Arbeitsbericht zum Teilprojekt B5: Diagnostik von

Arbeitsbericht zum Teilprojekt B5:
Diagnostik von Wasserstoffatomen
und angeregten
Wasserstoffmolekülen
im Niedertemperaturplasma
Projektleiter:
Prof. Dr. Hans Fr. Döbele
Dr. Volker Schulz−von der Gathen
Weitere beteiligte Wissenschaftler:
Dr. U. Czarnetzki
Dr. D. Wagner
Dipl.−Phys. T. Mosbach
1. Thematische Ausrichtung:
Wasserstoff (bzw. Deuterium) in atomarer oder molekularer Form spielt
eine bedeutende Rolle sowohl bei Plasmen, die in der Fusionsforschung
untersucht werden, als auch in der Plasmatechnologie bei der Oberflä −
chenmodifizierung, der Herstellung neuer, harter Schichten oder Materia −
lien. Vor allem die atomare Komponente ist wegen ihrer dominierenden
Rolle bei plasmachemischen Reaktionen von ausschlaggebender Bedeu −
tung. Die quantitative Bestimmung von atomaren Dichten ist im Bereich
kleiner Drücke (p< 100 Pa) mit Mitteln der Mehrphotonen−Laserspektro −
skopie möglich, erfordert jedoch erheblichen experimentellen Aufwand.
In Plasmaquellen mit einem vorherrschenden molekularen Anteil − z.B.
magnetischen Multipolquellen −ist die Besetzungsdynamik der angeregten
Niveaus (vor allem des dominierenden elektronischen Grundzustandes),
die Erzeugung negativer Ionen sowie der atomaren Komponente ein −
schließlich deren Energieverteilung (Temperaturen) nicht verstanden. Dies
liegt vor allem daran, daß bislang keine aussagekräftige und genü gend
empfindliche in−situ Diagnostik für die Molekülzustände existierte.
In diesem Projekt wird an zwei sehr unterschiedlichen Plasmaquellen −
einer kapazitiv gekoppelten RF angeregten Quelle und einer magneti −
schen Multipolquelle − der Versuch unternommen, sowohl mit neuen Me −
thoden der Laserdiagnostik als auch mit darauf gegründeten neuen Ver −
fahren der Emissionsspektroskopie die genannten Plasmen hinsichtlich
der Dichten der diversen Spezies zu charakterisieren. Die letztere Me −
thode ist − ergänzt durch Sondendiagnostik und Interferometrie − wegen
ihrer relativen technischen Einfachheit vor allem für die plasmatechnolo −
gischen Anwendungen von Bedeutung.
2. RF−Plasmaquelle:
2.1 Emissionsspektroskopie:
Im laufenden Förderabschnitt konnten wir zeigen, daß der Dissoziations −
grad in Wasserstoff RF−Entladungen im Druckbereich bis 100 Pa und bei
Leistungen von einigen 10 Watt emissionspektroskopisch zumindest halb −
quantitativ auf der Basis plausibler Modellannahmen bestimmt werden
kann [SVG1]. Alle drei untersuchten Verfahren (Argon−Aktinometrie, Ver −
gleich molekularer Linien und einer Balmer−Linie, Vergleich von
mindestens drei Balmer−Linien untereinander) zeigen ähnliche
Abhängigkeiten des Dissoziationsgrades vom Gasdruck, von der
eingekoppelten Leistung sowie der Position innerhalb der Entladung.
Neben prinzipiellen Unsicherheiten, die derzeit noch in der
unvollständigen Kenntnis der Wirkungsquerschnitte begründet sind,
erwies sich im Experiment vor allem die Empfindlichkeit und das
Übersprechen der CCD−Zeilenkamera als begrenzend, die im Fall der
Fulcher−Moleküllinien, die aus Gründen der Auflösung bei gleichzeitig
großem Spektralbereich ( λ= 400 − 750 nm) mit einem 2 m Plangitter−
Spektrographen registriert werden müssen, nur sichtlinien− und
zeitintegrierte Messungen erlaubte.
Abb. 1a zeigt die Abhängigkeit des Dissoziationsgrades von der Leistung.
Man erhält bei kleinen atomaren Dichten aus der Aktinometrie
systematisch zu große Werte, da dieses Verfahren den dissoziativen
Kanal nicht kennt, und folglich die beobachtete Intensität der Anregung
aus dem atomaren Grundzustand zurechnet. In Abb.1 b ist der Verlauf
des Dissoziationsgrades − ermittelt nach den drei genannten Verfahren −
in Abhängigkeit vom Abstand zur geerdeten Elektrode dargestellt. Der
Verlauf wird in ähnlicher Weise auch durch laserinduzierte
Fluoreszenzspektroskopie mit Zweiphotonenanregung (TALIF, s.u.)
wiedergegeben.
0,07
Dissoziationsgrad
0,025
TALIF
Balmer
Fulcher
Aktinometrie
0,020
0,015
0,010
0,05
0,04
0,03
0,02
0,01
0,005
0,000
0
TALIF
Balmer
Fulcher
Aktinometrie
0,06
Dissoziationsgrad
0,030
20
40
60
80
Senderleistung/ W
100
0,00
0
10
20
30
40
Abstand von geerdeter Elektrode/ mm
Abb. 1: Dissoziationsgrad, emissionsspektroskopisch und mit
zweiphotonenresonanter LIF (TALIF) ermittelt
Die vergleichsweise große Streuung der Messpunkte aus relativen
Balmer−Intensitäten ist auf die geringe Zahl verglichener Linien mit kleiner
Intensität zurückzuführen. Dieses Manko kann nun, nach Verfügbarkeit
einer CCD−Kamera mit großer Akkumulationsfrequenz, behoben werden.
Von entscheidender Wichtigkeit ist auch die Berücksichtigung von
Entvölkerungsstößen des oberen atomaren Niveaus ( Quenchingˆ)
[BURS].
Im Fall der Aktinometrie gab es mangels Kenntnis des Quench−Quer −
schnittes für den betreffenden Argon−Übergang bei λ=750 nm durch mo−
lekularen Wasserstoff bisher keine Möglichkeit, diesen Einfluß zu be −
rücksichtigen. Inzwischen ist diese Lücke durch eigene Messungen [FRA]
geschlossen. Abbildung 2 zeigt den Effekt der Stoßentvölkerung des obe −
ren Argon−Niveaus, das zuvor auf dem Wege der VUV−Zweiphotonenan −
regung (2x λ=184nm) bevölkert worden war. Diese Verbesserung wird
künftig einbezogen werden.
0,14
H2
0,12
0,10
0,08
0,06
0,04
0,02
0
2
4
6
8
10
12
Abb. 2: Inverse Fluoreszenzlebensdauer als Funktion des Fremdgas−
druckes und der Teilchenart der Stoßpartner für den Argon−Übergang bei
λ=750 nm und daraus resultierende Stoßlöschungsrate
2.2 Laserinduzierte Fluoreszenzspektroskopie mit Zweiphotonenanregung
(TALIF):
Zur Validierung der emissionsspektroskopischen Verfahren wurden
TALIF− Messungen mit Anregung von n=1 nach n=3 mit Strahlung der
Wellenlänge λ= 205 nm und Beobachtung der Balmer−alpha Linie
(λ= 656 nm) durchgeführt. Das Fluoreszenzlicht wurde mit einem gepul −
sten Photomultiplier nachgewiesen, weil ansonsten die Plasmahinter −
grundstrahlung den Multiplier ’ausbleichte’. Die Erzeugung der UV Strah −
lung erfolgte ausgehend von einem frequenzverdoppelten Nd:YAG Laser
mit Hilfe eines bei λ= 677 nm emittierenden schmalbandigen Farbstoffla −
sers (∆λ= 0.1 cm−1). Dessen frequenzverdoppelte Strahlung wird an −
schließend in einem BBO Kristall mit der λ= 532 nm Reststrahlung ge−
mischt. Dieses Konzept erlaubt im Prinzip große Ausbeuten; die
verfügbaren Kristalle erlaubten aufgrund ihrer Belastbarkeit lediglich die
Erzeugung von 0.5− 1 mJ bei λ= 205 nm, was jedoch für diese
Vergleichsmessungen genügte. Die Absolut−Kalibrierung erfolgte mit Hilfe
der NO2−Titration [BITT]. Die Ergebnisse sind zum Vergleich in Abb. 1 mit
dargestellt.
Die zu beobachtenden Unterschiede sollten nicht überraschen: Die Spek −
troskopie ist mit nur unzureichender Information über die Elektronenen −
ergieverteilung ausgewertet worden. Ferner sind die Spektren im Gegen −
satz zur LIF sichtlinienintegriert. In der Antragsphase ist beabsichtigt, ge −
rade diese einschränkenden Bedingungen auszuschalten (siehe Antrags −
teil).
Inzwischen ist TALIF auch in Doppler−freier Variante an der RF Quelle
realisiert worden. Dabei kann ohne Fokussierung der UV Strahlung ein
streifenförmiger Ausschnitt mit gegenläufigen Strahlen beleuchtet und das
Fluoreszenzlicht senkrecht dazu als Bild registriert werden. Auf diese
Weise kann durch Aneinanderfügen von radial ausgerichteten Streifenbil −
dern eine atomare Dichteverteilung in einer Ebene erhalten werden.
2.3 Diagnostik der Elektronenkomponente:
Die genannten spektroskopischen Verfahren erfordern zur Ermittlung des
Dissoziationsgrades die Kenntnis der Energieverteilungsfunktion der
Elektronen. Bei den bisherigen, halbquantitativen Messungen schien es
gerechtfertigt, aus Relativmessungen gewonnene Temperaturenˆ zu ver−
wenden, zumal zuverlässige Sondenmessungen an Wasserstoff, die hät −
ten alternativ verwendet werden können, nicht vorlagen. In der laufenden
Förderperiode wurde im Rahmen einer Diplomarbeit ein Sondensystem
entwickelt, welches mit passiver RF−Kompensation arbeitet [MUEL]. Die −
ses System liefert zeitgemittelte Verteilungen, die im Detail noch nicht
verstanden sind. Von diesem Sondenmeßsystem erhoffen wir in Zukunft
wesentliche Beiträge zur Analyse der Emissionsspektren, indem die bisher
angenommenen Maxwell−Verteilungen durch reale Elektronen −
energieverteilungen ersetzt werden.
Zur Ergänzung dieser Anstrengungen, ein möglichst vollständiges Bild
auch über die Elektronenkomponente zu erhalten, wurde ein 1 mm Mikro −
welleninterferometer erprobt und zur Elektronendichtemessung an der
RF−Quelle eingesetzt [NNIE].
Die Verwendung dieser Wellenlänge erlaubt eine transversale Ortsauflö −
sung innerhalb des Plasmas. Der erreichbare Durchmesser eines
Gauß’schen Fokus kann unter den gegebenen Bedingungen auf etwa 3 λ
abgeschätzt werden. Dieser Vorteil wird mit einer sehr kleinen zu mes −
senden Phasenverschiebung erkauft, die im Bereich von 10 −4 einer Peri−
ode liegt, und einen extrem stabilen Aufbau erfordert.
Dieses als Heterodyn−Interferometer aufgebaute Instrument benutzt als
Strahlungsquelle eine frequenz−verdreifachte Gunn−Diode, die ca. 6 mW
bei einer Frequenz von 309 GHz emittiert.
M1
M3
BS1
S
RG
DR
BS4
M6
M4
BS5
M5
M2
BS2
BS3
DS
verschiebares
Elektrodensystem
Entladungsgefäß
Abb.:3 Gesamtaufbau des 1mm Heterodyn−Interferometers
Mit diesem System wurden in einer ersten Phase sichtlinienintegrierte
Messungen auf der Achse der Entladung durchgeführt, wobei sich zeigte,
daß mit diesem Instrument Dichten bis in den Bereich von 2 x 10 9 cm−3 der
Messung zugänglich sind − Werte, die man am Rand der Entladung
erwartet. Dies legte nahe, auch das Problem ortsaufgelöster
Elektronendichtemessungen auf dem Wege der Abel−Inversion am Rande
beginnend anzugehen. Dies erforderte neben einigen Veränderungen des
quasi−optischen Aufbaus insbesondere die Konzeption einer
Entladungkammer, die die erforderliche transversale Verschiebung des
Mikrowellenstrahls erlaubt. Inzwischen sind die Messungen erfolgreich
durchgeführt worden [LUKA]; Abb. 4 zeigt die auf diese Weise gewonnene
Elektronendichteverteilung.
HV−Elektrode
6,6x1016
16
8,4 10
4,2x1016
20
2,4x1016
7x1015
30
40
Erd−Elektrode
−80
−60
−40
−20
0
20
40
60
80
radialer Abstand zur Entladungsachse [mm]
MWI_3D.ORG
10
Elektronendichte [m−3]
Abstand zur HV−Elektrode [mm]
0
Abb. 4: Ortsaufgelöste Elektronendichteverteilung ( Kontourplotˆ) in der
RF−Plasmaquelle (Betriebsdaten: Argon, 40 Pa, Senderleistung 100 W)
Bemerkenswert ist die Ausbildung zweier Dichtemaxima auf der Entla −
dungsachse und das Auftreten eines ringförmigen Dichteprofils in der
Nähe der ’heißen’ Elektrode. Beide Beobachtungen finden sich auch in
der einschlägigen Literatur: Ähnliche axiale Strukturen werden in einer
emissionsspektrokopischen Untersuchung [BUIE] beobachtet, während
ein Anstieg der Elektronendichte nahe den Rändern der ’heißen’ Elek trode
von Overzet und Hopkins [OVHO] mit Sondenmessungen in einer
sogenannten GEC Reference Cell gemessen wurden. Diese Strukturen
ergeben sich gleichfalls aus Modellrechnungen [BOEU].
5,0x1010
MWI
Sonde
Elektronendichte [cm −3]
4,0x1010
3,0x1010
2,0x1010
1,0x1010
0,0
−100
−50
0
50
100
Abstand von Entladungsachse [mm]
Abb.5: Vergleich der radialen Elektronendichteverteilungen aus Mikrowel −
leninterferometer und Sondenmessungen
Zum Vergleich der Sondenmessungen mit der Interferometrie wurde für
eine Entladung in Argon die integrierte EEDF aus der 2. Ableitung der
Kennlinie bestimmt. Aus Gründen der Sondengeometrie konnte der Ver −
gleich nur für die Mittelebene der Entladung durchgeführt werden. Die
Übereinstimmung ist beeindruckend: Die Unterschiede belaufen sich auf
weniger als 10% über den gesamten radialen Bereich (Abb: 5).
3. Magnetische Multipolquelle:
3.1 Atomare Komponente:
Der in der letzten Förderperiode erreichte Stand läßt sich wie folgt zu −
sammenfassen:
Die Diagnostik der atomaren Komponente auf dem Wege der VUV−Ab −
sorptionsspektroskopie auf dem Lyman−alpha Übergang ergab
Dissoziationsgrade im Bereich 10 bis 15 % − abhängig von der
Wandkonditionierung. Die VUV−Strahlung wurde schmalbandig
abstimmbar über Stimulierte anti−Stokes Raman−Streuung (SARS) an
Wasserstoff erzeugt. Das Problem der optischen Dicke des Übergangs
wurde durch Beimischung einer geringen bekannten Menge von D 2 (im
Fall von D2−Entladungen H2) und Ausnutzung der Isotopie−Verschiebung
gelöst. Es ergaben sich 3 energetisch deutlich verschiedene atomare
Gruppen: Eine heißeˆ atomare Komponente mit Temperaturen um 2000
bis 3000 K (betriebsdatenabhängig) und einem relativen Anteil von 2%
aller Teilchen im Volumen, eine kalteˆ, anteilmäßig dominierende
Komponente mit Temperaturen um 400 K, sowie eine hochenergetische
Komponente (0.1 %) von Atomen, die direkt aus dem Dissoziationsprozeß
stammen [WAG1]. Emissionsmessungen am Balmer−alpha−Übergang
ergaben (in Übereinstimmung mit Messungen anderer Autoren [PEAL])
keine kalte Komponente.
Diese Diskrepanz hat inzwischen eine Erklärung durch Vergleich von Ab −
sorptionsmessungen längs verschiedener Wege durch die Quelle gefun −
den.
Magnets
VUV beam
position 2
VUV beam
position1
Abb. 6:
Schema der Multipolquelle
und Absorptionswege der
Lyman−alpha−Strahlung
Tritt nämlich der sondierende VUV−Strahl
Cathode
dicht unterhalb des End flansches −
entsprechend Pos. 2 in Abb. 6 − durch das
Entladungsgefäß, so wird eine wesentlich größere atomare Dichte gemessen.
I =20 A
p =16 µbar
n(D)/n(D2) /%
60
Pos. 2
50
40
30
20
AbbIII6.ORG
Pos. 1
10
0
0
10
20
30
40
50
60
I /A
Abb. 7: Verhältnis der atomaren zur molekularen Deuteriumdichte für un −
terschiedliche Absorptionswege
Die Vermutung liegt nahe, daß dies auch für die radiale Richtung zutrifft,
so daß also die kalte H−Komponente außerhalb des leuchtenden
Plasmabereiches dominant vertreten ist − ein angesichts der geringen
Dichte überraschender Befund, der der weiteren Abklärung bedarf − siehe
Antragsteil.
Dieses Ergebnis wird gestützt durch Absorptionsmessungen der n=2
Besetzung mit Hilfe eines Balmer−alpha Diodenlasersystems [NIEM].
Abb. 8 zeigt den Aufbau. Die abstimmbare Strahlung wird von einer
Laserdiode in einem externen Littman Resonator erzeugt; zur
Vergrößerung des Absorptionsweges wird das Plasma mit einer
White−Multipassanordnung vielfach durchsetzt.
Temperatur−und
Stromregelung
Strahlteiler
Lichtleiter
NGD Filter
Bucket−Source
Laserdioden−
system
T
M
P
T
M
P
Multipassspiegel
Frequenz−
generator
Analoger
Dividerer
Lock−In−
Verstärker
Computer
Abb. 8: Schema der Anordnung zur Balmer−alpha
Absorptionsmessung.
Die folgende Abbildung zeigt zwei typische Beispiele:
0.4
L= 400 cm
Absorbanz
9
−3
N= 1.1·10 cm
T= 1500 K
0.3
0.2
L= 400 cm
1.4
N= 5.1·109 cm−3
T= 2600 K
1.2
1.0
0.8
I= 10 A
P= 1.6 Pa
I= 30 A
P= 1.6 Pa
0.6
0.4
0.1
0.2
0
0.0
15233.0
15233.5
Wellenzahl /cm−1
15232.5
15233.0
15233.5
15234.0
Wellenzahl /cm−1
Abb. 9: Gemessene Balmer−alpha Absorptionsprofile im Vergleich
zur Rechnung für die angegebene Kombination von Dichte und
Temperatur
Der Vergleich zwischen gemessenen und auf der Basis der
Feinstrukturaufspaltung und Summation über die Doppler−
verbreiterten Komponenten angepaßten gerechneten Profile ergibt
unzweideutig, daß die Tempera tur der Atome im Niveau n=2 der
heißen Komponente angehören und kei nen kalten Anteil besitzen.
Die (nicht so gut aufgelösten) Emissionsmes sungen werden also
voll bestätigt.
N2 / 10 9cm−3
3000
5
2500
4
2000
3
1500
2
p = 1.6 Pa
T2
N2
1
0
10
15
20
I/A
25
30
T2 / K
6
1000
500
0
Abb. 10: Gemessene Dichten (n=2) und Temperaturen als Funktion
der Stromstärke
Unsere jetzige Vorstellung besagt, daß der über die VUV
Absorptionsspektroskopie identifizierte kalte Anteil am Rand
konzentriert ist, und daß heiße Atome im Plasma angetroffen
werden. Die Untersuchung dieser überraschenden Inhomogenität
und Klärung der Ursachen ist für die an stehende Antragsphase
vorgesehen.
3.2 Molekulare Komponente:
Bereits in der vorangegangenen Berichtsphase war über VUV−
Absorptionsmessungen der Besetzung der Schwingungs− und
Rotationszustände des elektronischen Grundzustandes berichtet
worden. Die Ergebnisse lassen sich so zusammenfassen [WAG2]:
Die Moleküle besitzen Translationstemperaturen um 400 K. Die
Rotationsbesetzungen der ersten (etwa bis J= 4) Niveaus weisen
sehr ähnliche Temperaturen auf; die höheren J sind deutlich
überbesetzt. Dies wurde auch bei anderen Untersuchungen an H 2 so
beobachtet [STUT], [BONN], [MEUL]) und überrascht daher nicht.
Von besonderem Interesse ist die Besetzung der
Schwingungszustände − insbesondere im Bereich v=6 und höher, da
der Prozeß des dissoziativen Attachment von Elektronen an hoch
schwingungsangeregte Moleküle als dominierender Mechanismus
für die Erzeugung negativer Wasserstoffionen angesehen wird.
Theoretisch begründete Modelle gehen von einer überthermischen
Besetzung aus. Unsere Absorptionsmessungen waren in der Lage,
bis v=5 (Deuterium v=6) mit akzeptabler Genauigkeit
sichtlinienintegrierte Dichten der stärksten Rotationsübergänge zu
bestimmen. Grenzen waren gegeben durch Justierprobleme wegen
der verwendeten LiF− bzw. MgF 2 −Linsen und − Prismen aufgrund
des im VUV stark wellenlängenabhängigen Brechungsindex; ferner
durch Intensitätsfluktuationen der VUV Sondie rungsstrahlung und
durch Bedampfung der Fenster, die Langzeitmessun gen zur
Verbesserung der Statistik ausschlossen.
Inzwischen haben wir die experimentelle Situation ganz
entscheidend verbessern können. Zunächst wurde der optische
Aufbau voll auf Reflexionsoptik umgestellt und auch die Auswahl
der jeweils für die einzelnen molekularen Übergänge benötigten
anti−Stokes Komponenten mit einem Beugungsgitter vorgenommen.
Excimer−Laser
Plasma Source
VUV−
Mono−
chromator
(Signal)
Dye−Laser
+SHG
Raman
Cell
VUV−
Mono−
chromator
(Reference)
Digital
Scope
Abb. 11: Modifizierter experimenteller Aufbau zur VUV Diagnostik an der
Multipolquelle
Jetzt ist das Justieren problemlos in der nullten Ordnung des Gitters mög −
lich.
Eine weitere Verbesserung betrifft die Möglichkeit, die Entladung zu pul −
sen und z.B. den Strom in Zeiten unterhalb einer Mikrosekunde abzu −
schalten.
Die VUV−Erzeugung wurde ebenfalls entscheidend verbessert, indem das
von uns schon früher vorgeschlagenen Prinzip des Stokes seedingˆ
[SVG2] angewandt wurde. Die Methode ist einfach: Vor der Raman−Zelle
unveränderter Bauart befindet sich ein mit etwa 10 bar H 2 gefülltes Rohr,
das eintrittsseitig durch ein Quarzfenster und austrittsseitig durch die
Fokussierungslinse der nachfolgenden Raman−Zelle abgeschlossen ist.
Der Farbstofflaserstrahl durchsetzt diesen Hochdruckteil unfokussiert −
dennoch wird in geringem Umfang Stokes−verschobene Strahlung
erzeugt, die gemeinsam mit der eigentlichen Pumpstrahlung in die VUV−
Raman−Zelle fokussiert wird. Dies hat, wie in [GOEH] näher ausgeführt,
die Wirkung, daß die VUV−Erzeugung vor allem bei den hohen anti−
Stokes Ordnungen viel effizienter abläuft und ferner die
Intensitätsschwankungen erheblich reduziert sind.
10−4
Energy/J
10−5
10−6
10−7
10−8
120
without Stokes−seeding
with Stokes−seeding
140
160
λ/nm
180
200
Abb. 12: Verbesserung der VUV−Erzeugung im tiefen VUV durch Stokes−
Seeding
Ein weiterer erheblicher Vorteil besteht darin, daß diese Methode der
VUV−Erzeugung es erlaubt, unverdoppelte Farbstofflaserstrahlung im Be −
reich um λ=370 nm als Pumpstrahlung zu verwenden, so daß die störan −
fällige Rotation des Verdopplerkristalls vermieden werden kann. Man muß
allerdings auf der Austrittsseite der Raman−Zelle Vorkehrungen treffen,
daß nicht durch die jetzt sehr intensive (40 mJ) Pumpstrahlung
Beschädigungen am Gitter auftreten.
Der notwendige Weg (geeignete Bedampfung des ersten getroffenen
Umlenkspiegels) ist abgeklärt; der Übergang auf diese verbesserte Me−
thode ist für die nahe Zukunft vorgesehen.
Eine ganz wesentliche Verbesserung ergab sich aufgrund der Möglich keit,
die Entladung zu pulsen. Auf der Basis früherer Arbeiten [KAT1], [KAT2],
[MOS] wurde der Versuch unternommen, anstelle der bisher verfolgten
Absorptionsmessungen, LIF−Messungen zu versuchen, um die vor allem
interessierenden hochliegenden Vibrationsniveaus zu untersuchen. Diese
sind in Absorption auf dem intensiven Untergrund des Sondierungsstrahls
nicht mehr detektierbar. In Gegenwart des Plasmas ist LIF wegen der sehr
intensiven Strahlung gerade auf den interessierenden Übergängen
[GRAH] aussichtslos. Die genannten Arbeiten zeigten jedoch, daß die
hochliegenden Zustände aufgrund ihres metastabilen Charakters über
mehrere hundert Mikrosekunden eingefrorenˆ sind, wenn die Entladung
abgeschaltet ist.
Erste Versuche zeigten, daß es unumgänglich ist, den VUV−PMT zu pul −
sen und ferner ihn auch vor der intensiven Plasmastrahlung im span −
nungslosen Zustand durch einen geeignet ausgelegten Chopper zu
schützen. Inzwischen gibt es erste, sehr positive Ergebnisse:
Es lassen sich in der Tat sehr hohe Vibrationszustände identifizieren. Es
ist ferner möglich, das Abklingen der Besetzungen als Funktion von v und
des Zeitpunktes nach dem Abschalten zu verfolgen.
Die Absolutkalibrierung ist − bis auf lösbare Details − über Rayleigh−
Streuung an Argon möglich. Die im folgenden dargestellten Messungen
wurden in einem Zeitfenster 300 Mikrosekunden nach dem Abschalten
gewonnen. Man kann dann noch Besetzung in v=11 messen. Geht man
mit dem Zeitfenster bis etwa 50 Mikrosekunden an das Abschalten heran
− dies ist derzeit nur unvollkommen möglich − dann ist sogar noch ein Si −
gnal von v=14 erkennbar − mehr Vibrationszustände hat der molekulare
Grundzustand nicht!
Die in der folgenden Abb. 13 dargestellten Besetzungen sind noch mit
allem Vorbehalt zu betrachten: Zum Fluoreszenzlicht tragen alle nach dem
Franck−Condon−Prinzip möglichen Übergänge [DABR] bei. Die Verzwei −
gungsverhältnisse [ALDA], [SPIN] sind berücksichtigt; jedoch ist gleiche
Detektionsempfindlichkeit angenommen. Anstelle der Summation über
alle Rotationslinien wurde jeweils der P(1)−Übergang als Stellvertreterˆ
angesehen.
Folgende Übergänge wurden benutzt:.
Übergang
Wellenlänge/ nm Aik/ 108 s−1
X(3) − B(0)
X(4) − B(3)
127.681
127.058
3.733
1.653
X(5) − B(2)
X(6) − B(1)
134.732
142.966
2.101
2.467
X(7) − B(3)
X(8) − B(2)
143.505
151.745
1.806
2.490
X(9) − B(4)
X(10) − B(3)
151.347
159.131
1.155
3.565
X(11) − B(4)
160.449
4.164
Diese Übersicht zeigt die ausgezeichnete Eignung unserer Methode
der VUV−Erzeugung über SARS für diese Anwendung, die es im
Gegensatz zu den sonst üblichen nichtlinearen optischen Methoden
zur VUV−Erzeugung erlaubt, ohne wesentliche Änderung aufgrund
der Verfügbarkeit einer großen Zahl von Raman−Ordnungen ein
derart großes spektrales Intervall im VUV mit einem Farbstoff
abzudecken.
population X(v’’,1)
17
1016
v’’=3
1015
1014
I =5A
U = 100 V
p = 1 Pa
t = 300 µs
v’’=11
1013
0
10000
20000
−1
auswer t3.or g
nv [ m−3 ]
10
30000
energy [ cm ]
Abb. 13: Vorläufige erste Auswertungen der Besetzungsdichten
hochliegender Schwingungszustände (J=1)
Angesichts der derzeit noch anzubringenden Vorbehalte erscheint ein
Vergleich des Besetzungsverhaltens mit den Ergebnissen der Modellie −
rungen verfrüht. Immerhin ist klar, daß uns jetzt das Instrumentarium zur
Lösung dieser bisher ungeklärten Frage zur Verfügung steht.
Diese VUV−LIF Untersuchungen bedürfen noch der Vertiefung und
Abrundung − ferner sind dann auch die notwendigen
Parameterstudien etc. durchzuführen − hierauf ist im Antragsteil
näher eingegangen worden.
Literatur:
[SVG1]: V. Schulz−von der Gathen, and H.F. Döbele:
Plasma Chem. Plasma Process.16 (1996) 461
[BURS]:
M.L. Burshtein, B.P. Lavrov, and V.N. Yakovlev:
Opt. Spectr., 62 (1987) 729
[FRA]: A. Francis, U. Czarnetzki, H.F. Döbele and N. Sadeghi:
Appl.Phys.Lett., 71 (1997) 3796
[BITT]: J. Bittner, K. Kohse−Höinghaus, U. Meier, S. Kelm, Th. Just:
Combustion and Flame, 71 (1988) 41
[MUE]: M. Müller: Diplomarbeit, Uni GH Essen, 1997
[NNIE]: N. Niemöller, V. Schulz−von der Gathen, A. Stampa, H.F.
Döbele: Plasma Sources Sci.Technol. 64 (1997) 78
[LUKA]:
C. Lukas: Diplomarbeit, Uni GH Essen, 1997
[BUIE]: M.J. Buie, J.T.P. Pender, J.P. Holloway, T. Vincent,
P.L.G. Ventzek, M.L. Brake:
J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transfer 55 (1996) 231
[OVHO]: L.J. Overzet, M.B. Hopkins:
Appl. Phys. Lett., 63 (1993) 2484
[BOEU]:
J.P. Boeuf, L.C. Pitchford:
Phys. Rev. E, 51 (1995) 1376
[WAG1]:D. Wagner, B. Dikmen, H.F. Döbele:
Rev. Sci. Instr. 67 (1996) 1800
[PEAL]: M.Pealat, J.P.E. Taran, M. Bacal, F. Hillion:
J. Chem. Phys. 82 (1985) 4943
[NIEM]: K. Niemi: Diplomarbeit Uni GH Essen, 1998
[WAG2]:D. Wagner, B. Dikmen, H.F. Döbele:
Plasma Sources Sci.Technol. (einger.)
[STUT]: G. C. Stutzin, A. T. Young, A. S. Schlachter, K. N. Leung,
W. B. Kunkel:
Rev. Sci. Instrum. 59, 1479 (1988).
[BONN]:
J.H.M. Bonnie, P.J. Eenshuistra, H.J. Hopman:
Phys. Rev. A37 (1988) 1121
[MEUL]:
R.F.G. Meulenbroeks: Thesis, TU Eindhoven, 1996
[SVG2]: V. Schulz−von der Gathen, T. Bornemann. V. Kornas,
H. F. Döbele:
IEEE J. Quant. Electron. 26 (1990) 739
[GOEH]:A. Goehlich: Diplomarbeit Uni GH Essen, 1997
[KAT1]: H.−M. Katsch, E. Quandt:
J. Phys. D: Appl. Phys. 25 (1992) 430
[KAT2]: H.−M. Katsch, E. Quandt, A. Köster:
J. Phys. D: Appl. Phys. 28 (1995) 493
[MOS]: T. Mosbach, H.−M. Katsch, H.F. Döbele:
Plasma Sources Sci.Technol. 7 (1998) 75
[GRAH]:
W.G. Graham:
J. Phys. D: Appl. Phys. 17 (1984) 2225
[DABR]:
I. Dabrowski:
Can. J. Phys. 62 (1984) 1639
[SPIN]: R.J. Spindler:
J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transfer. 9 (1969) 597
[ALDA]:
A.C. Allision and A. Dalgarno:
Atomic Data 1 (1970) 289