Ein Detektor für und ein Experiment mit metastabilen Argonatomen

Inhaltsverzeichnis

1 Übersicht über unser Labor
1.1 Die Atomstrahlapparatur
1.2 Der Detektor in der Anlage
1.3 Die Lichtquellen

2 Der Detektor
2.1 Die Detektion metastabilen Argons
2.2 Typ des verwendeten Detektors
2.3 Der Detektor im Zusammenhang mit dem Experiment
2.4 Computerlösung der Datenaufnahme
2.5 Grenzen des Programms
2.6 Die erreichte Leistung des Detektionssystems

3 Das Experiment
3.1 Übersicht über das Experiment
3.2 Theoretische Überlegungen zum Experiment
3.3 Der experimentelle Aufbau
3.4 Datenauswertung
3.5 Weitere experimentelle Beobachtungen

Zusammenfassung

Anhang
A Die Histogramme
A.l Standardhistogramm
A.2 Zeitauflösende Histogramme
A. 3 Abbildungseigenschaften der Histogrammroutine
В Die LABVIEW Programme
B. l Der Standardmeßbetrieb
B.2 Der zeitauflösende Meßbetrieb
B.3 Standardsteuerung des Piezoelements
B.4 Zeitauflösende Steuerung des Piezoelements
C Hardware-Kabelverbindungen

Danksagung

Mein besonderer Dank gilt meinen Eltern und meinen Großeltern, die mich während meiner Studienzeit immer unterstützt und über die vielen Jahre ihr Vertrauen in mich nie verloren haben. Dafür, daß Sie durch ihre persönliche und finanzielle Zuwendung mein Studium und meine Hobbies, aus denen ich viel Energie für meine Arbeit schöpfte, überhaupt erst ermöglicht und mich bei all meinen Zielen stets uneingeschränkt unterstützt haben, möchte ich mich an dieser Stelle herzlichst bedanken. Gleicher Dank gebührt meinem Bruder, der mich immer tatkräftig unterstützte wenn ich seine Hilfe benötigte. Ohne sie wäre ich niemals so weit gekommen, wie ich es heute bin. Ich bin der Überzeugung, daß man sich keine bessere Familie wünschen kann.

All meinen Freunden, besonders aber Max, Michael, Markus, Thomas, Hannes und Ar­min, danke ich für die vielen schönen Stunden, in denen sie mir und meinen Anliegen be­reitwillig zuhörten und mir mit Rat und Tat zur Seite standen. Max und Michael, der mir bei der Erstellung vieler Graphiken in dieser Arbeit half, unterstützten mich stets fabelhaft in allen Belangen, jede Stunde verbrachte Freizeit mit Euch war mir ein Vergnügen. Ohne ihrer aller Hilfe und meiner Erholung in der Zeit unserers Beisammenseins wäre mir Vieles viel schwerer gefallen.

Besonders bedanken möchte ich mich auch beim Leiter unserer Arbeitsgruppe und In­stitutsvorstand der Experimentalphysik Prof. Anton Zeilinger, der mir durch seinen persön­lichen Einsatz und die gewährte finanzielle Unterstützung die Teilnahme an internationalen Konferenzen und auch mein studentisches Austauschjahr in England ermöglichte. Weiters möchte ich mich bei ihm für sein Interesse an dieser Arbeit und auch dafür, daß ich aus seiner langjährigen wissenschaftlichen Erfahrung sowie seinen internationalen Kontakten großen Nutzen ziehen durfte, bedanken.

Bedanken möchte ich mich bei meinem Betreuer Prof. Jörg Schmiedmayr für sein reges Interesse und seine hilfreiche Unterstützung. Ebenfalls möchte ich mich bei ihm für die Tips sowie für die Mithilfe bei der Erstellung und Korrektur dieser Diplomarbeit und nicht zuletzt für das angenehme Arbeitsklima bedanken.

Speziell möchte ich Dipl. Phys. Claudia Keller erwähnen, die mir beim Schreiben dieser Diplomarbeit behilflich war, mit der ich gemeinsam im Labor stehen durfte und unter deren Regie wir die Messungen durchführten.

Dank gilt allen weiteren Mitgliedern und Gästen des Instituts für die freundliche Aufnah­me, vor allen Dr. Stefan Bernet, der mir auch bei der Auswertung der Meßdaten behilflich war, sowie allen weiteren Mitgliedern der Atomoptik Gruppe für deren freundliche Aufnah­me, Unterstützung und das angenehme Arbeitsklima.

Der Österreichische Fonds zur Förderung der Wissenschaftlichen Forschung unterstützte diese Arbeit im Rahmen des Projekts S06504.

Zusammenfassung

In unserem Labor wird die Wechselwirkung von Atomen mit aus stehenden Lichtfeldern gebildeten, räumlich und zeitlich perodischen Potentialen studiert. Ein wesentliches Ziel unserer Arbeit ist es dabei, die Welleneigenschaften der Materie genauer zu erforschen. Unentbehrlich für diese Experimente ist ein leistungsfähiger Atomdetektor.

In meiner Diplomarbeit wird für diese Experimente ein orts- und zeit auflösendes De­tektionssystem für den effektiven Nachweis metastabiler Argonatome aufgebaut, das eine räumliche Auflösung von 20 Mikrometern und eine zeitliche von besser als 0,4 Mikrosekun­den erreicht. Dieses System basiert auf einem ortsauflösenden Mikrokanalplattendetektor von Quantar Technology, dessen Widerstandsanode von einem Computersystem mit Hilfe eines Time to Amplitude Converters zeitaufgelöst ausgelesen werden kann. Das Computer­system pulst hierfür die Atomcpielle und mißt die Flugzeit der Argonatome. Weiters steuert der Computer in unseren Experimenten einen auf einem motorisierten Halter montierten Spiegel und nimmt die gemessenen Daten in Abhängigkeit dieser Parameter auf. Die Orts­auflösung des Systems bringt dabei im Vergleich zu dem von diesem Detektor ersetzten nicht ortsauflösenden Channeltrondetektor eine Verkürzung der Meßzeit um den Faktor 100, was die Durchführung der Experimente viel einfacher und übersichtlicher gestaltet.

Nach Aufbau des Detektions- und Steuersystems wurde dessen Leistungsfähigkeit in einem atomoptischen Beugungsexperiment demonstriert. Das in meiner Diplomarbeit be­schriebene Experiment ist ein Braggbeugungsexperiment von Argonatomen an einem ste­henden Lichtpotential, wobei besonderes Augenmerk auf Beugungseffekte gerichtet ist, die auf Grund einer zeitlichen Intensitätsmodulation des verwendeten Laserstrahls entstehen. Diese Modulationseffekte stellen interessante, neue und in den herkömmlichen Beugungsex­perimenten der Festkörperphysik nicht beobachtbare physikalische Erscheinungen dar. Die genaue Auswertung der experimentellen Befunde zieht eine Parallele zwischen der in un­serem Labor realisierten Atombeugung an Laserstrahlen und der in der Kristallographie weithin geläufigen Methode der Röntgenbeugung an Kristallen.

Diese Experimente demonstrieren die erreichte Verbesserung des Detektionssystems in Hinblick auf dessen einfache Handhabung, die übersichtliche Darstellung der Meßergebnisse noch im Verlauf der Messung, die Automatisation des Meßablaufs durch Steuerung der Meßparameter vom Computer aus und vor allem in Hinblick auf die ermöglichte drastische Verkürzung der Meßzeit.

Kapitel 1 Übersicht über unser Labor

In unserem Labor wird die Wechselwirkung von Atomen mit räumlich und zeitlich periodi­schen Potentialen studiert. Ziel ist es dabei, die Welleneigenschaften der Materie genauer zu erforschen. In unseren Experimenten verwenden wir das Edelgas Argon, das sich besonders gut für diese Experimente eignet. Als Möglichkeit zur Manipulation der Atome bietet sich infrarotes Licht durch dessen Wechselwirkung mit den Argonatomen an.

Argon eignet sich auf Grund seiner spektralen Struktur mit metastabilen Anregungszu­ständen gut für unsere Experimente. [20] Von den metastabilen Elektronenkonfigurationen des Edelgases ausgehend gibt es viele Übergänge, die mit Lasern bei Wellenlängen um 800 nm im nahen Infrarot einfach stimulierbar sind. Von einem dieser metastabilen Kon­figurationen, dem Is.5 Zustand, ausgehend existieren sowohl in sich geschlossene Zyklen verschiedener Anregungszustände als auch Zustandsabfolgen, die nicht wieder in den Aus­gangszustand zurückführen (siehe Abschnitt 3.3). Durch Abstimmung der Laser auf diese Übergänge lassen sich vielfältige Wechselwirkungseigenschaften zwischen den Atom und dem Lichtfeld untersuchen.[20, 18, 3, 5, 6, 4] Ein weiterer Grund für die Verwendung metastabiler Argonatome ist deren einfache Nachweisbarkeit über die in der metastabilen Elektronenkon­figuration gespeicherte potentielle Energie von 11,6 eV.

Der Aufbau im Labor besteht aus zwei Teilen, einer Vakuumkammer und einem optischen System. In der Vakuumkammer werden metastabil angeregte Argonatome von einer Gasex­pansionsquelle emittiert. Durch zwei Kollimationsspalte wird daraus ein Atomstahl präpa­riert. Dieser passiert einen in der Wechselwirkungszone angebrachten Spiegel, an dem ein Laserstrahl reflektiert wird. Nach einer freien Flugstrecke nach der Wechselwirkung werden die Atome des Strahls schließlich vom Atomdetektor, der Gegenstand dieser Diplomarbeit ist, detektiert. Das optischen System auf einem Tisch unmittelbar daneben umfaßt neben den Laser-Lichtquellen Polarisatoren, einen akusto-optischen Modulator zur Intensitätsmo­dulation des Laserstrahls, ein Teleskop zu dessen Aufweitung und Spiegel zur Lenkung der Lichtstrahlen.

Diese Teile des Experiments sollen auf den folgenden Seiten kurz beschrieben werden.

1.1 Die Atomstrahlapparatur

Die Atomstrahlapparatur in unserem Labor client zur Erzeugung eines feinen Atomstrahls. Die Vakuumkammer besteht aus drei Teilen, der Quelle für metastabile Argonatome, der 1,55 Meter langen Kollimationsstrecke und der Wechselwirkungszone mit freier Flugstrecke von 1,24 Meter bis zur Detektion der Atome. Insgesamt wird in der Apparatur ein 3,0 Meter langer Atomstrahl präpariert, (siehe Abbildung 1.1)

In diesen drei Teilen wird mit je einer Turbomolekularpumpe das erforderliche Hochvaku­um durch differentielles Pumpen erzeugt. Im Quellenteil der Apparatur beträgt der Druck auf Grund der hohen Ausströmrate der Quelle 2 · 10-5 mbar, in der Kollimationsstrecke 5 · 10-9 mbar, in der Wechselwirkungskammer wird ein Druck von 1 · 10“' mbar erreicht. We­sentlich für die Atomstrahlintensität ist, daß die Argonatome während ihrer Flugstrecke von der Quelle bis zum Detektor mit keinem Atom des Hintergrundgases stoßen. Kollissionen mit Atomen des Hintergrundgases streuen die metastabilen Argonatome aus dem Atomstrahl und regen sie über Penning-Ionisation ab und reduzieren damit drastisch die verbleibende Strahlintensität.[20, 23] Um dies zu verhindern, muß die mittlere freie Weglänge zwischen zwei Stößen mit dem Hintergrundgas viel länger als der Atomstrahl selbst sein, also länger als 3 Meter. Die sich aus den vorherrschenden Drücken ergebende freie Weglänge der Atome beträgt circa 640 Meter,[24] sodaß trotz vereinzelter Stoßabregung circa 99,7% der von der Quelle emittierten Atome den Detektor erreichen. [20]

Die Gasexpansionsquelle dient der Produktion metastabil angeregter, neutraler Argon­atome. [15] Die aus einer Gasflasche bezogenen Argonatome werden durch Elektronenstoß in

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 1.1:In dieser Skizze der Atomstrahlapparatur sind die Wesentlichen Teile des Aufbaus dargestellt von rechts nach links Atomquelle erster Kollimationsspalt zwei Ven tile zur Trennung der drei Teile der Vakuumkammer zweiter Kollimationsspalt Wechsel wirkungszone mit einem typischem Beugungsexperiment die sich daran anschlie ende freie Flugstrecke und schlie lich der Atomdetektor

einer Gasentladung (Zündspannung um 1000 Volt) bei einem Druck von 5-10mbar in sehr energiereiche Anregungszustände versetzt von welchen sie mit einer hohen Wahrscheinlich­keit unter Aussendung blauen Lichts wieder in den Grundzustand zurück fallen. [23] Ein An­teil von 10-6 bis 10-4 von den insgesamt von der Quelle emittierten Atomen gelangt jedoch entweder in den metastabilen ls3 oder ls.5 Zustand. Die relativen Besetzungszahlen dieser beiden Zustände betragen 15% beziehungsweise 85%), was sich aus den Ubergangswahr­scheinlichkeiten aus hohen Energieniveaus ergibt.[20, 14] Unser Experiment arbeitet dann ausschließlich mit Atomen, deren Elektronen sich im metastabilen ls.5 Zustand befinden, der eine Lebensdauer von 20 Sekunden aufweist.[13] Die Atome im ls3 Zustand werden zwar detektiert, sind aber sonst mit dem Experiment wechselwirkungsfrei. Die Emissionsrate der Quelle beträgt im Dauerbetrieb um 2 000 Atome pro Sekunde, im gepulsten Betrieb liegt sie bei circa 200 Atomen pro Sekunde. Die Geschwindigkeitsverteilung des Atomstrahls wurde genau vermessen, sie entspricht einer Jet-Strahlverteilung mit einer mittleren Geschwin­digkeit von 645 ™ und einer FWHM-Geschwindigkeitsverteilung von 313 ™. Dies entspricht einer „Strahltemperatur“ von 460 К oder 185°C.[20, 11] Die Atome haben eine de-Broglie Wellenlänge von rÄj Q ^ 17 À.

Bei unseren Experimenten wird in der Wechselwirkungszone ein Impuls auf die Atome des Atomstrahls übertragen, der bewirkt, daß gebeugte Atome die Wechselwirkungszone unter einem gewissen Winkel zur Einfallsrichtung verlassen. Der Beugungswinkel beträgt typisch 20 ^rad (der Ablenkwinkel ist der doppelte Beugungswinkel, siehe die genaue Beschreibung des Experiments, Seite 63ff. ), sodaß die Divergenz des Atomstrahls deutlich geringer als der Beugungswinkel sein muß. Durch Kollimation mittles zweier 1,55 Meter voneinander entfernter, 3mm hoher rechteckiger Spalte (der erste 10μτη, der zweite 5μτη breit) wird ein Atomstrahl mit einer Strahldivergenz von Sbraci präpariert.[3] In der Detektionsebene ist dieser 9μτη breit und 5,4mm hoch (alle Angaben in FWHM).

Unmittelbar an die Kollimationsstrecke schließt sich die Wechselwirkungszone an. Zur Reflexion eines einfallenden Laserstrahls ist dort auf einer optischen Bank ein dielektrischer Spiegel montiert, der 5 cm im Durchmesser mißt. Kritisch hierbei ist dessen Ebenheit, sie muß mindestens ein Zehntel der verwendeten Laserwellenlänge von rund 800 nm betragen, da sich ansonsten keine genügend gut ebene stehende Lichtwelle bei Reflexion an diesem Spiegel aufbauen kann. [18] Dieser dreipunktgelagerte Spiegel kann durch Piezomotoren um die durch den Atomstrahl definierte longitudinale Achse und um die vertikale Achse gedreht werden. Zusätzlich kann diese Verdrehung mittels eines Piezokristalls noch feiner abgestimmt werden und ist auf 1 Mikrorad genau und reproduzierbar. [18] Auch diese Auflösung ist ausreichend feiner als die beobachteten Beugungswinkel. Dieser Winkel ist einer der entscheidenden Parameter unserer Messungen.

Auf die Wechselwirkungszone folgt eine freie Flugstrecke des Atomstrahls von 1,24 Me­tern. Diese Strecke dient der Aufspaltung der in der Wechselwirkungszone erzeugten abge­lenkten Atomstrahlen vom unabgelenkten Strahl. Der beobachtete Ablenkwinkel setzt sich durch die freie Flugstrecke in eine räumliche Separation dieser Strahlen von 50 μτη um. Die Flugzeit der Atome, die mit der Entfernung des Detektors von der Wechselwirkungszone an­steigt, eine mögliche thermische Verformung der Atomstrahlapparatur und nicht zuletzt der der im Labor verfügbare Platz begrenzen die sinnvoll realisierbare Entfernung jedoch, so­daß die realisierte freie Flugstrecke von 1,24 Meter einen guten Kompromiß zwischen diesen Parametern darstellt.

Der Detektor, dessen Einbau im folgenden Abschnitt erklärt wird, schließt die Anlage ab.

Eine Übersicht über die Apparatur gibt eine schematische Zeichnung in Abbildung 1.2.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 1.2. Die schematische bersicht ber die Atomstrahlapparatur zeigt die Atom quelle als Zylinder am oberen rechten Ende der Anlage Unmittelbar daran schlie t sich die m lange aus einem und einem m d nnen Spalt bestehende Kollimationsstrecke an an deren Ende sich in der Wechselwirkungszone ein Spiegel zur Re exion des von au en einfallenden Laserstrahls be ndet Nach einer freien Flugstrecke von m schlie t die Apparatur mit dem Detektor ab Die Abbildung ist nicht ganz ma stabgetreu gibt die Proportionen aber korrekt wider

1.2 Der Detektor in der Anlage

Die Hauptaufgabe des Detektors ist es, den Ort der auf seiner Oberfläche ankommenden Atome festzuhalten. Dies geschieht indem die Position eines von einem aufgetroffenen Atom aus dem Detektormaterial herausgelösten Elektrons festgestellt wird. Da die Atome für ihren Nachweis sehr energiegeladen sein müssen um Elektronen, deren Bindungsenergie 6,2 eV be­trägt, auslösen zu können, bleibt die Detektion metastabilen Atomen mit deren gespeicherter potentieller Energie von 11,6 eV Vorbehalten. Die bloße kinetische Energie der Atome im Ar­gonstrahl (l/5eV) reicht zum Nachweis nicht aus. Aus diesem Grund werden auch Atome aus dem Hintergrundgas nicht registriert und verursachen so kein Rauschen im Detektions­system.

Das von einem metastabilen Argonatom ausgelöste primäre Elektron wird in einem Sta­pel von drei Mikrokanalplatten um den Faktor 10' zu einer Elektronenlawine verstärkt, deren Position von einer Ausleseelektronik bestimmt werden kann.

Für bestimmte Experimente ist eine Flugzeitmessung der Argonatome vonnöten. Die er­forderliche zeitliche Auflösung des Detektionssystems liegt auf Grund der Eigenschaften der Atomquelle im gepulsten Betrieb bei circa 100 μβ, sodaß die Mikrokanalplatten in deutlich weniger als 100 μβ ausgelesen werden müssen. Diese Schnelligkeit und zeitliche Präzision wird durch Auslesen mit einer Widerstandsanode erreicht. Die zwar räumlich hochauflösenden CCD-Cameras können nicht schnell genug ausgelesen werden um eine dem entsprechende zeitliche Empfindlichkeit zu garantieren.

Die erforderliche Auflösung des Detektionssystems im Ort muß die Separation von ge­beugten und ungebeugten Atomen von 50 μηι klar detektieren können, es ist daher eine FWHM Auflösung von unter 25 μτη nötig. Da der Lochabstand der verwendeten Mikrokan­alplatten lediglich 32 μτη beträgt, ist schon allein deshalb eine Erhöhung des räumlichen Auf­lösungsvermögens des Detektors vonnöten. Dazu ist dieser unter einem Winkel von 9,3 Grad schräg zur Flugrichtung des Atomstrahls eingebaut, was die Auflösung des Detektors um das 6,2fache steigert.

Um eine möglichst hohe Flexibilität in der Justierung des gesamten Experiments zu ermöglichen, ist der Detektor auf einem Verschiebetisch montiert, der eine Translation von 2,5 cm quer zum Strahl ermöglicht. Der gesamte Einbau des Detektionssystems ist in den beiden folgenden Abbildungen 1.3, 1.4 und 1.5 dargestellt.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 1.3 Dieses Foto zeigt den Anschlu des Detekors an die Vakuumkammer Der Detektor selbst be ndet sich von au en sichtbar in einem schr ggestellten Kreuz am Ende der Vakuumkammer Meter von der Wechselwirkungszone entfernt

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 1.4: Die schematische Übersicht über den Detektor zeigt dessen Montage auf dem von außen verstellbaren Verschiebetisch, der wie in Abbildung 1.2 gezeigt schief in die Atomstrahlapparatur eingebaut ist. Am Detektor selbst erkennt man die schwarzen Mikro­kanalplatten, die von zwei goldbeschichteten Ringen gehalten werden. Das Positionssignal eines registrierten Atoms wird in vier Strömen codiert, die ans der Vakuumkammer geführt werden. Die weiteren Anschlüsse des Detektors betreffen dessen Spannungsversorgung. Die Abbildung ist maßstabsgetreu.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 1.5: Das Foto des eingebauten Detektors zeigt diesen durch ein Sichtfenster von oben. Gut sichtbar sind die Mikrokanalplatten, die Widerstandsanode sowie der Haltering der Platten. Die Halterung des Detektors sowie die Daten- und Spannungskabel sind eben­falls gut erkennbar.

1.3 Die Lichtquellen

Im Experiment finden ausschließlich Laser zur Erzeugung der im Experiment benötigten Lichtstrahlen Verwendung.

Die eingesetzten Laser dienen zur Manipulation des Edelgases Argon, wobei stets mit dem metastabilen elektronischen ls.5 Zustand des neutralen Argonatoms operiert wird, bei dem ein Elektron aus seinem Grundzustand im 3p Orbital in den 4s Orbital angeregt ist. Dieser Zustand weist eine Anregungsenergie von 11,6 eV über dem Grundzustand auf. Von diesem metastabilen Zustand ausgehend hat das Edelgas zwei starke Ubergangsresonanzen bei 802 nm und bei 812 nm, bei denen das angeregte Elektron vom 4s jeweils in den 4p Orbital angehoben wird. Eine genauere Übersicht über das Energieschema von Argon wird erst später, in Abbildung 3.10, gegeben. Beide Übergänge liegen also im nahen Infrarot. Die von der Quelle ebenfalls emittierten und detektierten, jedoch mit dem Experiment wechsel­wirkungsfreien ls3 Atome können über den 2p4 Zustand durch Einstrahlung von ebenfalls infrarotem 795 nm Licht in den nicht detektierten Grundzustand abgepumpt werden.

In diesem Bereich des elektromagnetischen Spektrums gibt es eine Vielzahl verfügbarer Lasersysteme, von denen in unserem Labor ein Hochleistungssystem Verwendung findet. Es besteht aus einem Argon-Ionen Laser im Verbund mit einem Titan-Saphir Laser. Der Argon-Ionen Laser liefert im Dauerbetrieb grünes Licht einer fixen Wellenlänge mit rund 13 Watt Leistung, das der Titan-Saphir Laser in bis zu 1,5 Watt roten beziehungsweise infraroten Lichts, allerdings bei einer in einem sehr großen Bereich frei wählbaren Frequenz, umsetzt.

Der weitere optische Aufbau des Experiments auf einem optischen Tisch neben der Va­kuumapparatur dient der Messung und Manipulation der Laserstrahlen. Die Wellenlänge des vom Titan-Saphir Laser emittierten Lichts wird mit Hilfe eines “Wavemeters” gemessen. Der Laser kann mit Polarisatoren und Strahlteilern auf eine benötigte Intensität eingestellt und mit einem akusto-optischen Modulator aus und eingeschaltet werden. Zu der ebenfalls nötigen Aufweitung des Gauß schen Strahlprofils verwenden wir Teleskope und Blenden, die wie im jeweiligen Experiment erforderlich aufgebaut werden. Schließlich muß der Lichtstrahl über Spiegel genau senkrecht auf den Spiegel in der Wechselwirkungszone der Vakuumkam­mer gelenkt werden.

Außerdem befinden sich noch drei Diodenlasersysteme auf dem Tisch, die im Bedarfsfall vom Titan-Saphir Laser unabhäniges, ebenfalls infrarotes Licht zur Manipulation der Argo­natome produzieren. Die Diodenlaser finden in den Experimenten dieser Diplomarbeit aber keine Anwendung.

Der optische Aufbau wird in Abbildung 1.6, das Keplerteleskop in Abbildung 1.7 gezeigt.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 1.6: Die schematische Übersicht über das optische System zeigt das Lasersystem aus dem Argon-Ionen Laser, der mit seinem grünen Licht den Titan-Saphir Laser, der infra­rotes Licht emittiert, pumpt. Das infrarote Licht wird dann durch einen akusto-optischen Modulator geschickt und im Anschluß daran durch ein Keplerteleskop aufgeweitet. Der so präparierte Strahl wird dann in die Vakuumkammer geschickt.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 1.7: Dieses Foto zeigt die Aufweitung des Laserstrahls durch das Keplerteleskop sowie den Eintritt des aufgeweiteten Strahls in die Vakuumkammer. Der Argon-Ionen Laser ist im Vordergund erkennbar.

Kapitel 2 Der Detektor

In unseren Experimenten ist es die Hauptaufgabe des Detektors, den genauen Ort der an seiner Oberfläche ankommenden Argonatome festzuhalten, insbesondere in Hinsicht auf eine Ablenkung der Atome von ihrer durch die Kollimation vorgegeben Flugbahn. Diese Ablen­kung erfolgt ausschließlich quer zum Strahlprofil, also in horizontaler Richtung. Da eine vertikale Ablenkung auf Grund des experimentellen Aufbaus nicht möglich ist,¹ ist eine eindimensionale Ortsauflösung bisher völlig ausreichend.

In manchen Experimenten ist eine zusätzliche Erfassung der Flugzeit der Atome von der Quelle zum Detektor und damit eine Erfassung der Atomgeschwindigkteit von Vorteil, da Materiewellen im Unterschied zu elektromagnetischen auch im Vakuum eine gewisse Disper­sion — die Abhängigkeit der Ausbreitungsgeschwindigkeit der Welle von der Wellenlänge — aufweisen. Diese ergibt sich nach de-Broglie aus[Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten]Da Atome verschiedener Wellen­länge — und auf Grund der Dispersionsrelation damit Atome verschiedener Geschwindigkeit — unterschiedlich mit ein und demselben Lichtfeld wechselwirken, müssen diese Dispersi­onserscheinungen bei der Auswertung des Experiments berücksichtigt werden.

2.1 Die Detektion metastabilen Argons

Die metastabilen Argonatome unseres Versuchsaufbaus können über deren Wechselwirkung mit der Oberfläche des verwendeten Detektors nachgewiesen werden.

Die Emission eines Elektrons beim Auftreffen eines Atoms auf einer Oberfläche

Der Beschuß einer Festkörperoberfläche mit neutralen oder ionisierten Atomen beziehungs­weise Molekülen kann Emission von Elektronen verursachen. Diese Elektronen gelangen durch die Übertragung von potentieller und/oder kinetischer Energie des auftreffenden Teil­chens ins Vakuum. Bei der „kinetischen Emission“ wird die Bewegungsenergie des Projektils direkt auf die Festkörperelektronen übertragen. [9] Da die Elektronen im Festkörper zumeist stark gebunden sind, ist kinetische Emission erst ab sehr hoher Bewegungsenergie und da­mit Geschwindigkeit der Projektile möglich. Die sogenannte „Potentialemission“ hingegen, bei der im Teilchen gespeicherte potentielle Energie auf die Festkörperelektronen übertragen wird, kann bis zu sehr kleiner Geschwindigkeit der Teilchen stattfinden. Bei diesem Wechsel­wirkungsprozeß können sich der Festkörperoberfläche nähernde Teilchen, welche über hin­reichend große potentielle Energie verfügen, Elektronen mit dem Festkörper austauschen und diese über Augerprozesse ins Vakuum freisetzen. [12]

Das Detektormaterial, hochreines Nichrom, weist nach Angaben des Herstellers Galileo Corporation eine Bindungsenergie der Elektronen von circa 6,2 eV auf. Die Atome des in un­serem Labor präparierten Argonstrahls besitzen eine Geschwindigkeit von 400 bis [Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten], womit eine kinetische Energie von 1/30 bis 1/5 eV einhergeht. Die kinetisch angeregten Elektronen können die Oberflächenbarriere daher nicht überwinden, sodaß kinetische Elek­tronenemission als Detektionsmöglichkeit ausscheidet.

Der für unsere Zwecke taugliche Detektionsmechanismus ist also die Potentialemission. Diese benutzt die im metastabilen ls.5 Zustand des Argonatoms gespeicherte potentielle Energie von 11,6 eV, die weit über der Bindungsenergie des Materials liegt. Die Poten­tialemission wird durch vor der Festkörperoberfläche stattfindende Elektronentausch- und Abregungsprozesse verursacht.

Nähert sich ein Teilchen der Festkörperoberfläche, sinkt mit kleiner werdendem Ab­stand die durch das Potential des Atoms und des Festkörpers gebildete Elektronenbarriere. Das führt dazu, daß ab einer bestimmten Distanz die Elektronen resonant zwischen Atom und Festkörper ausgetauscht werden können. Die Elektronenaustauschraten hängen mit der Überlappung der quantenmechanischen Wellenfunktionen der Atome der Festkörperoberflä­che und des sich nähernden Atoms zusammen, die in etwa exponentiell mit der Entfernung der beiden Wellenfunktionen abnimmt. Daher sind die wahrscheinlichsten Elektronenaus­tauschprozesse jene zwischen den am schwächsten im Festkörper gebundenen Elektronen und hoch angeregten Atomzuständen, deren Wellenfunktionen näher am Festkörper lokali­siert sind als die der Innenschalenelektronen. Bei diesen Austauschprozessen selbst werden noch keine Elektronen emittiert, es entstehen aber Argon-Ionen. Mögliche Folgeprozesse dieses Elektronenaustausches sind Augerneutralisation und Augerabregung, bei denen über Zweielektronenprozesse erst Elektronenemission stattfindet.

Die Augerneutralisation emittiert ein Elektron aus dem Festkörper ins Vakuum. Zwei Festkörperelektronen sind in diesen Prozeß involviert, eines wird auf das Argonatom über­tragen und neutralisiert dieses, das zweite, das mit dem ersten in Wechselwirkung steht und hierdurch Energie erhält, wird aus dem Festkörper ins Vakuum emittiert.

Bei der Augerabregung wechselwirkt ein sich näherndes angeregtes Argonatom mit einem Elektron des Festkörpers. Hierbei kann ein Elektron von einem angeregten in einen tieferen Atomzustand übergehen und dabei Energie an ein Elektron im Leitungsband des Festkörpers übertragen, das diesen nach Überwindung der Barriere verlassen kann. Es besteht auch die umgekehrte Möglichkeit, daß ein Elektron aus dem Festkörper über Elektronenaustausch den freien Grundzustand des angeregten Argonatoms besetzt und das hochangeregte Elektron des Atoms gleichzeitig dirket vom Orbital ins Vakuum emittiert wird. Beide Prozesse sind von außen nicht zu unterscheiden.

Alle diese Prozesse finden während einiger Femtosekunden statt. Aus diesem Grund kann Abregung unter Aussendung von Photonen und darauffolgende Auslösung von Photoelek­tronen durch diese Photonen als Detektionsmechanismus ausgeschlossen werden.

Insgesamt können also nur angeregte Argonatome nachgewiesen werden, nicht aber Ato­me, die sich in ihrem elektronischen Grundzustand befinden, was für unser Experiment wesentliche Konsequenzen hat.

Der Nachweis des Primärelektrons

Das aus dem Detektormaterial ausgeschlagene Elektron, das sogenannte „Primärelektron“, wird im Feld einer Beschleunigungsspannung von circa 1000 Volt in einer Mikrokanalplatte stark beschleunigt, wodurch es Energie gewinnt. Durch Kollission mit dem Material des Detektors werden weitere Elektronen, sogenannte „Sekundärelektronen“, aus dem Festkörper ausgelöst, die ihrerseits beschleunigt werden und weitere Elektronen auslösen können. Auf diesem Weg entsteht eine Lawine von Elektronen für jedes registrierte Pimärelektron und damit für jedes registrierte Argonatom.

Dieser Ladungs- beziehungsweise Strompuls kann nun ohne gröbere Schwierigkeiten orts­aufgelöst mit einer Widerstandsanode gemessen und damit letztlich die Ankunft eines me­tastabilen Argonatoms am Detektor festgestellt werden.

2.2 Typ des verwendeten Detektors

In unseren Experimenten ist es die Aufgabe des Detektors, den Ort der an seiner Oberfläche ankommenden Argonatome in einer Dimension und die Ankunftszeit der Atome möglichst genau festzuhalten. Zur genauen Justierung des Aufbaus ist eine zweidimensionale Ortsauf­lösung jedoch von großem Vorteil.

Der Vorteil der Ortsauflösung ist im Vergleich zu einem nicht ortsauflösenden System ersichtlich. Das ursprünglich in die Anlage eingebaute Detektionssystem bestand aus einem örtlich nicht sensitiven Channeltron als Detektor. Das Atommuster wurde durch einen dem Channeltron vorangestellten Schlitz rasternd mit typisch 100 Rasterpunkten abgetastet. Ge­genüber einem ortsauflösenden Detektor, der die interessanten Bereiche simultan vermessen kann, erfordert dieses rasterndes Verfahren eine um den Faktor 100 längere Meßzeit um das selbe Atommuster abzutasten. Daher ist ein rasterndes Verfahren gegenüber einem ortsauf­lösenden System im Nachteil.

Die Notwendigkeit der Zeitauflösung ergibt sich aus den Dispersionseigenschaftten von Materiewellen im Vakuum. Da Atome unterschiedlicher Geschwindigkeit — und damit Wel­lenlänge — unterschiedlich mit dem duch die Lichtwellenlänge bestimmten Lichtpotential des Experiments wechselwirken, ist eine Erfassung der Flugzeit der Atome von der Quelle bis zum Detektor und damt eine Messung der Atomgeschwindigkeit in manchen Experi­menten von Vorteil. Die Dispersion der Atomwellen kann in der Datenauswertung dann entsprechende Berücksichtigung finden. Ein Beispiel für die Notwendigkeit der Geschwin­digkeitsauflösung gibt Abbildung 2.1.

Das in dieser Diplomarbeit aufgebaute Detektionssystem, es basiert auf einem Detektor von Quantar Technology, liefert die Position eines nachgewiesenen Argonatoms über Zwi­schenschritte Koordinaten dieses Punktes. Das vom Argonatom ausgelöste Primärelektron wird durch einen Mikrokanalplatten-Elektronenverstärker zu einer Ladungslawine verviel­facht. Deren Position wiederum wird von einer Widerstandsanode in vier Ladungssignalen codiert, je nach dem Ort ihres Auftreffens und dem dementsprechenden Abfließen der Elek­tronen zu den Ecken der Anode. Diese Ladungssignale werden aus der Vakuumkammer herausgeführt und von einer Auswertungselektronik in die Koordinaten des Auftreffpunkts in einem carthesischen Bezugssystem umgerechnet. Eine schematische Zeichnung in Abbil­dung 2.2 und ein Foto in Abbildung 2.3 zeigt den Detektor mit allen wesentlichen Kom­ponenten. Die zeitliche Auflösung wird durch Ablesen einer TAC-Uhr, die die Flugzeit der Atome von der Quelle zum Detektor mißt, realisiert.

Die hier involvierten Einzelschritte werden im folgenden genauer beschrieben.

Vergleich zwischen zeitaufgelöster und nicht aufgelöster Beugung

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 2.1: Im oberen Bild ist ein zeitlich nicht aufgel stes Beugungsmuster darge stellt Im Vergleich zum unteren zeitaufgel sten Muster sind die Beugungsordnungen links und rechts der Hauptordnung viel breiter da Atome unterschiedlicher Geschwindigkeit un terschiedliche Beugungsweiten aufweisen Dieses Beugungsmuster wurde auch geschwindig keitsaufgel st und zwar mit Geschwindigkeitskategorien vermessen Jede einzelne Kategorie umfa t nat rlich weniger Atome als die Gesamtmessung soda das statistische Rauschen im unteren Teilbild h her ist die Beugungsordnungen sind von der Hauptordnung aber viel klarer getrennt

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 2.2: Im linken Bild ist die Vorderseite des Detektors dargestellt. Man erkennt zwischen den beiden goldbeschichteten Halteringen die schwarzen Mikrokanalplatten. Hinter diesen Mikrokanalplatten ist die dunkle Widerstandsanode gut zu erkennen.

Im rechten Bild ist die Hinterseite des Detektors zu erkennen. Sichtbar sind hier sechs Kontaktierungen, von denen vier der Abführung der Ladungen der Widerstandsanode und zwei der Spannungsversorgung der Mikrokanalplatten dienen. Der Widerstand schützt den Detektor vor Kurzschlüssen.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 2.3: Im Foto des Detektors erkennt man die Mikrokanalplatten sowie deren Hal­tering. Auch eine Vorrichtung zur Eichung der räumlichen Auflösung des Detektors ist sicht­bar.

Die Mikrokanalplatten

Neben anderen Systemen verfügen Mikrokanalplatten über die Möglichkeit der ortsaufge­lösten Atomdetektion an verschiedenen, voneinander entfernten Orten. Mikrokanalplatten sind dünne Scheiben aus leitendem Material, das einen sehr hohen elektrischen Widerstand besitzt. Durch diese Platten hindurch führen viele kleine Löcher, die Mikrokanäle, von der Ober- zur Unterseite. Eine schematische Darstellung einer Mikrokanalplatte gibt Abbil­dung 2.4. Zwischen beiden Seiten einer solchen Platte wird eine hohe Spannung angelegt, sodaß sich in den Kanälen ein elektrisches Feld von der einen zur anderen Seite der Platte aufbaut. Trifft nun ein energiereiches Photon, Atom oder Ion auf die Oberfläche dieser Plat­te auf, so kann es, durch die in Abschnitt 2.1 beschriebenen Effekte, ein Primärelektron aus dem Plattenmaterial herausschlagen. Dieses Elektron wird von der angelegten Spannung in einen Mikrokanal gesogen und in diesem stark beschleunigt, wobei es kinetische Energie gewinnt, sodaß es bei jeder Ivollission mit der Wand des Mikrokanals einige weitere Elektro­nen, sogenannte Sekundärelektronen, aus dem Plattenmaterial herauslöst, die nun ihrerseits beschleunigt werden und weitere Elektronen aus der Kanalwand herausschlagen. Auf diese Weise kann das ursprünglich vom Photon oder Atom produzierte einzelne Elektron millio­nenfach verstärkt und der so entstehende Ladungspuls gemessen werden. Eine Schematische Darstellung des Verstärkungsprozesses gibt Abbildung 2.5. Gelingt es nun noch festzustel-

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 2.4: Schematische Übersicht über einen kleinen Teilbereich einer Mikrokanalplat­te. Ein auftreffendes Argonatom löst ein Primärelektron aus, das in einem Mikrokanal durch Stöße mit der Kanalwand vervielfacht wird. Am unteren Ende der Platte tritt dann eine Ladungswolke aus. Der dargestellte Bereich mißt in Wirklichkeit circa[Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten] len, aus welchem Mikrokanal dieser Strom an der Unterseite der Mikrokanalplatte austritt, so kann die genaue Position des Primärelektrons festgestellt werden.

Unser Detektor verwendet zur Verstärkung des Primärelektrons drei eng übereinander gestapelte runde Mikrokanalplatten aus Nichrom, deren in einem hexagonalen Muster an­geordnete Mikrokanäle mit einem Durchmesser von 25 μτη und einem Mittelpunktsabstand von 32 μτη die Platten gleichsam durchsieben. Die Mikrokanalplatten, kurz „MCP“ vom englischen “microchannel-plate” genannt, selbst haben eine Dicke von 1,02 mm und einen Druchmesser von 2,5 cm, wodurch sich eine Detektionsfläche von 4,9 cm2 ergibt. An jede Platte kann eine Spannung von 1000 Volt angelegt werden, sodaß bei einem Widerstand von jeweils etwa 60 ΜΩ ein Strom von 15 Mikroampère durch die Platten fließt. Insgesamt be­trägt der Verstärkungsfaktor der Primärelektronen je nach tatsächlich angelegter Spannung 10 bis 100 Millionen.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 2.5 Der Proze der Elektronenverst rkung in einem Mikrokanal Das vom Aro gonatom ausgel ste Prim relektron ganz oben im Bild wird in einen Mikrokanal gesogen und st t nach Energiegewinn durch die angelegte Beschleunigungsspannung mit der Ka nalwand In dieser Zeichung werden durch den Sto zwei Sekund relektronen aus dem De tektormaterial herausgeschlagen die ihrerseits mit der Mikrokanalwand sto en So entsteht die Elektronenlawine

Die Widerstandsanode

Zur Positionsdetektion der aus der untersten Mikrokanalplatte austretenden Elektronen­wolke findet eine Widerstandsanode Verwendnung. Es ist dies ein quadratisches Plättchen, das 5 mm unter der letzten Mikrokanalplatte angebracht ist, und auf das die Elektronen an einem bestimmten Punkt auftreffen, je nachdem in welchem der 540 000 Mikrokanäle das Primärelektron ansgeschlagen wurde. Diese Widerstandsanode liegt im Vergleich zur untersten Mikrokanalplatte auf positiver Spannung (200 Volt), soclaß die Elektronen nach ihrem Austritt aus dem Plattenstapel möglichst geradlinig zur Anode hingezogen werden. Eine geringe Ausdehnung der Elektronenwolke auf dieser Strecke ist jedoch schon aufgrund der elektrostatischen Abstoßung der Elektronen untereinander unvermeidlich.

Die Wolke zerfließt nach ihrem Auftreffen auf der Widerstandsanode entsprechend den Entfernungen des Auftreffpunktes von den Ecken des Plättchens zu den an diesen vier Ecken angebrachten Kontakten, А, В, C und D. Die an diesen Kontaktierungen gemessenen La­dungen dienen zur Positionsbestimmung des an der Oberfläche der ersten Mikrokanalplatte ansgelösten Primärelektrons.

Nachdem diese vier Ladungen als kleine Ströme ans der Vakuumkammer herausgeführt, in einen Vorverstärker geleitet und dort in Spannungspulse umgesetzt wurden, werden sie entsprechend der elektrischen Ladung in den Pulsen auf 0,4 bis 3,5 Volt verstärkt. Zusätz­lich werden sie von rein positivem auf bipolares Niveau umgesetzt, um die Spannungspulse gleichstromfrei zu halten, was deren weitere Verarbeitung vereinfacht. Die Ortsinformation steckt nun also in den Amplituden dieser Spannungen. Zusätzlich werden vom Vorverstärker noch zwei TTL-Signale, die die Verläßlichkeit des gemessenen Pulses bestätigen, produziert.

Die rechnerische Positionsbestimmung

Diese Spannungen werden anschließend in einen sogenannten Positionsanalysator, englisch “position analyzer”, gespeist, der die Amplituden der Spannungen in Koordinaten eines car- thesischen Bezugssystems umrechnet. Der gesamte Detektor liegt hierbei im ersten Qua­dranten des Bezugssystems, sodaß nur positive Koordinaten auftret en. Aufgrund spezieller Beschaffenheit der Widerstandsanode im Zusammenspiel mit den Konvertierungseigenschaf­ten des Vorverstärkers gestaltet sich die Positionsanalyse denkbar einfach. Der Auftreffpunkt der Elektronenwolke auf der Widerstandsanode kann ans den vier analogen Spannungssi­gnalen durch Summation und Normierung gewonnen werden, was rauscharme und schnelle Analogschaltungen im position analyzer ermöglicht. Bezeichnet man die vier Kontaktierun­gen der Widerstandsanode mit А, В, C und D, wobei der Nullpunkt des Koordinatensy­stems im Punkt D liegt (siehe hierzu auch Abbildung 2.6), so ergeben sich für die X und 1 -Koordinaten des Auftreffpunkts im carthesischen Bezugssystem die Formeln

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Die so gewonnenen Koordinaten werden durch analoge Spannungen im Bereich zwischen null und fünf Volt repräsentiert, sind ab 0,8 gs nach dem Auftreffen des Atoms oder Photons auf der Mikrokanalplatte verfiigber und werden für eine gewisse Zeit, in unserem Fall für etwa 9 gs an entsprechend markierte Ausgänge des Positionsanalysators gelegt. Dies plus die 0,8 ¿ís für die Berechnung der Position ist auch die Totzeit des Systems. Während der Zeit, in der diese Signale mit verläßlicher Genauigkeit anliegen, produziert der position analyzer das sogenannte “STROBE” Signal, das TTL Definitionen genügt. Es erleichtert das Auslesen dieser Koordinaten durch externe Aufzeichnungsgeräte, zum Beispiel mittels compritergetüt zter D atenaufnahme.

Weiters verfügt der Positionsanalysator über die Möglichkeit diese analogen Signale zu digitalisieren und mit einen Genauigkeit von 10 Bit entsprechend 1024 unterschiedenen Spannungswerten auszugeben. Die Dauer der analog-digital Konversion (englisch “analog to digital conversion” kurz „ADC“) bestimmt wesentlich die oben angegebene Zeit von O^is, während der die Signale anliegen. Ohne ADC könnte diese Zeit auf 3,8 gs reduziert wer­den. Um diese digitale Positionsinformation auszulesen, gibt es zusätzliche TTL-Signale, die wie das analoge STROBE Signal die Aufgabe haben, das sogenannte “handshaking”, die Synchronisation digitaler Prozesse, mit Aufzeichnungsgeräten zu ermöglichen.

Zeitliche Auflösung

Die ebenfalls erforderliche Zeitauflösung des Detektionssystems kann durch Ablesen einer ne­benher laufeneden Uhr zu genau jenen Zeitpunkten, zu denen das STROBE Signal vorliegt, geschehen. In unserem Experiment stellt ein „TAG“, ein sogenannter “time to amplitude converter”, eine bequeme Uhr dar, da dieser ebenfalls ein analoges Zeitsignal produziert und zu bestimmten Zeitpunkten auf null zurückgesetzt werden kann.

Das gesamte Detektionssystem wird von Quantar Technology angeboten und besteht aus dem Mikrokanalplattensensor, der von einer Hochspannungsquelle versorgt für jedes detektierte Atom oder Photon eine Elektronenlawine erzeugt, einer Widerstandsanode, die

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 2.6: Im Koordinatensystem der quadratischen Widerstandsanode liegt der Kon­takt D im Ursprung. Die Koordinaten (X, V) des Auftreffpunktes der Elektronenwolke (dunkler Punkt) auf der Anode werden nach abfließen der Ladungen zu den Eckkontakten (symbolisiert durch die Pfeile) wie in den Formeln (2.1) berechnet. den Auftreffpunkt der Elektronenlawine in vier Strömen codiert, einem Vorverstärker, der die Form der aufgenommenen Ströme verändert, sie in Spannungen konvertiert und auf ein leichter zu verarbeitendes Niveau verstärkt, einem Positionsanalysator, der diese Spannun­gen mittels ihrer Beträge und relativen Stärken in Koordinaten eines carthesischen Bezugs­systems umrechnet und schließlich aus einem noch zu beschreibenden computergestützten Datenverarbeitungssystem, das alle aufgezeichneten Ereignisse verarbeitet und speichert.

2.3 Der Detektor im Zusammenhang mit dem Experi­ment

Im folgenden wird der Einbau des Detektors in die Atomstrahlsapparatur im Zusammenhang mit den Erfordernissen des Experiments beleuchtet.

Die erforderliche Auflösung

Die wichtigste Überlegung betraf die Auflösungseigenschaften des Detektors. In unserem La­bor führen wir Beugungsexperimente mit Argonatomen durch, bei denen Ablenkwinkel von typischerweise 40 prad auftret en. Da sich der Detektor 1,24 Meter in Strahlrichtung hinter der Wechselwirkungszone befindet, sind die gebeugten und die unabgelenkten Atome in der Detektionsebene circa 50 μτη separiert. Demzufolge wird für die Detektion eine eindimensio­nale räumliche Auflösung von mindestens 25 μτη benötigt. Die zur Erfassung der Dispersion der Argonatome im Vakuum durchzuführende Geschwindigkeitsspektroskopie muß zufol­ge der Emissionseigenschaften der Argonquelle Atome einer Geschwindigkeit zwischen 400 und 1000 m/s auflösen. Aufgrund der Baulänge unserer Atomstrahlanlage von 3 Metern von der Quelle bis zum Detektor ergeben sich aus der Geschwindigkeit der Atome Flugzei­ten zwischen 3 und 8 ms. Zur Geschwindigkeitsspektroskopie wird die Atomquelle gepulst betrieben. Für eine ausreichend hohe Atomemissionsrate (um 200 cps) sind die Atompul­se typisch 200 ps lang. Daher reicht für das Detektionssystem eine zeitliche Auflösung von 100 ps vollauf.^[2]

Die Leistung des Detektors

Die zeitliche Leistungsfähigkeit einerseits wird durch den position analyzer mit weniger als 0,4 ps begrenzt und ist auf Grund der Eigenschaften der Atomquelle im gepulsten Betrieb weit höher als erforderlich.

Die Ortsauflösung andererseits wird zunächst einmal durch die Kanäle der drei Mikroka­nalplatten begrenzt. Der Lochabstand der Kanäle beträgt 32 μτη sodaß die maximal mögli­che Auflösung hierdurch unmittelbar limitiert ist. Diese örtliche Sensitivität wird durch die Eigenschaften der Widerstandsanode weiter reduziert. Eine genaue Untersuchung der Vor­gänge des Detektionsschemas involviert auch Johnson-Rauschen im Widerstand der Anode sowie statistisches Rauschen der Verstärkung der Elektronen. Zusätzlich tritt noch Rauschen im Vorverstärker und auch in der Elektronik des position analyzers auf, was die Auflösung nochmals ein wenig verschlechtert.

Die insgesamt erzielte Auflösungsqualität des Detektionssystems wurde von der Her­stellerfirma Quantar Technology für unseren Detektor durch Beleuchtung mit einem dün­nen Bündel UV-Photonen gemessen und beträgt laut “Performance Test Data Manual”[19] 97,0 pm FWHM (siehe Abbildung 2.7). Eine in unserem Labor durchgeführte Untersuchung der FWHM-Auflösung des Detektorsignals bei Abbildung eines neutralen Atomstrahls er­mittelt einen ähnlichen Wert, 102,2 pm (siehe Abbildung 2.8). Dies liegt leider bedeutend über dem für unsere Zwecke erforderlichen Wert.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 2.7 Dieses Aufl sungspro l wurde von Quantar Technology mit einem Ph md nnen UV Photonenb ndel gemessen Insgesamt wurden Photonen gez hlt Der Detektor mi t dabei ein Strahlpro l mit einer FWHM Breite von tot m Die Fehlerfortp anzung errechnet f r die Aufl sung tot Det Ph Daher betr gt die Aufl sung des Detektors Det

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 2.8: Das hier dargestellte Auflösungsprofil wurde mit dem in unserem Experi­ment verwendeten Atomstrahl bestimmt. An der Stelle des Detektors hat der Strahl einen Durchmesser von etwa 17 μτη bei einer schwankenden Intensität von rund 2000 cps. Der De­tektor liefert bei Normaleinfall des Atomstrahls auf den Detektor dabei ein Strahlprofil mit einer Breite von 104,1 μτη. Die reine Detektorauflösung beträgt nach Abbilung 2.7 damit 102,2 μτη.

Verbesserung der Ortsauflösung

Um die benötigte Auflösung mit einfachen Mitteln dennoch zu erreichen, machten wir uns die Eigenschaft des Experiments zunutze, daß es genügt, die Auflösung des Detektors in einer Dimension zu verbessern.

Dies kann am einfachsten durch Schrägstellung der Detektoroberfläche um einen gewis­sen Winkel q um die vertikale Achse geschehen, sodaß das Bild in der horizontalen Richtung durch Projektion auf den schiefen Detektor um den Faktor l/sino vergrößert wird, wobei Normaleinfall mit а = 90° bezeichnet wird. Eine Übersicht hierüber geben Abbildung 2.9 sowie 2.10. In unserem Experiment ist der Detektor unter einem Winkel von 9,3 Grad zum Atomstrahl eingebaut, sodaß der erzielte geometrische Vergrößerungsfaktor 6,19 beträgt. Dadurch sollte mit dem MCP Detektor eine FWHM-Auflösung von 15 μτη realisiert wer­den können. Detaillierte Messungen, siehe Abschnitt 2.6, zeigen diese Auflösung des schräg eingebauten Detektors nach.

Die geometrische Vergrößerung des Detektors erfolgt in dieser Einbaugeometrie also ein­dimensional in einer von der Schrägstellungsachse des Detekros vorgegebenen Ebene. Damit hierdurch der Atomstrahl lediglich in Querrichtung zu dessen Profil — d. h. in Richtung der Ablenkung der Atome — vergrößert wird, ist eine parallele Justierung des Atomstrahls zu dieser Schrägstellungsachse erforderlich.

Ist der Atomstrahl zu dieser Achse verkippt, etwa um den Winkel d, dargestellt in Abbil­dung 2.11, so erfolgt die Vergrößerung nicht mehr ausschließlich in Querrichtung des Atom-

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 2.9: Der schiefe Einbau des Detektors, im Bild sind nur die drei Mikrokanalplat­ten gezeigt, im Winkel a in die Vakuumkammer vergrößert die Ausdehnung des Atomstrahls in horizontaler Richtung um den Faktor ¡¿-p Die geometrische Vergrößerung durch diesen Einbautrick streckt in unserem Fall, in dem der Winkel 9,3 Grad beträgt, horizontale Di­stanzen um das 6,2fache.

strahlprofils, sondern auch in Längsrichtung. Die unter diesen Umständen effektiven Vergrö- ßerungsfakoren in Quer- und Längsrichtung des Atomstrahls errechnen sich durch einfache geometrische Überlegungen (siehe Abbildung 2.12) zu

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

wobei a der Vergrößerungsfaktor hervorgerufen durch die Schrägstellung des Detektors ist. b ist ein möglicher Vergrößerungsfaktor in Richtung der Schrägstellungsachse des Detekros, der für unsere Eingeometrie jedoch verschwindet, d. h. 0=1.

In der folgenden Tabelle sind einige numerische Abweichungen des für die Abbildung rele­vanten Vergrößerungsfaktors vx vom reinen Vergrößerungsfaktor der Schrägstellung (der im Fall perfekter Justierung lediglich die Querrichtung des Atomstrahls vergrößert) angeführt.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Für Abweichungswinkel δ unter 10° sind diese Abweichungen vernachlässigbar klein, sodaß die parallele Justierung des Atomstrahls auf die Schrägstellungsachse des Detektors unkri­tisch ist.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 2.10 Der Schiefe Einbau des Detektors wie er sich im Experiment pr sentiert

Ein Nachteil des schiefen Einbaus ergibt sich durch die Bauweise des Detektors. Der Stapel der Mikrokanalplatten wird durch einen Ring in Position gehalten, der 2,7 mm über die Oberfläche der obersten Mikrokanalplatte hinausragt. Bei schrägem Einfall der Atome wirft dieser Haltering einen nicht unbeträchtlichen Schatten auf die Mikrokanalplatten, die so inetwa die Hälfte ihrer aktiven Fläche für die Detektion einbüßen. Dies macht sich in unseren Experimenten jedoch nicht bemerkbar, da das Bild der Atome typischerweise auf 6 X 0,4 mm = 2,4 mm ² beschränkt ist und sich also nur über einen kleinen Teil der De­tektoroberfläche ausdehnt. Der Detektor kann problemlos so positioniert werden kann, daß das gesamte Atommuster auf der nicht abgeschatteten Teilfläche der Mikrokanalplatten zu liegen kommt.

Um diese Positionierung unter allen sonst im Experiment noch einstellbaren Größen garantieren zu können, ist es nötig, den Detektor von außen verschiebbar in die Vakuum­kammer einzubauen. Auf einem Verschiebetisch montiert kann er so um insgesamt 2,5 cm vom Atomstrahl weg oder zu diesem hin bewegt werden. Dies ist unter anderem deshalb nötig, da die Kollimationsstrecke des Atomstrahls in horizontaler Richtung so weit verstellt werden kann, daß bei festem Detektor das Bild des Atomstrahls außerhalb des zur Detektion zur Verfügung stehenden Bereiches zu liegen kommen kann. In diesem Fall ist es unausweich­lich, den Detektor dem Atomstrahl nachzuführen. Die verwendete Anordnung wurde bereits in Abbildung 1.4 dargestellt.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 2.12: In diese Abbildung wird der effektive Vergrößerungsfaktor in .r-Richtung des Atomstrahls, vx und in y-Richtung des Strahls vy berechnet, der sich aus einer Abweichung der Justierung des Atomstrahls von der Schrägstellungsachse des Detektros um den Winkel δ errechnet.

Die Spannungsversorgung der Mikrokanalplatten

Uber die zum Betrieb des Detektors notwendige Versorgung der Mirkrokanalplatten und der Widerstandsanode mit Hochspannung besagen die Herstellerangaben in den “Installation and Maintenance Manuals”, daß pro Mikrokanalplatte eine Spannung von 600 bis 1000 Volt und von der untersten Mikrokanalplatte zur Anode eine Spannung von 150 bis 300 Volt je nach Verwendungszweck angelegt werden kann. Die genauen Spannungsverhältnisse an den Mikrokanalplatten und an der Widerstandsanode sind allerdings nur von untergeord­neter Bedeutung, da sie den insgesamten Verstärkungsfaktor von ss 10' nicht beeinflussen, dieser ist praktisch nur von der angelegten Gesamtspannung abhängig. Die Oberfläche der obersten Mikrokanalplatte soll für unsere Zwecke auf Erdpotential liegen, und da die Mikro­kanalplatten einander berühren genügt es, eine positive Spannung von bis zu 3000 Volt an die Unterseite der untersten Platte anzulegen. Für die Versorgung der Anode muß eine weitere hierauf bezogen wiederum positive Spannung von 300 Volt zur Verfügung gestellt werden. Diese beiden Spannungen werden mit einer einzigen Hochspannungsquelle und einem Span­nungsteilernetzwerk bereitgestellt. Für dieses Netzwerk geben die Bedienungsanleitungen an, daß ein Leerlaufstrom von 300 bis 500 Mikroampère fließen muß. Während des Ver­stärkungsprozesses eines Primärelektrons benötigen die Mikrokanalplatten eine Strom von circa 40 Mikroampère den sie dem Netzwerk entnehmen können müssen, ohne daß sich die Spannungsverhältnisse nennenswert ändern. Die verwendeten Widerstände des Netzwerks dürfen insgesamt also maximal 4 Megaohm betragen. Dies wiederum führt zu einer thermi­schen Leistung von[Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten]Watt. Spezielle Hochleistungswiderstände sind deshalb erforderlich. Schutzwiderstände für den Fall eines Kurzschlusses im Detektor selbst und zwei Kondensatoren komplettieren den Aufbau. Eine schematische Übersicht über die im Labor verwendete Schaltung gibt Abbildung 2.13.

Die Aufnahme der gelieferten Meßdaten

Was das Auslesen der Positionsdaten betrifft, entschieden wir uns zur Verwendung der vom position analyzer gelieferten analogen Koordinaten. Diese Entscheidung ist hauptsächlich darin begründet, daß die Position der registrierten Argonatome vom System zunächst analog errechnet und erst dann digitalisiert wird. Zudem limitiert die analog-digital Konversion der Koordinaten die Totzeit des Detektors und damit die Systemgeschwindigkeit insgesamt, was sich zwar nicht auf die erreichbare Zeitauflösung, wohl aber auf die maximal erfaßbare Atomzählrate auswirkt. Ein Ausbau des ADG könnte das System beschleunigen, falls dies einmal nötig werden sollte.

Auch die Realisierung der Zeitauflösung ist über analoge Signale einfach möglich. Um die Flugzeit jedes Atoms von seiner Emission an der Quelle bis zu dessen Ankunft am Detektor zu messen wird eine lineare Spannungsrampe als Zeitsignal eines “time to amplitude Converters” („TAG“) verwendet. Zur Zeit der Emission des Atoms wird die Rampe gestartet, zur Zeit der Detektion des Atoms wird die Spannung gemessen.

Das analoge Zeitsignal kann so neben den ebenfalls analogen Ortssignalen bequem in einen Computer eingelesen werden. Nicht zuletzt sind analoge Meßgeräte für Computer einfacher zu programmieren als entsprechende digitale.

Die nun einzige noch offene Frage betrifft die Form der Speicherung der so gewonnenen und in einen Computer eingelesenen Meßdaten. Um diese Frage zu beantworten ist es nö­tig zu wissen, welche interessante Information die registrierten Atome tragen. Es ist dies ausschließlich das von Atomen einer bestimmten Geschwindigkeit aufgebaute Muster am Detektor. Wichtig hierfür ist also ausschließlich der genaue Ort, an dem die Atome an der Detektoroberfläche nachgewiesen werden, und die Flugzeit der Atome von der Quelle zum Detektor. Völlig uninteressant für unsere Zwecke ist die Reihenfolge, mit der die Atome vom Detektor aufgezeichnet werden, der zeitliche Abstand der Ankunft zweier Atome sowie irgendwelche sonstige statistische Eigenschaften unseres Experiments. Daher genügt es, die an einem bestimmten Ort nach einer gewissen Flugzeit gemessenen Atome einfach zu zäh­len, mit anderen Worten ein dreidimensionales Histogramm (zwei Ortsdimensionen und die Flugzeit als dritte Dimension) zu erstellen.

Diese Histogrammierung spart, speziell bei langen Messungen mit vielen registrierten Einzelereignissen, im Vergleich zur Speicherung der Ankunftsdaten jedes einzelnen Atoms sehr viel Speicher im Computer. Zusätzlich kann mit der Histogrammfeinheit auf elegante Weise die Konversionsgenauigkeit und damit die Auflösung des Detektors bis zu dessen maxi­malen Fähigkeiten von 10 Bit von Fall zu Fall vom Computer aus eingestellt werden, je nach augenblicklichem Bedarf.³ Die Datengröße kann durch Anpassung der Histogrammfeinheit auch den vom Computer vorgegebenen Begrenzungen durch den verfügbaren Hauptspeicher angepaßt werden und muß dies sogar (siehe Seite 52).

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 2.13: Die Spannungsversorgung des Detektors: Die Spannungsquelle liefert eine positive Gleichspannung von bis zu 3000 V. Die volle Spannung wird über einen Schutzwi­derstand von 1 ΜΩ an die Widerstandsanode angelegt. Zusätzlich wird sie über eine Span­nungsteilerschaltung aus den beiden Widerständen 400 kO und 3,6 ΜΩ auf eine Spannung von rund 2500 V geteilt, die ebenfalls über einen Schutzwiderstand an die Unterseite der untersten Mikrokanalplatte gebracht wird. (Der 3,6 ΜΩ Widerstand besteht zur Reduktion der thermischen Belastung in Wirklichkeit aus zwei parallelen Widerständen.) Die Obersei­te des Mikrokanalplattenstapels wird, auch über einen Schutzwiderstand, auf Nullpotential gehalten. Die gewählte Größe der Teilerwiderstände garantiert einen Beipaßstrom von 300 bis 500 μ A der, ebenso wie die beiden Kondensatoren, vom Hersteller vorgeschrieben wird.

[...]

---

^[1] Ausgenommen hiervon ist die Ablenkung der Atome durch Gravitation, diese ist jedoch in den Experi­menten nicht von Interesse.

^[2] Der zu vermessene Geschwindigkeitsumfang ist von Experiment zu Experiment unterschiedlich, je nach­dem welche Fragen ans Experiment gestellt werden. Beispielsweise erlaubt eine Einschränkung des Umfangs langsamer Atome eine höhere Quellenpulsfrequenz und damit über eine höhere Atomzählrate eine Verkür­zung der Meßzeit.

^[3] Theoretisch erlaubt das Computerprogramm eine Histogrammauflösung von bis zu 12 Bit, eine Einstel­lung, die mir aber nicht, sehr sinnvoll erscheinet, da der Detektor nur über 540 000 Mikrokanäle verfügt und diese mit 10 Bit digitaler Auflösung völlig ansgeschöpft werden können.