(θ) er kantete intensiteten, r0 er radial verdien av overgangen maksimal og FWHM er full bredde ved halv maksimal over radial området av overgangen.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Representative Results

Ved centroiding43 dataene registrert på 640 × 480 pixel CCD rekke kameraet, er en rutenettet oppløsning på 6400 × 4800 mulig. Imidlertid innebærer utvinning av spectra og kantete distribusjoner inverse Abel transformasjon av data som krever bilde intensiteten varierer relativt jevnt. Kompromisset er centroided dataene "binned" ved å summere n × n blokker av poeng. Lignende behandling er også nødvendig for visning av imaging resultater.

Det viste bildet og gjenoppbygging av figur 4a er resultatet av photodetachment fra F− på en Foton energi av 4.00 eV (310 nm). Sylindrisk symmetri fordelingens photoelectron betyr at hvert eksperimentelle bilde inneholder fire tilsvarende målinger momentum space punkt. Figur 4a viser venstre halvdelen av eksperimentelt målt bildet, binned til n = 8, mens den høyre halvdelen av figur 4a er en invers Abel transformasjon av dataene som vises i samme oppløsning. Bildet består av totalt 50.000 rammer innspilt med laser i sammentreff med F− ioner og likt antall bakgrunn bilder trukket. Retning av laser elektrisk vektoren (εp) er loddrett i flyet av bildet, som angitt av ledet dobbeltpilen.

Bildet viser to konsentriske sirkler. Disse svarer til de to smale overgangene i photoelectron spekteret. Dette er Hentet fra centroided data binned til n = 4, etter inverse Abel transformasjon ved å integrere intensitet over alle vinkler (θ) for hver radiell avstand (r) fra sentrum. R til elektron kinetisk energi (eKE) skala konvertering påvirkes av kalibrering med en overgang av kjente kinetisk energi (eKEcal) dercal er den radielle avstanden til sentrum av kalibrering overgangen.

Equation 3

Intensiteten skaleres ved passende Jacobian transformasjonen til spekteret vist i figur 4b. Skalaen er ytterligere justert for å vise intensiteten i forhold til den sterkeste av overganger.

De to overgangene reflektere eksistensen av to lavt liggende elektronisk statene nøytral F. opplysningsarbeid ifølge deres elektroniske angular momenta, disse er kalt 2P3/2 og 2P1/2. De to F atom statene kommer fra 1s22s22 p5 elektron konfigurasjonen. I enkelt språk ulik de to statene spinn av unpaired elektron. Styrken i samspillet mellom spinn og orbital angular momenta er annerledes uansett. Den elektron kinetiske energien er avhengig Foton energi (hν) og energien som kreves for å produsere den endelige nøytrale tilstanden (elektronet binding energi, eBE). Disse egenskapene er forbundet med bevaring av energi, livets = hν - eBE. Dermed representerer høyeste eKE overgangen (0.598 eV) laveste binding energi (3.402 eV), som er det elektron affinitet til en fluor atom44. Forskjellen i overgangen kinetisk energi (0.598 eV − 0.548 eV) viser at den første glade delstaten F atom er bare 50 meV høyere i energi enn bakken staten, et mål på styrken av spin-bane samhandlingen. Den relative styrken av de to overgangene (2:1 ratio) gjenspeiler degeneracies av de to F atom elektroniske statene.

Fordelingen av elektroner i bildet av figur 4a er ikke ensartet for en gitt overgang. Dette vises mer kvantitativt i Figur 4 c. Plottet viser at for hver overgang (→2P3/2, røde åpne sirkler, →2P1/2, blå fylte sirkler) elektron intensiteten er størst på θ = 90 ° og det er derfor en preferanse for elektronene å bli utløst vinkelrett Ε p. Dette er forventet (basert på argumenter som involverer angular momentum bevaring) elektron fjerning fra en p orbital, og resultatene ville være ganske annerledes hvis elektronene ble løsrevet fra en s orbital45, 46. de kantete distribusjonene er diagnostiske av romlige del av et bestemt overordnet orbital. Hvis dataene i Figur 4 c er skala (i forhold til de kantete maxima for de respektive overgangene) som vist i Figur 4 d, kan det ses at innenfor grensene av eksperimentelle støy, distribusjonene er nesten identiske.

Hastighet oppløsning oppnås er sterkt påvirket av design og detaljer av eksperimentet. Når det gjelder hastighet kartlegging, romlig volumet som produseres elektroner, plasseringen av dette volumet tenkelig linsen og spenninger på tenkelig elektrodene er alle viktige. For den beste oppløsningen bør volumet representert ved skjæringspunktet mellom anion og laser bjelker minimaliseres. I praksis oppnås dette ved å redusere bredden på laser- og ion bjelker, enten ved kollimasjon eller fokusering. Hastighet tilordningen er svært følsomme for bildebehandling elektrode spenninger. Bildet av figur 5a representerer den optimale fokusere tilstanden, forholdet 0.700 mellom repeller og extractor. Selv små endringer i dette forholdet (ved å endre repeller eller extractor elektrode spenninger) er skadelig for hastighet oppløsningen. Figur 5b viser et bilde innhentet etter redusere forholdet til 0.686 (dvs., med litt mer enn 3%). Det er tydelig i både bildet og tilhørende spekteret at det er ikke lenger mulig å skille de to overgangene i spekteret. Faktisk leverer presisjonen for makt til tenkelig elektroder steder en grense i effektiviteten av tilordningen.

Bilder skal vise fireveis symmetri. I noen forsøk vil probabilistisk natur elektron oppdagelsen alltid føre til lite avvik fra denne forventningen. Men kan effekten av andre partikler (elektroner, ioner eller nøytrale) på detektoren føre til alvorlige avvik. Figur 5 c viser for eksempel en svært iøynefallende region av høy intensitet i øvre høyre kvadrant. Dette er resultatet av ioner eller nøytrale (produsert på grunn av photodetachment eller autodetachment) impinging på detektoren. Funksjonen bred, relativt lav intensitet i spekteret mellom 0,1 og 0,2 eV er et resultat av disse ikke-elektron virkninger. I det aktuelle tilfellet kan problemet håndteres matematisk, bare ved å fjerne øvre høyre kvadrant dataene fra analysen. Eksperimentell faktorer kan også endres i et forsøk på å fjerne falske signalet. Eksempler er forsiktig manipulasjon av tidspunktet av elektron tenkelig pulsen (F2), masse diskriminering via tidspunktet for potensielle bryteren (E1) eller innføre (pulserende) elektrostatisk ladet til å avlede uønskede ioner fra deteksjon regionen.

Innlegg samling bildebehandling kan også påvirke hastigheten (og dermed kinetisk energi) oppløsning av spectra og kvantitativ analyse av den kantete distribusjonen. Figur 6a viser viktigheten av å velge riktig sentrum av bildet før inverse Abel transformasjon. Rød spekteret er Hentet fra F− bildet binned til n = 10 og bruke beste løsninger. Til andre spectra representerer analyse av dette binned bildet med sentre med y-koordinaten for den angitte center økte med 1 (blå), 2 (grønn) eller 3 (oransje) piksler. Som valgt midten skiller seg mer fra avrette image center til spectra utvide, spesielt ved foten av overganger og de to toppene begynner å koaliserer. I tillegg bortkommen eksterne felt (elektriske og magnetiske) og selv ufullkommenheter i kameralinsen føre til forvrengning bilder slik at overgangene ikke presentere som perfekt sirkulære funksjoner. Integrere over alle vinkler for en bestemt radius vil føre til en tilsynelatende utvidelse av overgangen. Eksempler er vist i figur 6b, c for F− bildet (binned til n = 4) av figur 1a. Sammenligning av radial spekteret produsert ved å integrere over to ulike segmenter av kantede området (5° grad skiver om 36,5 ° (rød) og 86.5° (blå)) er vist i figur 6b. Selv de to funksjonene i spekteret er tydelig merkbar er det også klart at deres maxima er litt annerledes radier (302 og 306 for 2P3/2 overgang på 36,5 ° og 86.5 ° henholdsvis). Videre viser sammenligning med radial domene spekteret integrert i full kantede området (figur 6b grå nedtonet spekteret som er skalert for enkel visning) effekten av forvrengningen i utvide til spectra. Figur 6 c (rød) viser eKE domene, fullt integrert spekteret av det forvrengte bildet. Radial skalering (som en funksjon av vinkel) før konvertering til energi domenet gir korreksjon resulterer i mye smalere overgangene i totalintegrerte blå spekteret av figur 6 c42,47. Dette spekteret opprinnelig vist i figur 4b men med energi skalaen utvidet til bedre illustrere effekten av en kantete avhengige radial forvrengning.

Figure 1
Figur 1. WUSTL anion photoelectron imaging spectrometer. En ekstern visning av vakuum vises øverst. Skjematisk illustrerer utformingen av de viktigste komponentene i eksperimentet. Elementene ligger i regionen skyggelagt er under vakuum. Se for mer informasjon. Klikk her for å se en større versjon av dette tallet.

Figure 2
Figur 2. Skjematisk illustrasjoner av DC utslipp og VMI objektiv samlinger. (a) anioner produseres når en gass puls reiser gjennom utslipp kilde. (b) elektroner produsert i skjæringspunktet mellom ion og laserstråler er fokusert (i momentum mellomrom) på MCP detektoren av kontroll over komfyr og Repeller spenninger. Klikk her for å se en større versjon av dette tallet.

Figure 3
Figur 3. Eksperimentere kontroll. De to digitale forsinkelse generatorene (DDG) tillater presis kontroll over den eksperimentelle timing sekvenser. Klikk her for å se en større versjon av dette tallet.

Figure 4
Figur 4. Representant resultatet. (a) Photoelectron bilde (venstre halvdel) og inverse Abel transformering (høyre halvdel) for F− avdeling på 4.00 eV. (b) photoelectron spekteret inneholder to overganger som tilsvarer de to ringene som vist i bildet. (c) photoelectron kantete distribusjonene for hver overgang i spekteret (røde sirkler →2P3/2, blå sirkler →2P1/2) Vis elektron distribusjon i hvert tilfelle er polarisert vinkelrett på elektriske vektoren for stråling (εp). (d) når skaleres i forhold til deres respektive maxima, kantete distribusjonene for hver kanal er nesten identiske. Klikk her for å se en større versjon av dette tallet.

Figure 5
Figur 5. Optimal og optimal photoelectron bilder for F− avdeling på 4.00 eV. Bildene som vises er binned til n = 10. (a) bilde på den optimale VMI fokus tilstand (forholdet mellom 0.700) viser smale, godt løst topper i spekteret. (b) bilde med VMI fokus forholdet 0.686 - to overganger er ikke skilles i spekteret eller bilde. (c) effekten av spredt ioner impinging på detektoren samtidig med photoelectrons. Klikk her for å se en større versjon av dette tallet.

Figure 6
Figur 6. Bilde av bruksanalyse/effekter. (a) Photoelectron spectra vises utdraget fra bildet av figur 4a med ulike anslag over bildet sentrum. (b) avvik fra sirkularitet i bildet fører til tap av oppløsning. Funksjonene i fullt kantete integrert spekteret (skyggelagt grå) er betydelig større enn for individuelle kantete deler av bildet. (c) effekten av forvrengningen (rød spektrum) kan korrigeres matematisk for å gjenopprette full oppløsning av detektor (blå spektrum). Klikk her for å se en større versjon av dette tallet.

Beskrivelse Varighet (μs) Forsinkelse (μs) I forhold til
A1 Pulserende munnstykke 700 0 DDG1
B1 DDG2 utløser 0 DDG1
C1 Utslipp 70 640 A1
D1 Ion utvinning 7 235 C1
E1 Potensial bytte 6 0 D1
F1 Oscilloskop utløser 0 D1
E2 Kameraet utløse 0 B1
F2 Imaging puls 1 180.13 H2
G2 Laser utskrift (Q-bryter) 180.94 H2
H2 Laser utløse (Flash lampe) 590 B1

Tabell 1. Eksperimentet puls tidsberegning. Tidspunktet for puls sekvensene kontrollert av DDGs brukes i samlingen av bildet i figur 4a.

Beskrivelse Spenning (kV)
V1 Pulserende utslipp høyspenning −2.4
V2 Ion utvinning puls høyspenning −1.48
V3 Ion akselerasjon spenning 2.45
Ytre linseelementer for Einzel
Potensielle bryteren høy spenning
V4 Ion Einzel linsen sentralt Element 1.4
V5 Elektron Imaging linsen Repeller −0.700
V6 Elektron Imaging linsen Extractor −0.497
Ion-modus
V7 MCP oppføring 0,95
V8 MCP Exit 2.51
V9 MCP nettspenningen 3.0
Imaging modus
V7 MCP oppføring 0,0
V8 MCP Exit 1.0
V9 MCP nettspenningen 1.0
V10 MCP puls høyspenning 1.75
V11 Fosfor skjermen Ion-modus 3.2
Imaging modus 6.0

Tabell 2. Anvendt spenninger. Spesifikke spenninger på instrumentet komponentene for generering av bildet i figur 4a.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Discussion

To faktorer er spesielt viktig for suksessen til beskrevet protokollen. Best mulig hastighet kartlegging betingelsene må bestemmes og mer avgjørende, en tilstrekkelig og relativt tid konstant avkastning av den ønskede anion må produseres. Om VMI fokusere skritt, trinn 5.2 og 5.3 skal gjentas i tandem med bildeanalyser å bestemme tilstanden som gir de skarpeste (smaleste) funksjonene. Finjustering av elektroden spenninger (V5 og V6) er påvirket av størrelsen på og plasseringen av ion og laser strålen krysset, men når den optimale forhold har oppnådd et bestemt system apparatet er stabil. Viktigste er evnen til å produsere en bestemt anion. Betale forsiktig oppmerksomhet til iterativt raffinering ion kilde forhold (mengden gasstrykket og komposisjon, utslipp elektrode materialer, vakuum kammer trykk, gass puls varighet, munnstykket diameter, utslipp puls spenningen, utslipp puls tidsberegning og utslipp puls varighet) i trinn 1-3 er nøkkelen. Dette krever manipulasjon av et stort antall parametere under initiering studiet av en gitt ion. Men gjør dette også en stor grad av fleksibilitet i hvilke typer ioner som kan produseres med utslipp kilden. Bruk av laser ablasjon40, elektron innvirkning ionisering19og entrainment41 kilder sammen med mange andre brukte masse spectrometric teknikker er relativt enkelt med bare mindre instrumental modifisering. Spesielt har electrospray metoder vært vellykket ansatt å produsere høyere masse arter og dobbelt ladet anioner10,48.

Anion photoelectron spektroskopi er vanlig å undersøke regionene nøytralt potensiell energi overflater som er utilgjengelige for teknikker som infrarød absorpsjon spektroskopi. Reglene for photodetachment er mindre restriktive, gir tilgang til et utvalg av nøytrale vibronic stater. I tillegg gir det iboende gebyret på anion arter selektivitet og et elektron kan vanligvis fjernes ved hjelp av kommersielt tilgjengelig synlig/UV lys kilder. Av vanligvis anvendt photoelectron gjenkjenning ordninger (magnetisk flaske spectrometer49,50, hemisfæriske analyzer51,52, photoelectron imaging) tenkelig tilnærmingen gir flere fordeler. Gjenkjenning følsomheten uniform selv ved meget lave elektron kinetiske energien, tenkelig teknikken er iboende effektiv (i prinsippet alle photoelectrons nå detektoren) og imaging samtidig registrerer photoelectron kantete distribusjonen for hver overgang i spekteret i en enkelt måling. Når kombinert med en tunable Foton kilde, gir anion photoelectron imaging også en alternativ tilnærming til elektron spredning eksperimenter i studiet av metastable anion stater (elektron spredning resonansen).

Ladede partikler tenkelig gjenkjenningsmetoder i disse forsøkene er i hovedsak begrenset til studiet av arter i gassform (eller minst i vacuo). MCP detektoren krever lavtrykk betingelser, regionen samhandling mellom fotoner og ioner må være så liten som mulig, anioner krever en bety fri bane større enn TOF og utgående elektronene krever en bety fri bane som betydelig høyere enn avstanden mellom regionen samhandling og detektoren å bevare sammenhengen mellom hendelsen avdeling og oppdaget elektron distribusjon. Likevel studier av klyngen anioner gi innsikt relevant mer komprimert faser. For eksempel kan styrken på solvation interaksjoner mellom en anion X−og nøytrale molekyler M måles ved sammenligning av X− og X−· Mn spectra, der hvor X−· Mn er en bundet via ion-molekylet interaksjoner.

Eksperimentene bruke TOF-MS for å skille anioner produsert i utslipp kilden. Imidlertid oppstå situasjoner der det er flere minima på potensiell energi overflaten for et angitt antall atomer. Mekanismen for ion produksjon er svært kompleks og kinetisk overlapping kan føre til flere stabile molekylær anion isomer, eller klynge anion conformer som ikke er separable av masse i våre instrument. Disse artene har vanligvis forskjellige spectral signaturer og/eller annen photoelectron kantete distribusjoner som kan tillate identifikasjon og karakterisering av isomerene/conformers, men kan også komplisere analysen.

Når det gjelder eKE photoelectron spektroskopi tendens til å være en relativt lav oppløsning teknikk og en ulempe for imaging er at energi domene oppløsningen forverrer som eKE øker. Dette må veies opp mot muligheten til å oppdage alle photoelectrons (sammenlignet med vinduet liten solid vinkel samling av en hemisfæriske energi analyser)51,52 med uniform i forhold til andre photoelectron teknikker effektivitet over all kinetisk energi (sammenlignet med nedgangen i effektivitet for magnetisk flaske spectrometer49,50 ved lav kinetisk energi). Omhyggelig konstruksjon, kontroll av eksperimentelle forhold32,42, centroiding43 og forvrengning korreksjon42,47 kan oppnå eKE oppløsning (ΔeKE/eKE) < 0,5%32, 36,42,53, og absolutt oppløsningen av < 1,5 cm−1 i svært lav eKE er oppnådd i den nært beslektede SEVI (langsom elektron hastighet tilordnet imaging) teknikk54. For molekylær arter inkorporering av kjøling ion feller ion produksjon scenen kan også stor forbedre oppnådd spectral oppløsning ved å begrense distribusjon av befolkede overordnede anion interne55,56 .

En av de mest lovende anvendelser av VMI i photoelectron spektroskopi er dens bruk i forbindelse med en tunable laser kilde. Foton energi avhengighet av spectra og kantete distribusjoner kan formidle informasjon om spent anion stater. Vanligvis er slike tilstander undersøkt ved hjelp av elektron spredning. Photodetachment tilnærmingen er et alternativ som gir god kontroll over elektronet energi og avgjørende hendelse elektron orbital angular momentum som har potensial til å avsløre en høy grad av detaljer om elektron-nøytral samhandlingen. For ikke-imaging photodetachment, slike eksperimenter er svært intensiv. Men gjør effektiviteten av VMI slike eksperimenter gjennomførbart. Anvendelse av tilnærming til O2− har vist vibrasjonsmedisin avhengighet av kantete distribusjon57,58. Kanskje spennende, kan muligheten til å finjustere Foton energi eksitasjon og gjennom spent anion stater som senere miste ett elektron via autodetachment. Dette er elektron-nøytral spredning stater. Når Foton energi kommer i resonans med et indre nivå (rovibronic) av den glade anion, absorpsjon sannsynlighet endringene påvirker photoelectron avkastningen. Handlingen spekteret (photoelectron avkastning som en funksjon av Foton energi) avslører detaljer intern nivåer i glade delstaten. I tillegg er oppløsningen av handlingen spekteret begrenset av laser oppløsning, ikke VMI detektoren. Det er derfor mulig å løse (minst delvis) rovibronic overganger. Utvikle programmet av teknikken viste plasseringen og arten av ulike spent, metastable statene AgF− og CuF−59,60 (via de kantete distribusjonene) og roterende strukturen tilknyttet autodetaching vibrasjonsmedisin nivåer av en lm-2CN bundet− dipol staten61. Informasjonen i slike eksperimenter er viktig å utvikle forståelse av bundet og metastable (elektron-molekylet spredning resonanser) negative ion stater, døråpning sier for kjemiske reduksjon, dissosiativ vedlegg prosesser og ion-molekylet interaksjoner. Resultatene representerer viktig tester av høyt nivå ab initio teoretisk metoder, spesielt de som behandler høyt korrelert systemer og/eller ikke-stasjonære stater.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Disclosures

Forfatterne har ingen konkurrerende økonomiske interesser eller andre interessekonflikter.

Acknowledgments

Dette materialet er basert på arbeid støttes av National Science Foundation under CHE - 1566157

Materials

Name Company Catalog Number Comments
Digital Delay Generators Berkeley Nucleonics Corp. 565-8c DDG1
Digital Delay Generators Berkeley Nucleonics Corp. 577-8c DDG2
HV Power Supplies Stanford Research Systems PS325 V3
HV Power Supplies Stanford Research Systems PS325 V2
HV Power Supplies Stanford Research Systems PS325 V5
HV Power Supplies Burle Inc. PF1053 V9
HV Power Supplies Burle Inc. PF1053 V4
HV Power Supplies Burle Inc. PF1053 V10
HV Power Supplies Burle Inc. PF1054 V9,V11
HV Power Supplies Bertan 205B-05R V6
HV Pulsers Directed Energy Inc. PVX-4150 V2
HV Pulsers Directed Energy Inc. PVX-4140 V1
HV Pulsers Directed Energy Inc. PVX-4140 V11
HV Pulsers Directed Energy Inc. PVX-4140 V3
Pulsed Nozzle Driver Parker Hannifin (General Valve) Iota-One
Pulsed Nozzle Parker Hannifin (General Valve) Series 9
Camera Imperx VGA120
Imaging Detector Beam Imaging Systems BOS40
Oscilloscope LeCroy Wavejet 334
Photodiode ThorLabs DET10A
Diffusion Pump Leybold DIP 8000
2×Turbo Pump Leybold TMP361
Rotary Pump Leybold D40B
2×Rotary Pump Leybold D16B
Oxygen Gas Praxair OX 5.0RS
Tunable Laser Spectra Physics Sirah Dye Laser Cobra-Stretch
Pump laser for Dye Laser Sepctra Physics Nd:YAG INDI-10

DOWNLOAD MATERIALS LIST

References

  1. Sanov, A., Mabbs, R. Photoelectron imaging of negative ions. International Reviews in Physical Chemistry. 27 (1), 53-85 (2008).
  2. Chandler, D. W., Houston, P. L. Two-dimensional imaging of state-selected photodissociation products detected by multiphoton ionization. Journal of Chemical Physics. 87 (2), 1445-1447 (1987).
  3. Chandler, D. W., Cline, J. I. Ion imaging applied to the study of chemical dynamics. Advanced series in physical chemistry. 14 (1), 61 (2004).
  4. Whitaker, B. J. Imaging in molecular dynamics technology and applications. , Cambridge University Press. (2004).
  5. Eppink, A. T. J. B., Parker, D. H. Velocity map imaging of ions and electrons using electrostatic lenses - application in photoelectron and photofragment ion imaging of molecular-oxygen. Review of Scientific Instruments. 68 (9), 3477-3484 (1997).
  6. Davis, A. V., Wester, R., Bragg, A. E., Neumark, D. M. Time resolved photoelectron imaging of the photodissociation of I2-. Journal of Chemical Physics. 118 (3), 999-1002 (2003).
  7. Mabbs, R., Pichugin, K., Surber, E., Sanov, A. Time resolved electron detachment imaging of the I- channel in I2Br- photodissociation. Journal of Chemical Physics. 121 (1), 265-271 (2004).
  8. Mabbs, R., Pichugin, K., Sanov, A. Time Resolved imaging of the reaction coordinate. Journal of Chemical Physics. 122 (17), 174305 (2005).
  9. Mabbs, R., Pichugin, K., Sanov, A. Dynamic molecular interferometer: Probe of inversion symmetry in I2- photodissociation. Journal of Chemical Physics. 123 (5), 054329 (2005).
  10. Li, W. -L., et al. Photodissociation dynamics of the iodide-uracil (I-U) complex. Journal of Chemical Physics. 145 (4), 044319 (2016).
  11. King, S. B., Yandell, M. A., Stephansen, A. B., Neumark, D. M. Time-resolved radiation chemistry: Dynamics of electron attachment to uracil following UV excitation of iodide-uracil complexes. Journal of Chemical Physics. 141 (22), 224310 (2014).
  12. Yandell, M. A., King, S. B., Neumark, D. M. Time-resolved radiation chemistry: Photoelectron imaging of transient negative ions of nucleobases. Journal of the American Chemical Society. 135 (6), 2128-2131 (2013).
  13. King, S. B., Yandell, M. A., Neumark, D. M. Time-resolved photoelectron imaging of the iodide-thymine and iodide-uracil binary cluster systems. Faraday Dicsussions. 163, 59-72 (2013).
  14. King, S. B., et al. Electron accomodation dynamics in the DNA base thymine. Journal of Chemical Physics. 143 (2), 024312 (2015).
  15. Stephansen, A. B., et al. Dynamics of dipole- and valence bound anions in iodide-adenine binart complexes: A time-resolved photoelectron imaging and quantum mechanical investigation. Journal of Chemical Physics. 143 (10), 104308 (2015).
  16. Kunin, A., Li, W. -L., Neumark, D. M. Time-resolved photoelectron imaging of iodide-nitromethane (I−·CH3NO2) photodissociation dynamics. Physical Chemistry Chemical Physics. 18 (48), 33226-33232 (2016).
  17. Yandell, M. A., King, S. B., Neumark, D. M. Decay dynamics of nascent acetonitrile and nitromethane dipole-bound anions produced by intracluster charge-transfer. Journal of Chemical Physics. 140 (18), 184317 (2014).
  18. Mabbs, R., Holtgrewe, N., Dao, D., Lasinski, J. Photodetachment and photodissociation of the linear CuO2− molecular anion: Energy and time dependence of Cu− production. Physical Chemistry Chemical Physics. 16 (2), 497-504 (2014).
  19. Mbaiwa, F., Van Duzor, M., Wei, J., Mabbs, R. Direct and auto-detachment in the iodide-pyrrole cluster anion: The role of dipole bound and neutral cluster states. Journal of Physical Chemistry A. 114 (3), 1539-1547 (2010).
  20. Osborn, D. L., Leahy, D. J., Cyr, D. M., Neumark, D. M. Photodissociation spectroscopy and dynamics of the N2O2− anion. Journal of Chemical Physics. 104 (13), 5026-5039 (1996).
  21. Wiley, W. C., McLaren, I. H. Time-of-flight mass spectrometer with improved resolution. Review of Scientific Instruments. 26 (12), 1150-1157 (1955).
  22. Posey, L. A., DeLuca, M. J., Johnson, M. A. Demonstration of a pulsed photoelectron spectrometer on mass selected negative ions: O-, O2-, AND O4-. Chemical Physics Letters. 131 (3), 170-174 (1986).
  23. Born, M. The statistical interpretation of Quantum Mechanics. Nobel Lecture. , (1954).
  24. Dribinski, V., Ossadtchi, A., Mandelshtam, V. A., Reisler, H. Reconstruction of Abel-transformed images: The Gaussian basis set expansion Abel transform method. Review of Scientific Instruments. 73 (7), 2634-2642 (2002).
  25. Hansen, E. W., Law, P. -L. Recursive methods for computing the Abel transform and its inverse. Journal of the Optical Society of America A. 2 (4), 510-519 (1985).
  26. Dasch, C. J. One-dimensional tomography: a comparison of Abel, onion-peeling, and filtered backprojection methods. Applied Optics. 31 (8), 1146-1152 (1992).
  27. Manzhos, S., Loock, H. -P. Photofragment image analysis using the Onion-Peeling algorithm. Computer Physics Communications. 154 (1), 76-87 (2003).
  28. Van Duzor, M., Mbaiwa, F., Wei, J., Mabbs, R. The effect of intra-cluster photoelectron interactions on the angular distribution in I-CH3I photodetachment. Journal of Chemical Physics. 131 (20), 204306 (2009).
  29. Surber, E., Ananthavel, S. P., Sanov, A. Nonexistent electron affinity of OCS and the stabilization of carbonyl sulfide anions by gas phase hydration. Journal of Chemical Physics. 116 (5), 1920-1929 (2002).
  30. Velarde, L., Habteyes, T., Sanov, A. Photodetachment and photofragmentation pathwaysin the [(CO2)2(H2O)m]− cluster anions. Journal of Chemical Physics. 125 (11), 114303 (2006).
  31. Rathbone, G. J., Sanford, T., Andrews, D., Lineberger, W. C. Photoelectron imaging spectroscopy of Cu-(H2O)1,2 anion complexes. Chemical Physics Letters. 401 (4-6), 570-574 (2005).
  32. Leon, I., Yang, Z., Liu, H. -T., Wang, L. -S. The design and construction of a high-resolution velocity-map imaging apparatus for photoelectron spectroscopy studies of size-selected clusters. Review of Scientific Instruments. 85 (8), 083106 (2014).
  33. Silva, W. R., Cao, W., Yang, D. -S. Low-energy photoelectron imaging spectrsocopy of Lan(benzene) (n = 1 and 2). Journal of Physical Chemistry A. 121 (44), 8440-8447 (2017).
  34. Mann, J. E., Troyer, M. E., Jarrold, C. C. Photoelectron imaging and photodissociation of ozonide in O3-·(O2)n (n = 1-4) clusters. Journal of Chemical Physics. 142 (12), 124305 (2015).
  35. Horke, D. A., Roberts, G. M., Lecointre, J., Verlet, J. R. R. Velocity-map imaging at low extraction fields. Review of Scientific Instruments. 83 (6), 063101 (2012).
  36. Osterwalder, A., Nee, M. J., Zhou, J., Neumark, D. M. High resolution photodetachment spectroscopy of negative ions via slow photoelectron imaging. Journal of Chemical Physics. 121 (13), 6317-6322 (2004).
  37. Liu, Q. -Y., et al. Photoelectron imaging spectrsocopy of MoC- and NbN- diatomic anions: a comparitive study. Journal of Chemical Physics. 142 (16), 164301 (2015).
  38. Sobhy, M. A., Castleman, A. W. Photoelectron imaging of copper and silver mono- and diamine anions. Journal of Chemical Physics. 126 (15), 154314 (2007).
  39. Qin, Z., Wu, X., Tang, Z. Note: A novel dual-channel time-of-flight mass spectrometer for photoelectron imaging spectroscopy. Review of Scientific Instruments. 84 (6), 066108 (2013).
  40. Xie, H., et al. Probing the structural and electronic properties of AgnH− (n = 1-3) using photoelectron imaging and theoretical calculations. Journal of Chemical Physics. 136 (18), 184312 (2012).
  41. Adams, C. L., Schneider, H., Ervin, K. M., Weber, J. M. Low-energy photoelectron imaging spectroscopy of nitromethane anions: Electron affinity, vibrational features, anisotropies, and the dipole-bound state. Journal of Chemical Physics. 130 (7), 074307 (2009).
  42. Cavanagh, S. J., et al. High-Resolution velocity map imaging photoelectron spectroscopy of the O- photodetachment fine-structure transitions. Physical Review A. 76 (5), 052708 (2007).
  43. Li, W., Chambreau, S. D., Lahankar, S. A., Suits, A. G. Megapixel imaging with standard video. Review of Scientific Instruments. 76 (6), 063106 (2005).
  44. Blondel, C., Delsart, C., Goldfarb, F. Electron spectrometry at the µeV level and the electron affinities of Si and F. Journal of Physics B. 34 (9), L281-L288 (2001).
  45. Mabbs, R., Grumbling, E. R., Pichugin, K., Sanov, A. Photoelectron imaging: An experimental window into electronic structure. Chemical Society Reviews. 38 (8), 2169-2177 (2009).
  46. Grumbling, E. R., Pichugin, K., Mabbs, R., Sanov, A. Photoelectron Imaging as a quantum chemistry visualization tool. Journal of Chemical Education. 88 (11), 1515-1520 (2011).
  47. Gascooke, J. R., Gibson, S. T., Lawrance, W. D. A "circularisation" method to repair deformations and determine the centre of velocity map images. Journal of Chemical Physic. 147 (1), 013924 (2017).
  48. Xing, X. -P., Wang, X. -B., Wang, L. -S. Photoelectron angular distribution and molecular structure in multiply charged anions. Journal of Physical Chemistry A. 113 (6), 945-948 (2008).
  49. Tsuboi, T., Xu, E. Y., Bae, Y. K., Gillen, K. T. Magnetic bottle electron spectrometer using permanent magnets. Review of Scientific Instruments. 59 (6), 1357-1362 (1988).
  50. Kruit, P., Read, F. H. Magnetic field paralleliser for 2π electron-spectrometer and electron image magnifier. Journal of Physics E. 16 (4), 313-324 (1983).
  51. Travers, M. J., Cowles, D. C., Clifford, E. P., Ellison, G. B., Engelking, P. C. Photoelectron spectroscopy of the CH3N- ion. Journal of Chemical Physics. 111 (12), 5349-5360 (1999).
  52. Ellis, H. B. Jr, Ellison, G. B. Photoelectron spectroscopy of HNO− and DNO−. Journal of Chemical Physics. 78 (11), 6541-6558 (1983).
  53. Cavanagh, S. J., Gibson, S. T., Lewis, B. R. High-resolution photoelectron spectroscopy of linear← bent polyatomic photodetachment transitions: The electron affinity of CS2. Journal of Chemical Physics. 137 (14), 144304 (2012).
  54. Neumark, D. M. Slow electron velocity-map imaging of negative Ions: Applications to spectroscopy and dynamics. The Journal of Physical Chemistry A. 112 (51), 13287-13301 (2008).
  55. Weichman, M. L., Kim, J. B., Neumark, D. M. Rovibronic structure in slow photoelectron velocity-map imaging spectroscopy of CH2CN- and CD2CN-. Journal of Chemical Physics. 140 (10), 104305 (2014).
  56. Huang, D. -L., Zhu, G. -Z., Liu, Y., Wang, L. -S. Photodetachment spectroscopy and resonant photoelectron imaging of cryogenically-cooled deprotonated 2-hydroxypyrimidine anions. Journal of Molecular Spectroscopy. 332, 86-93 (2017).
  57. Van Duzor, M., et al. Vibronic coupling in the superoxide anion: The vibrational dependence of the photoelectron angular distribution. Journal of Chemical Physics. 133 (17), 174311 (2010).
  58. Mabbs, R., et al. Observation of vibration-dependent electron anisotropy in O2- photodetachment. Physical Review A. 82 (1), (2010).
  59. Dao, D. B., Mabbs, R. The effect of the dipole bound state on AgF− vibrationally resolved photodetachment cross sections and photoelectron angular distributions. Journal of Chemical Physics. 141 (15), 154304 (2014).
  60. Jagau, T. C., Dao, D. B., Holtgrewe, N., Krylov, A. I., Mabbs, R. Same but Different: Dipole-Stabilized Shape Resonances in CuF− and AgF. Journal of Physical Chemistry Letters. 6 (14), 2786-2793 (2015).
  61. Lyle, J., Wedig, O., Gulania, S., Krylov, A. I., Mabbs, R. Channel branching ratios in CH2CN−photodetachment: Rotational structure and vibrational energy redistribution in autodetachment. Journal of Chemical Physics. 147 (23), 234309 (2017).

Tags

Kjemi problemet 137 kjemiske fysikk Fysikalsk kjemi photoelectron spektroskopi gass fase anioner hastighet tilordnet bildebehandling elektronisk struktur
Photoelectron avbildning av anioner illustrert av 310 Nm avdeling av F<sup>−</sup>
Play Video
PDF DOI DOWNLOAD MATERIALS LIST

Cite this Article

Lyle, J., Chandramoulee, S. R.,… More

Lyle, J., Chandramoulee, S. R., Hart, C. A., Mabbs, R. Photoelectron Imaging of Anions Illustrated by 310 Nm Detachment of F−. J. Vis. Exp. (137), e57989, doi:10.3791/57989 (2018).

Less
Copy Citation Download Citation Reprints and Permissions
View Video

Get cutting-edge science videos from JoVE sent straight to your inbox every month.

Waiting X
Simple Hit Counter