Photoelectron beeldvorming van anionen geïllustreerd door 310 Nm detachement van 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

Hier presenteren we een protocol voor photoelectron imaging anionogene soorten. Anionen gegenereerd onder vacuüm en gescheiden door massaspectrometrie zijn gesondeerd met behulp van snelheid toegewezen photoelectron imaging, het verstrekken van gegevens anion, neutrale energieniveaus, anion en neutrale structuur en het karakter van de elektronische staat van anion.

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

Anion photoelectron imaging is een zeer efficiënte methode voor de studie van energie Staten gebonden negatieve ionen, neutrale soorten en interacties van niet-afhankelijke elektronen met neutrale moleculen/atomen. State-of-the-art onder vacuüm anion generation technieken toestaan van toepassing op een breed scala van atomaire, moleculaire en cluster anion systemen. Deze worden gescheiden en geselecteerd met behulp van time-of-flight massaspectrometrie. Elektronen zijn verwijderd door lineair gepolariseerde fotonen (foto detachement) met behulp van tafelblad laser bronnen die klaar toegang tot excitatie energieën van de infra-rood tot het nabije ultraviolet verlenen. Opsporen van de photoelectrons met een snelheid toegewezen imaging lens en positie gevoelige detector betekent dat in principe elke photoelectron de detector bereikt en de efficiëntie van de detectie is uniform voor alle kinetische energie. Photoelectron spectra geëxtraheerd uit de beelden via wiskundige wederopbouw met behulp van een inverse transformatie van Abel onthullen details van het anion distributie voor de staat van de interne energiemarkt en de Staten van de resulterende neutrale energie. Bij lage elektron kinetische energie is typische resolutie voldoende om te openbaren energieniveau verschillen over de volgorde van een paar millielectron-volt, d.w.z., verschillende vibrationele niveaus voor moleculaire soort of spin-baan splitsen in atomen. Hoekige distributies Photoelectron geëxtraheerd uit de inverse transformatie van Abel vertegenwoordigen de handtekeningen van de afhankelijke elektron orbital, waardoor meer gedetailleerde sonderen van elektronische structuur. De spectra en hoekige distributies ook coderen details van de interacties tussen het uitgaande elektron en de resterende neutrale soorten na excitatie. De techniek wordt geïllustreerd door de toepassing op een atomaire anion (F), maar het kan ook worden toegepast op de meting van de moleculaire anion spectroscopie, de studie van laag liggende anion resonanties (als alternatief voor verstrooiing experimenten) en femtoseconde) FS) tijd opgelost studies van de dynamische evolutie van anionen.

Introduction

Anion photoelectron imaging1 is een variant op photoelectron spectroscopy en een krachtige sonde van atomaire/moleculaire elektronische structuur en de interactie tussen elektronen en neutrale soorten vertegenwoordigt. De verkregen informatie is essentieel bij de ontwikkeling van het begrip van gebonden en metastabiele (electron-molecuul verstrooiing resonanties) negatieve deuropening staat voor chemische reductie, dissociatieve bijlage processen en ion-molecuul, ion Staten interacties. Bovendien, de resultaten bieden belangrijke tests van hoog niveau ab initio theoretische methoden, vooral die ontworpen om te gaan met sterk gecorreleerd systemen en/of niet-stationaire Staten.

De techniek combineert ion productie, massaspectrometrie en geladen deeltje imaging2,3,4 te gevoelig sonde elektronische (en voor kleine molecules, vibrationele) structuur. Werken met anionogene soorten laat goede massa selectiviteit via tijd van flight massaspectrometrie (TOF-MS). Visible/in de buurt van ultraviolet (UV) fotonen zijn voldoende energetische te verwijderen van de overtollige elektronen, waardoor het gebruik van tabel top laser bronnen. Een bijkomend voordeel van het gebruik van anionen is de mogelijkheid om photoexcite laaggelegen, unstable anionogene staten die vormen van energie regimes waaronder de elektronen en neutrale atomen/moleculen sterk op elkaar inwerken. Het gebruik van snelheid toegewezen imaging5 (VMI) biedt uniforme opsporing efficiëntie, zelfs bij lage elektron kinetische energie, controleert alle uitgeworpen photoelectrons en gelijktijdig onthult de omvang en de richting van hun snelheden.

De experimentele resultaten zijn photoelectron beelden die photoelectron spectra (details van bovenliggende anion interne energiemarkt distributies) en de energieën van dochter neutrale interne toestanden en photoelectron hoekige distributies bevatten (gerelateerd aan de elektron orbitale vóór het detachement). Een bijzonder interessante toepassing van de techniek is gevonden in fs time-resolved studies. Een eerste ultrasnelle laser puls (pomp) wekt een Dissociatieve anion elektronische staat, en een tweede stoffelijk vertraagd ultrasnelle pulse (sonde) dan los van de elektronen van het opgewonden-anion. De controle van de pomp-sonde tijdsverschil volgt de evolutie van de Staten van de energie van het systeem en de veranderende aard van de orbitalen van het systeem op de tijdschaal van de atomaire resolutie. Voorbeelden zijn de fotolyse van I2 en andere interhalogen soorten6,7,8,9, de versnippering en/of elektron accommodatie in ik·uracil 10,11,12,13, ik·thymine13,14, ik·adenine15, ik·nitromethane16, 17 en ik·acetonitrile17 cluster anionen en de openbaring van de tot nu toe onverwacht lange tijdschaal voor de productie van Cu atomaire anionen na de photoexcitation van CuO2 18.

Figuur 1 toont de Washington University in St. Louis (WUSTL) anion photoelectron beeldvormende spectrometer19. Het instrument bestaat uit drie differentieel gepompt gewesten. Ionen worden geproduceerd in de kamer van de bron die werkt bij een druk van 10−5 Torr en bevat een geen kwijting ion bron20en elektrostatische ion winning plaat. Ionen zijn gescheiden door massa in een Wiley-McLaren TOF-MS21 (de druk in de TOF-buis is 10−8 Torr). Ion detectie en indringende plaatsvindt in de detectie-regio (druk van 109 Torr) waarin een VMI lens5 en een geladen deeltje detector. De belangrijkste onderdelen van het instrument worden schematisch weergegeven in Figuur 1b waar het gearceerde gebied alle de elementen binnen het vacuümsysteem vertegenwoordigt. Gas is door middel van de gepulseerde mondstuk binnengebracht op het verlenen van kwijting. Ter compensatie van de hoge inlaatdruk, wordt de kamer van de bron onderhouden onder vacuüm met behulp van een olie-gebaseerde diffusie-pomp. De regio van de geen kwijting wordt geïllustreerd in Figuur 2anader. Een hoge potentieel verschil is tussen de elektroden, die zijn geïsoleerd uit het gezicht van de verstuiver door een reeks van Teflon spacers toegepast. In feite, fungeert de Teflon als de bron van fluor atomen voor de resultaten later.

Het verlenen van kwijting produceert een mengsel van anionen en kationen neutrale soorten. De ion winning plaat, de ion versnelling stack, de potentiële schakelaar en de microchannel plaat (MCP) detector (Figuur 1b) vormen de 2 m lange Wiley McLaren TOF-MS. ionen worden geëxtraheerd door de toepassing van een puls (negatieve) spanning op de ion winning plaat en Daarna worden alle ionen versneld om de zelfde kinetische energie. Variatie van de omvang van de puls extractie richt zich de aankomsttijd in de lens VMI terwijl de lens abgewohnt de ruimtelijke dwarsdoorsnede van de ion beam vermindert. Anionen zijn opnieuw waarnaar wordt verwezen aan de grond met behulp van een potentiële schakelaar22, de timing van die als een massa discriminator fungeert. Anion selectie wordt bereikt door de komst van een zichtbaar/in de buurt van UV-foton puls synchroniseren met de aankomsttijd van het anion in de VMI lens. De ion scheiding en opsporing regio's gebruik olie gratis turbopumps ter bescherming van de beeldvorming detector.

Anionen en fotonen interactie voor de productie van photoelectrons in de ruimtelijke omvang van de Steinmetz-solid, vertegenwoordigen de overlap tussen de balken ion en laser. De VMI lens (Figuur 2b) bestaat uit drie open elektroden, waarvan het doel is om ervoor te zorgen dat alle photoelectrons de detector bereiken en dat de verdeling van de ruimte dynamiek van de photoelectrons wordt gehandhaafd. Om dit te bereiken, worden verschillende spanningen toegepast op de dampkap en repeller dusdanig dat, ongeacht het ruimtelijk punt van oorsprong, elektronen met de dezelfde beginsnelheid vector worden gedetecteerd op hetzelfde punt op de detector. De detector bestaat uit een set van chevron-matched MPPs die electron multiplicatoren fungeren. Elk kanaal heeft een doorsnede over de volgorde van een paar microns, het lokaliseren van de winst en het behoud van de positie van de eerste botsing. Een fosfor scherm achter de MPPs geeft de positie via de versterkte elektron pols als een flits van licht die is opgenomen met behulp van een gratis gekoppelde apparaat (CCD) camera.

Het tijdschema en de duur van de verschillende spanning pulsen vereist worden gecontroleerd met behulp van een paar digitale vertraging generatoren (DDG, Figuur 3). Het hele experiment wordt herhaald op basis van schot door schot met een herhaling van 10 Hz. Voor elk schot interactie verschillende ionen en fotonen produceren een paar detectie-evenementen per camera frame. Verschillende duizend frames worden verzameld in een afbeelding. Het midden van de afbeelding vertegenwoordigt de dynamiek ruimte oorsprong en vandaar de afstand van het centrum (r) is evenredig met de snelheid van een elektron. Hoek θ, (ten opzichte van de richting van de polarisatie foton) Hiermee geeft u de richting van de snelheid van het elektron. Een afbeelding bevat de verdeling van de detectie gebeurtenis dichtheden. Het kan dus ook worden bekeken als het vertegenwoordigen van de dichtheid van de waarschijnlijkheid voor detectie (op een bepaald punt) van een elektron. Inroepen van de geboren interpretatie van de golffunctie (ψ) een beeld vertegenwoordigt | ψ | 2 voor de photoelectron23.

De dichtheid van de waarschijnlijkheid 3D elektron is cilindrisch symmetrische over de polarisatie van de elektrische vector (εp) van de straling met het daaruit voortvloeiende versluiering van informatie. Wederopbouw van de oorspronkelijke verdeling wordt wiskundig bereikt24,25,26,27. De radiale verdeling (van elektronen) bij de wederopbouw is het tempo (snelheid) domein photoelectron spectrum die wordt omgezet in het domein van energie via de toepassing van de juiste Jacobiaan transformatie.

Het anion photoelectron imaging spectrometer (Figuur 1) gebruikt in deze experimenten is een op maat gemaakte instrument28. De instellingen in tabel 1 en tabel 2 voor het protocol zijn specifiek voor dit instrument voor de productie van F en beeldvorming van haar photoelectron distributie. Verschillende vergelijkbare versies van het ontwerp worden gebruikt in verschillende onderzoek laboratoria6,29,30,31,32,33,34 , 35 , 36 , 37 , 38 , 39 , 40 , 41 , 42, maar geen twee instrumenten zijn precies gelijk. Bovendien een instrumentele instellingen zijn sterk van elkaar afhankelijk en zeer gevoelig voor kleine veranderingen in de omstandigheden en de afmetingen van het instrument.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Protocol

Opmerking: Een algemene experimenteel protocol is hier gepresenteerd, specifiek voor de WUSTL instrument. Specifieke instrumentele instellingen voor de F afbeelding in figuur 4a gepresenteerd kunnen worden gevonden in tabel 1-2.

1. ion generatie

  1. Voor het genereren van anionen, een backing gas of gasmengsel (voor F, 40 psig. van O2) achter de gepulste mondstuk toepassen en werken de verstuiver bij 10 Hz.
    1. Stel de duur van het mondstuk op digitale vertraging generator 1 (DDG1), kanaal een (A1) en leiden tot het gepulseerde mondstuk stuurprogramma om het gas injecteren geen kwijting.
    2. Toepassing van een hoogspanning geen kwijting puls V1. Het tijdschema en de duur van de pols worden gecontroleerd door kanaal C (C1) op DDG1.
    3. Zoals het ontsnappen van O2 gas tot verhoogde laboratorium brandgevaarlijk leiden kan, ervoor zorgen dat alle gas lijnen lek strak. Aangezien hoge gas druk tot falen van gas lijnen leiden kunnen, er voor zorgen dat de druk wordt gehouden onder maximum werkdruk. Ervoor zorgen dat de voedingen correct zijn geaard en uitgeschakeld wanneer de kabels worden aangesloten of verwijderd.

2. ion extractie, scheiding en opsporing

  1. Om extract anionen van de bron, een hoog voltage extractie puls (V2) van toepassing op de ion winning plaat.
    1. Stel het tijdschema en de duur van de ion extractie pols DDG1 kanaal D (D1) gebruikt.
  2. Als u wilt controleren de massaspectrum anion, zet u het instrument in ion-modus.
    1. De scheidingslijn van de voltage detector verbinden met de beeldvorming detector MPPs.
    2. Spanning V11 toepassen op de detector anode (fosfor scherm).
    3. Sluit de ion detector voltage divider uitgang met de oscilloscoop kanaal 1 ingang.
    4. Sluit de MCP-voeding aan op de ingang van de scheidingslijn van de spanning en spanning geleidelijk te verhogen. Een ingangsspanning V9 biedt V7 aan de ingang kant en V8 naar de kant van de uitgang van het MCP.
      Let op: Overschrijd niet de maximale toelaatbare spanning voor de MPPs.
  3. Scheid de anionen door TOF-MS.
    1. Stel de versnelling stapel spanning V3.
    2. Met behulp van DDG1 instellen kanaal E (E1), de timing en de duur voor de potentiële schakelaar hoogspanning pulse (V3).
    3. Extern activeren de oscilloscoop van DDG1 channel F (F1) als u wilt instellen van de tijdschaal TOF-MS.
  4. Aanpassen van de geen kwijting en extractie pulse grootheden (V1-V2), geen kwijting, extractie, potentiële schakelaar en mondstuk timing en duur via kanalen A-E op DDG1 voor de productie van ion signaal op de oscilloscoop.

3. ion opbrengst en optimalisatie van de resolutie.

Opmerking: Stap 3.1 en 3.2 moeten worden herhaald iteratief te verkrijgen van de optimale resolutie en ion opbrengst. (Tafels 1-2 Toon de instellingen die worden gebruikt voor het genereren van de F afbeelding weergegeven in het gedeelte ' resultaten ').

  1. Pas de ion bron instellingen voor het optimaliseren van het aantal anionen van een bepaalde soort.
    1. Aanpassen van de druk van O2 gas achter het mondstuk met behulp van de toezichthouder op de gasfles.
    2. De duur van de gepulseerde mondstuk van operatie (A1) aanpassen.
    3. Pas de grootte van de geen kwijting puls spanning (V1).
    4. Het aanpassen van de timing en de duur van de geen kwijting puls spanning (C1).
    5. Het aanpassen van de timing en de duur van de ion extractie puls (D1).
    6. De duur die de potentiële schakelaar bij hoge spanning (E1 is) aanpassen.
    7. De kruisspanning op centrale element van de lens abgewohnt (V4). De ion pieken op de oscilloscoop moeten in intensiteit toenemen.
      Let op: Verzekeren O2 druk wordt gehouden onder maximum werkdruk.
  2. De TOF-MS-instellingen voor het optimaliseren van de massa spectrale resolutie en ion scheiding aanpassen
    1. De kruisspanning ion extractie (V2) te bereiken Wiley-McLaren gericht. De ion pieken op de oscilloscoop moeten beperken.
    2. De kruisspanning versnelling stapel V3.

4. photoelectron productie en opsporing

  1. De spectrometer overschakelen naar de grafische modus.
    1. Verminderen van de spanning toegepast op de ion detector voltage divider (V9) op nul.
    2. De ion detector voltage divider verbreken de MPPs.
    3. Sluit de MCP en imaging voedingen aan de beeldvorming hoogspanning pulse.
    4. De imaging hoogspanning pols verbinden met de beeldvorming MPPs
  2. Een permanente spanning toepassen van fosfor scherm (V11) en MPPs (V9).
  3. Synchroniseer de aankomsttijd van laserpulsen uit de kleurstoflaser nanoseconden (ns) met de aankomsttijd van het ion van belang binnen de VMI lens.
    1. De snelle fotodiode verbinden met oscilloscoop kanaal 2.
    2. Extern activeren de ND: YAG laser flash lampen en Q-switch met behulp van DDG2 kanalen H (H2) en G (G2). Het aanpassen van de timing van de laser-trigger (H2) totdat de fotodiode output is dicht bij, maar voorafgaand aan het ion signaal van belang.
    3. Het toepassen van spanning op de imaging repeller (V5) en extractor (V6) elektroden.
    4. De camera ingesteld op lange blootstelling en de trigger van de laser (H2) timing te maximaliseren van het aantal elektronen detectie gebeurtenissen waargenomen op het PC-scherm aanpassen.
      Let op: Klasse IV laserstraling zal zicht permanent beschadigen. Draag passende oogbescherming. Kijk niet rechtstreeks in de bundel zelfs bij het dragen oogbescherming. Vermijd spiegelende reflectie.
  4. Een hoge spanning puls van toepassing op de MCP samenvallen met de komst van het foton-puls aan elektron signaal binnen het venster van de productie photoelectron versterken.
    1. Stel de imaging puls spanning (V10).
    2. Stel de imaging pulse timing en duur met behulp van DDG2 channel F (F2), zodanig dat de beeldvorming pols is gecentreerd op de aankomsttijd van de pols foton.

5. image gericht

  1. De camera ingesteld op korte blootstelling.
    1. Trigger de CCD camera te openen aan het begin van een experimentele cyclus met gebruikmaking van DDG2 kanaal E (E2).
  2. Een afbeelding achtergrond-afgetrokken verzamelen
    1. Verzamelen van verschillende frames met de laser pols samenvallen met het anion van belang.
    2. Verzamelen van verschillende frames met de laser pols niet samenvallen met een anion.
    3. Aftrekken van de frames verzameld uit toeval uit de frames verzameld op toeval.
    4. Herhaal stap 5.2 en accumuleren van een afbeelding.
  3. Pas de imaging repeller (V5) en extractie (V6) elektrode spanningen. Genereer een nieuwe afbeelding door stap 5.2 te herhalen. De beste voorwaarde gericht wordt bereikt wanneer de afbeelding functies op hun smalste zijn.

6. foto collectie

  1. Met de camera in de kortstondige blootstelling-modus, ga naar centroided collectie.
  2. Herhaal stap 5.2 op de optimale focus conditie te accumuleren een sub-pixel resolutiebeeld.

7. de gegevensextractie

Opmerking: De manipulaties van de gegevens uitgevoerd in deze sectie worden uitgevoerd met behulp van speciaal geschreven programma's in het MatLab-platform.

  1. Zoek het midden van de afbeelding aan de hand van het massamiddelpunt (intensiteit) van het beeld, met behulp van de inherente symmetrie van het beeld te vinden van het midden van inversie, of (in het geval van laag signaal aan lawaai) iteratief minimaliseren van de breedte van de overgangen in het spectrum door het selecteren van verschillende proef centra.
    1. Inverse Abel transformeren het beeld terug te vorderen van de verdeling van de 3D-snelheid.
  2. Genereren van photoelectron spectra
    1. Integreren van de intensiteit als functie van de hoek voor alle stralen (dit is het spectrum in de radiale en vandaar impuls of snelheid domein). In de praktijk wordt dit bereikt door sommatie over alle stralen.
      Equation 1
      waar I(r) is de intensiteit van de radiale en I(r,θ) is de intensiteit aan punt r, θ.
    2. Kalibreren van het spectrum voor elektron kinetische energie ten opzichte van een afbeelding die is opgenomen onder dezelfde voorwaarden met overgangen van bekende eBE.
      eKE = eKEcal × r/r (cal)2
      waar eKEref is de kinetische energie van een bekende overgang in het referentiespectrum, rref is de straal van de ring in het referentiebeeld overeenkomt met deze overgang en eKE is de kinetische energie die is gekoppeld aan de straal r in de experimentele afbeelding.
    3. De radiale spectrum omzetten in het domein van energie via de Jacobiaan transformatie. De energie die overeenkomt met een gegeven r wordt bepaald als in 7.2.2. De intensiteit van de I(r) wordt gedeeld door √eKE.
  3. Hoekige verdeling van de elektronen.
    1. Selecteer een overgang in het spectrum.
    2. Voor verschillende kleine hoekige bereiken, integreren over het radiale bereik in verband met de overgang en complot tegen θ. In de praktijk de integratie wordt bereikt door een sommatie over alle stralen in het bereik r0 -FWHM/2 tot + FWHM/2.
      Equation 2
      waar I(θ) is de hoekige intensiteit, r0 is de radiale waarde van de maximale overgang en FWHM is de volle breedte op halve maximum tussen de radiale gamma van de overgang.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Representative Results

Centroiding43 , de gegevens op de 640 × 480 pixel CCD array van de camera opgenomen, is een raster resolution voor 6400 × 4800 mogelijk. Echter omvat de extractie van de spectra en hoekige distributies inverse Abel transformatie van de gegevens waarvoor de intensiteit van de afbeelding om te variëren van relatief soepel. Als een compromis, is de centroided gegevens "weggegooid" door optelling van n × n blokken van punten. Eenzelfde behandeling is ook noodzakelijk voor het display van de imaging resultaten.

Het weergegeven beeld en de wederopbouw van figuur 4a is het resultaat van photodetachment van F bij de energie van een foton van 4.00 eV (310 nm). De cilindrische symmetrie van de photoelectron verdeling houdt in dat elke experimentele afbeelding vier gelijkwaardige metingen van een punt van de ruimte dynamiek bevat. Figuur 4a toont de linker helft van het experimenteel gemeten beeld, weggegooid naar n = 8, terwijl de rechter helft van figuur 4a een inverse Abel transformatie van de gegevens die worden weergegeven op dezelfde resolutie is. Het beeld bestaat uit een totaal van 50.000 frames opgenomen met de laser in toeval met de F ionen en een gelijk aantal achtergrond frames afgetrokken. De richting van de laser elektrische vector (εp) is verticaal in het vlak van het beeld, zoals aangegeven door de dubbele vierkoppige pijl.

De afbeelding toont twee concentrische cirkels. Deze komen overeen met de twee smalle overgangen in het spectrum photoelectron gezien. Dit wordt gewonnen uit de centroided gegevens weggegooid voor n = 4, na de inverse transformatie van Abel, door de integratie van intensiteit over alle hoeken (θ) voor elke radiale afstand (r) van het centrum. De r naar elektron kinetische energie (eKE) schaal conversie wordt beïnvloed door kalibratie met een overgang van bekende kinetische energie (eKEcal) waar zijncal is de radiale afstand tot het midden van de overgang van de kalibratie.

Equation 3

De intensiteiten worden geschaald door de juiste Jacobiaan transformatie naar het rendement van het spectrum wordt weergegeven in figuur 4b. De intensiteit schaal is verder aangepast zodat de intensiteiten ten opzichte van de sterkste van de overgangen.

De twee overgangen weerspiegelen het bestaan van twee elektronische Staten van neutrale F. etikettering volgens hun elektronische angular momenta laag te liggen, deze worden hierna aangeduid als 2P3/2 en 2P1/2. De twee F atoom Staten zijn afkomstig uit de 1s22s22 p5 elektronenconfiguratie. In eenvoudige taal verschillen de twee staten in de spin van de ongepaard elektron. De sterkte van de interactie tussen spin en orbitale angular momenta verschilt in beide gevallen. De elektron kinetische energie zijn afhankelijk van het foton-energie () en de energie die nodig is voor de productie van de neutrale eindtoestand (elektron bindingsenergie, eBE). Deze eigenschappen zijn gekoppeld door behoud van energie, eKE = hν - eBE. Zo vertegenwoordigt de hoogste eKE overgang (0.598 eV) de laagste bindingsenergie (3.402 eV), oftewel de elektronenaffiniteit een fluor-atoom44. Het verschil in de overgang kinetische energie (0.598 eV − 0.548 eV) toont aan dat de eerste geëxciteerde toestand van het F-Atoom slechts 50 meV in energie hoger dan de grondtoestand, een maat voor de sterkte van de interactie van de spin-baan. De relatieve kracht van de twee overgangen (2:1 ratio) weerspiegelt de degeneracies van de twee F-atoom elektronische Staten.

De verdeling van de elektronen in het beeld van figuur 4a is niet uniform voor een bepaalde overgang. Dit blijkt meer kwantitatief in Figuur 4 c. Het verhaal toont aan dat voor elke overgang (→2P3/2, rode open cirkels →2P1/2, blauwe gevulde cirkels) de intensiteit van de elektron grootste op θ = 90 ° en daarom is er een voorkeur voor elektronen worden uitgeworpen loodrecht op Ε p. Dit is verwachte (op basis van argumenten met betrekking tot behoud van impulsmoment) voor elektron een p orbitale afgehaald, en de resultaten zou heel anders zijn als de elektronen werden losgemaakt van een s orbitaal45, 46. de hoekige distributies zijn diagnose van het ruimtelijke deel van een bepaalde bovenliggende orbitale. Als de gegevens voor Figuur 4 c zijn schaal gebracht weglating (ten opzichte van de hoekige maxima voor de respectieve overgangen) zoals aangegeven in Figuur 4 d, blijkt dat binnen de grenzen van de experimentele noise, de distributies bijna identiek zijn.

De resolutie van de snelheid bereikt is sterk beïnvloed door het ontwerp en de details van het experiment. Met betrekking tot de toewijzing van de snelheid, het ruimtelijk volume waarbinnen de elektronen worden geproduceerd, de locatie van dit volume binnen de imaging lens en de spanningen die zijn toegepast op de imaging elektroden zijn alle essentiële. Voor de beste resolutie moet het volume vertegenwoordigd door het snijpunt van de anion en laser balken worden geminimaliseerd. In de praktijk wordt dit bereikt door het verminderen van de breedte van de laser en ion balken, hetzij door collimatie of zich te concentreren. De toewijzing van de snelheid is zeer gevoelig voor de beeldvorming elektrode spanningen. Het beeld van figuur 5a vertegenwoordigt de optimale focus conditie, een verhouding van 0,700 tussen repeller en afzuigkap. Zelfs kleine aanpassingen aan deze verhouding (door het veranderen van de repeller of extractor elektrode spanningen) zijn schadelijk voor de resolutie van de snelheid. Figuur 5b toont een beeld verkregen na vermindering van de verhouding tot 0.686 (dwz., met iets meer dan 3%). Het is duidelijk in de afbeelding en het bijbehorende spectrum dat het is niet meer mogelijk om te onderscheiden van de twee overgangen in het spectrum. In feite, levert de precisie van de kracht aan de beeldvorming elektroden plaatsen een limiet in de effectiviteit van de toewijzing.

Afbeeldingen moeten weergeven vierwegtoets symmetrie. In elk experiment zal de probabilistische aard van elektronen detectie altijd leiden tot kleine afwijkingen van deze verwachting. Echter kan de impact van andere deeltjes (elektronen, ionen of neutrale) op de detector leiden tot ernstige afwijkingen. Figuur 5 c ziet u bijvoorbeeld een zeer opvallende regio van hoge intensiteit in het hogere juiste kwadrant. Dit is het resultaat van ionen of neutrale (geproduceerd als gevolg van photodetachment of autodetachment) inbreuk op de detector. De functie van de brede, relatief lage intensiteit in het spectrum tussen 0,1 en 0,2 eV is het resultaat van deze effecten niet-elektron. In het onderhavige geval, konden het probleem worden behandeld wiskundig, simpelweg door het verwijderen van de bovenste kwadrant van de juiste gegevens van de analyse. Experimentele factoren kunnen ook worden gewijzigd in een poging om de valse signaal. Voorbeelden zijn voorzichtig manipulatie van de timing van de elektron imaging pols (F2), massale discriminatie via de timing van de potentiële schakelaar (E1) of in te voeren (pulsed) elektrostatisch geladen platen afbuigen ongewenste ionen uit de buurt van de detectie regio.

Post collectie beeldverwerking kan ook invloed hebben op de snelheid (en dus ook kinetische energie) resolutie van de spectra en kwantitatieve analyse van de hoekige distributies. Figuur 6a toont het belang van het selecteren van het juiste midden van de afbeelding voorafgaand aan de inverse transformatie van Abel. De rode spectrum wordt gewonnen uit de F afbeelding weggegooid aan n = 10 en het gebruik van de beste midden. De andere spectra vertegenwoordigen analyse van deze binned beeld met behulp van centra met de y-coördinaat van het opgegeven middelpunt verhoogd met 1 (blauw), 2 (groen) of 3 (oranje) pixels. Zoals het gekozen centrum steeds meer van het echte beeld center verschilt het verbreden van de spectra, met name aan de voet van de overgangen en de twee bergtoppen beginnen te samensmelten. Bovendien, dwalen externe velden (elektrische en magnetische) en zelfs onvolkomenheden in de cameralens leiden tot verstoring van de afbeeldingen zodanig dat de overgangen niet als perfect ronde functies vertonen. Integreren in alle hoeken voor een bepaalde straal zal leiden tot een schijnbare verbreding van de overgang. Voorbeelden zijn weergegeven in Figuur 6b, c voor de afbeelding F (weggegooid voor n = 4) van Figuur 1a. Vergelijking van de radiale spectrum geproduceerd door integratie over twee verschillende segmenten van het hoekige bereik (5° graad segmenten over 36,5 ° (rood) en 86.5° (blauw)) wordt weergegeven in Figuur 6b. Hoewel de twee functies in het spectrum duidelijk waarneembaar zijn is het ook duidelijk dat hun maxima op enigszins verschillende stralen (302 en 306 voor de 2P3/2 overgang op 36,5 ° en 86.5 ° respectievelijk). Verder toont vergelijking met het spectrum van de radiale domein geïntegreerd in de volledige hoekige scala (Figuur 6b grijs gearceerde spectrum die is geschaald voor kijkgemak) het effect van de vervorming in de verbreding van de spectra. Figuur 6 c (rood) toont het domein van de casual, volledig geïntegreerde spectrum van het vervormde beeld. Radiale schalen (als functie van de hoek) vóór omzetting naar het domein energie kunt correctie resulterend in de veel smaller overgangen gezien in het volledig geïntegreerde blauwe spectrum van Figuur 6 c42,47. Dit is het spectrum oorspronkelijk werd getoond in figuur 4b , maar met de omvang van de energie uitgebreid tot beter illustreren het effect van een hoekige afhankelijke radiale vervorming.

Figure 1
Figuur 1. WUSTL anion photoelectron imaging spectrometer. Een externe weergave van het vacuümsysteem wordt weergegeven aan de bovenkant. Het schema illustreert de lay-out van de belangrijke onderdelen van het experiment. Elementen liggen binnen het gearceerde gebied zijn onder vacuüm. Zie tekst voor meer informatie. Klik hier voor een grotere versie van dit cijfer.

Figure 2
Figuur 2. Schematische illustraties van DC kwijting en VMI lens samenstellen. (a) anionen worden geproduceerd wanneer een gas-puls door de bron van de geen kwijting reist. (b) elektronen geproduceerd op het snijpunt van de ion en laserstralen zijn gericht (in dynamiek ruimte) op de MCP-detector door controle van de dampkap en Repeller spanningen. Klik hier voor een grotere versie van dit cijfer.

Figure 3
Figuur 3. Controle experimenteren. De twee digitale vertraging generatoren (DDG) toestaan nauwkeurige controle van de experimentele timing sequenties. Klik hier voor een grotere versie van dit cijfer.

Figure 4
Figuur 4. Representatief resultaat. (a) Photoelectron afbeelding (links de helft) en inverse Abel transform (rechterhelft) voor F Detachement bij 4.00 eV. (b) het spectrum photoelectron bevat twee overgangen die overeenkomen met de twee ringen gezien in de afbeelding. (c) de photoelectron hoekige distributies voor elke overgang in het spectrum (rode cirkels →2P3/2, blauwe cirkels →2P1/2) Toon dat de verdeling van de elektronen in elk geval is gepolariseerde loodrecht op de elektrische vector van de straling (εp). (d) wanneer geschaald op basis van hun respectieve maxima, de hoekige distributies voor elk kanaal zijn vrijwel identiek. Klik hier voor een grotere versie van dit cijfer.

Figure 5
Figuur 5. Optimaal en minder dan optimale photoelectron beelden voor F Detachement bij 4.00 eV. De beelden die getoond worden weggegooid aan n = 10. (een) afbeelding op de optimale VMI gericht voorwaarde (verhouding van 0,700) weergegeven: smalle, goed opgelost pieken in het spectrum. (b) afbeelding met een VMI scherpstellen ratio van 0.686 - de twee overgangen zijn niet langer te onderscheiden in het spectrum of de afbeelding. (c) het effect van verdwaalde ionen inbreuk op de detector samenvallen met photoelectrons. Klik hier voor een grotere versie van dit cijfer.

Figure 6
Figuur 6. Beeld analyse/bewerkingseffecten. (a) Photoelectron spectra staan geëxtraheerd uit het beeld van figuur 4a met afwijkende ramingen van het midden van de afbeelding. (b) afwijking cirkelvormigheid in de afbeelding leidt tot een verlies van resolutie. De functies in het volledig hoekige geïntegreerde spectrum (schaduwrijke grijs) aanzienlijk ruimer zijn dan die voor afzonderlijke hoekige segmenten van de afbeelding. (c) het effect van de vervorming (rode spectrum) kan wiskundig gecorrigeerd worden om te herstellen van de volledige resolutie van de detector (blauwe spectrum). Klik hier voor een grotere versie van dit cijfer.

Beschrijving Duur (µs) Vertraging (µs) Ten opzichte van
A1 Gepulseerde mondstuk 700 0 DDG1
B1 DDG2 Trigger 0 DDG1
C1 Kwijting 70 640 A1
D1 Ion extractie 7 235 C1
E1 Potentiële Switch 6 0 D1
F1 Oscilloscoop Trigger 0 D1
E2 Camera Trigger 0 B1
F2 Imaging Pulse 1 180.13 H2
G2 Laservermogen (Q Switch) 180.94 H2
H2 Laser Trigger (flitslamp) 590 B1

Tabel 1. Experiment pulse timing. De timing van de sequenties van de puls gecontroleerd door de DDGs gebruikt in de collectie van de afbeelding in figuur 4a.

Beschrijving Spanning (kV)
V1 Gepulseerde kwijting hoogspanning −2.4
V2 Ion extractie Pulse hoogspanning −1.48
V3 Ion versnelling Voltage 2.45
Abgewohnt lenselementen buitenste
Potentiële Switch hoogspanning
V4 Ion abgewohnt centrale lenselement 1.4
V5 Elektron Imaging Lens Repeller −0.700
V6 Elektron Imaging Lens Extractor −0.497
Ion-modus
V7 MCP-ingang 0.95
V8 MCP Exit 2.51
V9 MCP netspanningsvoltage 3.0
Imaging-modus
V7 MCP-ingang 0.0
V8 MCP Exit 1.0
V9 MCP netspanningsvoltage 1.0
V10 MCP Pulse hoogspanning 1,75
V11 Fosfor scherm Ion-modus 3.2
Imaging-modus 6.0

Tabel 2. Toegepaste spanning. Specifieke spanningen toegepast op de onderdelen van het instrument voor de generatie van de afbeelding in figuur 4a.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Discussion

Er zijn twee factoren bijzonder cruciaal voor het succes van het protocol beschreven. De beste mogelijke snelheid toewijzing voorwaarden moeten worden vastgesteld en meer is cruciaal, een voldoende en relatief tijd invariant rendement van de gewenste anion moet worden geproduceerd. Met betrekking tot de VMI gericht stappen, stappen 5.2 en 5.3 moeten worden herhaald in tandem met beeldanalyse bepalen de voorwaarde waardoor de scherpste (smalste) imago functies. Fine tuning van de elektrode spanningen (V5 en V6) wordt beïnvloed door de grootte en de locatie van het ion en laser beam kruispunt, hoewel zodra de optimale voorwaarden voor een bepaald systeem zijn bereikt het instrument stabiel blijft. Belangrijkste is de capaciteit voor de productie van een bepaald anion. Zorgvuldige aandacht aan het iteratief verfijnen van de ion bron voorwaarden (inlaat gasdruk en samenstelling, kwijting elektrode-materialen, Vacuuemcel druk, gas impulstijd, mondstuk diameter, kwijting puls spanning, kwijting pulse timing en kwijting impulstijd) in stappen 1-3 is de sleutel. Dit vereist de manipulatie van een groot aantal parameters, wanneer de studie van een bepaald ion tot stand brengen. Dit maakt echter ook een grote mate van flexibiliteit in de soorten ionen die kunnen worden geproduceerd met behulp van de bron van de geen kwijting. Toepassing van laser ablatie40, elektron effect ionisatie19en entrainment41 bronnen samen met veel andere veelgebruikte massaspectrometrische technieken is relatief eenvoudig met slechts geringe instrumentaal wijziging. In het bijzonder hebben electrospray methoden met succes gewerkt aan producten hogere massa soorten en dubbel geladen anionen10,48.

Anion photoelectron spectroscopy wordt vaak gebruikt om sonde van de regio's van neutrale potentiële energie oppervlakken die niet toegankelijk voor technieken zoals infrarood Absorptie spectroscopie zijn. De selectieregels voor photodetachment zijn minder beperkend zijn, toegang tot een scala van neutrale vibronic landen. Bovendien is de inherente lading op het anion kunt soorten selectiviteit en een elektron kunnen gewoonlijk worden verwijderd met behulp van commercieel verkrijgbare zichtbaar/UV-lichtbronnen. Van de algemeen toegepaste photoelectron detectie regelingen (magnetische fles spectrometer49,50, halfronde analyzer51,52, photoelectron imaging) de imaging benadering verleent verscheidene voordelen. De gevoeligheid van de detectie is uniform zelfs bij zeer lage elektron kinetische energie, de beeldvormende techniek is inherent efficiënt (in principe alle photoelectrons bereiken de detector) en de verdeling photoelectron hoekige voor imaging gelijktijdig records elke overgang in het spectrum in een enkele meting. Wanneer gekoppeld aan een bron afstembare foton, biedt anion photoelectron imaging ook een alternatieve aanpak voor elektron verstrooiing experimenten in de studie van metastabiele anion Staten (elektron verstrooiing resonanties).

Geladen deeltje imaging detectiemethoden in deze experimenten zijn in wezen beperkt tot de studie van de soorten in de gasfase (of ten minste in vacuüm). De detector MCP lagedruk voorwaarden vereist, de regio van interactie tussen de fotonen en ionen moet zo klein mogelijk, de anionen vereisen een gemiddelde vrije pad groter is dan de lengte van de TOF en de uitgaande elektronen een gemiddelde vrije pad vereist dat aanzienlijk hoger ligt dan de afstand tussen de interactie-regio en de detector voor het behoud van de correlatie tussen de detachement gebeurtenis en de verdeling van de gedetecteerde elektron. Echter opbrengst studies van cluster anionen inzichten van belang zijn voor de meer gecondenseerde fasen. Bijvoorbeeld, kan de sterkte van de Solvatatie interactie tussen een anion Xen neutrale moleculen M worden gemeten door vergelijking van de X en X· Mn spectra, waar X· M,n is een systeem gebonden via de ion-molecuul interacties.

De experimenten gebruik TOF-MS te scheiden van de anionen geproduceerd in de bron van de geen kwijting. Echter situaties waar er meerdere minima op het oppervlak voor een bepaalde set van atomen van de potentiële energie. Het mechanisme van ion productie is zeer complex en kinetische overlapping kan leiden tot de aanwezigheid van meer dan één stabiele moleculaire anion isomeer, of cluster anion conformer die niet te scheiden van de massa in ons instrument. Deze soorten hebben meestal verschillende spectrale signatuur en/of verschillende photoelectron hoekige distributies die kunnen toestaan, identificatie en karakterisering van de isomeren/conformeren, maar kunt ook bemoeilijken de analyse.

Op het gebied van casual, photoelectron spectroscopy neigt te zijn van de techniek van een relatief lage resolutie en een nadeel voor imaging is dat de resolutie van de energie-domein als de verhogingen van de eKE verergert. Ten opzichte van andere technieken photoelectron moet dit worden afgewogen tegen de mogelijkheid om te ontdekken van alle photoelectrons (vergeleken met het venster collectie kleine ruimtehoek van een halfronde energie-analysator)51,52 met uniform efficiëntie over alle kinetische energie (vergeleken met de daling in de efficiëntie voor magnetische fles spectrometer49,50 bij lage energieën van de kinetische). Zorgvuldige ontwerp, controle van experimentele voorwaarden32,42, centroiding43 en vervorming correctie42,47 kunnen bereiken eKE resolutie (ΔeKE/eKE) < 0,5%32, 36,,42,53, en absolute resolutie van < 1,5 cm−1 op zeer laag eKE geboekt in de nauw verwante SEVI (de weergave van de snelheid toegewezen van de langzame elektron) techniek54. Voor moleculaire soorten de opneming van koeling ion traps in het productiestadium ion kan ook sterk verbeteren de bereikte spectrale resolutie door vernauwing van de verdeling van de bevolkte bovenliggende anion interne toestanden55,56 .

Een van de meest veelbelovende toepassingen van VMI in photoelectron spectroscopy is het gebruik ervan in combinatie met een afstembare laserbron. Het foton energieafhankelijkheid van de spectra en hoekige distributies kan het overbrengen van informatie met betrekking tot enthousiast anion Staten. Meestal zijn dergelijke staten gesondeerd elektronenverstrooiing gebruiken. De photodetachment benadering is een alternatief waardoor goede controle over de energie van de elektron en cruciaal het impulsmoment uit de invallende elektronen-orbitale wordt uitgevoerd en die de potentie heeft om een hoge mate van detail met betrekking tot de wisselwerking van het elektron-neutrale onthullen. Voor niet-imaging photodetachment, dergelijke experimenten zijn zeer tijd intensief. Echter, de efficiëntie van VMI maakt dergelijke experimenten haalbaar. Toepassing van de aanpak op O2 blijkt vibrationele afhankelijkheid van de hoekige distributie57,-58. Misschien meer intrigerend, kan de mogelijkheid om af te stemmen op de energie van het foton excitatie en via opgewonden anion staten die vervolgens een elektron via autodetachment verliest. Dit zijn de verstrooiing van de elektron-neutrale staten. Wanneer de energie van het foton treedt resonantie met een interne niveau (rovibronic) van het opgewonden anion, de absorptie waarschijnlijkheid wijzigingen de photoelectron opbrengst. Het spectrum van de actie (photoelectron opbrengst als functie van de energie van het foton) onthult details van de interne niveaus van de geëxciteerde toestand. Bovendien, de resolutie van het spectrum van de actie wordt beperkt door de resolutie van de laser, niet de VMI detector. Het is daarom mogelijk om op te lossen (op zijn minst gedeeltelijk) rovibronic overgangen. Deze ontwikkeling toepassing van de techniek bleek de locatie en de aard van verschillende opgewonden, metastabiele Staten van AgF en CuF59,60 (via de hoekige distributies) en de roterende structuur dipool gekoppeld autodetaching vibrationele niveaus van een CH2GN-gebonden staat61. De informatie verkregen in dergelijke experimenten is essentieel voor het begrip van gebonden en metastabiele (electron-molecuul verstrooiing resonanties) negatief ion Staten, deuropening staat voor chemische reductie, dissociatieve bijlage processen en Ion-molecuul interacties. De resultaten vormen vitale tests van hoog niveau ab initio theoretische methoden, met name die welke zeer behandelen gecorreleerd systemen en/of niet-stationaire Staten.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Disclosures

De auteurs hebben geen concurrerende financiële belangen of andere belangenconflicten.

Acknowledgements

Dit materiaal is gebaseerd op werk gesteund door de National Science Foundation onder 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