Photoelectron billeddannelse af anioner illustreret ved 310 Nm udstationering af 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

Vi præsenterer her, en protokol for photoelectron billeddannelse af anioniske arter. Anioner genereret i vakuum og adskilt af massespektrometri er aftestede ved hjælp af velocity kortlagt photoelectron imaging, der giver oplysninger om anion og neutral energi niveauer, anion og neutral struktur og arten af anion elektroniske stat.

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 er en meget effektiv metode til undersøgelse af energi bundet negative ioner, neutral arter og interaktioner af ubundne elektroner med neutrale molekyler/atomer. State-of-the-art i vakuum anion generation teknikker tillader anvendelse til en bred vifte af atomare, molekylære og klynge anion systemer. Disse er adskilt og valgt ved hjælp af time of flight-massespektrometri. Elektroner er fjernet af lineært polariserede fotoner (foto udstationering) ved hjælp af tabel-top laser kilder, som giver adgang til magnetisering energier fra infra-røde til den i nærheden af ultraviolet. Påvisning af photoelectrons med en hastighed kortlagt imaging linse og holdning følsomme detektor betyder, at alle photoelectron i princippet, når detektoren og opdagelse effektivitet er ens for alle kinetisk energi. Photoelectron spektre udvundet af billeder via matematiske genopbygning ved hjælp af en invers Abel transformation afsløre detaljer anion indre energi tilstand distribution og de deraf følgende neutral energi. På lav elektron kinetisk energi er typisk beslutning tilstrækkelig til at afsløre energi niveau forskelle på rækkefølgen af et par millielectron-volt, dvs., forskellige vibrations niveauer for Molekylær arter eller spin-orbit opdeling i atomer. Photoelectron kantede distributioner udvundet fra inverse Abel transformation repræsenterer underskrifter fra den bundne elektron orbital, giver mulighed for mere detaljerede sondering af elektroniske struktur. Spectra og kantede distributioner også indkode interaktioner mellem udgående elektronen og de resterende neutrale arter efter excitation. Teknikken er illustreret ved anvendelse til en atomic anion (F), men det kan også anvendes til måling af molekylære anion spektroskopi, undersøgelse af lavt liggende anion resonanser (som et alternativ til spredning eksperimenter) og femtosekund ( FS) tid løst undersøgelser af den dynamiske udvikling af anioner.

Introduction

Anion photoelectron billeddannelse1 er en variant af photoelectron spektroskopi og repræsenterer en kraftfuld Sonde af atomar/Molekylær elektroniske struktur og samspil mellem elektroner og neutral arter. De indhentede oplysninger er afgørende for at udvikle forståelsen af bundet og metastabile (elektron-molekyle scattering resonanser) negativ ion stater, døråbning stater til kemisk reduktion, dissociative vedhæftede processer og ion-molekyle interaktioner. Endvidere, resultaterne giver afgørende test af høj level ab initio teoretiske metoder, især de designet til at beskæftige sig med stærkt korreleret systemer og/eller ikke-stationære stater.

Teknikken kombinerer ion produktion, massespektrometri og ladet partikel imaging2,3,4 til følsomt sondens elektroniske (og for små molekyler, vibrationelle) struktur. Arbejde med anioniske arter giver god masse selektivitet via tid for flyvning massespektrometri (TOF-MS). Synlig/nær ultraviolet (UV) fotoner er tilstrækkeligt energisk at fjerne overskydende elektronen, der tillader anvendelse af tabel top laser kilder. En yderligere fordel ved brugen af anioner er evnen til at photoexcite lavtliggende, ustabile anioniske stater, som repræsenterer energi regimer under hvilke elektroner og neutrale atomer/molekyler kraftigt interagere. Brugen af velocity kortlagt imaging5 (VMI) giver ensartet opdagelse effektivitet, selv ved lavt elektron kinetisk energi, overvåger alle skubbet photoelectrons og afslører samtidig størrelsesorden og retning af deres hastigheder.

De eksperimentelle resultater er photoelectron billeder, der indeholder photoelectron spektre (oplysninger om overordnede anion indre energimarked distributioner) og energierne af datter neutral interne stater og photoelectron kantede distributioner (relateret til den elektron orbital før udstationering). Et særligt interessant anvendelse af teknikken er fundet i fs tidsopløst undersøgelser. En indledende ultrahurtig laser puls (pumpe) ophidser til en dissociative anion elektroniske tilstand, og en anden tidsligt forsinket ultrahurtig puls (sonde) så løsner elektroner fra den glade anion. Kontrol af tidsforskellen pumpe-sonde følger udviklingen i energi stater af systemet og den skiftende natur af orbitaler af systemet på tidsskalaen atomare forslaget. Eksempler omfatter photodissociation af jeg2 og andre interhalogen arter6,7,8,9, fragmentering og/eller electron overnatning i jeg·uracil 10,11,12,13, jeg·thymine13,14, jeg·adenine15, jeg·nitromethane16, 17 og jeg·acetonitrile17 klynge anioner og åbenbaringen af de hidtil uventet lang tidshorisont for produktion af Cu atomic anioner efter photoexcitation af CuO2 18.

Figur 1 viser Washington-universitetet i St. Louis (Jihad) anion photoelectron imaging spektrometer19. Instrumentet består af tre varierende pumpede regioner. Ioner er produceret i den kilde kammer, som opererer ved et tryk på 10−5 Torr og indeholder en decharge ion kilde20og elektrostatiske ion udvinding plade. Ioner er adskilt af massen i en Wiley-McLaren TOF-MS21 (trykket i TOF-røret er 10−8 Torr). Ion påvisning og sondering finder sted i regionen påvisning (pres af 10−9 Torr) som indeholder en VMI linse5 og en ladet partikel detektor. Hovedbestanddelene af instrumentet er skematisk illustreret i figur 1b hvor det skraverede område repræsenterer alle elementerne i vacuum-systemet. Gas er indført gennem den pulserende dyse i dechargen. For at opveje de høje indgangstryk, bevares kilde kammer under vakuum ved hjælp af en olie-baserede diffusionspumpe. Regionen decharge illustreres nærmere i figur 2a. En store potentielle forskel er anvendt mellem de elektroder, som er isoleret fra ansigtet af dysen af en serie af Teflon afstandsstykker. I virkeligheden, fungerer Teflon som kilde til fluor atomer for resultaterne vist senere.

Decharge producerer en blanding af anioner og kationer neutral arter. Ion udvinding plade, ion acceleration stack, potentielle switch og microchannel plade (MCP) detektor (figur 1b) udgør 2 m lange Wiley McLaren TOF-MS. ioner er udvundet ved anvendelse af en (negativ) spænding puls til ion udvinding plade og derefter er alle ioner accelereres til den samme kinetisk energi. Variation af udvinding puls størrelsesorden fokuserer ankomsttid i VMI linse, mens einzel linse reducerer den rumlige tværsnit af ion stråle. Anioner er re refererede til jorden ved hjælp af en potentiel switch22, timing som fungerer som en masse diskriminator. Anion udvalg er opnået ved at synkronisere ankomsten af en synlig/nær uv photon puls med ankomsttidspunktet for anion i VMI linse. Regionerne ion adskillelse og påvisning bruge olie fri turbopumps til at beskytte de billeddiagnostiske detektor.

Anioner og fotoner interagere for at producere photoelectrons i hele den rumlige volumen af Steinmetz solid, repræsentere overlappet mellem ion og laser bjælker. VMI linse (figur 2b) består af tre åbne elektroder, hvor formålet er at sikre, at alle photoelectrons Når detektoren og at momentum plads distribution af photoelectrons opretholdes. For at opnå dette, anvendes forskellige spændinger på emhætte og repeller således, at uanset oprindelse rumlige punkt, elektroner med de samme indledende hastighed vektor er fundet på det samme punkt på detektoren. Detektoren består af et sæt af chevron-matchede MCP, som fungere som elektron multiplikatorer. Hver kanal har en diameter på rækkefølgen af nogle få mikron, lokalisere gevinsten og bevare den oprindelige virkning holdning. En fosfor skærm bag MCP angiver position via forstærket elektron pulse som et lysglimt som er registreret ved hjælp af en afgift koblede enhed (CCD) kamera.

Timing og varighed af de forskellige spænding bælgfrugter kræves styres ved hjælp af en digital forsinkelse generatorer (DDG, figur 3). Hele forsøget gentages på grundlag af skud ved skud med en gentagelseshyppighed på 10 Hz. For hvert skud, flere ioner og fotoner interagere producerer et par registrering af begivenheder pr. kameraet rammen. Flere tusinde frames er akkumuleret i et billede. Byens billede repræsenterer momentum plads oprindelse og dermed afstanden fra centrum (r) er proportionalt med hastigheden af en elektron. Vinklen θ, (i forhold til photon polarisering retningen) repræsenterer retning af en elektron hastighed. Et billede indeholder fordelingen af påvisning begivenhed tætheder. Det kan således også ses som repræsentant for betafordelingen for afsløring (på et givent tidspunkt) af en elektron. Påberåbe sig den født fortolkning af bølgefunktionen (ψ) et billede repræsenterer | ψ | 2 for photoelectron23.

Betafordelingen 3D elektron er cylindrically symmetrisk om polarisering af den elektriske vektor (εp) af stråling med deraf følgende scrambling af oplysninger. Genopbygning af den oprindelige fordeling er opnået matematisk24,25,26,27. Den radiale distribution (af elektroner) i genopbygningen er det momentum (hastighed) domæne photoelectron spektrum, der omdannes til energi domæne via anvendelse af de relevante Jacobimatricen transformation.

Anion photoelectron imaging spectrometer (figur 1) anvendes i disse eksperimenter er en specialbygget instrument28. Indstillinger i tabel 1 og tabel 2 for protokollen er specifikke for dette instrument for produktionen af F og billeddannelse af photoelectron udbredelse. Flere lignende versioner af design anvendes i forskellige forskning laboratorier6,29,30,31,32,33,34 , 35 , 36 , 37 , 38 , 39 , 40 , 41 , 42, men ingen to instrumenter er nøjagtig ens. Derudover er Apparatindstillingen stærkt afhængige af hinanden og meget følsom over for små ændringer i betingelser og instrument dimensioner.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Protocol

Bemærk: En generel forsøgsplan præsenteres her, bestemt til jihad instrument. Specifikke Apparatindstillingen for F billedet præsenteret i figur 4a kan findes i tabel 1-2.

1. ion Generation

  1. For at generere anioner, anvende en opbakning gas eller gasblanding (for F, 40 psig. O2) bag den pulserende dyse og drive dyse på 10 Hz.
    1. Angive varigheden for dyse på digital forsinkelse generator 1 (DDG1), kanal en (A1) og udløse den pulserende dyse driver for at injicere gas i decharge.
    2. Anvende en høj spænding decharge puls V1. Timing og varighed af pulsen styres af kanal C (C1) på DDG1.
    3. Som flugt fra O2 gas kan føre til øget laboratorium brandrisiko, sikre, at alle gasledninger lækage stram. Da høj gas pres kan føre til svigt af gasledninger, sikre at trykket holdes under maksimum driftstryk. Sikre, at strømforsyninger er ordentligt jordet og slukket når kablerne er at være fastgjort eller fjernet.

2. ion udvinding, adskillelse og påvisning

  1. For at udtrække anioner fra kilden, gælde en høj spænding udvinding puls (V2) ion udvinding plade.
    1. Indstille timing og varighed af ion udvinding pulsen ved hjælp af DDG1 kanal D (D1).
  2. For at overvåge anion masse spektrum, skal du sætte apparatet i ion mode.
    1. Tilsluttes de billeddiagnostiske detektor MCP detektor spænding skillevæg.
    2. Gælde spænding V11 for detektor anoden (fosfor skærm).
    3. Tilslut ion detektor spænding divider output til oscilloskop kanal 1 input.
    4. Tilslut strømforsyningen MCP til spænding divider input og gradvist øge spændingen. En indgangsspænding V9 giver V7 posten side, og V8 til udgangssiden af MCP.
      Advarsel: Overskrid ikke maksimalt tilladte spænding for MCP.
  3. Adskille anioner af TOF-MS.
    1. Indstille acceleration stak spænding V3.
    2. Bruger DDG1 kanal E (E1), indstille timing og varighed for potentielle switch højspænding pulsen (V3).
    3. Eksternt udløse oscilloskop fra DDG1 kanal F (F1) for at indstille tidsskalaen TOF-MS.
  4. Justere decharge og udvinding puls omfanget (V1-V2), decharge, udvinding, potentielle switch og dyse timing og varighed gennem kanaler A-E på DDG1 til at producere ion signal på oscilloskopet.

3. ion udbytte og opløsning optimering.

Bemærk: Trin 3.1 og 3.2 bør gentages iterativt for at opnå den optimale opløsning og ion afkast. (Tabel 1-2 viser de indstillinger, der bruges til at generere F billede vist i afsnittet resultater).

  1. For at optimere antallet af anioner af en given art, skal du justere indstillingerne ion kilde.
    1. Justere trykket af O2 gas bag dyse ved hjælp af regulator på gas cylinder.
    2. Justere pulserende dyse varighed af drift (A1).
    3. Justere størrelsen af decharge puls spænding (V1).
    4. Justere timing og varighed af decharge puls spænding (C1).
    5. Justere timing og varighed af ion udvinding puls (D1).
    6. Justere varigheden af potentielle switch er på høj spænding (E1).
    7. Justere spænding på centralt element i einzel linse (V4). Ion toppene på oscilloskopet bør øge i intensitet.
      Forsigtig: Sikre O2 trykket holdes under maksimum driftstryk.
  2. Justere indstillingerne TOF-MS for at optimere den masse spektrale opløsning og ion adskillelse
    1. Justere ion udvinding spænding (V2) for at opnå Wiley-McLaren fokusering. Ion toppene på oscilloskopet bør smalle.
    2. Justere acceleration stak spænding V3.

4. photoelectron produktion og påvisning

  1. Skifte spektrometret til billedbehandling-tilstand.
    1. Reducere spændingen anvendes på ion detektor spænding skillevæg (V9) til nul.
    2. Afbryde ion detektor spænding skillevæg fra MCP.
    3. Tilslut MCP og imaging strømforsyninger til billedbehandling højspænding pulsen.
    4. Tilsluttes de billeddiagnostiske MCP imaging højspænding pulsen
  2. Anvende en permanent spænding på fosfor skærm (V11) og MCP (V9).
  3. Synkronisere ankomsttidspunkt på laserpulser fra nanosekund (ns) farvestof laser med ankomsttidspunktet for ion af interesse inden for VMI linse.
    1. Tilslut den hurtige fotodiode til oscilloskop kanal 2.
    2. Eksternt udløse ND: YAG laser flash lamper og Q switch ved hjælp af DDG2 kanaler H (H2) og G (G2). Justere timingen af laser udløser (H2) indtil fotodiode output er tæt på men forud ion signal om interesse.
    3. Anvende spænding på imaging repeller (V5) og emhætte (V6) elektroder.
    4. Indstille kameraet til at lange eksponering og justere laser udløser timing (H2) for at maksimere antallet af elektron påvisning begivenheder observeret på PC-skærmen.
      Forsigtig: Klasse IV laserstråling vil permanent skade synet. Bær passende øjenbeskyttelse. Ikke ser direkte ind i strålen selv når iført øje beskyttelse. Undgå spektakulære refleksioner.
  4. Anvende en høj spænding puls på MCP timet til at falde sammen med ankomsten af photon pulsen til at forstærke elektron signal inden for vinduet photoelectron produktion.
    1. Angiv den billeddiagnostiske puls spænding (V10).
    2. Indstille imaging puls timing og varighed ved hjælp af DDG2 kanal F (F2), således at billeddannelse pulsen er centreret om ankomsttidspunkt photon puls.

5. billede med fokus

  1. Indstille kameraet til kort eksponering.
    1. Trigger CCD kamera til at åbne i starten af en eksperimentel cyklus ved hjælp af DDG2 kanal E (E2).
  2. Indsamle en baggrund-trækkes billede
    1. Indsamle flere rammer med laser puls sammenfaldende med anion af interesse.
    2. Indsamle flere rammer med laser puls ikke sammenfaldende med enhver anion.
    3. Subtrahere rammer indsamlet off tilfældigt fra de rammer, der er indsamlet på tilfældighed.
    4. Gentag trin 5.2 og samle et billede.
  3. Justere imaging repeller (V5) og ekstraktion (V6) elektrode spændinger. Generere et nyt billede ved at gentage trin 5.2. Det bedste fokus tilstand er nået, når funktionerne billede på deres smalleste.

6. billede samlingen

  1. Med kamera i korte eksponering tilstand, skifte til centroided samling.
  2. Gentag trin 5.2 på den optimale fokus tilstand at akkumulere en sub-pixel opløsning billede.

7. dataudtræk

NOTE: Data manipulationer foretaget i dette afsnit udføres ved hjælp af specielt skriftlige programmer i MatLab-platformen.

  1. Find midten af billedet ved at bestemme center of mass (intensiteten) af billedet, med den iboende symmetri af billedet til at finde midten af inversion, eller (ved lav signal til støj) iterativt minimere bredden af overgange i spektrum ved at vælge forskellige retssag Centre.
    1. Inverse Abel Omdan billede til at gendanne 3D hastighed distribution.
  2. Generere photoelectron spektre
    1. Integrere intensitet som funktion af vinklen for alle radier (dette er spektret i radialen og dermed momentum eller velocity domæne). I praksis opnås dette ved summation over alle radier.
      Equation 1
      hvor I(r) er den radiale intensitet og I(r,θ) er intensiteten på punkt r, θ.
    2. Kalibrere spektrum for elektron kinetiske energi sammenlignet med et billede optaget på samme betingelser med overgange af kendte eBE.
      eKE = eKEcal × (r/rcal)2
      hvor eKEref er den kinetiske energi af en kendt overgang i referencespektret, rref er radius af ringen i referenceafbildningen svarende til denne overgang og eKE er den kinetiske energi er forbundet med radius r i den eksperimentelle billede.
    3. Konvertere den radiale spektrum til domænet energi via Jacobimatricen transformation. Energi svarende til en given r bestemmes som 7.2.2. Intensitet I(r) er divideret med √eKE.
  3. Kantede Distribution af elektroner.
    1. Vælg en overgang i spektret.
    2. For forskellige små kantede intervaller, integrere over den radiale vifte forbundet med overgangen og plot mod θ. I praksis integration er opnået ved summation over alle radier i vifte r0 -FWHM/2 + FWHM/2.
      Equation 2
      hvor I(θ) er den kantede intensitet, r0 er radial værdien af den maksimale overgang og FWHM er den fulde bredde på halv maksimalt over den radiale vifte af overgangen.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Representative Results

Ved centroiding43 data indspillet på 640 × 480 pixel CCD array af kameraet, er en grid opløsning på 6400 × 4800 muligt. Udvinding af spektre og kantede distributioner indebærer imidlertid inverse Abel transformation af de data, som kræver billede intensitet varierer relativt problemfrit. Som et kompromis, de centroided data er "arkiveret lodret" ved at addere n × n blokke af punkter. Lignende behandling er også nødvendige for visning af imaging resultater.

Det viste billede og genopbygning af figur 4a skyldes photodetachment fra F på en photon Energi 4.00 EV (310 nm). Den cylindriske symmetri af photoelectron fordelingen betyder, at hver eksperimentelle billede indeholder fire tilsvarende målinger af et momentum plads punkt. Figur 4a viser venstre halvdelen af eksperimentelt målte billedet, arkiveret lodret til n = 8, mens den højre halvdel af figur 4a er en invers Abel transformation af de data, der vises på den samme opløsning. Billedet består af i alt af 50.000 billeder optaget med laser i sammenfald med F ioner og et tilsvarende antal baggrund rammer trækkes. Retning af laser elektriske vektor (εp) er lodret i flyet af billedet, som det fremgår af overskriften dobbeltpilen.

Billedet viser to koncentriske cirkler. De svarer til de to smalle overgange set i photoelectron spektrum. Dette er udvundet fra centroided data arkiveret lodret til n = 4, efter inverse Abel transformation, ved at integrere intensitet over alle vinkler (θ) for hver radiale afstand (r) fra centrum. R til elektron kinetisk energi (eKE) skala konvertering er påvirket af kalibrering med en overgang af kendte kinetiske energi (eKEcal) hvor ercal er den radiale afstand til centrum af kalibrering overgangen.

Equation 3

Intensiteten er skaleret af passende Jacobimatricen omdannelsen til at give det spektrum, vist i figur 4b. Intensitet skala er blevet yderligere justeret for at vise intensiteterne i forhold til den stærkeste af overgangene.

De to overgange afspejler eksistensen af to lavt liggende elektronisk stater af neutrale F. mærkning ifølge deres elektroniske kantede momenta, benævnes 2Pedersen3/2 og 2P1/2. De to F atom stater stammer fra 1s22s22 p5 elektron konfiguration. I et enkelt sprog varierer de to stater i spin af den uparret elektron. Styrken af interaktion mellem spin og orbital kantede momenta er forskellige i begge tilfælde. Elektron kinetisk energi er afhængige af photon Energi () og den energi, der kræves for at producere den endelige neutral stat (elektron bindende energi, eBE). Disse egenskaber er forbundet af energibesparelser, eKE = hν - eBE. Således, den højeste Ullas overgang (0.598 eV) repræsenterer laveste bindende energi (3.402 eV), som er elektron affinitet af en fluor atom44. Forskellen i overgangen kinetisk energi (0.598 eV − 0.548 eV) viser, at den første exciterede tilstand af F-atom er bare 50 meV højere energi end grundtilstand, et mål for styrken af spin-bane interaktion. Styrkeforholdet mellem de to overgange (2:1 ratio) afspejler degeneracies af de to F atom elektroniske stater.

Fordelingen af elektroner i billedet figur 4a er ikke ens for en given overgang. Dette er vist mere kvantitativt i figur 4 c. Plottet viser, at for hver overgang (→2Pedersen3/2, rød åbne cirkler, →2P1/2, blå udfyldte cirkler) elektron intensitet er størst på θ = 90 ° og der er derfor en præference for elektroner at være skubbet vinkelret Ε p. Dette er forventet (baseret på argumenter der involverer impulsmoment bevarelse) for elektron fjernelse fra en p orbital, og resultatet ville være helt anderledes, hvis elektronerne blev løsrevet fra en s orbital45, 46. de kantede distributioner er diagnostisk for den rumlige del af en bestemt overordnede orbital. Hvis data fra figur 4 c er reskaleres (i forhold til de kantede maksima for de respektive overgange) som vist i figur 4 d, kan det ses, at inden for rammerne af den eksperimentelle støj, distributioner er næsten identiske.

Velocity opløsning opnået er stærkt påvirket af design og detaljer af eksperimentet. Med hensyn til hastighed kortlægning, den rumlige volumen hvori elektronerne er produceret, placeringen af dette volumen inden for billedbehandling linsen og spændinger anvendes til billedbehandling elektroderne er alle vigtige. For den bedste opløsning bør volumen repræsenteret ved skæringspunktet mellem anion og laser bjælkerne minimeres. I praksis opnås dette ved at reducere bredden af laser og ion bjælker, enten af collimation eller fokus. Velocity kortlægning er meget følsomme over for de billeddiagnostiske elektrode spændinger. Billedet af figur 5a repræsenterer den optimal fokus tilstand, et forhold af 0.700 mellem repeller og emhætte. Selv små ændringer i dette forhold (ved at ændre de repeller eller extractor elektrode spændinger) er til skade for hastighed beslutningen. Figur 5b viser et billede fremstillet efter at reducere forholdet til 0.686 (dvs., med lidt mere end 3%). Det er tydeligt i både billedet og den tilhørende spektrum, det er ikke længere muligt at skelne de to overgange i spektret. I virkeligheden, forsyninger præcisionen af magt til de billeddiagnostiske elektroder steder en grænse i effektiviteten af tilknytningen.

Billederne skal vise fire-vejs symmetri. I enhver eksperiment vil probabilistiske arten af elektron afsløring altid føre til små afvigelser fra denne forventning. Men virkningen af andre partikler (elektroner, ioner eller neutrale) på detektoren kan føre til alvorlige afvigelser. For eksempel, viser figur 5 c en meget iøjnefaldende region med høj intensitet i øvre højre kvadrant. Dette skyldes enten ioner eller neutrale (produceret af photodetachment eller autodetachment) plejeafhængige detektoren. Funktionen bred, relativt lav intensitet i spektret mellem 0,1 og 0,2 eV er resultatet af disse ikke-elektron virkninger. I den aktuelle sag, kunne problemet løses med matematisk, simpelthen ved at fjerne de øverste højre kvadrant data fra analysen. Eksperimentelle faktorer kan også ændres i et forsøg på at fjerne den falske signal. Eksempler kan nævnes omhyggelig manipulation af timingen af elektron imaging puls (F2), massiv diskriminering via timingen af den potentielle switch (E1) eller indfører (pulserende) elektrostatisk opladet plader til at aflede uønskede ioner fra påvisning regionen.

Indlæg samling billedbehandling kan også påvirke den hastighed (og dermed kinetisk energi) opløsning af spektre og kvantitativ analyse af de kantede distributioner. Figur 6a viser betydningen af at vælge den korrekte center af billedet før inverse Abel transformation. Den røde spektrum er udvundet fra F billedet arkiveret lodret til n = 10 og ved hjælp af de bedste center. De andre spektre repræsenterer analyse af denne binned billedet ved hjælp af centre med y-koordinaten for den angivne steg med 1 (blå), 2 (grøn) eller 3 (orange) pixels. Som den valgte center afviger mere fra sand billed center spektrene udvide, især i bunden af overgange og de to toppe begynder at opstå. Derudover omstrejfende eksterne felter (elektriske og magnetiske) og endda mangler i kameralinsen føre til fordrejning af billeder, så overgangene ikke til stede som helt cirkulært funktioner. Integration over alle vinkler for en bestemt radius vil føre til en tilsyneladende udvidelse af overgangen. Eksempler er vist i fig. 6b, c til F billede (arkiveret lodret til n = 4) figur1a. Sammenligning af radial spektret produceret af integration på tværs af to forskellige segmenter af den kantede rækkevidde (5° grad skiver om 36,5 ° (rød) og 86.5° (blå)) er vist i fig. 6b. Selv om de to funktioner i spektret er klart mærkbar det er også tydeligt, at deres maxima er på lidt forskellige radier (302 og 306 for 2Pedersen3/2 overgang på 36,5 ° og 86.5 ° henholdsvis). Yderligere viser sammenligning med radial domæne spektrum integreret på tværs af rækken fuld kantede (fig. 6b grå skygge spektrum, der er skaleret til nem visning) effekten af forvrængningen i bredere spektre. Figur 6 c (rød) viser Ullas domæne, fuldt integreret spektrum af det forvrængede billede. Radial skalering (som funktion af vinklen) før konvertering til energi-domæne tillader korrektion resulterer i meget smallere overgangene ses i figur 6 c42,47fuldt integreret blå spektrum. Dette er det spektrum oprindeligt vist i figur 4b men med energi omfanget udvidet for bedre at illustrere effekten af en kantet afhængige radial forvrængning.

Figure 1
Figur 1. Jihad anion photoelectron imaging spektrometer. En ekstern visning af vakuum systemet vises øverst. Skematiske illustrerer opstillingen af de vigtige komponenter i eksperimentet. Elementer inden for det skraverede område er under vakuum. Se tekst for yderligere detaljer. Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Figure 2
Figur 2. Skematiske illustrationer af DC decharge og VMI linse forsamlinger. (a) anioner er produceret, når en gas puls rejser gennem decharge kilde. (b) elektroner produceres ved skæringspunktet mellem ion og laserstråler er fokuseret (i momentum plads) på MCP detektor af kontrol af emhætte og Repeller spændinger. Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Figure 3
Figur 3. Eksperimentere kontrol. De to digitale forsinkelse generatorer (DDG) giver mulighed for præcis styring af de eksperimentelle timing sekvenser. Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Figure 4
Figur 4. Repræsentativt resultat. a Photoelectron billede (venstre halvdel) og inverse Abel transformering (højre halvdel) for F udstationering på 4,00 eV. (b) photoelectron spektrum indeholder to overgange, som svarer til de to ringe ses på billedet. (c) de photoelectron kantede fordelinger for hver overgang i spektrum (røde cirkler →2Pedersen3/2, blå cirkler →2P1/2) show elektron distribution i hvert enkelt tilfælde er polariseret vinkelret på elektriske Vektor af stråling (εp). (d) når skaleret i forhold til deres respektive maxima, de kantede fordelinger for hver kanal er næsten identiske. Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Figure 5
Figur 5. Optimal og mindre end optimal photoelectron billeder til F udstationering på 4,00 eV. De viste billeder er arkiveret lodret til n = 10. (a) billede på den optimale VMI fokus tilstand (forholdet mellem 0.700) viser smal, godt løst toppe i spektret. (b) billede med forholdet VMI fokusering af 0.686 - de to overgange er ikke længere kan skelnes i spektrum eller billede. (c) effekten af omstrejfende ioner plejeafhængige detektoren sammenfaldende med photoelectrons. Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Figure 6
Figur 6. Billede analyse/forarbejdning effekter. (a) Photoelectron spektre er vist udvundet fra billedet i figur 4a med forskellige estimater af byens image. (b) afvigelse fra cirkularitet i billedet fører til et tab af opløsning. Funktioner i den fuldt kantede integreret spektrum (skraverede grey) er betydeligt bredere end for enkelte kantede segmenter af billedet. (c) effekten af forvrængning (røde spektrum) kan korrigeres matematisk for at gendanne den fulde opløsning af detektor (blå spektrum). Venligst klik her for at se en større version af dette tal.

Beskrivelse Varighed (μs) Forsinkelse (μs) I forhold til
A1 Pulserende dyse 700 0 DDG1
B1 DDG2 udløser 0 DDG1
C1 Decharge 70 640 A1
D1 Ion udvinding 7 235 C1
E1 Potentielle Switch 6 0 D1
F1 Oscilloskop udløser 0 D1
E2 Kamera udløser 0 B1
F2 Imaging puls 1 180.13 H2
G2 Laser Output (Q Switch) 180.94 H2
H2 Laser udløser (Flash lampe) 590 B1

Tabel 1. Eksperiment puls timing. Timing af pulse sekvenser kontrolleret af DDGs bruges i samlingen af billedet i figur 4a.

Beskrivelse Spænding (kV)
V1 Pulserende decharge højspænding −2.4
V2 Ion udvinding puls højspænding −1.48
V3 Ion Acceleration spænding 2,45
Ydre Einzel linseelementer
Potentielle Switch High Voltage
V4 Ion Einzel linse centrale Element 1.4
V5 Elektron Imaging linse Repeller −0.700
V6 Elektron Imaging linse emhætte −0.497
Ion Mode
V7 MCP post 0,95
V8 MCP Exit 2,51
V9 MCP forsyningsspændingen 3.0
Imaging tilstand
V7 MCP post 0,0
V8 MCP Exit 1,0
V9 MCP forsyningsspændingen 1,0
V10 MCP puls højspænding 1,75
V11 Fosfor skærm Ion Mode 3.2
Imaging tilstand 6.0

Tabel 2. Anvendt spændinger. Særlige spændinger anvendes på komponenterne instrument for generation af billedet i figur 4a.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Discussion

To faktorer er især afgørende for succes af den beskrevne protokol. Bedst mulig hastighed kortlægning betingelserne skal fastlægges og mere afgørende et tilstrækkeligt og forholdsvis tid invariante udbytte af den ønskede anion skal fremstilles. Om VMI fokus trin, trin 5.2 og 5.3 bør gentages i tandem med billedanalyse til at bestemme den betingelse, som giver de skarpeste (smalleste) billede funktioner. Finjustering af elektrode spændinger (V5 og V6) er påvirket af størrelsen og placeringen af ion og laser stråle skæringspunktet, selvom når de optimale betingelser er blevet opfyldt for et givet system instrumentet forbliver stabil. Vigtigste er evnen til at producere en bestemt anion. Omhyggelig opmærksomhed på iterativt raffinering ion kilde betingelser (gas indgangstryk og sammensætning, decharge elektrode materialer, vakuumkammer pres, gas impulslængde, dyse diameter, decharge puls spænding, decharge puls timing og decharge impulslængde) i trin 1-3 er nøglen. Dette kræver manipulation af et stort antal parametre, når indlede studiet af en given ion. Dog giver dette også en høj grad af fleksibilitet i typerne af ioner, som kan fremstilles ved hjælp af decharge kilde. Anvendelsen af laser ablation40, elektron indvirkning ionisering19og medrivning41 kilder sammen med mange andre almindeligt anvendte massespektrometriske metoder er forholdsvis ligetil med kun mindre instrumental ændring. Især er electrospray metoder blevet med held ansat til at producere højere masse arter og dobbelt opladet anioner10,48.

Anion photoelectron spektroskopi er almindeligt anvendt til at probe regioner af neutrale potentiel energi overflader, der er utilgængelige for teknikker såsom infrarød absorption spektroskopi. Udvælgelsesregler for photodetachment er mindre restriktive, giver adgang til et udvalg af neutrale vibronic stater. Derudover har den iboende afgift på anion tillader arter selektivitet og en elektron kan typisk fjernes ved hjælp af kommercielt tilgængelige synlige/UV lys kilder. De almindeligt anvendte photoelectron påvisning ordninger (magnetisk flaske spektrometer49,50, halvkugleformet analyzer51,52, photoelectron imaging) den billeddiagnostiske tilgang giver flere fordele. Påvisning følsomhed er ensartet selv ved meget lave elektron kinetiske energi, de billeddannende teknik er i sagens natur effektiv (i princippet alle photoelectrons nå detektoren) og imaging samtidig registrerer photoelectron kantede fordelingen for hver overgang i spektrum i en enkelt måling. Når kombineret med en afstemmelige photon kilde, giver anion photoelectron imaging også en alternativ tilgang til elektron spredning eksperimenter i studiet af metastabile anion stater (elektron spredning resonanser).

Ladet partikel imaging påvisningsmetoderne i disse eksperimenter er hovedsagelig begrænset til undersøgelse af arter i gasfasen (eller i det mindste i vakuum). MCP detektor kræver lavtryk betingelser, regionen i samspillet mellem fotoner og ioner skal være så lille som muligt, anioner kræver en gennemsnitlig gratis vej større end TOF længde og de udgående elektroner kræver en gennemsnitlig gratis sti, væsentligt overstiger afstanden mellem regionen interaktion og med detektoren for at bevare sammenhængen mellem hændelsen detachment og opdaget elektron distribution. Ikke desto mindre undersøgelser af klynge anioner udbytte indsigter af relevans for mere kondenserede faser. For eksempel, kan styrken af solvation interaktioner mellem en anion Xog neutrale molekyler M måles ved sammenligning af X og X· Mn spektre, hvor X· Mn er et bundet via ion-molekyle interaktioner.

Forsøgene brug TOF-MS til at adskille anioner produceret i decharge-kilde. Imidlertid opstå situationer hvor der er flere minima på den potentielle energi overflade for et givet sæt af atomer. Mekanismen af ion produktion er meget komplekse og kinetic diffusering kan føre til tilstedeværelsen af mere end én stabil molekylære anion isomer eller klynge anion konformer, som ikke kan adskilles af massen i vores instrument. Disse arter har normalt forskellige spektrale signaturer og/eller forskellige photoelectron kantede distributioner, som kan give identifikation og karakterisering af isomerer/konformere men kan også komplicere analysen.

Ullas, photoelectron spektroskopi tendens til at være en relativt lav opløsning teknik og en ulempe ved billeddannelse er, at energi domæne opløsning forværres som Ullas stigninger. I forhold til andre photoelectron teknikker skal afvejes mod evnen til at registrere alle photoelectrons (sammenlignet med vinduet lille rumvinkel samling af en halvkugleformet energi analysatoren)51,52 med uniform effektivitet over alle kinetisk energi (sammenlignet med nedgangen i effektiviteten for magnetisk flaske spektrometer49,50 på lav kinetisk energi). Omhyggelige design, kontrol af eksperimentelle betingelser32,42, centroiding43 og forvrængning korrektion42,47 kan opnå eKE opløsning (ΔeKE/eKE) < 0.5%32, 36,42,53, og absolut opløsning af < 1,5 cm1 på meget lav eKE har opnået i den nært beslægtede SEVI (langsom elektron velocity kortlagt imaging) teknik54. For Molekylær arter indarbejdelse af afkøling ion fælder i produktionsleddet ion kan også i høj grad forbedre de opnåede spektrale opløsning af forsnævring fordelingen af befolkede overordnede anion interne stater55,56 .

En af de mest lovende anvendelser af VMI i photoelectron spektroskopi er dens brug i forbindelse med en afstemmelige Laserkilde. Foton energiafhængighed spectra og kantede distributioner kan formidle oplysninger om ophidset anion stater. Typisk, disse stater er aftestede ved hjælp af elektron spredning. Photodetachment tilgangen er et alternativ, så god kontrol over elektron energien og afgørende den hændelse elektron orbital impulsmoment, som har potentiale til at afsløre en høj grad af detaljer vedrørende elektron-neutral interaktion. For ikke-imaging photodetachment, sådanne forsøg er ekstremt tid intensiv. Dog, effektiviteten af VMI gør sådanne eksperimenter gennemførlige. Anvendelsen af metoden til O2 har vist vibrationelle afhængighed af kantede distribution57,58. Måske mere intriguingly giver evne til at tune photon energien excitation og gennem ophidset anion stater, der efterfølgende mister en elektron via autodetachment. Disse er electron-neutral spredning stater. Når photon energien kommer ind i resonans med internt (rovibronic) af den glade anion, absorption sandsynlighed ændringer påvirker photoelectron udbyttet. Handling spektrum (photoelectron udbytte som en funktion af photon Energi) afslører detaljer af de indre niveauer af den eksiterede tilstand. Derudover er opløsning af handling spektrum begrænset af laser opløsning, ikke VMI detektoren. Det er derfor muligt at (i det mindste delvis) løse rovibronic overgange. Denne udvikling anvendelse af teknikken afsløret placering og karakter af forskellige ophidset, metastabile stater af AgF og CuF59,60 (via de kantede distributioner) og den roterende struktur tilknyttet autodetaching vibrationelle niveau af en CH2KN bundet dipol tilstand61. Oplysningerne i sådanne forsøg er afgørende for at udvikle forståelse af bundet og metastabile (elektron-molekyle scattering resonanser) negative ion stater, døren står for kemisk reduktion, dissociative vedhæftede processer og ion-molekyle interaktioner. Resultaterne repræsenterer afgørende test af høj level ab initio teoretiske metoder, især dem, der behandle stærkt korreleret systemer og/eller ikke-stationære stater.

Subscription Required. Please recommend JoVE to your librarian.

Disclosures

Forfatterne har ingen konkurrerende finansielle interesser eller andre interessekonflikter.

Acknowledgements

Dette materiale er baseret på arbejde støttet af 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