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Die bestimmung der anzahl der ionen, elektronen und atome in lasermikroplasmen von feststoffen
111 Internarional Joumal of h¶a.ss Spectromerry and Ion Phpics, 22 ( 1976) I I 1-I 20 @ Ekvicr ScientificPub-g Company. Amsterdam - Printed in The NethcrIands
BESTIMMUNG DER ANZAHL ATOME IN LASERMIKROPLASMEN DIE
DER LONEN, ELEKTRONEN
UND
VON FESTSTOFFEN
H_ ZAHN UND H--J_ DIETZE Zentraiinsfimf fw Isotopen- und S~rahlen$orschung dcr Akaakmic tier Wissens-t-rf~erz der DDR, 705 Leipzig. Pernwsemr. IS (D.D.R.)
(Ein~gcn
den 18. Scptembcr 1975)
ZUSAMMENFASSUNG
Es wurde experimentell die Anzahl der Ionen und Elektronen in den Lasermikroplasmen venchiedener Targets bei konstanter Laserleistung als Fur&ion der Ziehspannung bestimmt_ Die Messanordnung wird beschrieben und die Ergebnisse mitgeteiit- Fiir die Untersuchungen
einem Neodymglasresonator
wurde ein ungesteuerter
Laser mit
mit einer Leistung von 34 kW verwendet-
ABSTRACT
The number of ions and electrons in the Iasermicroplasma of various targets was determined as a function of the extracting voltage at constant laser power_ The circuit for the measurements is described and the results are given. For the investigations a normal pulse laser with a neodymglass resonator at a power of3-4 kW was used-
EINLEIYUNG
Fiir den Einsatz von Laser-Ionenquellen die genaue
Kenntnis
der Anzahl
der Ionen
in der Massenspektroskopie
und Elektronen,
ist
die bei konstantet
Laserieistung und variabler Ziehspannung von der Oberflsche verschiedener Targetmateriaiien emittiert werden, wichtig. Obwohl eine Reihe von Arbeiten sich mit der anaiytischen Ausnutzung der Laserionisation durch Photonenbeschuss von FestkBrpem beschsftigen [l-12], liegen bisher wenige, gesicherte
112 Werte zur Anzahl der gebildeten Ionen, Elektronen und Neutralteifchen vor_ Die Kenntnis dieser Werte ist jedo&h eine Voraussetzung filr das Verstandnis der lonisationsmechenismcn und eines gezielten, analyt_Schen Einsatzes dieser Mcthodc. Die wenigen, bisher erschienenen Arbeiten Iassen we&r Schluss-
folgcnmgen
LU dem Charakter der Ionkationsme&aGsmen
die praktischen,
AUFBAU
analytischen
Arbeiten
zu, noch stiitten sie
der Laser-Massenspektroskopie
[12-161,
DER MESSANORDNUXG
Zur Priifung dcr Emission von Ionen ur;J Elektronen photonenbzstrahlter FestkorperoberllScheu (Targets) wurde ein Versuchsaufbau gewahlt, der in Abb_ I schematisch dargestellt St_ Der Laserstrahl wird iiber das Objektiv 0 auf das Target T (5x IO mm) fokussiert, das sich in dem ionisationsraum IR befindet, der his auf eine t)ffnung F von 20 mm Breite und 20 mm Hiihe fur den Austritt der lonen bzw_ Elektronen gzschlosn ist- Urn die ionen bzw. Elektronen aus dem Plasma extsahieren zu konnen, legt man den lonsierungsraum einschliesslich ObJektiv und Target auf das positive Potential dcr Ziehspannung U, (bei Ionen) oder auf das negative Potential der Ziehspannung U, (bei Elektronen)
dcr Mcssanordnung mr Bcstimmung der lone- und Ekktram, n* bmaf- h- 0 = Objektiv~ T = Target, IR = Ionisationsraum, F = thnmg, SchwingkondcnsiatorekkwomcccrA=A&3ngcr.NG=NctzgcrZt,undSKE=
Abb. l- ZTchematiscltc DxsteiIung
113 Die Ziehspannung wird von einem elektronisch stabilisierten Netzgetit NG geliefert, wobei ein Poi jeweiis geerdet ist. Sie kann im Bereich von 0 bis 100 V variiert werden- Die von dem Laserstrahi ausgeiosten Ionen bzw_ Elektronen werden mit Hilfe der Ziehspannung auf den Auff5nger A beschteunigt, der hinter der affnung F isoliert angebracht ist. Dcr Abstand zwischen Target turd Auffiinger betriigt I5 mm_ Der Aufinger ist i&r ein Schwingkondensatorelektrometer geerdet. Die Kontrolie der Laserleistung wurde iibtr eine Photozeiie durchgefiihrt, die unter dem Umienkprisma, das den Laserstrahi in die Ionenqueiie lenkt, angebracht ist [173_ Die Messanordnung ist Bestandteii eines Laser-Massenspektroskopes, bestehend aus einem doppeifokussierenden Massenspektrographen vom MattauchHerzog-Typ und einem Laser-Mikroanaiysator Lk4A 1 (VEB Carl Zeiss, .Jena). Diese Anordnung erlaub: gleichzeitig die Massenspektren der zu untersuchenden Targetmateriaiien
aufzunehmen,
urn die
Massen-
und
Ladunsverteiiung
der
lonen, - es wurden nur einfach positiv geiadene Ionen festgzsteilt -, kontroiiieren tu konnen_ Es wurden die Lasermikroplasmen von folgenden Elementen untersucht: Al, Si, Fe, Ni. Zn, Ga, Gt, MO, Cd, In, Ta, W und Pb-
emittierten
DIE BESnbilMUXti ZIEHSPANNUNG
DEB UND
IOSEX-
BZW.
DIE BESTIMMUNG
ELERTBONESAN.‘,AHL DER
IN 4BHliXGIGKElTVOX
DER
ATOUANZAHL
Die Anzahi der ionen bzw. Etektronen wird aus der am Schwingkondensatoreiektrometer gemessenen positiven bzw, negaziven Ladung bestimmt- Steiit man die pro Laserschuss bestimmte Ionen- bzw. Elektronenanzahi in Abhzngigkeit von der Ziehspannung r/, fir die einzeinen Elemente _mphisch dar, - siehe Abb_ 2 -+ so findet man, dass mit zunehmender Ziehspannung die Anzahl der lonen bzw_ Elektronen grosser wird. Sie wird deshalb grosser, weil (1) mit zunehmender Ziehspannung mehr Ionen bzw_ Elektronen auf den Auffanger geiangen und (2) weil durch die zusitzliche Ionisation, bedingt durch die Aufheizung des Neutraidampfes durch nachfoigende Photonen des Laserimpulses, die Anzahi der Ionen bzw. Elektronen mit zunehmender Ziehspannung anw2ichst. Bei verschiedenen Elementen geht die Ionen- bzw_ Elektronenemission in eine EntIadung iiber- Der Ubergang in eine Entiadung hangt von der Ionen- bzw_ Eiektronendichte des expandierenden Plasmas zwischen dem Target und dem Auffanger und von dem Potentialunterschied zwischen Target und AufEinger ab_ DieAusbildung der Entiadung ist reproduzierbar, also nicht Ausdruck zufaiiiger Verhsltnisse des expandierenden Plasmas Besonders ausgeptigt ist der Zjbergang in eine Entladung bei den Elementen Zn, Cd und Pb, bei denen such ein relativ steiler Anstieg der lonen- und Elektronenemission zu beobachten ist_ Umgekehrt kommt es bei Rachem Anstieg der Ionen- und Eiektronenemission zu keiner Entiadung (In und W).
114 Die Streuuug der in der Abb- 2 dargestelltenMuswerte ist auf die unterschiedIicheBeschafFeuhcit der TargetoberEche zurCckzuf’iiiin uud nicht auf Schwankungender Laserleistuug
8dd 2a
Ib)
115
Cc) -Fe
rln
+ .
I
1
+Plo
t
l
i I
n’..?o
so
II .-.
WSi *AI
c
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.
(e)
iI
so
ULVI
Abb. 2 Ionen- bzw- JEkktroncnauzhl , n+ bzw- G, als Funktion der Zkhspanmmg U, im LaserllIikrOplamtaderElancnte (a)Ta, Ga und 2%. (b) Pb.Cd imd Gt. (c) Fe.In und MO.(~) W. und (e) Ni, Si und AL
116 AnzahI der Atome Eisst sich n2herungsweise aus dem VoIumen des Kraters berechnen, der von dem Laserstrahl in das Target geschossen wird [IS]_ In Tab&e I sind die Durchmesser und die Tiefen der Krater in den verschiedenen Targetmateriatien aGf&Ghrt. Es handelt sich urn Durchschnittswerte, die aus Die
TABELLE t KRATERDURCWLESER no
D. KRATERTIEFET,
UpliD SCHYfLZPLiNKT
Ehnem W
MO
D (cm)
Si Ni
I OS.0
Tjl FC 2.n Ge Cd GP In Pb
x fo-4
80.0 50.0 7zs 100.0
Al
J’ DER bZ3ERSiJ
92.5 IO5.0 125.0
135.0 150.0 325.0 250.0 250.0
LRAT&RVOLUXES
cmlls
r.
AXZ.AHL
DER
v&~~xuPFmy
ATOME
x 10’6
S(Ooc)
TARGEl3fAlERIa.Lus
T (cm) :< IO-'
c
(cn?)xfo-7
I&
15.0
03
02
60.0
0.4
0.3
1.4 2.0
0.8 1.0 2.1 Zl 4.9
100.0 75.0 80.0 170.0 200.0 540.0
2.3 3.8 5.7 330
14.4
550.0
26.1
11.6
610.0 275.0
35.7 75.7
16.4 38.6
800.0 800.0
I 30.0 130.0
49.9 42.8
3380 2622 658 1400 1453 3030 1533 419 958 321 29 156 327
betragen etwa 5-10 %_ jeweils IO Kmtem ermittelt wurden, Die Abweichungen Die anderen SpaIten der TabeIIe enthaIten die Kratervolumina, die daraus berechnete Anzahl der Atome und die Schmelzpunkte der TargetmateriaIienDie
gri%sten Kratervolumina
findet man bzzi den leicht schmelzenden und die kleinsten KratervoIumina bei den schwer schmelzenden Materialien. Urn eine Vorstellung iiber die untenchiedIichen CirCissen der Krater zu haben, sind in Abb. 3 die Krater in BIei und MoIyIxi5n im gleichen Massstab gezeichnet- Der Krater in IMoIybd5n hat van alien Kntem den kleinsten Durchmesser. d_s_ 48 pm_ Fiir die Berechnung der StrahIungsIeiiung pro FIfcheneinheit wird daher die FIZche des Molybdsnkraters aIs BrennpunktfI&zhe zu_grundc geIegt_ Daraus ergibt sich eine StnhlungsIeistuug pro Flscheneinheit von S = IO* W cm - ‘_
BEWERTUE;c
DER -CEBNlSSE
Aus der gemesseuen AnzahI der Lonen, Elektronen und Atome sowie aus dem Kratervolumen kann man die Plasmaparameter: Ionisierungs-md n*/n,, EIekztronendichte n& und Temperatur T, bestimmenDiese sind ti die untersuchten Elemente in Tabelle 2 zusammengestellt. Zur Berechnung des louisierungsgrades tmd der Elektronendichte wurde die Anzahl der Ionen und Elektronen
117
Abb. 3-Qucrschnitt dcs von cinem fokusierten bzw_ MoIybd%ntargct gcschosscnen Kmters.
TABELLE
DEXES uenlrnr In
GZB Gc Pb za Cd Fc Ni Si Al -I-zl W MO
tmtereincm
Winked
van
45’ in das Blci-
2
IOXlSlEBUSGSGRAD TEMPERAT-UR
Lascntrahl
d/no. UXD
&-,,,.,.,
ELEK?ROXE.NDICHTE P LASSfATEXPERATZIR
(Q/C), T-.
IONlSII%NJSG%RBEIT IS
DES5
1..
tASEiWIKROPLASMA
OBWCHEXDER VEBSCHIE-
El= H/no 12
I> 7.6 8.8 18.2 18.3 30.9 59.7 75.4 75.8 83.3 121.1 300.6
x 10-6
J?&
(CM’)
6.7 5.0 432 31.7 45.6 21.0 43.6 381,6 384.6 27:,2 66.1 501.2 2884.8
x 10”
4
W)
5.8 6.0 8.1 7.4 9.4 9.0 7.9 :; 6.0 7.7 7.9 7.1
7-hRQldr
(AI)
T&a
1500
3300
1700
3400
3500
5500 5000
6100 5300 3800 3300 4900 2800 4500 4300 4200
(0
6100 5800 6700
7200 5300 6200 7200 8200
verwendet. die bei einer Zkhspannung von U, = IO V gemessen worden sind_ Dieter Wert der Ziehspannung wurde dcshalb gctit, wcil bei ihm der durch
zus5tzliche Ionisation entstandeneAnte3 der Ionen und Elektronen gering ist. In Tabeile 2 fZllt auf, dass der Ionisierungsgrad von Elementen mit niedriger Ionisierungsarbeit, wie zB_ Ga und In, kieiner ist als von Elementen mit hoher
Ionisierungsarbeit, wie zB_ Cd undZn_Den gr&sstenIonisierungsgradfindetman in den LasermikropJasmen von schwerschmelzendenEiementen,wie z-B_ Si, MO, W und Ta_ Es ist keine Korrelation zwischen Ionisierungsarbeitund Ionisierungsgradzu erlcennen,wie zB_ bei der thermischenOberfiZchenionisationzu erwarten w&e_ Zur Bestimmung der Temperatur kann&nan das Model1 der thermischeu Oberfliichenionisierungund das Model1 der Elektronenstoss-
ionisicrung hcranzichcn- Bei dem 1, Model1 ninunt man an, dass die Atome an der heissexxGbexfiiZ&e des Targets an den FestkZirpcr Elektronen abgeben und aJsIonen abdampfen- DieTempcratur der Oberfi5che I%st sich nach dcr GIeichung von Langmuir bcstimmen. Bci dem 2_ Model1 geht man davon aus, class die Energie der EIektronen an der he&en OberfGche dcs Targets so gross ist, dass dicse in das Xnuere des FestlcCQxxs eindringeu und durch St&se Atome ionisieren. In dem Krate.r des F&Cirpers entsteht ein Plasma, dcssen Temperatur im thermischen GIeichgewicht nach der GIeichung von Saha km&net werden kann_ Ein Vergleich der in Tabelle 2 angcgebenen Tempexaturen zeigt, dass die bei der Ober%chenionisierung erhahenen Temperaturen Weiner sind aIs die bei der Elektronenstossionisierung erhaltenen TemperatureoAndcre Autoren fanden mit Lasem gleicher Strahlungsleistung folgende Temperaturenr Namba et al_ 1191 fiir Wolfram 4300 K, MoIybdiin 4000 K, und Nickel 2700 K, die mit den in Tabelle 2 angegebenen Temperaturen nach der Langmuir-GIeichung iibereinstimmcn- Honig [I31 gibt mit der RetardingPotential-Methode gemessene Temperaturen fiir Tan& (9500-1_1500) K und fiir Germanium (5600+_800) K an_ Nur fiir Germanium ergibt sich eine Ubereinstimmung der nach der Retarding-Potential-Mtihode und nach der SahaGIeichung be!rechneten Tmperaturen (s_ Tabelle 2)_ Die Elektronendichten variiercn von Gallium mit 5 x 10” cmm3 bis Molybdiin mit 58 x Iv” cme3. Honig [13] gibt fiir Tautal eine Elektronendichte von 10” cmB3 und fiir Germanium eine vopl IO” cmD3 an, w&rend in dieser Arbeit fiir Tantal eine Elektronendichte von 6,6x 10” cmD3 und fiir Germanium eine von 43 x lOI* cme3 gefunden wurdc.
119
Den Zusammenhang zwischen Ionisierungsgrad, EIektronendichte und Temperatur zeigt die graph&he Darsteliung in Abb. 4- Auf der Ordinate sind die Temperaturen, auf der positiven A&se der Abzisse die Elektronendichten und auf der negativen Achse der Abzisse die Ionisierungsgrade abgetragen- Man sieht, dass die Lasermikropiasmen der Eiemente mit grosser Eiektronendichte und grossem Ionisierungsgrad am heissesten sind- Das Lasermikroplasma des Moiybdiins hat die h6chste Temperatur. n5mlich 8200 K_ Das entspricht einer therm&hen Energie der Ionen von etwa 0,7 eV. Die Ionisationsvorg5nge in den Laserionenqueiien sind noch undurchsichtig_ Diese Situation ist vergIeichbar mit der in der SekundBrionenmassenspektroskopie, MCQzjichenveise deuten sich einige Parallelen an, die man zur Khirung der Ionisationsvorg~nge beider Methoden heranziehen kann_ Nach Andersen und Hinthome [20] entsteht durch den Beschuss einer Targetoberfiiiche mit Ionen in dieser eine schmaie Zone, in der sich ein iokaies, thermisches Gieichgewicht zwischen lonen, Eiektronen und Atomen nach der Saha-Gieichung einsteiit_ Diese Vorsteiiung kiinnte man auf die Ion-%&ion, die bei dem Beschuss einer TargetoberiEche
tit
zwischen
Lascrstrahiung
fokussierter
Photonen ablguft,
Zibertragen. Bti der WechseIwirkung
und Targetob&iSche
dringen nach Honig
[I31 die Photonen nur bis zu einer Schichtdicke von etwa 100 A in den Festkarper ein_ in dieser Zone werden nach Basov et al_ [21] hauptsachlich die Elektronen durch PhotonenstBsse aufgeheizt und leiten die W%-me in die tieferen Schichten
Das Material berginnt zu schmelzen, und es bildet sich ein Krater. Nach unserer Ansicht entsteht nur in dem Teii des Kraters, der durch die Griisse des Brennfleckes und die Eindringtiefe der Strahlung geseben ist, ein PlasmaClm_ Sowohi bei der Langmuir-Gieichung als such bei der Saha-Gieichung miissen fiir die Berechnung der Ten.peratur die Anzahi der Atome aus dem Kratervoiumen verwendet werden, da eine Aussage iiber die Geometrie des PIasmafiImes tZt_ nicht miigiich ist. Das trifft such fiir die von uns in der Arbeit [IS] mitgeteiite Formel zu, die naemn_gsweise fiir einige Elemente gilt_ Aus diesem Grund diirften die nach der Saha-Gleichung ermitteiten Temperaturen nur bei den Targetmaterialien den wahren Plasmatemperaturen nahe kommen, bei denen die Tiefe des Kraters etwa gIeich der Eindringtiefe der Strahiung in dem FestkSrper ist_ Zur Bestimmung de- wahren Temperatur ist es deshalb gunstiger, die thermische Geschwindigkeit der Ionen bei einer Ziehspannung zu messen, deren Einfluss auf die Ionengeschwindigkeit vemachi5ssigbar ist. Auch in diesem Faiie sind die gemessenen Temperaturen mit Vorsicht zu betrachten, weil bei ungesteuerten Lasem der Neutraidampf durch nachfoigende Photonen des Easerimpulses noch zusiitzlich aufgeheizt wird. Nur bei Anwendung von giitegesteuerten Lasem mit kurzen Photonenimpulsen ist zu erwarten, dass die thermische Geschwindigkeit der Ionen die Temperatur des Piasm&hns widergibt [22]. -
220 LXTERATUR I J_ Berkowitz und W- k Chupka. /- C&m_ P&s_. a~ (196~ 273~ 2 J_ L Dumas. Me&xi- f’/rlr. Awl-. 64 (1967) 47_ 3 J& A_ Bykonkii. V-T_ DoroTter. V_ T_ Dymovicb. B-T_ Nikoktcv. S_ V_ Ryzhikh und S. u. SiIaovl_ Russ- Tcclt_ P&s-. 38 (1967) 119x 4 Ju- k BykOnkiT. V- T_ DO~O~CCC V- T_ D~movicb. R T_ Nikoiacv. S. V_ Rlzhikh md SSJSiInovJRaw- T&k Php_, 39 (1969) 12722 5 V_ S_ Bsn und B- E ffi0.x. I’- I- Muss Sprrrrom- lm P&s_. 3 (1969) 13I _ 6 F- I Vastoh und k J- Pironc. Ad.. Muss Sjxcmnr., 4 (1968) 107. 7 N_ C_ Farmr tmd FE R Daly. Rer- Ski_ Ikwnm.., 37 (1966) 1068. 8 R He Scott. P--F_ S. Jzcksun und k Strasbei~, Nurwc (.Co&&z~, 232 (1971) 623. 9 J_ F_ EIoy. G_ N&fund k Corny 2. IlIt_ s_mtp_ JazaL cfiern. &z#&tnu. 1972.2 IO R A- Saminkov et aI-, I- Ras- AnaL Chent.. 29 (I 974) 779_ I I V- V. Savranskii und A. A. Samahin. DokL &ad_ Nauk SSSR, 210 (1974) 1053. 12 R E Hais und J_ R WooLton. Rppl- P&s_ &IL, 2 (1963) 13s. 13 R E Ho&g. A&- Phjx Len-, 3 (1%3) 8. 14 F_ EIoy. Merhc&Phys Anal.. 4 (1968) 161_ IS k A Grindberg, R E Uikhtis. S- U- Ryokin. V_ U. S&IUIIOV und T_ D_ Yaroshetskji, S&_ Phys=&lid State- 9 (1967) 1085 16 V- P- Vdko. Y;L k Tm;zs. A- N- Kokora und U_ N_ Liknson. Saw_ Phrs_-Ttih_ Phlx_, I2 (1968) 1410s 17 H- J- Dietzc, H. Z&a und W. Schmidt. hr. J. Mass Spctrron~_Ion Phys_, 21 (1976)231_ 18 EL Z&n und H- J- Dietze. ETA- Tech_ Ph,r.. XX (1972) 4OI_ 19 S- Nab&T_ I-L Kim. S_ NaLawnz~ und I_ Toh. I_ Appl- Ph_=_. JUW. 4 (1965) 153_ _ 20 C- A- Andernn und J- R Hintborne. Science* 175 (1972) 8S3_ 21 N- G. Basov, O- N- Krochin und P. G. Krjukov. Prinmlr. 61 (1971) 7_ 22 EL 3..schw;ut md H. HO= Lpvr InterarGon and R&at& Pknm PIxen0mena. PIcnum pnsS. New York. 1971s
BESTIMMUNG DER ANZAHL ATOME IN LASERMIKROPLASMEN DIE
DER LONEN, ELEKTRONEN
UND
VON FESTSTOFFEN
H_ ZAHN UND H--J_ DIETZE Zentraiinsfimf fw Isotopen- und S~rahlen$orschung dcr Akaakmic tier Wissens-t-rf~erz der DDR, 705 Leipzig. Pernwsemr. IS (D.D.R.)
(Ein~gcn
den 18. Scptembcr 1975)
ZUSAMMENFASSUNG
Es wurde experimentell die Anzahl der Ionen und Elektronen in den Lasermikroplasmen venchiedener Targets bei konstanter Laserleistung als Fur&ion der Ziehspannung bestimmt_ Die Messanordnung wird beschrieben und die Ergebnisse mitgeteiit- Fiir die Untersuchungen
einem Neodymglasresonator
wurde ein ungesteuerter
Laser mit
mit einer Leistung von 34 kW verwendet-
ABSTRACT
The number of ions and electrons in the Iasermicroplasma of various targets was determined as a function of the extracting voltage at constant laser power_ The circuit for the measurements is described and the results are given. For the investigations a normal pulse laser with a neodymglass resonator at a power of3-4 kW was used-
EINLEIYUNG
Fiir den Einsatz von Laser-Ionenquellen die genaue
Kenntnis
der Anzahl
der Ionen
in der Massenspektroskopie
und Elektronen,
ist
die bei konstantet
Laserieistung und variabler Ziehspannung von der Oberflsche verschiedener Targetmateriaiien emittiert werden, wichtig. Obwohl eine Reihe von Arbeiten sich mit der anaiytischen Ausnutzung der Laserionisation durch Photonenbeschuss von FestkBrpem beschsftigen [l-12], liegen bisher wenige, gesicherte
112 Werte zur Anzahl der gebildeten Ionen, Elektronen und Neutralteifchen vor_ Die Kenntnis dieser Werte ist jedo&h eine Voraussetzung filr das Verstandnis der lonisationsmechenismcn und eines gezielten, analyt_Schen Einsatzes dieser Mcthodc. Die wenigen, bisher erschienenen Arbeiten Iassen we&r Schluss-
folgcnmgen
LU dem Charakter der Ionkationsme&aGsmen
die praktischen,
AUFBAU
analytischen
Arbeiten
zu, noch stiitten sie
der Laser-Massenspektroskopie
[12-161,
DER MESSANORDNUXG
Zur Priifung dcr Emission von Ionen ur;J Elektronen photonenbzstrahlter FestkorperoberllScheu (Targets) wurde ein Versuchsaufbau gewahlt, der in Abb_ I schematisch dargestellt St_ Der Laserstrahl wird iiber das Objektiv 0 auf das Target T (5x IO mm) fokussiert, das sich in dem ionisationsraum IR befindet, der his auf eine t)ffnung F von 20 mm Breite und 20 mm Hiihe fur den Austritt der lonen bzw_ Elektronen gzschlosn ist- Urn die ionen bzw. Elektronen aus dem Plasma extsahieren zu konnen, legt man den lonsierungsraum einschliesslich ObJektiv und Target auf das positive Potential dcr Ziehspannung U, (bei Ionen) oder auf das negative Potential der Ziehspannung U, (bei Elektronen)
dcr Mcssanordnung mr Bcstimmung der lone- und Ekktram, n* bmaf- h- 0 = Objektiv~ T = Target, IR = Ionisationsraum, F = thnmg, SchwingkondcnsiatorekkwomcccrA=A&3ngcr.NG=NctzgcrZt,undSKE=
Abb. l- ZTchematiscltc DxsteiIung
113 Die Ziehspannung wird von einem elektronisch stabilisierten Netzgetit NG geliefert, wobei ein Poi jeweiis geerdet ist. Sie kann im Bereich von 0 bis 100 V variiert werden- Die von dem Laserstrahi ausgeiosten Ionen bzw_ Elektronen werden mit Hilfe der Ziehspannung auf den Auff5nger A beschteunigt, der hinter der affnung F isoliert angebracht ist. Dcr Abstand zwischen Target turd Auffiinger betriigt I5 mm_ Der Aufinger ist i&r ein Schwingkondensatorelektrometer geerdet. Die Kontrolie der Laserleistung wurde iibtr eine Photozeiie durchgefiihrt, die unter dem Umienkprisma, das den Laserstrahi in die Ionenqueiie lenkt, angebracht ist [173_ Die Messanordnung ist Bestandteii eines Laser-Massenspektroskopes, bestehend aus einem doppeifokussierenden Massenspektrographen vom MattauchHerzog-Typ und einem Laser-Mikroanaiysator Lk4A 1 (VEB Carl Zeiss, .Jena). Diese Anordnung erlaub: gleichzeitig die Massenspektren der zu untersuchenden Targetmateriaiien
aufzunehmen,
urn die
Massen-
und
Ladunsverteiiung
der
lonen, - es wurden nur einfach positiv geiadene Ionen festgzsteilt -, kontroiiieren tu konnen_ Es wurden die Lasermikroplasmen von folgenden Elementen untersucht: Al, Si, Fe, Ni. Zn, Ga, Gt, MO, Cd, In, Ta, W und Pb-
emittierten
DIE BESnbilMUXti ZIEHSPANNUNG
DEB UND
IOSEX-
BZW.
DIE BESTIMMUNG
ELERTBONESAN.‘,AHL DER
IN 4BHliXGIGKElTVOX
DER
ATOUANZAHL
Die Anzahi der ionen bzw. Etektronen wird aus der am Schwingkondensatoreiektrometer gemessenen positiven bzw, negaziven Ladung bestimmt- Steiit man die pro Laserschuss bestimmte Ionen- bzw. Elektronenanzahi in Abhzngigkeit von der Ziehspannung r/, fir die einzeinen Elemente _mphisch dar, - siehe Abb_ 2 -+ so findet man, dass mit zunehmender Ziehspannung die Anzahl der lonen bzw_ Elektronen grosser wird. Sie wird deshalb grosser, weil (1) mit zunehmender Ziehspannung mehr Ionen bzw_ Elektronen auf den Auffanger geiangen und (2) weil durch die zusitzliche Ionisation, bedingt durch die Aufheizung des Neutraidampfes durch nachfoigende Photonen des Laserimpulses, die Anzahi der Ionen bzw. Elektronen mit zunehmender Ziehspannung anw2ichst. Bei verschiedenen Elementen geht die Ionen- bzw_ Elektronenemission in eine EntIadung iiber- Der Ubergang in eine Entiadung hangt von der Ionen- bzw_ Eiektronendichte des expandierenden Plasmas zwischen dem Target und dem Auffanger und von dem Potentialunterschied zwischen Target und AufEinger ab_ DieAusbildung der Entiadung ist reproduzierbar, also nicht Ausdruck zufaiiiger Verhsltnisse des expandierenden Plasmas Besonders ausgeptigt ist der Zjbergang in eine Entladung bei den Elementen Zn, Cd und Pb, bei denen such ein relativ steiler Anstieg der lonen- und Elektronenemission zu beobachten ist_ Umgekehrt kommt es bei Rachem Anstieg der Ionen- und Eiektronenemission zu keiner Entiadung (In und W).
114 Die Streuuug der in der Abb- 2 dargestelltenMuswerte ist auf die unterschiedIicheBeschafFeuhcit der TargetoberEche zurCckzuf’iiiin uud nicht auf Schwankungender Laserleistuug
8dd 2a
Ib)
115
Cc) -Fe
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ULVI
Abb. 2 Ionen- bzw- JEkktroncnauzhl , n+ bzw- G, als Funktion der Zkhspanmmg U, im LaserllIikrOplamtaderElancnte (a)Ta, Ga und 2%. (b) Pb.Cd imd Gt. (c) Fe.In und MO.(~) W. und (e) Ni, Si und AL
116 AnzahI der Atome Eisst sich n2herungsweise aus dem VoIumen des Kraters berechnen, der von dem Laserstrahl in das Target geschossen wird [IS]_ In Tab&e I sind die Durchmesser und die Tiefen der Krater in den verschiedenen Targetmateriatien aGf&Ghrt. Es handelt sich urn Durchschnittswerte, die aus Die
TABELLE t KRATERDURCWLESER no
D. KRATERTIEFET,
UpliD SCHYfLZPLiNKT
Ehnem W
MO
D (cm)
Si Ni
I OS.0
Tjl FC 2.n Ge Cd GP In Pb
x fo-4
80.0 50.0 7zs 100.0
Al
J’ DER bZ3ERSiJ
92.5 IO5.0 125.0
135.0 150.0 325.0 250.0 250.0
LRAT&RVOLUXES
cmlls
r.
AXZ.AHL
DER
v&~~xuPFmy
ATOME
x 10’6
S(Ooc)
TARGEl3fAlERIa.Lus
T (cm) :< IO-'
c
(cn?)xfo-7
I&
15.0
03
02
60.0
0.4
0.3
1.4 2.0
0.8 1.0 2.1 Zl 4.9
100.0 75.0 80.0 170.0 200.0 540.0
2.3 3.8 5.7 330
14.4
550.0
26.1
11.6
610.0 275.0
35.7 75.7
16.4 38.6
800.0 800.0
I 30.0 130.0
49.9 42.8
3380 2622 658 1400 1453 3030 1533 419 958 321 29 156 327
betragen etwa 5-10 %_ jeweils IO Kmtem ermittelt wurden, Die Abweichungen Die anderen SpaIten der TabeIIe enthaIten die Kratervolumina, die daraus berechnete Anzahl der Atome und die Schmelzpunkte der TargetmateriaIienDie
gri%sten Kratervolumina
findet man bzzi den leicht schmelzenden und die kleinsten KratervoIumina bei den schwer schmelzenden Materialien. Urn eine Vorstellung iiber die untenchiedIichen CirCissen der Krater zu haben, sind in Abb. 3 die Krater in BIei und MoIyIxi5n im gleichen Massstab gezeichnet- Der Krater in IMoIybd5n hat van alien Kntem den kleinsten Durchmesser. d_s_ 48 pm_ Fiir die Berechnung der StrahIungsIeiiung pro FIfcheneinheit wird daher die FIZche des Molybdsnkraters aIs BrennpunktfI&zhe zu_grundc geIegt_ Daraus ergibt sich eine StnhlungsIeistuug pro Flscheneinheit von S = IO* W cm - ‘_
BEWERTUE;c
DER -CEBNlSSE
Aus der gemesseuen AnzahI der Lonen, Elektronen und Atome sowie aus dem Kratervolumen kann man die Plasmaparameter: Ionisierungs-md n*/n,, EIekztronendichte n& und Temperatur T, bestimmenDiese sind ti die untersuchten Elemente in Tabelle 2 zusammengestellt. Zur Berechnung des louisierungsgrades tmd der Elektronendichte wurde die Anzahl der Ionen und Elektronen
117
Abb. 3-Qucrschnitt dcs von cinem fokusierten bzw_ MoIybd%ntargct gcschosscnen Kmters.
TABELLE
DEXES uenlrnr In
GZB Gc Pb za Cd Fc Ni Si Al -I-zl W MO
tmtereincm
Winked
van
45’ in das Blci-
2
IOXlSlEBUSGSGRAD TEMPERAT-UR
Lascntrahl
d/no. UXD
&-,,,.,.,
ELEK?ROXE.NDICHTE P LASSfATEXPERATZIR
(Q/C), T-.
IONlSII%NJSG%RBEIT IS
DES5
1..
tASEiWIKROPLASMA
OBWCHEXDER VEBSCHIE-
El= H/no 12
I> 7.6 8.8 18.2 18.3 30.9 59.7 75.4 75.8 83.3 121.1 300.6
x 10-6
J?&
(CM’)
6.7 5.0 432 31.7 45.6 21.0 43.6 381,6 384.6 27:,2 66.1 501.2 2884.8
x 10”
4
W)
5.8 6.0 8.1 7.4 9.4 9.0 7.9 :; 6.0 7.7 7.9 7.1
7-hRQldr
(AI)
T&a
1500
3300
1700
3400
3500
5500 5000
6100 5300 3800 3300 4900 2800 4500 4300 4200
(0
6100 5800 6700
7200 5300 6200 7200 8200
verwendet. die bei einer Zkhspannung von U, = IO V gemessen worden sind_ Dieter Wert der Ziehspannung wurde dcshalb gctit, wcil bei ihm der durch
zus5tzliche Ionisation entstandeneAnte3 der Ionen und Elektronen gering ist. In Tabeile 2 fZllt auf, dass der Ionisierungsgrad von Elementen mit niedriger Ionisierungsarbeit, wie zB_ Ga und In, kieiner ist als von Elementen mit hoher
Ionisierungsarbeit, wie zB_ Cd undZn_Den gr&sstenIonisierungsgradfindetman in den LasermikropJasmen von schwerschmelzendenEiementen,wie z-B_ Si, MO, W und Ta_ Es ist keine Korrelation zwischen Ionisierungsarbeitund Ionisierungsgradzu erlcennen,wie zB_ bei der thermischenOberfiZchenionisationzu erwarten w&e_ Zur Bestimmung der Temperatur kann&nan das Model1 der thermischeu Oberfliichenionisierungund das Model1 der Elektronenstoss-
ionisicrung hcranzichcn- Bei dem 1, Model1 ninunt man an, dass die Atome an der heissexxGbexfiiZ&e des Targets an den FestkZirpcr Elektronen abgeben und aJsIonen abdampfen- DieTempcratur der Oberfi5che I%st sich nach dcr GIeichung von Langmuir bcstimmen. Bci dem 2_ Model1 geht man davon aus, class die Energie der EIektronen an der he&en OberfGche dcs Targets so gross ist, dass dicse in das Xnuere des FestlcCQxxs eindringeu und durch St&se Atome ionisieren. In dem Krate.r des F&Cirpers entsteht ein Plasma, dcssen Temperatur im thermischen GIeichgewicht nach der GIeichung von Saha km&net werden kann_ Ein Vergleich der in Tabelle 2 angcgebenen Tempexaturen zeigt, dass die bei der Ober%chenionisierung erhahenen Temperaturen Weiner sind aIs die bei der Elektronenstossionisierung erhaltenen TemperatureoAndcre Autoren fanden mit Lasem gleicher Strahlungsleistung folgende Temperaturenr Namba et al_ 1191 fiir Wolfram 4300 K, MoIybdiin 4000 K, und Nickel 2700 K, die mit den in Tabelle 2 angegebenen Temperaturen nach der Langmuir-GIeichung iibereinstimmcn- Honig [I31 gibt mit der RetardingPotential-Methode gemessene Temperaturen fiir Tan& (9500-1_1500) K und fiir Germanium (5600+_800) K an_ Nur fiir Germanium ergibt sich eine Ubereinstimmung der nach der Retarding-Potential-Mtihode und nach der SahaGIeichung be!rechneten Tmperaturen (s_ Tabelle 2)_ Die Elektronendichten variiercn von Gallium mit 5 x 10” cmm3 bis Molybdiin mit 58 x Iv” cme3. Honig [13] gibt fiir Tautal eine Elektronendichte von 10” cmB3 und fiir Germanium eine vopl IO” cmD3 an, w&rend in dieser Arbeit fiir Tantal eine Elektronendichte von 6,6x 10” cmD3 und fiir Germanium eine von 43 x lOI* cme3 gefunden wurdc.
119
Den Zusammenhang zwischen Ionisierungsgrad, EIektronendichte und Temperatur zeigt die graph&he Darsteliung in Abb. 4- Auf der Ordinate sind die Temperaturen, auf der positiven A&se der Abzisse die Elektronendichten und auf der negativen Achse der Abzisse die Ionisierungsgrade abgetragen- Man sieht, dass die Lasermikropiasmen der Eiemente mit grosser Eiektronendichte und grossem Ionisierungsgrad am heissesten sind- Das Lasermikroplasma des Moiybdiins hat die h6chste Temperatur. n5mlich 8200 K_ Das entspricht einer therm&hen Energie der Ionen von etwa 0,7 eV. Die Ionisationsvorg5nge in den Laserionenqueiien sind noch undurchsichtig_ Diese Situation ist vergIeichbar mit der in der SekundBrionenmassenspektroskopie, MCQzjichenveise deuten sich einige Parallelen an, die man zur Khirung der Ionisationsvorg~nge beider Methoden heranziehen kann_ Nach Andersen und Hinthome [20] entsteht durch den Beschuss einer Targetoberfiiiche mit Ionen in dieser eine schmaie Zone, in der sich ein iokaies, thermisches Gieichgewicht zwischen lonen, Eiektronen und Atomen nach der Saha-Gieichung einsteiit_ Diese Vorsteiiung kiinnte man auf die Ion-%&ion, die bei dem Beschuss einer TargetoberiEche
tit
zwischen
Lascrstrahiung
fokussierter
Photonen ablguft,
Zibertragen. Bti der WechseIwirkung
und Targetob&iSche
dringen nach Honig
[I31 die Photonen nur bis zu einer Schichtdicke von etwa 100 A in den Festkarper ein_ in dieser Zone werden nach Basov et al_ [21] hauptsachlich die Elektronen durch PhotonenstBsse aufgeheizt und leiten die W%-me in die tieferen Schichten
Das Material berginnt zu schmelzen, und es bildet sich ein Krater. Nach unserer Ansicht entsteht nur in dem Teii des Kraters, der durch die Griisse des Brennfleckes und die Eindringtiefe der Strahlung geseben ist, ein PlasmaClm_ Sowohi bei der Langmuir-Gieichung als such bei der Saha-Gieichung miissen fiir die Berechnung der Ten.peratur die Anzahi der Atome aus dem Kratervoiumen verwendet werden, da eine Aussage iiber die Geometrie des PIasmafiImes tZt_ nicht miigiich ist. Das trifft such fiir die von uns in der Arbeit [IS] mitgeteiite Formel zu, die naemn_gsweise fiir einige Elemente gilt_ Aus diesem Grund diirften die nach der Saha-Gleichung ermitteiten Temperaturen nur bei den Targetmaterialien den wahren Plasmatemperaturen nahe kommen, bei denen die Tiefe des Kraters etwa gIeich der Eindringtiefe der Strahiung in dem FestkSrper ist_ Zur Bestimmung de- wahren Temperatur ist es deshalb gunstiger, die thermische Geschwindigkeit der Ionen bei einer Ziehspannung zu messen, deren Einfluss auf die Ionengeschwindigkeit vemachi5ssigbar ist. Auch in diesem Faiie sind die gemessenen Temperaturen mit Vorsicht zu betrachten, weil bei ungesteuerten Lasem der Neutraidampf durch nachfoigende Photonen des Easerimpulses noch zusiitzlich aufgeheizt wird. Nur bei Anwendung von giitegesteuerten Lasem mit kurzen Photonenimpulsen ist zu erwarten, dass die thermische Geschwindigkeit der Ionen die Temperatur des Piasm&hns widergibt [22]. -
220 LXTERATUR I J_ Berkowitz und W- k Chupka. /- C&m_ P&s_. a~ (196~ 273~ 2 J_ L Dumas. Me&xi- f’/rlr. Awl-. 64 (1967) 47_ 3 J& A_ Bykonkii. V-T_ DoroTter. V_ T_ Dymovicb. B-T_ Nikoktcv. S_ V_ Ryzhikh und S. u. SiIaovl_ Russ- Tcclt_ P&s-. 38 (1967) 119x 4 Ju- k BykOnkiT. V- T_ DO~O~CCC V- T_ D~movicb. R T_ Nikoiacv. S. V_ Rlzhikh md SSJSiInovJRaw- T&k Php_, 39 (1969) 12722 5 V_ S_ Bsn und B- E ffi0.x. I’- I- Muss Sprrrrom- lm P&s_. 3 (1969) 13I _ 6 F- I Vastoh und k J- Pironc. Ad.. Muss Sjxcmnr., 4 (1968) 107. 7 N_ C_ Farmr tmd FE R Daly. Rer- Ski_ Ikwnm.., 37 (1966) 1068. 8 R He Scott. P--F_ S. Jzcksun und k Strasbei~, Nurwc (.Co&&z~, 232 (1971) 623. 9 J_ F_ EIoy. G_ N&fund k Corny 2. IlIt_ s_mtp_ JazaL cfiern. &z#&tnu. 1972.2 IO R A- Saminkov et aI-, I- Ras- AnaL Chent.. 29 (I 974) 779_ I I V- V. Savranskii und A. A. Samahin. DokL &ad_ Nauk SSSR, 210 (1974) 1053. 12 R E Hais und J_ R WooLton. Rppl- P&s_ &IL, 2 (1963) 13s. 13 R E Ho&g. A&- Phjx Len-, 3 (1%3) 8. 14 F_ EIoy. Merhc&Phys Anal.. 4 (1968) 161_ IS k A Grindberg, R E Uikhtis. S- U- Ryokin. V_ U. S&IUIIOV und T_ D_ Yaroshetskji, S&_ Phys=&lid State- 9 (1967) 1085 16 V- P- Vdko. Y;L k Tm;zs. A- N- Kokora und U_ N_ Liknson. Saw_ Phrs_-Ttih_ Phlx_, I2 (1968) 1410s 17 H- J- Dietzc, H. Z&a und W. Schmidt. hr. J. Mass Spctrron~_Ion Phys_, 21 (1976)231_ 18 EL Z&n und H- J- Dietze. ETA- Tech_ Ph,r.. XX (1972) 4OI_ 19 S- Nab&T_ I-L Kim. S_ NaLawnz~ und I_ Toh. I_ Appl- Ph_=_. JUW. 4 (1965) 153_ _ 20 C- A- Andernn und J- R Hintborne. Science* 175 (1972) 8S3_ 21 N- G. Basov, O- N- Krochin und P. G. Krjukov. Prinmlr. 61 (1971) 7_ 22 EL 3..schw;ut md H. HO= Lpvr InterarGon and R&at& Pknm PIxen0mena. PIcnum pnsS. New York. 1971s