Fotoelektronen avbildning av anjoner illustrerad av 310 Nm avlossning av F

Chemistry

Your institution must subscribe to JoVE's Chemistry section to access this content.

Fill out the form below to receive a free trial or learn more about access:

 

Summary

Här presenterar vi ett protokoll för fotoelektronen avbildning av anjon arter. Anjoner genereras i vakuum och åtskilda av masspektrometri är utforskad med velocity mappas fotoelektronen imaging, som tillhandahåller Detaljer för anjon och neutral energi nivåer, anjon och neutrala struktur och arten av anjon elektroniska staten.

Cite this Article

Copy Citation | Download Citations

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).

Please note that all translations are automatically generated.

Click here for the english version. For other languages click here.

Abstract

Anjon fotoelektronen bildbehandling är en mycket effektiv metod för att studera energi stater bundna negativa joner, neutrala arter och interaktioner av obundna elektroner med neutrala molekyler/atomer. State-of-the-art i vakuum anjon generation tekniker så att ett brett spektrum av atom-, molekylär och kluster anjon system. Dessa är åtskilda och valt med hjälp av time-of-flight masspektrometri. Elektroner tas bort av linjärt polariserade fotoner (foto avlossning) med hjälp av bordsskivan laserkällor som ger tillgång till magnetiseringen energier från infra-röd till nära ultraviolett. Att upptäcka photoelectrons med en hastighet kartlagt imaging lins och position känslig detektor innebär att, i princip varje fotoelektronen når detektorn och upptäckt effektivitet är enhetlig för alla kinetisk energi. Fotoelektronen spectra utvinns ur bilderna via matematiska återuppbyggnad med en invers Abel transformation avslöja detaljer av anjon inre energi statliga fördelningen och resulterande neutral energi staterna. På låga elektron kinetisk energi är typiska upplösning tillräckligt för att avslöja energi nivå skillnader på order av några millielectron-volt, dvs, olika vibrations nivåer för molekylstorleken eller spin-orbit uppdelning i atomer. Fotoelektronen kantiga distributioner utvinns ur inversen Abel omvandling representerar underskrifter av bundna elektronen orbitalen, vilket gör att mer detaljerade sondering av elektroniska struktur. Den spectra och kantiga distributioner koda också Detaljer för samspelet mellan utgående elektronen och den resterande neutral arten efter magnetisering. Tekniken illustreras av för att en atom anjon (F), men det kan också tillämpas på mätning av molekylär anjon spektroskopi, studiet av lågt liggande anjon resonanser (som ett alternativ till scattering experiment) och femtosekund ( FS) tid löst studier av dynamiska utvecklingen av anjoner.

Introduction

Anjon fotoelektronen imaging1 är en variant på fotoelektronen spektroskopi och representerar en kraftfull sond på atomär/molekylär elektronisk struktur och interaktioner mellan elektroner och neutrala arter. Den information som erhålls är viktigt för att utveckla förståelsen av bundna och metastabila (electron-molekyl scattering resonanser) negativ jon stater, dörröppning stater för kemisk reduktion, dissociativ fastsättning processer och ion-molekyl interaktioner. Dessutom resultaten ger viktiga tester av hög nivå rättsverkan teoretiska metoder, särskilt för att ta itu med starkt korrelerade system och/eller icke-stationära medlemsstater.

Tekniken kombinerar ion produktion, masspektrometri och laddad partikel imaging2,3,4 till känsligt sonden elektroniska (och för små molekyler, vibrational) struktur. Arbeta med anjoniska arter kan bra massa selektivitet via tid för flygning masspektrometri (TOF-MS). Synlig/nära ultraviolett (UV) fotoner är tillräckligt energiska ta bort överflödiga elektronen, medger användning av tabell top laserkällor. En ytterligare fördel av användningen av anjoner är förmågan att photoexcite låglänta, instabil anjon stater som representerar energi regimer som de elektroner och neutrala atomer/molekyler starkt interagera. Användning av velocity mappas imaging5 (VMI) ger enhetlig upptäckt effektivitet, även vid låga elektron kinetiska energier, övervakar alla utkastade photoelectrons och avslöjar samtidigt magnitud och riktning av deras hastigheter.

Experimentella resultat är fotoelektronen bilder som innehåller fotoelektronen spectra (Detaljer om förälder anjon inre energi distributioner) och energier dotter neutrala inre staternas och fotoelektronen kantiga distributioner (relaterade till den Electron orbital före avskildheten). En särskilt intressant tillämpning av tekniken finns i fs tid-löst studier. En inledande ultrasnabb laserpuls (pump) hetsar till dissociativa anjon elektroniska tillstånd, och en andra temporally fördröjd ultrasnabb puls (probe) då lossnar elektroner från den glada anjonen. Kontroll av pump-probe tidsskillnaden följer utvecklingen av energi påstår av systemet och den föränderliga karaktären hos orbitalsna av systemet på tidsskalan i atomic förslaget. Exempel inkluderar vattenmolekylens av I2 och andra interhalogen arter6,7,8,9, fragmentering eller electron boende i jag·uracil 10,11,12,13, jag·thymine13,14, jag·adenine15, jag·nitromethane16, 17 och jag·acetonitrile17 kluster anjoner och uppenbarelsen av hittills oväntat lång tidsskalan för produktion av Cu Atom anjoner efter photoexcitation CuO2 18.

Figur 1 visar den Washington University i St Louis (WUSTL) anjon fotoelektronen imaging spektrometer19. Instrumentet består av tre differentially pumpade regioner. Joner produceras i källa kammaren som driver vid ett tryck på 10−5 Torr och innehåller en ansvarsfrihet Jon källa20och elektrostatisk ion utvinning plattan. Joner är åtskilda av massan i en Wiley-McLaren TOF-MS21 (trycket i TOF-röret är 10−8 Torr). Ion upptäckt och sondering äger rum i regionen upptäckt (pressa av 10−9 Torr) som innehåller en VMI lins5 och en laddad partikel detektor. De viktigaste komponenterna i instrumentet illustreras schematiskt i figur 1b där skuggade regionen representerar alla de element som ingår i vakuum systemet. Gas tillförs ansvarsfrihet genom pulsad munstycket. För att kompensera höga inloppstrycket, upprätthålls källa kammaren under vakuum med en oljebaserad diffusion pump. Regionen ansvarsfrihet illustreras mer detaljerat i figur 2a. En hög potentialskillnad tillämpas mellan elektroderna, som är isolerade från ansiktet av munstycket med en serie av Teflon distanser. I själva verket fungerar Teflon som källa för fluoratomer för resultaten visas senare.

Ansvarsfrihet producerar en blandning av anjoner, katjoner och neutrala arter. Ion utvinning plattan, ion acceleration stack, potentiella växeln och microchannel plattan (MCP) detektor (figur 1b) bildar den 2 m lång Wiley McLaren TOF-MS. joner utvinns genom tillämpning av en (negativ) spänning puls till ion utvinning plattan och sedan accelereras alla joner till samma rörelseenergi. Variant av utvinning puls omfattningen fokuserar ankomsttiden i VMI linsen medan einzel linsen minskar rumsliga tvärsnittet av ion beam. Anjoner är åter refererade till marken med hjälp av en potentiell switch22, tidpunkten för som fungerar som en massa diskriminator. Anjon urval uppnås genom att synkronisera ankomsten av en photon synliga/nära uv puls med ankomsttiden för anjonen i VMI linsen. Regionkommittén ion separation och detektion använder olja gratis turbopumps för att skydda imaging detektorn.

Anjoner och fotoner interagera för att producera photoelectrons i hela den rumsliga volymen av Steinmetz fast, som representerar överlappningen mellan ion och laser balkar. VMI linsen (figur 2b) består av tre öppna elektroder, vars syfte är att säkerställa att alla photoelectrons nå detektorn och att momentum utrymme fördelningen av photoelectrons bibehålls. För att uppnå detta, tillämpas olika spänningar till extractor och repeller sådan att, oavsett den rumsliga peka av beskärning, elektroner med samma inledande hastighet vektorn upptäcks vid samma punkt på detektorn. Detektorn består av en uppsättning chevron-matchade flerchipskretsar som fungerar som elektron multiplikatorer. Varje kanal har en diameter på order av några mikrometer, lokalisera vinsten och bevara ursprungliga inverkan position. En fosfor skärm bakom MCPsen anger positionen via den förstärkta elektron pulsen som en blixt av ljus som registreras med hjälp av en kostnad kopplade enhet (CCD) kamera.

Timing och varaktigheten av de olika spänning pulser krävs styrs med hjälp av ett par digitala dröjsmål generatorer (DDG, figur 3). Hela experimentet upprepas på grundval skott av skott med en upprepning frekvens på 10 Hz. För varje skott interagera flera joner och fotoner producerar några upptäckt händelser per kamera ram. Flera tusen ramar ackumuleras i en bild. Bild mitten representerar momentum utrymme ursprung och därmed avståndet från centrum (r) är proportionell mot hastigheten på en elektron. Vinkeln θ, (i förhållande till photon polarisering riktningen) representerar riktningen av en elektronens hastighet. En bild innehåller fördelningen av upptäckt händelsen tätheter. Det kan således även ses som representerar sannolikhetsdensiteten för detektion (vid en given punkt) av en elektron. Åberopar född tolkningen av vågfunktionen (ψ) en bild representerar | ψ | 2 för fotoelektronen23.

3D elektrontätheten sannolikheten är cylindriskt symmetrisk om polariseringen av den elektriska vektorn (εp) av strålning med åtföljande kryptering av information. Rekonstruktion av den ursprungliga fördelningen uppnås matematiskt24,25,26,27. Radiella fördelningen (av elektroner) i återuppbyggnaden är momentum (hastighet) domän fotoelektronen spectrumen som omvandlas till energi domänen genom tillämpning av lämpliga Jacobimatris omvandlingen.

Det anion fotoelektronen imaging spektrometer (figur 1) används i dessa experiment är ett specialbyggt instrument28. Inställningarna i tabell 1 och tabell 2 för protokollet är specifika för detta instrument för produktion av F och avbildning av dess fotoelektronen fördelning. Flera liknande versioner av designen som används i olika forskning laboratorier6,29,30,31,32,33,34 , 35 , 36 , 37 , 38 , 39 , 40 , 41 , 42, men inga två instrument som är exakt lika. Instrumentets inställningar är dessutom starkt beroende av varandra och mycket känslig för små förändringar i villkor och instrumentet dimensioner.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Protocol

Obs: En allmän experimentprotokoll presenteras här, specifik för det WUSTL instrumentet. Specifika instrumentinställningar för F bilden presenteras i figur 4a återfinns i tabell 1-2.

1. ion Generation

  1. För att generera anjoner, tillämpa en uppbackning gas eller gasblandning (för F, 40 psig. av O2) bakom pulsad munstycket och driva munstycket vid 10 Hz.
    1. Ställ in munstycket längden på digital delay generator 1 (DDG1), kanal en (A1) och utlösa pulsad munstycke föraren för att injicera gas i ansvarsfrihet.
    2. Tillämpa en hög spänning urladdning puls V1. Tidpunkt och varaktighet för pulsen styrs av kanal C (C1) på DDG1.
    3. O2 gasen kan leda till ökad laboratorium brandrisk, se till att alla gasledningar läcka tight. Eftersom högt gastryck kan leda till gasledningar, säkerställa att trycket hålls under maximalt arbetstryck. Säkerställa att strömförsörjning är ordentligt jordad och avstängd när kablar att fästas eller tas bort.

2. Jon utvinning, Separation och detektion

  1. För att extrahera anjoner från källan, att gälla ion utvinning plattan en högspänning utvinning puls (V2).
    1. Ange tidpunkt och varaktighet för ion utvinning pulsen med hjälp av DDG1 kanal D (D1).
  2. För att övervaka de anjon masspektrum, sätta instrumentet i ion-läge.
    1. Anslut den detektor spänningsavdelaren till imaging detektorn flerchipskretsar.
    2. Gäller spänning V11 detektor anoden (fosfor skärm).
    3. Anslut ion detektor spänningsavdelare utgången oscilloskop kanal 1 ingång.
    4. Anslut MCP strömförsörjningen till spänningsavdelare ingången och gradvis öka spänningen. En inspänning V9 erbjuder V7 till posten sida och V8 till exit sida av MCP.
      FÖRSIKTIGHET: Överskrid inte Maximal tillåten spänning för flerchipskretsar.
  3. Separata anionsna av TOF-MS.
    1. Ställ in acceleration stack spänningen V3.
    2. Använder DDG1 kanal E (E1), ange tidpunkt och varaktighet för potentiella switch högspänning pulsen (V3).
    3. Externt utlösa oscilloskopet från DDG1 channel F (F1) för att ställa in TOF-MS tidsskalan.
  4. Justera ansvarsfrihet och utvinning puls magnituder (V1-V2), ansvarsfrihet, extraktion, potentiella switch och munstycke timing och varaktighet genom kanaler A-E på DDG1 att producera ion signal på oscilloskopet.

3. Jon avkastning och Resolution optimering.

Obs: Steg 3.1 och 3.2 bör upprepas iterativt för att erhålla optimal upplösning och ion avkastningen. (Tabellerna 1-2 Visa inställningarna som används för att generera F bilden som visas i resultatavsnittet).

  1. För att optimera antalet anions av en viss art, justera inställningar för ion källa.
    1. Justera trycket av O2 gas bakom munstycket med regulatorn på gasflaskan.
    2. Justera den pulsade munstycke drifttiden (A1).
    3. Justera storleken på ansvarsfrihet puls spänningen (V1).
    4. Justera timing och varaktigheten av ansvarsfrihet puls spänningen (C1).
    5. Justera timing och varaktigheten av ion utvinning pulsen (D1).
    6. Justera längden på potentiella switch är på högspänning (E1).
    7. Justera spänningen på centrala delen av einzel linsen (V4). Ion topparna på oscilloskopet bör öka i intensitet.
      Varning: Se till O2 trycket hålls under maximalt arbetstryck.
  2. Justera inställningarna för TOF-MS för att optimera massa spektral upplösning och ion separation
    1. Justera ion utvinning spänningen (V2) för att uppnå Wiley-McLaren fokusering. Ion topparna på oscilloskopet bör smala.
    2. Justera acceleration stack spänningen V3.

4. fotoelektronen produktion och upptäckt

  1. Växla spektrometern till tänkbar läge.
    1. Minska den spänning som tillämpas på den ion detektor spänningsavdelaren (V9) till noll.
    2. Koppla bort den ion detektor spänningsavdelaren från MCPsen.
    3. Anslut MCP och imaging nätaggregat till imaging högspänning pulsen.
    4. Anslut imaging högspänning pulsen till imaging MCPsen
  2. Tillämpa en permanent spänning till fosfor skärm (V11) och flerchipskretsar (V9).
  3. Synkronisera ankomsttiden för laserpulser från nanosekund (ns) dye laser med ankomsttiden för jonen av intresse inom VMI linsen.
    1. Anslut den snabb fotodioden till oscilloskop kanal 2.
    2. Externt utlösa nd: YAG laser flash lampor och Q växla med DDG2 kanaler H (H2) och G (G2). Justera tidpunkten för utlösaren laser (H2) tills fotodiod utdata är nära men föregår ion signalen av intresse.
    3. Gäller den imaging repeller (V5) och extractor (V6) elektroder spänning.
    4. Ställ in kameran till lång exponering och justera laser utlösaren timing (H2) för att maximera antalet elektron upptäckt händelser observerades på PC-skärmen.
      FÖRSIKTIGHET: Klass IV laserstrålning kommer att permanent skada synen. Använd lämpligt ögonskydd. Titta inte direkt in i laserstrålen även när du bär ögonskydd. Undvik speglande reflektioner.
  4. Gäller en högspänning puls MCP att sammanfalla med ankomsten av fotonen pulsen att förstärka elektron signal i fönstret fotoelektronen produktion.
    1. Ställ in imaging puls spänningen (V10).
    2. Ställ in imaging puls timing och varaktighet med DDG2 kanal F (F2) sådan att imaging pulsen är centrerad på ankomsttiden för photon pulsen.

5. bild fokusering

  1. Ställ in kameran till kort exponering.
    1. Utlösa CCD kameran att öppna i början av en experimentell cykel med DDG2-kanal E (E2).
  2. Samla en bakgrund-subtraheras bild
    1. Samla flera ramar med laserpulsen sammanfallande med anjonen av intresse.
    2. Samla flera ramar med laserpulsen inte sammanfaller med någon anjon.
    3. Subtrahera de bildrutor som samlas in av slump från ramar samlas på slump.
    4. Upprepa steg 5.2 och ackumulera en bild.
  3. Justera imaging repeller (V5) och utvinning (V6) elektrod spänningar. Generera en ny bild genom att upprepa steg 5.2. Det bästa med fokus skick uppnås när bild funktionerna är på deras smalaste.

6. bildsamling

  1. Med kameran i kort exponeringsläge, växla till centroided samling.
  2. Upprepa steg 5.2 på optimal fokusering villkoret att ackumulera en delpixel upplösning.

7. data utvinning

Obs: De datamanipuleringar som utförs i detta avsnitt utförs med specifikt skrivna program i MatLab plattform.

  1. Hitta mitten av bilden genom att bestämma masscentrum (intensitet) bilden, med den inneboende symmetrin av bilden för att hitta mitten av inversion, eller (vid låg signal till brus) iterativt minimera bredden på övergångarna i spektrumet genom att välja olika rättegång centra.
    1. Inverterad Abel förvandla bilden för att återställa 3D hastighet distribution.
  2. Generera fotoelektronen spectra
    1. Integrera intensiteten som en funktion av vinkel för alla radier (detta är spektrumet i radiellt och därmed domän momentum eller hastighet). I praktiken uppnås detta genom summering över alla radier.
      Equation 1
      där I(r) är radiella intensiteten och I(r,θ) är intensiteten på punkt r, θ.
    2. Kalibrera spektrumet för elektron kinetisk energi jämfört med en bild på samma villkor med övergångar av kända eBE.
      eKE = eKEcal × (r/rcal)2
      där eKEref är den kinetic energin av en känd övergång i referens spektrum, rref är radien av ringen i referensbilden motsvarar denna övergång och eKE är den rörelseenergi som är associerad med radien r i i experimental bild.
    3. Konvertera det radiella spektrumet till domänen energi via Jacobimatris omvandling. Den energi som motsvarar en given r bestäms som i 7.2.2. Intensiteten I(r) divideras med √eKE.
  3. Kantiga Distribution av elektroner.
    1. Välj en övergång i spektrumet.
    2. För olika små kantiga intervall, integrera över det radiella intervall med övergången och komplott mot θ. I praktiken integration uppnås genom summering över alla radier i intervallet r0 -FWHM/2 till + FWHM/2.
      Equation 2
      där I(θ) är kantiga intensiteten, r0 är övergången maximala radiella värde och FWHM är full bredd på halva maximala radiella slutledet av övergången.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Representative Results

Centroiding43 data registreras på 640 × 480 pixel CCD matrisen av kameran, är en grid upplösning på 6400 × 4800 möjligt. Utvinning av spectra och kantiga distributioner omfattar dock inversen Abel transformation av data som kräver bild intensitet varierar relativt smidigt. Som en kompromiss, centroided data är ”kastas i papperskorgen” genom att summera n × n block av punkter. Liknande behandling är också nödvändigt för visning av imaging resultat.

Den bild som visas och återuppbyggnaden av figur 4a är resultatet av photodetachment från F på en fotonenergi 4.00 EV (310 nm). Fotoelektronen fördelningen cylindrisk symmetri innebär att varje experimentella bilden innehåller fyra motsvarande mätningar av en momentum utrymme pekar. Figur 4a visar vänstra halvan av experimentellt uppmätta bilden, kastas i papperskorgen till n = 8, medan den högra halvan av figur 4a är en invers Abel transformation av data visas med samma upplösning. Bilden består av sammanlagt 50.000 bilder inspelade med laser i sammanträffandet med F jonerna och ett lika stort antal bakgrund ramar subtraheras. Riktning mot laser elektriska vektorn (εp) är vertikal i planet i bilden, vilket framgår av rubriken dubbelpil.

Bilden visar två koncentriska cirklar. Dessa motsvarar de två smala övergångar sett i fotoelektronen spektrum. Detta extraheras från centroided data kastas i papperskorgen att n = 4, efter inversen Abel omvandling, genom att integrera intensitet över alla vinklar (θ) för varje radiella avståndet (r) från centrum. R till elektron kinetisk energi (eKE) skala konvertering påverkas av kalibrering med en övergång av kända rörelseenergi (eKEcal) där ärcal är det radiella avståndet till mitten av kalibrering övergången.

Equation 3

Stödnivåerna som skalas av lämpliga Jacobian omvandling till avkastning det spektrum som visas i figur 4b. Intensitet skala anpassats ytterligare för att Visa stödnivåerna i förhållande till den starkaste av övergångarna.

De två övergångarna återspeglar förekomsten av två lågt liggande elektroniska påstår av neutrala F. märkning enligt deras elektroniska vinkelformig momenta, dessa kallas 2P3/2 och 2P1/2. De två F atom staterna härstammar från 1s22s22 p5 elektron-konfiguration. På ett enkelt språk, skiljer sig de båda staterna i spinn av oparade elektronen. Styrkan i samspelet mellan spinn och orbital vinkelformig momenta är olika i båda fallen. Electron kinetiska energier är beroende av fotonenergin () och den energi som krävs för att producera den slutliga neutral staten (electron bindande energi, eBE). Dessa egenskaper är sammanlänkade genom bevarande av energi, eKE = hν - eBE. Således, högsta eKE övergången (0,598 eV) representerar den lägsta bindande energin (3.402 eV), vilket är Elektronfrändskap en fluor atom44. Skillnaden i övergången kinetiska energier (0,598 eV − 0.548 eV) visar att det första exciterat tillståndet av atom-F är bara 50 meV högre energi än grundtillståndet, ett mått på styrkan av spin-orbit interaktionen. Relativa styrkan av de två övergångarna (2:1 förhållande) återspeglar degeneracies av två F atom elektroniska påstår.

Fördelningen av elektroner i bilden av figur 4a är inte enhetlig för en viss övergång. Det visar mer kvantitativt i figur 4 c. Handlingen visar att för varje övergång (→2P3/2, röda öppna cirklar, →2P1/2, blå fyllda cirklar) elektron intensiteten är störst vid θ = 90 ° och därför finns det en preferens för elektronerna vara utkastade vinkelrätt mot Ε p. Detta är beräknade (utifrån argument som rör rörelsemängdsmomentets bevarande) för elektron borttagning från en p omloppsbanor, och resultaten skulle vara helt annorlunda om elektronerna var fristående från en s orbital45, 46. de kantiga distributionerna är diagnostik av den rumsliga delen av en viss förälder orbital. Om uppgifterna i figur 4 c är skalas (i förhållande till de kantiga maxima för respektive övergångarna) som visas i figur 4 d, kan det ses att fördelningarna inom gränserna för det experimentella bullret, är nästan identiska.

Velocity resolutionen uppnåtts är starkt influerad av design och detaljer av experimentet. När det gäller hastighet kartläggning, rumsliga volymen inom vilken elektronerna produceras, platsen för denna volym inom imaging linsen och spänningar tillämpas imaging elektroderna är alla viktiga. För bästa upplösning bör volymen representeras av skärningspunkten mellan anjon- och laser balkar minimeras. I praktiken uppnås detta genom att minska bredden på laser och ion balkar, antingen genom collimation eller fokusering. Velocity mappningen är mycket känsliga för imaging elektrod spänningar. Bilden av figur 5a representerar optimal fokusering villkora, ett förhållande av 0.700 mellan repeller och extractor. Även små ändringar av detta förhållande (genom att ändra repeller eller extractor elektrod spänningar) är skadliga för velocity resolutionen. Figur 5b visar en bild som erhållits efter att minska förhållandet till 0.686 (dvs., med lite mer än 3%). Det är tydligt i både bilden och medföljande spektrumet att det inte längre möjligt att skilja de två övergångarna i spektrumet. I själva verket levererar precisionen i kraft till imaging elektroder platser en gräns för effektiviteten i mappningen.

Bilderna bör visas fyra-vägs symmetri. I varje experiment leder probabilistiska natur elektron detektionsgränsen alltid till små avvikelser från denna förväntan. Effekterna av andra partiklar (elektroner, joner eller neutrala) på detektorn kan dock leda till allvarliga avvikelser. Figur 5 c visar exempelvis en mycket iögonfallande region av hög intensitet i övre högra kvadranten. Detta är resultatet av antingen joner eller neutrala (producerad på grund av photodetachment eller autodetachment) inkräkta på detektorn. Funktionen bred, relativt låg intensitet i spektrumet mellan 0,1 och 0,2 eV är resultatet av dessa icke-elektron effekter. I det aktuella fallet, kunde problemet behandlas matematiskt, helt enkelt genom att ta bort den övre högra kvadranten data från analysen. Experimentell faktorer kan också ändras i ett försök att ta bort falska signalen. Exempel inkluderar försiktig manipulation av tidpunkten för elektron imaging pulsen (F2), massa diskriminering via tidpunkten för den potentiella switchen (E1) eller införa (pulserande) elektrostatiskt plattor att avleda oönskade joner från detektion region.

Inlägget samling bildbehandling kan också påverka hastighet (och därmed kinetiska energi) resolution av spectra och kvantitativ analys av de kantiga distributionerna. Figur 6a visar vikten av att välja rätt centrum av bilden innan inversen Abel omvandling. Det röda spektrumet utvinns ur F bilden kastas i papperskorgen att n = 10 och använda det bästa centret. Andra spektra representerar analys av denna binned bild med centra med y-koordinaten för den angivna center ökade med 1 (blå), 2 (grön) eller 3 (orange) pixlar. Som stadens valda skiljer sig mer från stadens sann bild spektra bredda, särskilt vid basen av övergångarna och de två topparna börjar sammanfalla. Dessutom avviker yttre fält (elektriska och magnetiska) och även brister i kameralinsen leda till snedvridning av bilder så att övergångarna inte utgör som perfekt cirkelformad funktioner. Integrering över alla vinklar för en viss radie kommer att leda till en skenbar breddning av övergången. Exempel visas i figur 6b, c för F bilden (kastas i papperskorgen att n = 4) figur1a. Jämförelse av radiella spektrumet produceras genom att integrera över två olika segment av kantiga intervallet (5° graders skivor om 36.5 ° (röd) och 86,5 ° (blå)) visas i figur 6b. Även om de två funktionerna i spektrumet är tydligt urskiljbar framgår det också att deras maxima är på lite olika radier (302 och 306 för 2P3/2 övergång på 36,5 ° och 86,5 ° respektive). Ytterligare visar jämförelse med radiella domän spektrumet integreras i hela intervallet full kantiga (figur 6b grå skuggade spektrum som skalas för enkel visning) effekten av snedvridningen i bredda spektret. Figur 6 c (röd) visar eKE domän, fullt integrerad spektrum av den förvrängda bilden. Radiell skala (som en funktion av vinkel) före konvertering till domänen energi tillåter korrigering vilket resulterar i mycket smalare övergångarna sett i fullt integrerad blå spektrumet av figur 6 c42,47. Detta är det spektrum som ursprungligen visas i figur 4b men med energi skalan utökas till bättre illustrera effekten av en kantig beroende radiella snedvridning.

Figure 1
Figur 1. WUSTL anion fotoelektronen imaging spektrometer. En extern vy av vakuum systemet visas överst. Schematiskt visar layouten för de viktigaste komponenterna i experimentet. Element som ligger inom det skugga området är under vakuum. Se text för ytterligare detaljer. Klicka här för att se en större version av denna siffra.

Figure 2
Figur 2. Schematiska illustrationer av DC ansvarsfrihet och VMI lens församlingar. (a) anjoner produceras när en gas puls reser genom ansvarsfrihet källa. (b) elektroner produceras vid korsningen av jonen och laserstrålar är fokuserade (i momentum utrymme) på MCP detektorn genom kontroll av Extractor och Repeller spänningar. Klicka här för att se en större version av denna siffra.

Figure 3
Figur 3. Experimentera kontroll. De två digitala dröjsmål generatorerna (DDG) tillåter exakt kontroll av experimentella timing sekvenser. Klicka här för att se en större version av denna siffra.

Figure 4
Figur 4. Representativa resultat. (a) fotoelektronen bilden (vänster hälften) och inversen Abel transformering (högra halvan) för F lösgörande på 4.00 eV. (b) det fotoelektronen spektrumet innehåller två övergångar som motsvarar de två ringarna på bilden. (c) fotoelektronen kantiga fördelningarna för varje övergång i spektrumet (röda cirklar →2P3/2, blå cirklar →2P1/2) Visa electron fördelningen i varje fall är polariserade vinkelrätt mot elektriskt vektor av strålning (εp). (d) när skalas i förhållande till deras respektive maxima, kantiga fördelningarna för varje kanal är nästan identiska. Klicka här för att se en större version av denna siffra.

Figure 5
Figur 5. Optimal och mindre än optimal fotoelektronen bilder för F lösgörande på 4.00 eV. Bilderna som visas är kastas i papperskorgen att n = 10. (a) bild på optimal VMIEN fokuserar skick (förhållandet mellan 0.700) visar smala, väl löst toppar i spektrumet. (b) bild med VMI fokusera förhållandet 0.686 - två övergångarna är inte längre distinguishable i spektrum eller bilden. (c) effekten av herrelösa joner inkräkta på detektorn sammanfaller med photoelectrons. Klicka här för att se en större version av denna siffra.

Figure 6
Figur 6. Image analys/bearbetning effekter. (a) fotoelektronen spectra visas extraherade från bilden i figur 4a med olika uppskattningar av stadens image. (b) avvikelse från loopkontroll i bilden leder till en förlust av upplösning. Funktionerna i fullt kantiga integrerad spektrumet (skuggade grå) är betydligt bredare än för enskilda kantiga segment av bilden. (c) effekten av snedvridningen (röda spektrat) kan korrigeras matematiskt Återställ i full upplösning detektorn (blå spektrumet). Klicka här för att se en större version av denna siffra.

Beskrivning Varaktighet (μs) Fördröjning (μs) I förhållande till
A1 Pulsad munstycke 700 0 DDG1
B1 DDG2 Trigger 0 DDG1
C1 Ansvarsfrihet 70 640 A1
D1 Ion utvinning 7 235 C1
E1 Potentiella Switch 6 0 D1
F1 Oscilloskop Trigger 0 D1
E2 Kamera avtryckare 0 B1
F2 Imaging puls 1 180.13 H2
G2 Laser Output (Q-Switch) 180.94 H2
H2 Lasern Trigger (blixt lampa) 590 B1

Tabell 1. Experimentet puls timing. Tidpunkten för puls sekvenser kontrolleras av de DDGs som används i samlingen av bilden i figur 4a.

Beskrivning Spänning (kV)
V1 Pulsad ansvarsfrihet högspänning −2.4
V2 Ion utvinning puls högspänning −1.48
V3 Ion Acceleration spänning 2,45
Yttre Einzel linselement
Potentiella Switch högspänning
V4 Ion Einzel centrala linselement 1.4
V5 Electron Imaging lins Repeller −0.700
V6 Electron Imaging lins Extractor −0.497
Ion-läge
V7 MCP inträde 0,95
V8 MCP Exit 2.51
V9 MCP strömkällans spänning 3.0
Imaging-läge
V7 MCP inträde 0,0
V8 MCP Exit 1.0
V9 MCP strömkällans spänning 1.0
V10 MCP puls högspänning 1,75
V11 Fosfor skärmen Ion-läge 3.2
Imaging-läge 6.0

Tabell 2. Tillämpad spänning. Specifika spänningar tillämpas på komponenterna som instrumentet för generering av bilden i figur 4a.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Discussion

Två faktorer är särskilt kritiska till framgång för protokollet beskrivs. Bästa möjliga hastighet mappning villkoren måste fastställas och mer avgörande, en tillräcklig och relativt tid invarianta avkastning på den önska anjonen måste produceras. Angående VMIEN fokuserar steg, steg 5.2 och 5.3 bör upprepas i tandem med bildanalys avgöra villkoret som ger de skarpaste (smalaste) bild funktionerna. Finjustering av elektroden spänningar (V5 och V6) påverkas av storlek och läge av ion och laser beam korsningen, även när de optimala förhållandena har uppnåtts för ett givet system instrumentet förblir stabil. Viktigaste är förmågan att producera en viss anjon. Noga med att uppmärksamma iterativt raffinering ion källa villkoren (gas inloppstryck och sammansättning, ansvarsfrihet elektrodmaterial, vakuumkammare trycket, gas pulslängd, munstycke diameter, ansvarsfrihet puls spänning, ansvarsfrihet puls timing och ansvarsfrihet pulslängd) i steg 1-3 är nyckeln. Detta kräver manipulation av ett stort antal parametrar när inleder studien av en viss Jon. Detta kan dock också en hög grad av flexibilitet i typerna av joner som kan produceras med hjälp av ansvarsfrihet source. Tillämpning av laser ablation40, electron inverkan jonisering19och övningsprovet41 källor tillsammans med många andra vanliga massa spektrometriska tekniker är relativt enkelt med endast mindre instrumental ändring. I synnerhet har elektrospray metoder framgångsrikt använts för att producera högre massa arter och dubbelt laddade anjoner10,48.

Anjon fotoelektronen spektroskopi används ofta sond regioner i neutrala lägesenergi ytor som är otillgängliga för tekniker såsom infraröd absorption spektroskopi. Urvalsreglerna för photodetachment är mindre restriktiva, ger dig tillgång till en rad neutrala vibronic stater. Dessutom ger anionen inneboende laddning arter selektivitet och en elektron kan vanligtvis tas bort med hjälp av kommersiellt tillgängliga synliga/UV-ljuskällor. Av de vanligen tillämpad fotoelektronen detection system (magnetisk flaska spektrometer49,50, halvsfärisk analyzer51,52, fotoelektronen imaging) metoden imaging ger flera fördelar. Upptäckt känslighet är enhetliga även vid mycket låga elektron kinetisk energi, den imaging tekniken är till sin natur effektivt (i princip alla photoelectrons nå detektorn) och imaging samtidigt registrerar fotoelektronen kantiga fördelningen för varje övergång i spektrumet i en enskild mätning. När tillsammans med en avstämbara photon källa, ger anion fotoelektronen imaging också en alternativ strategi för elektron scattering experiment i studien av metastabila anjon stater (electron scattering resonanser).

De laddad partikel upptäckt avbildningsmetoder i dessa experiment är i huvudsak begränsade till studiet av arter i gasfas (eller åtminstone i vakuum). MCP detektorn kräver lågtryck villkor, regionen i växelverkan mellan fotoner och joner måste vara så liten som möjligt, anionsna kräver en genomsnittlig fri Stig större än TOF längd och utgående elektronerna kräver en genomsnittlig fri väg som väsentligt överstiger avståndet mellan regionen interaktion och detektorn för att bevara sambandet mellan händelsen lösgörande och upptäckta elektron distribution. Dock studier av klustret anjoner ge insikter av betydelse för mer kondenserad faser. Till exempel kan styrkan av utläggning interaktioner mellan en anjon Xoch neutrala molekyler M mätas genom jämförelse av de X och X· Mn spectra, där X· Mn är ett system som bundna via ion-molekyl interaktioner.

Experimenten använda TOF-MS för att skilja de anjoner produceras i ansvarsfrihet källan. Dock uppstå situationer där det finns flera minima på potentiell energi ytan för en given uppsättning atomer. Mekanismen för ion produktion är mycket komplexa och kinetiska svällning kan leda till förekomsten av mer än en stabil molekylär anjon isomer eller kluster anion conformer som inte kan särskiljas genom massan i våra instrument. Dessa arter har oftast olika spektrala signaturer eller olika fotoelektronen kantiga distributioner som tillåter identifiering och karakterisering av de isomerer/konformationer men kan också komplicera analysen.

När det gäller eKE, fotoelektronen spektroskopi tenderar att vara en relativt låg upplösning teknik och en nackdel för imaging är att energi domän resolutionen förvärrar som eKE ökar. I förhållande till andra fotoelektronen tekniker måste detta vägas mot möjligheten att detektera alla photoelectrons (jämfört med fönstret små rymdvinkel samling av en halvsfärisk energi-analysatorn)51,52 med uniform effektivitet över all kinetisk energi (jämfört med nedgången i effektivitet för magnetiska flaska spektrometer49,50 på låg kinetiska energier). Noggrann utformning, kontroll av experimentella villkor32,42, centroiding43 och distorsion korrigering42,47 kan uppnå eKE resolution (ΔeKE/eKE) < 0.5%32, 36,42,53, och absolut upplösning < 1,5 cm−1 på mycket låg eKE har uppnåtts i den närbesläktade SEVI (långsamma elektronen velocity mappas imaging) teknik54. För molekylstorleken införlivandet av kyla ion fällor i ion produktionsstadiet kan också kraftigt öka uppnådda spektrala upplösningen av förträngning fördelningen av befolkade överordnade anjon inre staterna55,56 .

En av de mest lovande tillämpningarna av VMI fotoelektronen spektroskopi är dess användning i samband med en avstämbara laserkälla. Photon energiberoende av spectra och kantiga distributioner kan förmedla information om glada anjon stater. Sådana stater är vanligtvis utforskad med electron spridning. Metoden photodetachment är ett alternativ som ger bra kontroll över energin som elektronen och ytterst den infallande elektron orbital vinkelformiga momentumen som har potential att avslöja en hög grad av detalj om elektron-neutral interaktionen. För icke-imaging photodetachment, sådana experiment är extremt tid intensivt. Men gör effektiviteten i VMI sådana experiment genomförbart. Tillämpningen av metoden O2 har visat vibrationella beroendet av de kantiga distribution57,58. Kanske mer spännande, tillåter förmågan att ställa fotonenergin magnetiseringen till och genom glada anjon stater som därefter förlorar en elektron via autodetachment. Dessa är elektron-neutral scattering stater. När fotonenergin kommer i resonans med en inre nivå (rovibronic) av den glada anjonen, de absorbering sannolikhe förändringar som påverkar fotoelektronen avkastningen. Handlingspectrum (fotoelektronen avkastning som en funktion av fotonenergi) avslöjar Detaljer om de inre nivåerna av glada staten. Dessutom begränsas upplösningen av handlingspectrum av laser resolutionen, inte VMI detektorn. Det är därför möjligt att (åtminstone delvis) lösa rovibronic övergångar. Detta utveckla tillämpningen av tekniken avslöjade den läge och naturen av olika upphetsad, metastabilt påstår av AgF och CuF59,60 (via den kantiga distributioner) och roterande struktur samband med autodetaching vibrerande nivåer av CH2CN bundna dipol tillstånd61. Den information som erhålls i sådana experiment är viktigt att utveckla förståelse för bundna och metastabila (electron-molekyl scattering resonanser) negativ jon stater, dörröppning står för kemisk reduktion, dissociativ fastsättning processer och Ion-molekyl interaktioner. Resultaten utgör viktiga tester av hög nivå rättsverkan teoretiska metoder, särskilt de som behandla starkt korrelerade system och/eller icke-stationära medlemsstater.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Disclosures

Författarna har ingen konkurrerande ekonomiska intressen eller andra intressekonflikter.

Acknowledgements

Detta material bygger på arbete stöds 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).

Comments

0 Comments


    Post a Question / Comment / Request

    You must be signed in to post a comment. Please or create an account.

    Usage Statistics