ČASOPIS ZA VAKUUMSKO ZNANOST, TEHNIKO IN TEHNOLOGIJE, VAKUUMSKO METALURGIJO, TANKE PLASTI, POVRŠINE IN FIZIKO PLAZME LJUBLJANA, MAREC 97 LETNIK 17, ŠT. 1,1997 UDK 533.5.62:539.2:669-982 ISSN 0351-9716 VAKUUMIST 17/1 (1997) ISSN 0351 -9716 VSEBINA □ Slovenska večnamenska rentgenska žarkovna linija pri sinhrotronu ELETTRA - Idejni načrt (I. Arčon) □ Osnovne značilnosti nizkotlačne šibkoionizirane plazme (M. Mozetič, M. Drobnič, A. Pregelj) □ Zgodovina raziskovanja luminiscentnih snovi (II. del) (Stanislav Južnič) □ NASVETI (J. Gasperič) □ DRUŠTVENE NOVICE □ OBVESTILA Slika na naslovni strani prikazuje del pospeševalne cevi sinhrotrona ELETTRA v Bazovici pri Trstu. Sinhrotron, ki je začel delovati pred štirimi leti, je najmočnejši izvir ultraviolične in rentgenske svetlobe na svetu. Na njem trenutno deluje osem žarkovnih linij, ki omogočajo veliko število vrhunskih osnovnih, aplikativnih ter industrijsko usmerjenih raziskav. Velika želja mnogih raziskovalcev in drugih uporabnikov sinhrotronske svetlobe v Sloveniji je, da bi postavili lastno žarkovno linijo. V članku dr. Iztoka Arčona je podrobneje opisan idejni načrt takšne večnamenske rentgenske žarkovne linije. Obvestilo Naročnike Vakuumista prosimo, da čim prej poravnate naročnino za leto 1997. Cena štirih številk, kolikor jih bo izšlo v letu, je 2000,00 tolarjev^ SPONZORJA VAKUUMISTA: Ministrstvo za šolstvo in šport Slovenije Balzers PFEIFFER GmbH, Dunaj □ VAKUUMIST □ Izdaja Društvo za vakuumsko tehniko Slovenije □ Glavni in odgovorni urednik: dr. Peter Panjan □ Uredniški odbor: mag. Andrej Demšar, dr. Jože Gasperič (urednik za področje vakuumske tehnike in sistemov), dr Bojan Jenko, dr Monika Jenko (urednica za področje vakuumske metalurgije), dr Ingrid Milošev, mag. Miran Mozetič. mag. Vinko Nemanič. Marjan Olenik, dr. Boris Orel. mag. Andrej Pregelj, dr. Vasilij Prešern in dr. Anton Zalar O Lektor: dr. Jože Gasperič O Korektor: Tomo Bogataj □ Naslov: Uredništvo Vakuumista, Društvo za vakuumsko tehniko Slovenije, Teslova 30,1000 Ljubljana, tel. (061)123-13-41 □ Številka žiro računa: Društvo za vakuumsko tehniko Slovenije, 50101 -678-52240 □ Grafična obdelava teksta: Jana Strušnik □ Tisk:PLANPRINT d.o.o. - Littera picta, Rožna dolina, c. IV/32-36, 1000 Ljubljana □ Naklada 400 izvodov 3 ISSN 0351-9716 VAKUUMIST 17/1 (1997) SLOVENSKA VEČNAMENSKA RENTGENSKA ŽARKOVNA LINIJA PRI SINHROTRONU ELETTRA - Idejni načrt Iztok Arčon, Fakulteta za znanosti o okolju, P.P. 301, Vipavska 13, 5001 Nova Gorica, Institut "Jožef Štefan", Jamova 39, P.P. 3000, 1001 Ljubljana Slovenian multipurpose X-ray beamline at Synchrotrone ELETTRA ABSTRACT Conceptual design for a multipurpose x-ray beamline at Synchrotrone ELETTRA in Trieste is presented. Proposed beamline would cover most of the experimental needs of Slovenian research groups for Synchrotron radiation. POVZETEK V članku je predstavljen idejni načrt za večnamensko rentgensko žarkovno linijo pri sinhrotronu ELETTRA v Trstu, s katero bi Slovenija pokrila veliko večino potreb slovenskih raziskovalnih skupin po sinhrotronski svetlobi. 1 UVOD V Bazovici pri Trstu je pred štirimi leti začel delovati sinhrotron ELETTRA, ki je v svetu najsvetlejši izvir ultravijolične in mehke rentgenske svetlobe. Na njem trenutno deluje osem žarkovnih linij /1/, ki omogočajo veliko število vrhunskih osnovnih, aplikativnih ter industrijsko usmerjenih raziskav s sinhrotronsko svetlobo. Šest linij uporablja UV-svetlobo za visoko specializirane raziskave na področju trdne snovi, materialov, tankih plasti, površin ter gruč in molekul v plinih. Preostali dve žarkovni liniji izkoriščata rentgensko svetlobo iz sinhrotronskega izvira. Linija za rentgensko difrakcijo je specializirana za raziskave v kristalografiji makromolekul, medtem ko je linija za sipanje rentgenske svetlobe pod majhnimi koti namenjena raziskavam polimerov, tekočih kristalov, gelov in drugih amorfnih materialov. V sklepni fazi izgradnje je rentgenska linija za radiološko diagnostiko za medicinske namene. Na sinhrotronu je prostora še za prek trideset žarkovnih linij. Zaenkrat je pripravljenih nekaj idejnih načrtov za bodoče linije, večina prostih mest pa še nima predvidene uporabe. Raziskovalni center pri sinhrotronu ELETTRA je odprt za mednarodna sodelovanja in pomeni zaradi svoje bližine za slovenske raziskovalne ustanove in industrijo še dodaten izziv za izrabo enkratnih raziskovalnih možnosti, ki jih ti laboratoriji nudijo. Doslej je bilo sodelovanje slovenskih raziskovalcev pri ELETTRI skromno. Eden izmed pomembnejših razlogov za to je visoko specializirana in specifična ponudba obstoječih eksperimentalnih postaj, ki se slabo pokriva s potrebami slovenskih uporabnikov po sinhrotronski svetlobi. Kakšne so te potrebe, pove anketa /2/, ki je bila izvedena v širokem krogu potencialnih uporabnikov sin-hrotronske svetlobe v Sloveniji. V anketi je bilo zajetih prek petdeset raziskovalnih skupin iz različnih slovenskih raziskovalnih inštitutov in industrije. Vključeni so bili tisti, ki sinhrotronsko svetlobo že izkoriščajo pri različnih sinhrotronskih laboratorijih v svetu (HASYLAB v Hamburgu, LURE v Parizu, Daresbury ...), in tudi potencialni uporabniki, ki še nimajo izkušenj s sinhrotronsko svetlobo, bi jo pa lahko pri svojih raziskavah učinkovito izrabljali. Spekter možnih uporab je zelo velik, saj pokriva osnovne in aplikativne raziskave na področjih, kot so na primer: materiali, tanke plasti, atomska fizika, fizika snovi, nekatera področja v kemiji, biokemiji, farmakologiji, ekologiji, medicini... Rezultati ankete kažejo, da prevladuje uporaba naslednjih eksperimentalnih tehnik: • rentgenska absorpcijska spektroskopija (XAS, EXAFS, XANES) (75% anketiranih), • rentgenska fluorescenčna spektroskopija (XRF, fluorescenčni EXAFS, totalni odboj rentgenske svetlobe) (50% anketiranih), • elektronska spektroskopija z UV- in rentgensko svetlobo (XPS, SEXAFS) (25% anketiranih), • rentgenska difrakcija (30% anketiranih). • sipanje rentgenskih žarkov pod majhnimi koti (SAXS) (15% anketiranih). Velik delež uporabnikov je izrazil potrebo po kombinirani uporabi dveh ali več eksperimentalnih tehnik. Anketa je pokazala, da velika večina potencialnih uporabnikov sinhrotronske svetlobe v Sloveniji potrebuje pri svojem delu rentgenske merilne tehnike, ki jih zaenkrat na obstoječih eksperimentalnih postajah pri sinhrotronu ELETTRA ni na razpolago. Dobljeni podatki torej kažejo, da bi slovenski uporabniki najbolj učinkovito izkoristili možnosti, ki jih nudi sinhrotron ELETTRA tako, da bi pri njem postavili lastno žarkovno linijo. V tem članku je predstavljen idejni načrt za večnamensko visokoločjivo rentgensko žarkovno linijo, ki bi pokrila večino potreb slovenskih raziskovalnih skupin po sinhrotronski svetlobi. Predlagana linija ne podvaja že obstoječih eksperimentalnih postaj, ampak je projektirana za eksperimente, ki jih doslej pri sinhrotronu ELETTRA še ni mogoče izvajati. Načrtovana je tako. da zadošča visokim tehnološkim standardom, ki veljajo za vse žarkovne linije pri sinhrotronu ELETTRA. Upoštevane so tehnične rešitve, ki so tudi cenovno najbolj sprejemljive. Predlagani idejni načrt /3,4/ je odobril Program Advisory Committee pri sinhrotronu ELETTRA. 1.1 Osnovne karakteristike žarkovne linije Žarkovna linija povezuje izvir sinhrotronske svetlobe z eksperimentalno postajo. Pri tem mora poskrbeti ne le za transport žarka v vakuumu od izvira do eksperimenta, temveč tudi za monokromatizacijo in fokusacijo svetlobe za potrebe eksperimentov. Vse optične komponente v žarkovni liniji morajo biti optimizirane, da se svetlost izvira pri transportu, disperziji in fokusaciji žarka čim bolj ohranja. Pri načrtovanju žarkovne linije je pomembno vnaprej vedeti, kakšne lastnosti žarka želimo imeti pri meritvah na mestu vzorca. Univerzalne žarkovne linije, ki bi hkrati zadostila različnim potrebam vseh možnih upo- 4 VAKUUMIST 17/4(1997) ISSN 0351 -9716 liklonski magnet Gruča elektronov Slika 1. Večnamenska rentgenska žarkovna linija: shema rabnikov, ni mogoče postaviti. Že takoj na začetku se moramo odločiti, ali bomo uporabljali rentgensko ali UV-svetlobo iz sinhrotronskega izvira, kajti optične komponente za UV-svetlobo niso uporabne za rentgensko in obratno. Posamezne optične komponente morajo biti optimizirane za eksperimentalne tehnike, ki bi jih radi izvajali na žarkovni liniji. Zahtevane karakteristike žarka (gostota svetlobnega toka, divergenca, energijska ločljivost, presek) se pri posameznih tehnikah lahko bistveno razlikujejo, zato je včasih nujno najti kompromisne rešitve. Idejni načrt za predlagano žar-kovno linijo je bil izdelan na podlagi zahtev slovenskih uporabnikov, zbranih v anketi. Shematični prikaz žarkovne linije je prikazan na sliki 1. Izvir sinhrotronske svetlobe je uklonski magnet. Spekter svetlobe iz izvira je zvezen. Z dvokristalnim monok-romatorjem izberemo iz zveznega spektra svetlobo z eno samo valovno dolžino. Monokromator omogoča enostavno in hitro nastavitev valovne dolžine izhodne svetlobe v intervalu od 0,6 nm do 0,1 nm, oziroma energije fotonov v izhodnem curku od 2 keV do 12 keV. Z izmenično uporabo treh parov silicijevih kristalov (Si(111), Si(311) in Si(331)) je mogoče doseči energijsko ločljivost AE/E~3x10"4 na celotnem energijskem intervalu. Višjo energijsko ločljivost lahko dosežemo z omejevanjem vertikalne divergence žarka z režami, postavljenimi pred monokromatorska kristala. V žar-kovno linijo je vgrajeno z zlatom prevlečeno toroidno zrcalo, ki fokusira rentgenski žarek (v horizontalni in vertikalni ravnini) na mesto vzorca. Na ta način dosežemo na vzorcu maksimalno gostoto svetlobnega toka. Osnovne karakteristike žarka, ki jih zagotavlja žarkovna linija, so: • enobarvna svetloba, nastavljiva na energijskem intervalu od 2 keV to 12 keV (oziroma v razponu valovnih dolžin od 0,6 nm do 0,1 nm), • energijska ločljivost, manjša od naravne širine atomskih stanj z vrzeljo v lupinah K pri atomih z vrstnim številom Z > 14 (Vk/Ek > 2-10"4) oziroma v podlupi- nah L pri elementih z vrstnim številom Z >14 (Fl/El > 5-10"4>, • fokusacija žarka na mesto vzorca; predvideni presek žarka v fokusu < 1 mm2, • visok svetlobni tok na vzorcu: -1011 fotonov/s v celotnem energijskem intervalu, • stabilna lega žarka na vzorcu, • vertikalna divergenca žarka manjša od 0,35 mrad. • horizontalna divergenca žarka manjša od 4 mrad. Eksperimentalna postaja na koncu žarkovne linije predvideva tri različne eksperimentalne komore: za absorpcijsko, fluorescenčno in fotoelektronsko spektroskopijo. Posamezne eksperimentalne tehnike je mogoče uporabljati izmenoma ali v kombinaciji po dve hkrati. Experimentalna postaja je načrtovana tako, da omogoča uporabnikom dostop do žarka tudi z lastno eksperimentalno opremo. 2 IZVIR SVETLOBE - UKLONSKI MAGNET Izvir sinhrotronske svetlobe so visokoenergijski elektroni, ki krožijo v shranjevalnem obroču. Elektroni v obroču niso porazdeljeni zvezno, ampak so združeni v pakete. Sinhrotronska svetloba se izseva, ko se tak paket elektronov giblje po magnetnem polju /5,6/. Nabiti delci v homogenem magnetnem polju potujejo po krožni trajektoriji, gibljejo se torej pospešeno in zato sevajo. Zaradi zelo visokih energij elektronov (2 GeV) pridejo do izraza relativistični efekti, ki povzročijo, da se tako rekoč vsa sinhrotronska svetloba izseva v ozek konus v smeri gibanja elektronov. Spekter sinhrotronske svetlobe je zvezen. Razteza se prek celotnega ultravijoličnega na rentgensko področje. V shranjevalnem obroču ELETTRA /7/ je vgrajenih 24 uklonskih magnetov (dipolnih magnetov s homogenim magnetnim poljem), ki primarno skrbijo za to, da se elektroni gibljejo po predpisani krožni poti. Vsak odkloni elektronski žarek za 15°. Uklonski magneti so hkrati tudi izviri sinhrotronske svetlobe. 5 ISSN 0351-9716 Na ravnih odsekih med posameznimi uklonskimi magneti so pri ELETTRI vgrajene posebne magnetne strukture - viglerji in undulatorji /8/, ki jih uporabljajo zgolj kot izvire sinhrotronske svetlobe. Ti specializirani izviri presegajo po svetlosti uklonske magnete za nekaj velikostnih redov. Žarkovna linija uporablja uklonski magnet kot izvir sinhrotronske svetlobe. Vzrok za tako izbiro je praktične narave. Pri predvidenih eksperimentih potrebujemo rentgensko svetlobo. Undulatorji pri ELETTRI so konstruirani kot izviri ultravijolične svetlobe, edini vgrajeni vigler, ki je sicer zelo svetel izvir rentgenske svetlobe, pa je že zaseden z dvema drugima žarkovnima linjama. Tabela 1. Gostota magnetnega polja (B), krivinski radij (R) elektronske trajektorije in nominalne velikosti (csx, Oy) in divergence (a'x, o'y) elektronskega žarka na mestu izvira sinhrotronske svetlobe v uklonskem magnetu so podani za energije elektronov v shranjeval-nem obroču E = 1,5 GeV oziroma 2,0 GeV. (Prostorska in kotna porazdelitev elektronov v posameznem paketu je približno Gaussova, zato za dimenzije navajamo kar standardno deviacijo o.) VAKUUMIST 17/1 (1997) Tabela 2. Parametri uklonskega magneta 191 kot izvira sinhrotronske svetlobe za energije elektronov 1,5 GeV oziroma 2,0 GeV in pri toku 400 mA: kritična energija vc, ustrezna kritična valovna dolžina Xc, celotna izsevana moč P ter svetlobni tok na enoto horizontalnega kota (P') oziroma na enoto prostorskega kota (P") E (GeV) ec (keV) Ac (nm) P (kW) P' (W/mrad) p„ (W/mrad2) 1.4 1.4 0,91 32 5,2 10,0 2.0 3,2 0,32 103 16,4 42,0 gence elektronskega žarka o\ in vertikalnega razpona kotov, v katerega seva posamezen elektron (c'r): pri čemer upoštevamo, da je kotna porazdelitev sinhrotronske svetlobe, ki jo izseva posamezen elektron, približno Gaussova s standardno deviacijo /5/: E Bo R Ox Oy OŽx OŽy (GeV) (T) (m) (um) (um) (urad) (urad) 1,5 0.891 5,5 75 20 184 5 2,0- 1,212 5,5 100 27 248 7 Nekatere bistvene karakteristike uklonskega magneta /9/ so zbrane v Tabeli 1. V tabeli 2 so navedene glavne lastnosti sinhrotronske svetlobe iz uklonskega magneta. Celotni izsevani svetlobni tok iz uklonskega magneta je odvisen od energije elektronov v obroču E, števila elektronov oziroma toka I elektronov in od gostote magnetnega polja B v uklonskem magnetu /5/: P[kW] = 26,6 • E3(GeVj • B[T| • l|A| Spekter izsevane svetlobe karakterizira kritična energija izsevanih fotonov (ec). ki razdeli spekter izsevane moči na dva enaka dela. Spekter se premakne k višjim energijam pri višijh energijah elektronov ter pri manjših krivinskih radijih R v magnetnem polju, torej pri višjih magnetnih poljih: ec[eV] = 2218 E3[GeV] R[m] V tabeli 3 so podane velikosti in divergence izvira sinhrotronske svetlobe v uklonskem magnetu /9/. Velikosti Ix in Iy so v dobrem približku kar enake dimenzijam elektronskega žarka. Vertikalno diver-genco izvira Z'y dobimo s konvolucijo vertikalne diver- Horizontalna divergenca X'x izsevane svetlobe je bistveno večja od vertikalne zaradi ukrivljene trajektorije elektronov v horizontalni ravnini. V uklonskem magnetu potujejo elektroni po krožnem loku v razponu 15°. Na celotni poti sevajo v smeri tangente na krožnico. Izsevani svetlobni tok na enoto horizontalnega kota je konstanten. Izhodno okno za sinhrotronsko svetlobo iz uklonskega magneta zajame svetlobo v razponu 65 mrad. Svetlobni snop je razdeljen na tri veje, tako da je iz enega uklonskega magneta mogoče napajati tri žarkovne linije. Vsaka veja zajame 7 mrad horizontalne divergence. Tabela 3. Velikost (Lx, ly) in divergenca (T'x, l'y) svetlobnega izvira v uklonskem magnetu pri energiji elektronov 1,5 GeV oziroma 2,0 GeV. (Ploskovna in kotna porazdelitev fotonov po preseku žarka je približno Gaussova, zato za dimenzije navajamo standardno deviacijo o, kot pri elektronskem žarku.) E Ix Iy I'x r, (GeV) (um) (lam) (Mrad) (urad) 1.5 192 20 7000 171 2,0 203 27 7000 172 Spekter svetlosti sinhrotronske svetlobe iz uklonskega magneta pri ELETTRI je prikazan na sliki 2. Za primerjavo so podane tudi svetlosti posebnih izvirov sinhro- 6 VAKUUMIST 17/1 (1997) ISSN 0351-9716 tronske svetlobe (vigler, undulator) pri istem sinhro-tronu. Slika 2. Spektralna svetlost različnih izvirov pri ELET-TRI pri energiji elektronov 2 GeV. BM - uklonski magnet; W - vigler; U - undulator 3 ŽARKOVNA LINIJA Sinhrotronska svetloba je speljana po žarkovni liniji od izvira do eksperimentalne postaje. Žarkovno linijo lahko razdelimo na šest odsekov: Žarkovni izhod (front end), filter, monokromator, zrcalo in eksperimentalno komoro. Posamezni odseki so med sabo ločeni z elek-tropnevmatskimi ventili, tako da jih lahko s stališča vakuuma obravnavamo ločeno. Podroben opis posameznih odsekov je podan v nadaljevanju. Shema žarkovne linije je prikazana na slikah 3a-c. Seznam vseh komponent je podan v tabeli 4. 3.1 Žarkovni izhod Prvi odsek žarkovne linije, ki je v uklonskem magnetu povezan s shranjevalnim obročem in se sklene na zunanji strani zaščitnega zidu pospeševalnika, imenujemo žarkovni izhod. Vanj je vgrajenih več komponent, ki skrbijo za zaščito osebja pred sevanjem ter za zaščito ultravisokega vakuuma v shranjevalnem obroču pred morebitnim vdorom zraka. Glavne funkcije svetlobnega izhoda so: Tabela 4. Seznam komponent žarkovne linije in njihovih dolžin št. KOMPONENTA SVETLOBNEGA IZHODA L (mm) F1 Vakuumska cev NW 150 2000 F1a Vakuumski senzor F2 Elektropnevmatski ventil 97,5 F3 Vakuumska cev NW150/nW200 300 F4 Meh CF200 CF200/250 275 F5 Komora svetlobnega zaklopa nW250 500 F5a NEG F5b Ionska črpalka F5c Vakuumski senzor F5d Pirani vakuummeter F5e Ventil za predčrpavanje F6 Razdelilnik žarka NW250/2 NW38 160 BMFE3 9333 F7 Meh CF45 90 F8 Ventil VAT 48 CF-F DN40 72 F9 Vakuumska cev NW38 150 F10 Hitri vakuum, ventil VAT 77 DN 40 80 F11 Vakuumska cev NW38/NW63 120 F12 Vakuumska cev NW63 800 F13 Meh NW63 120 F14 Absorber žarkov gama NW63 315 F15 Vakuumska komora NW63 315 F15a Ionska črpalka F15b Vakuumski senzor F15c Pirani vakuummeter F15d Ventil za predčrpavanje F16 Ventil VAT 48 CF-F DN63 75 F17 Meh CF63 120 F18 Vakuumska cev NW63/NW100 850 F19 Vakuumska cev NW100 1225 F20 Meh CF100 120 F21 Vakuumska cev NW100 3111 F22 Meh CF100 120 F23 Vakuumska komora 330 F23a Ionska črpalka F23b Vakuumski senzor F23c Pirani vakuummeter F23d Ventil za predčrpavanje F23e Hitri vakuumski senzor F23f Analizator preostalih plinov F24 Ventil VAT 48 CF-F DN 100 85 CELOTNA DOLŽINA (od izvira) 1143 0,5 7 ISSN 0351-9716 VAKUUMIST 17/1 (1997) št. KOMPONENTE ŽARKOVNE LINIJE L(mm) 1 Meh CF 100 125 2 Vodno hlajene nepremične reže 500 2a Ionska črpalka 2b NEG 2c Vakuumski senzor 2d Pirani Penning vakuummeter 3 Komora za grafitni filter 500 3a Ionska črpalka 3b NEG 3c Ventil za predčrpavanje 4 Berilijevo okno 85 5 Merilnik položaja žarka 350 6 Meh CF 100 125 7 Elektropnevmatski ventil (viton) 85 8 Vakuumska cev CF 100 1174,5 9 Meh CF 100 125 10 Vodno hlajene nastavljive reže 500 10a Ionska črpalka 11 Komora za monokromator 10000 11a Ionska črpalka 11 b Vakuumski senzor 11c Pirani Penning vakuummeter 11 d Ventil za predčrpavanje 12 Merilnik svetlobnega toka 100 13 Meh CF 100 125 14 Elektropnevmatski ventil (viton) 85 15 Vakuumska cev CF 100 1065 16 Meh CF 100 125 17 Komora za zrcalo (z zrcalom) 2000 17a Ionska črpalka 17b Vakuumski senzor 17c Pirani Penning vakuummeter 17d Ventil za predčrpavanje 18 Reže 500 19 Meh Cf 100 125 20 Elektropnevmatski ventil (viton) 85 21 Svetlobni zaklop 300 21 a Ionska črpalka 21b Vakuumski senzor 21C Pirani Penning vakuummeter 21d Ventil za predčrpavanje 22 Meh CF 100 125 23 Vakuumska cev CF 100 11900 24 Reže 500 24a Ionska črpalka 24b Vakuumski senzor 24c Pirani Penning vakuummeter 24d Ventil za predčrpavanje 25 Kaptonsko okno 85 26 Meh CF 100 125 27 Elektropnevmatski ventil (viton) 85 28 Meh CF 100 125 29 Vakuumska cev CF 100 3000 30 Merilnik svetlobnega toka 100 31 Elektropnevmatski ventil (viton) 85 32 Eksperimentalna komora 1000 32a Ionska črpalka 32b Vakuumski senzor 32c Pirani Penning vakuummeter 32d Ventil za predčrpavanje 33 Merilnik svetlobnega toka 200 DOLŽINA (od svetlobnega izhoda) 25709.5 CELOTNA DOLŽINA (izvir-fokus) 37140.0 • oblikovanje žarka. • absorpcija sinhrotronske svetlobe in zavornega sevanja iz shranjevalnega obroča, ko žarkovna linija ne deluje, • merjenje in vzdrževanje ultravisokega vakuuma. Žarkovni izhodi na uklonskih magnetih ELETTRE so standardizirani. Načrti zanje so že izdelani. Postavlja jih sama družba Sincrotrone Trieste, ki je tudi zgradila pospeševalnik. Predlagana žarkovna linija bo uporabljala žarkovni izhod BMFE3, opisan v referenci 10. Nobenih sprememb v konstrukciji ni predvidenih za potrebe linije. Shematični prikaz žarkovnega izhoda z dolžinami posameznih komponent je prikazan na sliki 3a. Najpomembnejše komponente so opisane v nadaljevanju. Razdelilnik žarka (F6) razdeli snop sinhrotronske svetlobe v vodoravni ravnini (ravnini pospeševalnika) v tri veje. Od celotnega kotnega razpona v vodoravni 8 VAKUUMIST 17/1 (1997) ISSN 0351-9716 absorber žarkov gana razdelilnik žarka s svetlobnim zaklopom fislilni magnet BMFE3 % -M) i ii i <Ž>" F3 F2 F4 17 .S >00 27S FIO F12 F14 F16 FIB F20 F22 F24 F6 F7 F8 F9 FU F13 F15 F17 F19 F2I F23 --f'-><-✓-t'-^-> i«o to 77 tso » no «o 120 119 HI 71 <» ' 775 170 lllt 120 »10 «5 11430,5 Slika 3a. Shematični načrt svetlobnega izhoda: veja BMFE3 grafitni filter oerihjevo okno ...... I é é dvoknstalrv rronokromntor rele JL, K&» "HhjF^ é é tofoidno zrcalo sveíiotH» /aktoP 4 5 6 7 9 10 11 1? 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 m »oo ito us u UM» lil W 1000 ■Ti M 11)11 121 ÍOOO 100 i M n 15500 9204.S g 1BS00 Slika 3b. Shematični načrt osrednjega dela žarkovne linije kaptonsko okno eksperimentalna komora © -i 24 25 Z6 27 2B 29 30 31 32 II 121 It 171 KOO o- 3/140 Slika 3c. Shematični načrt zadnjega dela žarkovne linije: eksperimentalna postaja 9 ISSN 0351-9716 VAKUUMIST 17/1 (1997) ravnini (65 mrad), ki je na razpolago za zajemanje svetlobe iz uklonskega magneta, vsaka od treh vej 7 mrad. Na ta način lahko isti izvir oskrbuje hkrati tri žarkovne linije. Za oblikovanje žarka je uporabljena vodno hlajena bakrena membrana, ki je vgrajena v komoro svetlobnega zaklopa (F5) na razdalji 3052,5 mm od izvira. V membrani so tri krožne izvrtine premera 21 mm, razmaknjene 88,5 mm. Osi obeh stranskih žarkov (prepuščenih skozi stranski odprtini) oklepata kot 29,0 mrad (1,662°) z osjo centralnega žarka. Divergenca žarka v posamezni veji je 7 mrad v horizontalni in 7 mrad v vertikalni ravnini. Žarkovna linija uporablja tretjo vejo BMFE3. Celotna dolžina veje je 9333 mm. Konec veje je od izvira oddaljen 11430,5 mm. Najpomembnejše komponente so: Svetlobni zaklop (F5): Vodno hlajeni svetlobni zaklop zapira vhod v posamezno vejo svetlobnega izhoda. Vsaka veja ima svoj zaklop, ki je postavljen pred odprtino mrmbrane. Ko je zaklop zaprt, ščiti ostale komponente (ventile, absorber ..) pred pregrevanjem zaradi velike gostote svetlobnega toka sinhrotronske svetlobe. Zaklop je hlajen tako, da vzdrži gostoto vpadnega svetlobnega toka do 8 W/mm2. Vakuumska črpalka NEG (F5 a) poskrbi za izčrpavanje relativno velike količine desorbiranih plinov, ki se pojavijo v komori, ko je zaklop postavljen v žarek. Elektropnevmatski ventili (F2, F8, F16, F24) ločujejo posamezne dele svetlobnega izhoda. Vsak del je opremljen z ionsko vakuumsko črpalko in merilniki tlaka za vzdrževanje oziroma kontrolo vakuuma ter z ventilom za predčrpavanje. Hitri ventil (F10) ščiti shranjevalni obroč pred nenadnim vdorom zraka. Proži ga hitri vakuumski senzor (F23 e). Ventil se zapre v prej kot 10 ms. Čeprav tak ventil ne tesni zanesljivo, lahko zaradi velike impedance zadrži pretok plinov, dokler se avtomatično ne zapro elektropnevmatski ventili (v približno 1 s). Čistilni magnet je trajni magnet, ki iz žarkovne linije odklanja morebitne visokoenergijske elektrone iz obroča. Absorber žarkov gama (F14) vsebuje masiven blok iz volframa, s katerim je mogoče zasloniti žarkovno linijo. Namenjen je predvsem zaščiti osebja pred žarki gama, ki so posledica zavornega sevanja visokoenergijskih elektronov v obroču. Vakuumska komora (F23) na koncu svetlobnega izhoda je namenjena kontroli vakuuma. 3.2 Filter Drugi odsek se začne in konča z elektropnevmatskim ventilom ((F24), (7)) in vsebuje naslednje komponente: Nepremične reže (2) definirajo maksimalne dimenzije žarka v horizontalni in vertikalni ravnini. Sestavljene so iz štirih vodno hlajenih nepremičnih plošč, ki odrežejo tisti del žarka, ki ga zrcalo ne more fokusirati. Na ta način zaščitimo nadaljnje komponente žarkovne linije pred nepotrebnim dodatnim pregrevanjem. Razmik plošč v horizontalni smeri je 47,2 mm, v vertikalni pa 4 mm. S tem je omejena maksimalna horizontalna divergenca žarka na 4,0 mrad. vertikalna pa na 0.344 mrad Grafitni filter (3) dodatno ščiti komponente žarkovne linije pred pregrevanjem zaradi sinhrotronskega sevanja. Z njim izrežemo iz zveznega spektra sinhrotronske svetlobe fotone z energijo, manjšo od 2 keV, ki jih po rentgenski žarkovni liniji ne moremo prenašati. Absorbirana gostota svetlobnega toka v filtru optimalne debeline 5 pm je 0,1 W/mm2, zato mora biti filter ustrezno hlajen. Berilijevo okno (4) ločuje preostali del žarkovne linije od ultravisokega vakuuma v shranjevalnem obroču (10 10 mbar). Za vse nadaljnje komponente zadostuje, da vzdržujejo vakuum reda velikosti 10'6 mbar. kar bistveno olajša in poceni konstrukcijo optičnih komponent. Predvidena je vgradnja 50 mikrometrske vodno hlajene berilijeve folije. Merilnik položaja žarka (5) kontrolira položaj žarka pred vstopom v monokromator. 3.3 Monokromator Odsek zapirata vakuumska ventila (7) in (14). Glavni elementi v tem odseku: Premične reže (10) so sestavljene iz štirih vodno hlajenih plošč. Dve omejujeta vertikalno divergenco žarka. Njuno medsebojno razdaljo je mogoče nastaviti z natančnostjo 0,01 mm v intervalu od 0 do 5,0 mm (vertikalna divergenca žarka od 0 do 0.344 mrad), preko računalniško vodenega kontrolnega sistema. Preostali dve plošči omejujeta horizontalno divergenco. Razmik je nastavljiv preko istega kontrolnega sistema v razponu od 0 do 60,0 mm (horizontalna divergenca od 0 do 4 mrad) z natančnostjo 0,05 mm. Od nastavitve divergence žarka (predvsem vertikalne) je odvisna energijska ločljivost monokromatorja. Komora za monokromator (11) vsebuje dvokristalni monokromator s konstantnim vertikalnim zamikom žarka. Predvidena je izmenična uporaba treh različnih kristalnih parov Si (111). Si(311) in Si(331) v paralelni postavitvi. Izbiro kristalov pogojujejo zahteve konkretnega eksperimenta po energijskem območju in energijski ločljivosti, zato mora komora omogočati enostaven in hiter dostop do monokromatorja ob zamenjavi kristalov. Prvi kristal v monokromatorju je potrebno učinkovito hladiti, v nasprotnem primeru se kristal segreva in deformira zaradi velike absorpcije vpadne svetlobe. V komoro je vgrajen pretočni sistem za vodno hlajenje kristala. Merilnik svetlobnega toka (12) meri intenziteto izhodnega curka iz monokromatorja. Signal je povezan po povratni zanki s piezoelektričnimi translatorji, ki uravnavajo položaj kristalov tako, da je svetlobni tok na izhodu monokromatorja konstanten. 3.4 Zrcalo Odsek z zrcalom zapirata ventila (14) in (20). Komora za zrcalo (17) vsebuje z zlatom prevlečeno toroidno zrcalo (1000 mm dolgo in 70 mm široko) ter računalniško precizno vodeno mehaniko za pozicioni ranje zrcala. 10 VAKUUMIST 17/1 (1997) ISSN 0351-9716 Reže (18) na izhodu iz komore za zrcalo zmanjšujejo delež nekoherentno sipane svetlobe na zrcalu. 3.5 Svetlobni zaklop Odsek se začne in konča z elektropnevmatskim ventilom (20) oziroma (27). Svetlobni zaklop (21) je najpomembnejši element v odseku. Namenjen je zaščiti osebja pred sinhrotron-skim sevanjem. Ko je zaklop zaprt, je možen vstop v eksperimentalno postajo na koncu žarkovne linije, ne da bi zaprli svetlobni zaklop (F5) in absorber žarkov gama (F14) v žarkovnem izhodu. Svetlobnega zaklopa ni potrebno hladiti, ker zaustavlja monokromatiziran curek svetlobe z relativno majhno gostoto svetlobnega toka. Reže (24) so namenjene natančni definiciji žarka na mestu vzorca. Kaptonsko okno (25) ločuje vakuum v žarkovni liniji od vakuuma v eksperimentalni komori. Namen okna je preprečevanje onesnaženja žarkovne linije in optičnih komponent z morebitnimi parami iz vzorcev, ki jih bodo uporabniki vnašali v eksperimentalno komoro. Da bi se izognili nezaželeni absorpciji v oknu, je predvidena uporaba čim tanjše kaptonske folije (10 pm). Zaradi radiacijskih poškodb ima kaptonsko okno omejeno trajnost. Morebitno puščanje okna meri vakuumski senzor (24 b). V primeru vdora zraka ali plinov iz eksperimentalne komore sproži detektor puščanja kontrolni sistem in zapre vse elektropnevmatske ventile v žarkovni liniji. 3.6 Eksperimentalna komora Tri različne eksperimentalne komore so predvidene kot stalna oprema žarkovne linije: za absorpcijsko spektroskopijo (32), za fluorescenčno spektroskopijo in za fotoelektronsko spektroskopijo. Komore bo mogoče uporabljati izmenoma ali v kombinaciji, absorpcijsko hkrati z eno od preostalih dveh. Uporabniki bodo imeli tudi možnost dostopa do monokromatiziranega žarka direktno z lastno eksperimentalno opremo. Na koncu žarkovne linije, pred eksperimentalno komoro, je predviden dodaten prostor (vakuumska cev (29)), ki bo omogočil uporabnikom večjo fleksibilnost pri konstrukciji lastnih eksperimentalnih komor za specifične potrebe posameznih eksperimentov. 4 DVOKRISTALNI MONOKROMATOR 4b), vendar intenziteta sipane svetlobe z naraščajočimi redi izrazito pada. Pri nekaterih kristalnih mrežah so posamezni višji redi prepovedani. Tak primer je diamantna struktura, ki je značilna za čiste silicijeve in germanijeve kristale. Pri sipanju na kristalni ravnini (111) so prepovedani vsi sodi redi, kar je za monokro-mator zelo ugodno, saj se zmanjša nezaželen delež višijh redov v sipanem curku. \ 1,001 i /\ a) l_ pO" X b) ,,00,'l po-J) Slika 4. a) Braggov odboj v prvem redu je izponjen, ko je razlika poti (pd) žarkov, sipanih na sosednjih ravninah, enaka valovni dolžini k. b) Braggov odboj v drugem redu: razlika poti je 2'k c) Shema dvokristalnega monokromatorja. Konstantno višino izhodnega curka dosežemo s sinhronizirano translacijo (AX, AY) drugega kristala ob rotaciji Ge obeh kristalov. 4.1 Energijska ločljivost Oglejmo si najprej značilnosti enokristalnega monokromatorja za rentgensko svetlobo. Če na kristal vpada paralelen snop bele rentgenske svetlobe, dobimo v sipanem curku samo svetlobo z valovno dolžino X, za katero je izpolnjen Braggov pogoj /11/: n?t = 2dsin(9) (4.1) Pri tem je d razmik kristalnih ravnin in 0 Braggov kot (slika 4a). V izbrano smer se siplje tudi svetloba z valovno dolžino, ki je večkratnik osnovne (n^.) (slika Energijsko ločljivost enokristalnega monokromatorja določajo trije prispevki /12/: • (AE/E)intr. je lastna ločljivost kristala, ki jo dobimo, ko je vpadni snop svetlobe popolnoma paralelen, • (AE/E)verje energijska razmazanostsipanega curka, ki je posledica divergence vpadnega curka v ravnini sipanja. 11 ISSN 0351-9716 - VAKUUMIST-17/1 (1997) • (AE/E)hor je energijska razmazanost sipanega curka, zaradi divergence vpadnega curka v ravnini, pravokotni na sipalno ravnino. Upoštevajmo zvezo med valovno dolžino svetlobe in energijo fotonov: k = hc/E, (4.3) kjer je h Planckova konstanta, c pa hitrost svetlobe, in prepišimo Braggovo enačbo (4.1) v energijsko obliko: E = n- hc 2d sin(0) (4.4) Z odvajanjem Braggove enačbe lahko izrazimo vsako od komponent v (4.2) z Braggovim kotom 8: AE _ A6 E ~ tan(e) (4.5) Za horizontalno in vertikalno komponento lahko A§ izrazimo z vertikalno in horizontalno divergenco vpadnega curka sinhrotronske svetlobe (I'Xl I'y). Običajno postavimo rotacijsko os monokromatorskega kristala v horizontalno ravnino, torej v ravnino, v kateri krožijo elektroni v pospeševalniku, tako da se svetloba Braggovo siplje v navpični smeri. Tedaj velja, da je A9 za vertikalno komponento kar enak vertikalni divergenci vpadnega curka: A6ve, = I'y (4.6) Za horizontalno komponento je ta zveza nekoliko bolj zapletena: A6ho, = r ,2 tan(0) 8 (4.7) Pove pa nam, za koliko se spremeni Braggov kot, če spremenimo smer vpadnega curka za ± I'x v horizontalni ravnini. Pri lastni energijski ločljivosti kristala je A8 enak Darvvi-novi širini cod /11/ Braggovega odboja na izbrani kristalni ravnini. Energijsko ločljivost enokristalnega monokromatorja tedaj lahko zapišemo: lahko sicer izboljšamo, tako da postavimo pred mono-kromator reže, ki zmanjšajo divergenco vpadnega curka. Vendar pa to plačamo z zmanjšanjem svetlobnega toka. Pri dvokristalnem monokromatorju s kristaloma v paralelni postavitvi je energijska ločljivost enaka kot pri enokristalnem. Prednost takega dvokristalnega monokromatorja je v tem, da je izhodni curek paralelen z vpadnim (slika 4c). 4.2 Monokromatorski kristali Za monokromatorski kristal so bistvene naslednje lastnosti: • primerna mrežna razdalja, ki omogoča izbiro energij na celotnem energijskem intervalu, ki nas zanima, • visoka energijska ločljivost, • visoka odbojnost, • visoka odpornost na radiacijske poškodbe. • visoka toplotna prevodnost in visoko tališče. • nizek temperaturni koeficient raztezka, • monokristali morajo biti dovolj veliki. Najboljše karakteristike nudijo idealni silicijevi kristali /13,14/. Material ima visoko odpornost pri toplotnih in radiacijskih obremenitvah, pa tudi dovolj velike idealne monokristale je mogoče vzgajati. Bistvene optične karakteristike silicijevega kristala za Braggovo sipanje rentgenske svetlobe na glavnih kristalnih ravninah so podane v tabeli 5. Tabela 5. Razmik 2d, Darwinova širina Braggovega odboja wd, lastna energijska ločljivost (AE/E)mu in odbojnost I nekaterih kristalnih ravnin pri Braggovem sipanju rentgenske svetlobe z valovno dolžino \=0,154 nm (E=8051 eV) na idealnih silicijevih kristalih /15,16/. Naveden je tudi delež višjih har-monskih komponent z valovno dolžino nX (n=2,3,4) v Braggovo sipanem curku na posameznih ravninah. Si (hki) 2d (nm) (OD (urad) (AE/E)intr (x104) I (x106) I2/I1 (%) 0 I3/I1 (%) I4/I1 i (%) 111 0,6271 36 1.41 39.9 6.7 3.8 220 0,3840 26 0,60 29,7 16.3 4.1 1.2 1.3 311 0,3275 16 0,29 16,5 0 3.1 400 0,2715 18 0,53 19,3 11.9 2.2 331 0,2492 11 0,14 11.8 0 1.8 0,7 422 0,2217 14 0,15 15,5 9,1 1.4 ^ = cot2(e) + X'* cot2(e) + (r*/s)2 (4.8) Kot vidimo, je mogoče doseči maksimalno ločljivost le pri velikih Braggovih kotih 9, to je pri nizkih energijah fotonov. Ločljivost na celotnem energijskem območju Pri eksperimentih potrebujemo energijsko ločljivost AE/E < 3-10 4 na celotnem energijskem območju od 2 keV do 12 keV, zato smo prisiljeni omejiti vertikalno divergenco žarka. Pri tem seveda izgubljamo svetlobni tok. Kot bomo videli v naslednjem razdelku, smo zaradi zrcala prisiljeni omejiti vertikalno divergenco na interval, širok 2 l'y, to je 0,344 mrad. To pomeni, da približno 12 VAKUUMIST 17/1 (1997) ISSN 0351-9716 36% vpadnega svetlobnega toka zrcalo ne more zajeti. Da ne bi zavrgli še več svetlobnega toka zaradi energijske ločljivosti, bomo pri eksperimentih izmenoma uporabljali tri pare silicijevih kristalov v različnih rezih: Si(111), Si(311) ali Si(331). Na sliki 5 je prikazana energijska ločljivost (E/AE), ki jo lahko dosežemo na posamezni kristalni ravnini pri vertikalni divergenci 0,344 mrad. Za ilustracijo je prikazano povečanje energijske ločljivosti na kristalni ravnini Si(331), če razpon verikalne divregence razpolovimo (pri tem seveda zmanjšamo prepuščeni svetlobni tok skoraj za faktor dva). E (kfV) Slika 5. Energijska ločljivost monokromatorja (E/AE) pri horizontalni divergenci žarka 4 mrad in vertikalni divergenci 0.344 mrad s: Si(111) kristaloma (polna črta), Si(311) kristaloma (črtkana črta), Si(331) kristaloma (pikčasta črta) in ponovno s Si(331) kristaloma pri polovični vertikalni divergenci (črta-pika-črta) Zaradi velike mrežne konstante d je kristalna ravnina (111) edina uporabna pri energijah fotonov med 2 keV in 4,5 keV. Kot lahko razberemo iz tabele 6, je ta ravnina tudi "najsvetlejša", vendar pa energijska ločljivost izrazito pade pri višjih energijah, zato jo nadomestimo z eno od "manj svetlih" ravnin (311) ali (331). Pri teh kristalnih ravninah je drugi red Braggovega odboja prepovedan, torej je delež višjih harmoničnih komponent v sipanem curku bistveno zmanjšan. Kristalnih ravnin s sodimi indeksi se po možnosti izogibamo, ker pri njih te ugodnosti ni. 4.3 Vodenje monokromatorja Energijo fotonov v izhodnem curku izberemo s paralelno rotacijo obeh kristalov. Ko oba kristala sučemo okoli osi, ki leži v ravnini prvega kristala, se pri večjih vpadnih kotih 9 veča tudi višina izhodnega curka. Pri eksperimentih je zelo pomembno, da se žarek ne premika po vzorcu. Konstantno višino žarka na izhodu iz monokromatorja dosežemo tako, da ob rotaciji poskrbimo za sinhronizirano translacijo, drugega kristala /17,18,19/ (slika 4c). Oba premika, tako rotacijo kot translacijo, vodimo računalniško preko koračnih motorjev. Svetlobo, ki se na kristalih Braggovo siplje v višjih redih in se pojavi v izhodnem curku iz monokromatorja kot nezaželena primes, odstranimo z rahlim premikom drugega kristala za nekaj kotnih sekund iz paralelne lege. Pri tem sicer izgubimo 30 do 40 % sipane svetlobe v prvem redu, delež višjih redov pa lahko na ta način zmanjšamo pod 10"3 /20/. Paralelnost drugega kristala nastavljamo s piezoelektričnimi translatorji. Z njihovo pomočjo vzdržujemo tudi konstanten svetlobni tok iz monokromatorja /18/. Ta postopek izvajamo dinamično: piezoelektrične transla-torje povežemo preko povratne zanke z detektorjem, ki meri intenziteto svetlobnega toka na izhodu iz monokromatorja. Svetlobni tok je maksimalen, če sta kristala paralelna. Ko drugi kristal rahlo izmaknemo iz paralelne lege, intenziteta sipanega curka pade sorazmerno z odmikom. Povratna zanka uravnava odmik drugega kristala iz ravnovesne lege tako, da kompenzira spremembe v intenziteti vpadnega curka. 5. ZRCALO Eksperimentalna komora je postavljena približno 37 m stran od izvira. Dimenzije nefokusiranega žarka na tej razdalji bi bile približno 260 mm vodoravno (pri 7 mrad vodoravne divergence) in 13 mm vertikalno (pri vertikalni divergenci 2 S'y = 0,344 mrad). Velikosti vzorcev so reda velikosti 1 mm2, zato je potrebno žarek fokusirati v vodoravni in vertikalni ravnini. Fokusacijo lahko dosežemo s toroidnim zrcalom. Pri zrcaljenju rentgenskih žarkov izkoriščamo totalni odboj rentgenske svetlobe na gladki površini zrcala. Težava je v tem, da so vpadni koti, pri katerih pride do totalnega odboja, zelo majhni, značilno le nekaj miliradianov. Natančen račun pa pokaže, da mora biti vpadni kot 0 manjši od kritičnega kota 8C, ki ga podaja naslednji izraz /16,21/: 0e =2.324 10"3^p(g/cm3) l(nm) kjer so Z, A in p atomsko vrstno število, atomska masa in gostota materiala na površini zrcala, X pa valovna dolžina vpadne svetlobe. Pri zrcalih, ki imajo površino prevlečeno s težjimi elementi (zlato, platina), so kritični koti večji kot pri lahkih elementih (Si, Al). Kot vidimo, je kritični kot manjši pri krajših valovnih dolžinah, torej pri fotonih z večjo energijo. Vpadni kot neposredno omejuje akceptanco zrcala. Če bi na primer hoteli fokusirati celoten žarek z vertikalno divergenco 4S'y - 0,7 mrad pri vpadnem kotu 6 mrad z zrcalom na razdalji 18 m od izvira, bi potrebovali približno 2 m dolgo zrcalo. Izdelava toroidnih zrcal, daljših od 1 m, je tehnološko izredno zahtevna, s tem pa tudi cena takih zrcal drastično naraste. Z zrcalom, dolgim 1 m, lahko v najboljšem primeru izkoristimo le približno pol razpoložljive vertikalne divergence, to je 2Z'y = 0,344 mrad. Pri izbiri materiala za prevleko zrcala je kritični kot, ki ga lahko dosežemo, zagotovo eden od odločilnih parametrov. Drugi podatek, ki ga moramo upoštevati, pa je odbojnost. Ta se z energijo vpadnih fotonov spreminja. Za večino materialov je odbojnost pri kotih, manjših od kritičnega, med 80 in 90 %, izrazito pa pade pri energi- 13 ISSN 0351-9716 VAKUUMIST 17/1 (1997) jah fotonov, ki se ujemajo z rentgenskimi absorpcijskimi robovi atomov v prevleki. V bližini absorpcijskih robov se absorpcija v prevleki izrazito poveča in odbojnost pade tudi za faktor dva ali več. Z upoštevanjem vseh navedenih omejitev pri konstrukciji zrcala in ob dejstvu, da svetlost sinhrotronskega izvira izrazito pada pri energijah nad 10 keV, je optimalna izbira za zrcalo naslednja: • Površina zrcala prevlečena z zlatom. Na ta način dosežemo največje možne vpadne kote in s tem maksimalno akceptanco zrcala. • Vpadni kot svetlobnega snopa na zrcalo: 6 mrad. • Maksimalna energija fotonov, ki jih zrcalo še odbija pri izbranem vpadnem kotu, je 12 keV. Pri višjih energijah odbojnost zrcala izrazito pade zaradi absorpcijskih robov L zlata (rob Au L3 je pri energiji 11919 eV). • Dolžina zrcala: 1000 mm, širina 70 mm. Pri teh dimenzijah lahko zrcalo zajame 2X'y (0,344 mrad) vertikane in 4 mrad horizontalne divergence žarka. • Izbrana je preslikava 1:1, pri kateri so optične abera-cije minimalne. Zrcalo je od izvira oddaljeno 18500 mm. Numerične analize, narejene s programom SHADOVV za modeliranje optičnih sistemov, so pokazale, da z izbrano optiko lahko dosežemo zahtevane dimenzije žarka na vzorcu pod 1 mm2. Ocenjene dimenzije žarka v okolici fokusa 37140 mm od izvira so prikazane na sliki 6. Ocenjeni presek žarka v gorišču je 0,8 mm x 0,5 mm. Zrcalo lahko fokusira 43% razpoložljivih fotonov iz monokromatorja. 0.5 mm 0.5 —1—j—1—1—'—1—j—1—i—1—1—j—1—1—1—1—j—•—1—1—•— j 1— j 04 — — » 0.3 - 1 0.2 — ------— 0.1- - - — g 0 L._i_1_1_1—1—I—1—I—1—»-J—1-1—1—I—1—1—1—'-1— -200 -100 0 100 200 Razdalja od fokusa (mm) Slika 6. Ocenjene dimenzije žarka v bližini fokusa 37140 mm od izvira. Zgoraj: prerez žarka v fo-kusu, spodaj: (črtkana črta) - vertikalna velikost žarka (TyJ; (polna črta) - horizontalna velikost žarka (Tx) Zrcala ni potrebno hladiti, ker je postavljeno za monok-romator. Na površino zrcala vpada enobarvna svetloba relativno majhne intenzitete, ki se v zrcalu minimalno absorbira. 6 SVETLOBNI TOK IN TOPLOTNE OBREMENITVE Uklonski magnet je zelo svetel izvir UV- in rentgenske svetlobe v primerjavi s klasičnimi izviri, saj je celotna izsevana moč 103 kW (tabela 2). Gostota svetlobnega toka, ki vstopa v žarkovno linijo dosega 16,4 W na enoto horizontalnega kota pri vertikalni divergenci 0,344 mrad. kar predstavlja zelo velike toplotne obremenitve za optične komponente. Najbolj sta obremenjeni prvi dve: berilijevo okno in prvi kristal monokromatorja. Obe komponenti moramo učinkovito hladiti. Kristalni monokromator lahko prepušča samo fotone nad 2 keV. Nižjeenergijskega dela spektra sinhrotron-ske svetlobe iz izvira torej ne moremo uporabljati, zato je ugodno, da ga z visokopasovnim filtrom odstranimo. Na ta način zmanjšamo toplotne obremenitve v optičnih komponentah linije skoraj za tretjino. (Polovico izsevane moči iz izvira odnesejo fotoni z energijo pod 3,2 keV.) Kot filter uporabimo 5 pm debelo grafitno folijo /22/. Absorpcijski koeficient grafita v energijskem področju okoli 2 keV je podan v tabeli 6. Spekter prepuščenega svetlobnega toka skozi grafitni filter je predstavljen na sliki 7. Celotna absorbirana moč v filtru je 19,2 W (0,09W/mm2) (tabela 7). Berilijevo okno, ki je namenjeno za vakuumsko izolacijo linije, mora biti po eni strani čim tanjše, saj absorpcija rentgenske svetlobe v beriliju pri energijah pod 3 keV ni zanemarljiva (tabela 6). Po drugi strani berilijevo okno ne sme biti pretanko, saj bi lahko počilo zaradi termičnih napetosti ob absorpciji svetlobe v beriliju /23,24/. Predvideno je 50 mikrometrsko vodno hlajeno berilijevo okno. Tako okno lahko učinkovito hladimo, hkrati pa izgube intenzitete zaradi absorpcije v beriliju niso previsoke (slika 7). Celotna absorbirana moč je v oknu 7.2 W (0,03 W/mm2), pri čemer je že upoštevana zaščita s 5-mikronskim grafitnim filtrom (tabela 7). Tabela 6. Absorpcijski koeficient berilija (0 = 1,845 glcm ), grafita (o = 2,26 g/cm ) in kaptona (p = 1,42 g/cm ) v energijskem področju okoli 2 keV E (keV) nc (mm'1) liBe (mm'1) uKapton (mm"1) 1,740 102,83 21,03 80,97 2,042 64,18 12.90 51,10 2,293 45,65 9,00 36,52 1,662 30,51 5,94 24,63 2,984 20,77 3,97 16,85 3,691 10,89 2,03 8,91 4,511 5,88 1.07 4,84 14 VAKUUMIST 17/1 (1997) ISSN 0351-9716 E (eV) Slika 1. Spekter vpadnega in prepuščenega svetlobnega toka na grafitnem filtru in berilijevem oknu pri energije elektronov v obroču 2,0 GeV in pri toku 400 mA. Gostota svetlobnega toka: (polna črta) - iz uklonskega magneta; (črtkana črta) -prepuščena skozi 5 |im C-filter; (črta-pika-črta, kratki znaki) - prepuščeno skozi 5 \xm C-filter in 50 ji m berilijevo okno; (črta-pika-črta, dolgi znaki) - prepuščeno skozi 5 um C-filter in 100 |im berilijevo okno. Visokim toplotnim obremenitvam (do 0,1W/mm2) je izpostavljen tudi prvi kristal v monokromatorju. Termične deformacije bistveno poslabšajo optične lastnosti kristala /25/. Zaradi velikega temperaturnega gradienta v kristalu se površina kristala izboči, poleg tega se pri povišani temperaturi spremeni mrežna konstanta kristala. Oboje privede do zmanjšanja intenzitete prepuščene svetlobe iz monokromatorja, saj večina svetlobe, ki se Braggovo siplje na prvem, deformiranem kristalu, ne izpolnjuje Braggovega pogoja za si-panje na drugem, termično neobremenjenem kristalu (slika 8). Zaradi deformacij prvega kristala se poslabša tudi energijska ločljivost monokromatorja. Učinke pregrevanja lahko učinkovito zmanjšamo z vodnim hlajenjem prvega kristala. Kristal bo tesno pripet na debel bakren podstavek, v katerem so tik pod površino speljani kanali, po katerih kroži mrzla voda. Tabela 7. Absorbirana in prepuščena gostota svetlobnega toka na enoto horizontalnega kota pri vertikalni divergenci 0,344 m rad za različne debeline grafitnega filtra in berilijevega okna. Osvetljena površina na grafitnem filtru je 49,2 x 4,2 mm , na berilijevem oknu pa 50,4 x 4,3 mm2. Slika 8. Termične deformacije prvega kristala privedejo do zmanjšane intenzitete prepuščene svetlobe iz monokromatorja. 7 VAKUUM S stališča vakuuma je žarkovna linija razdeljena na dva dela. Žarkovni izhod (front end) bo direktno priključen na ultravisoki vakuum (lO10 mbar) v shranjevalnem obroču. Vakuumsko tesno berilijevo okno ločuje preostali del žarkovne linije od ultravisokega vakuuma, tako da bodo lahko preostali deli linije v vakuumu reda velikosti 10"6 mbar, kar bistveno olajša in poceni konstrukcijo optičnih komponent. Eksperimentalna komora bo od žarkovne linije ločena z 10 um debelo vakuumsko tesno kaptonsko folijo. Na ta način bomo preprečili morebitno onesnaženje žarkovne linije s parami ali plini iz vzorcev, ki jih bomo vnašali v eksperimentalno komoro. Folija mora biti čim tanjša, da zmanjšamo izgube zaradi absorpcije v kap-tonu (tabela 6). Elektropnevmatski ventil (27), ki je postavljen med kaptonsko okno in eksperimentalno komoro, skrbi, da okno ni nikoli direktno izpostavljeno zunanjemu zračnemu tlaku, saj ne bi vzdržalo tako velike tlačne razlike. Ob menjavi vzorcev, ko v komoro spustimo zrak, je ventil zaprt. Odpremo ga lahko šele, ko komoro popolnoma izčrpamo. Zaradi radiacijskih poškodb ima kaptonsko okno omejeno trajnost. Morebitno puščanje okna meri vakuumski senzor (24 b). V primeru vdora zraka ali plinov iz eksperimentalne komore, detektor puščanja sproži kontrolni sistem in zapre vse elektropnevmatske ventile v žarkovni liniji. Za varno delovanje vakuumskega sistema v celotni žarkovni liniji skrbi računalniško vodeni kontrolni sistem, ki stalno kontrolira tlak v vsakem odseku linije. Če tlak v katerem od odsekov naraste preko vnaprej določene meje, sistem avtomatično zapre elektropnevmatske ventile, ki ločujejo posamezne odseke, ali pa prepreči njihovo odpiranje. Posebej bo poskrbljeno za zaščito shranjevalnega oboča pred nenadnim vdorom zraka v primeru poškodbe vakuumskega sistema v žarkovni liniji ali v eksperimentalni komori. Ob nenadnem povišanju tlaka v liniji lahko udarni val razbije berilijevo okno, zato je v žarkovni izhod vgrajen hitri varnostni ventil (F10), ki se lahko zapre v manj kot 10 ms. Varnostni ventil prožita dva hitra vakuumska senzorja. Prvi (F23e) je vgrajen neposredno pred berilijevim oknom, drugi (24e) pa pred kaptonskim oknom na koncu linije. C-filter Be(50 um) Be(50 um) d (um) Pabs (W/ mrad) Ppre. (W/ mrad) Pabs. (W/ mrad) Ppre-(W/ mrad) Pabs. (W/ mrad) Ppre-(W/ mrad) 0 0 16,4 5,9 10,5 7,1 9,3 2 3,4 13,0 2,8 10,2 3,9 9,1 5 4,8 11.6 1.8 9,8 2,8 8,8 10 5,9 10,5 1,3 9,2 2,0 8,5 15 ISSN 0351-9716 VAKUUMIST 17/1 (1997) 8 ZAŠČITA PRED SEVANJEM Žarkovna linija bo vsebovala elemente za zaščito uporabnikov pred tremi vrstami ioniziranega sevanja. Poskrbljeno bo za zaščito pred visokoenergijskimi elektroni in pred zavornim sevanjem iz shranjevalnega obroča ter pred sinhrotronskim sevanjem iz uklon-skega magneta. Permanentni magnet, vgrajen v žarkovni izhod, odkloni vse visokoenergijske elektrone, ki po naključju zaidejo v žarkovno linijo iz shranjevalnega obroča. V shranjevalnem obroču pride do izsevanja visoko-energijskih žarkov gama, ki so posledica zavornega sevanja elektronov na posameznih molekulah preostalega plina v vakuumski cevi shranjevalnega obroča. Kljub temu, da je v obroču ultravisok vakuum, je količina tega sevanja nezanemarljiva. Žarki gama se izsevajo v ozek stožec v smeri gibanja elektronov in so omejeni v kotnem razponu 1 /y (~ 3 mrad). To pomeni, da je sevanje gama, ki se tvori na področju uklonskega magneta kolineamo z izsevano sinhrotronsko svetlobo in skupaj z njo potuje vzdolž žarkovne linije. Ko je žarkovna linija zaprta, poskrbi za zaščito pred nevarnim sevanjem absorber žarkov gama (F14) v svetlobnem izhodu, ki vsebuje masiven blok iz volframa, s katerim zaslonimo linijo. Ko pa je linija odprta, se sevanje gama zaustavi v svinčeni zaščiti za monokromatorjem in za zrcalom. Sinhrotron-ski žarek se v monokromatorju premakne v vertikalni smeri za 3 cm, na zrcalu pa se še dodatno odkloni za 12 mrad v vertikalni smeri, tako da se od zrcala naprej propagira v smeri sinhrotronskega žarka le še zanemarljivo majhen delež žarkov gama iz obroča. Na koncu linije bo postavljen detektor sevanja gama, ki bo stalno nadziral nivo sevanja gama. Ob morebitni prekoračitvi dovoljene meje sevanja se bo avtomatično zaprl absorber žarkov gama v svetlobnem izhodu. Sinhrotronsko sevanje, ki ga transportiramo po žarkovni liniji, je zdravju škodljivo in lahko celo smrtno nevarno za uporabnike. Zato je predvidenih več varnostnih ukrepov, ki preprečujejo kakršnokoli možnost, da bi bili uporabniki ali drugo osebje izpostavljeni temu sevanju med eksperimenti. V žarkovno linijo sta vgrajena dva svetlobna zaklopa, s katerima lahko popolnoma zaustavimo sinhrotronsko sevanje iz izvira. Prvi (F5) je vgrajen v žarkovni izhod. Ko je ta zaprt (skupaj z absorberjem žarkov gama - F14) je možen varen dostop do vseh odsekov linije zunaj zaščitnega zidu pospeševalnika. Drugi (21), ki stoji za zrcalom, bo omogočal varen dostop do eksperimentalne komore, ne da bi zaprli prvi zaklop v žarkovnem izhodu. Na ta način ne zmotimo temperaturnega ravnovesja na optičnih komponentah ob menjavi vzorcev, ker ostanejo optične komponente (monokroma-torski kristali, zrcalo) ves čas osvetljene s sinhrotronskim žarkom. Celotna linija, vključno z eksperimentalno postajo, je zaprta v svinčeno uto z 1 mm debelimi svinčenimi stenami. Uta je razdeljena na tri sobe. Prva se razteza od zaščitnega zidu shranjevalnega obroča do konca odseka s filtrom. Druga zajema naslednje tri odseke žarkovne linije: monokromator, zrcalo in svetlobni zaklop. Tretja obdaja prostor za eksperimente z eksperimentalno komoro. Dostop do posameznih sob zaščitne ute nadzoruje računalniško vodeni kontrolni sistem. Vstopanje v prvi dve sobi je možno, samo če sta zaprta svetlobni zaklop in absorber žarkov gama v žarkovnem izhodu. Za vstop v eksperimentalno, komoro zadostuje, da je zaprt drugi svetlobni zaklop. Če poskušamo odpreti vrata v katero od sob zaščitne ute, ko so svetlobni zaklopi odprti, se le-ti avtomatično zaprejo. Hkrati se avtomatično zaustavi tudi elektronski žarek v shranjevalnem obroču. Predpisan je tudi poseben postopek za odpiranje svetlobnih zaklopov. Odpirajo jih lahko samo poblaščene osebe na žarkovni liniji. Pred vsakim odpiranjem je potebno preveriti, ali so vse osebe zapustile posamezne prostore zaščitne ute. 9 LITERATURA /1/ Informacije o sinhrotronu ELETTRA in njegovih žarkovnih linijah so dostopne na Internetu: www elettra.trieste.it /2/ D. Abramič et al., A Multipurpose X-ray Beamline at ELETTRA Scientific Case. Delovno poročilo Instituta "Jožef Stefan". IJS DP-7083 /3/ I. Arčon, S. Bernstorff, Multipurpose X-Ray Beamline at ELETTRA, Conceptual Design. T/S-R-94/40, Trieste. Sincrotrone (1994) /4/ I Arčon. Delovno poročilo Instituta 1 Jožef Stefan". IJS DP-7390 (1996) /5/ Handbook on Synchrotron Radiation Vol. 1a, edited by E Koch. North Holand Publishing Company (1983) /61 H. Winnick. Sci. Am.. Nov (1987) 72 /7/ R P. Walker. Radiation sources - Conceptual design for Elettra, Sincrotrone Trieste. 1989 /8/ G. Brown. K. Halbach. J. Harris: Phys Today, May (1981) 50 /9/ M. Pleško. Electron Beam Sizes and Divergences in the Bending Magnet at ELETTRA. IJS DP-6833 (1993) /10/ L. Olivi et al., Specifications of bending magnet front ends. Internal report, Sincrotrone Trieste. Scientific division. April 1992 /11/ R.W. James, The Optical Principles of X-ray Diffraction, Ox Bow Press, Woodbridge. Conecticut (1948), ISBN 0-918024-23-4 /12/ S. Bernstorff, M Colapietro, A. Savoia, Beamline for Diffraction: Conceptual Design and Technical Specifications. Sincrotrone Trieste. Internal report ST/S-R-90/3 (1990) /13/ S. Bernstorff. Heat Load and Monochromator Crystals: what can be done?, Sincrotrone Trieste. Internal Report ST/S-TN-92/10(1992) /14/ A K. Freund. X-ray Optics . ESRF internal report (July 1987) /15/ R Caciuffo, S Melone, F Rustichelli, A Boeuf. Monochroma-tors for X-ray Synchrotron Radiation, Phys Rep 152 (1987)1 /16/ T. Matsushita, H. Hashizume, X-ray Monochromators, Handbook on Synchrotron Radiation Vol. 1a. edited by E Koch. North Holand Publishing Company (1983) /17/ D.M Mills. M T. King. Nuc. Inst, and Meth. 208(1983)341-347 /18/ A. Krolzig, G. Materlik, M. Swars, J. Zegenhagen, Nuc Inst and Meth. 219 (1984) 430-434 /19/ J. K. Kirkland, Nuc. Inst, and Meth A291 (1990) 185 /20/ M Hart, A.R.D Rodrigues, J. Appl. Cryst. 11 (1978) 248-253 /21/ M. Krisch, Focusing crystal optics. ESRF internal report (December 1988) /22/ S. Bernstorff. E. Busseto, A. Lausi Mechanical Specifications of a Multifoil Carbon Filter for the Diffraction Beamline. Sincrotrone Trieste. Internal Report ST/S-TN-93/35 (1993) /23/ A. Allemandi. C. Fava. A Gambitta. F Mazzolini, G Sandrini A. Savoa, F. Zanini. Beryllium Windows for the X-ray Diffraction Beamline at ELETTRA, Sincrotrone Trieste. Internal Report ST/S-TN-93/59 (1993) /24/ A. Gambitta and F. Zanini, Thermal Behaveour of Beryllium Filters under Intense Heat Loads. Sincrotrone Trieste, Internal Report ST/S-TN-92/33 (1992) /25/ C. Lenardi. Reality: Tangental errors and Thermal Loads, Second School on the use of SR in Science and Technology John Fuggle Memorial, Miramare Trieste 25 oktober - 19 november (1993) 16 VAKUUMIST 17/1 (1997) ISSN 0351-9716 OSNOVNE ZNAČILNOSTI NIZKOTLAČNE ŠIBKOIONIZIRANE PLAZME Miran Mozetič, Inštitut za tehnologijo površin in optoelektroniko, Teslova 30, 1000 Ljubljana, Slovenija, Matija Drobnič, Institut Jožef Štefan, Jamova 39, 1000 Ljubljana, Slovenija, Andrej Pregelj, Inštitut za elektroniko in vakuumsko tehniko, Teslova 30, 1000 Ljubljana, Slovenija Basic characteristics of low pressure weakly ionized plasma POVZETEK Opisujemo osnovne značilnosti nizkotlačne Sibkoionizirane plazme, ki se pogosto uporablja pri različnih obdelavah površin trdnih snovi. S preprostim fizikalnim razmislekom ocenimo vlogo elektronov, ionov in drugih težkih delcev v plazmi in razložimo, zakaj lahko v takšni plazmi v isti komori obstajajo delci z bistveno različnimi temperaturami. ABSTRACT Basic characteristics of low pressure weakly ionized plasma used for processing of solid surfaces are described. Simple physical considerations are applied to estimate the role the electrons, ions and other heavy particles play in plasma. The phenomenon of coexistence of particles with substantially different temperature in the same vessel is described. 1 Uvod Tehnološki razvoj v zadnjih desetletjih v veliki meri temelji na razvoju in široki uporabi dobro definiranih površin in kakovostnih tankih prevlek. Tovrstna priprava površin je nepogrešljiva v mnogih vejah industrije, kot so mikroelektronika, metalurgija, elektro in avtomobilska industrija. Med najpomembnejšimi tehnološkimi procesi omenimo različne vrste nanosov tankih plasti (npr. naprševanje, ionsko naparevanje, polimerizacija), jedkanje in sežiganje materialov, čiščenje kovinskih in nekovinskih predmetov in akti-vacijo površin plastičnih materialov. Čeprav smo omenili zelo različne tehnologije, pri mnogih velja, da za dosego želenih učinkov uporabimo plazmo s podobnimi lastnostmi. V literaturi se je za tovrstno plazmo udomačil izraz nizkotlačna šibkoionizirana, pri čemer nizkotlačna navadno pomeni tlak plina med 0,1 in 100 Pa, šibkoionizirana pa gostoto elektronov med 14 '-j o o ~ ° 10" in 10 m . V nadaljnjem besedilu bomo razložili osnovne značilnosti takšne plazme. Pri tem se bomo omejili na plazmo, ki jo generiramo v čistem plinu in brez prisotnosti magnetnega polja. Že sedaj poudarimo, da so karakteristike plazme v mešanicah plinov ali v magnetnem polju lahko popolnoma drugačne. Namesto dolgega izraza nizkotlačna šibkoionizirana plazma bomo v nadaljnjem besedilu uporabili kar izraz plazma. 2 Neravnovesno stanje plina Nizkotlačna plazma je termodinamsko neravnovesno stanje plina, ki ga dobimo tako, da molekule obstreljujemo z elektroni. Če je kinetična energija elektronov dovolj velika, lahko pride pri neprožnem trku z nev-tralno molekulo do vzbuditve, disociacije ali ionizacije le-te. Pri dvo- ali večatomnih molekulah lahko vzbujamo rotacijska, vibracijska in enoelektronska stanja. V grobem lahko rotacijo opišemo s kroženjem atomov v molekuli, vibracijo z nihanjem atomov v molekuli, enoelektronska stanja pa s preskokom elektrona iz zasedene v višjo nezasedeno podlupino v atomu. Verjetnost za določeno reakcijo je odvisna od kinetične energije elektronov. Kinetična energija elektrona mora biti vsaj enaka pragu za določeno reakcijo. Najnižji je energijski prag za vzbujanje rotacijskih stanj - reda 0,01 eV. Sledijo vibracijska stanja, za njihovo vzbujanje je potrebno dovesti molekuli energijo reda 0,1 eV. Za vzbujanje enoelektronskih stanj je potrebno dovesti atomu ali molekuli energijo več eV, kar je tudi značilna disociacijska energija molekule. Za ionizacijo molekule potrebujemo energijo reda 10 eV, za dvojno ionizacijo pa še več. Za vse naštete reakcije velja, da pri majhni energiji elektrona verjetnost za reakcijo narašča, doseže maksimum, pri veliki pa pada. Verjetnost za ionizacijo različnih plinov v odvisnosti od kinetične energije elektrona je prikazana na sliki 1, na sliki 2 pa prikazujemo verjetnost za vzbujanje molekule vodika v vibracijska stanja. Pri nekaterih reakcijah je verjetnost za neprožni trk preprosta funkcija energije vpadnih elektronov (slika 1 in 2), pri nekaterih drugih, neprožnih trkih pa lahko opazimo izrazite vrhove verjetnosti pri določenih elektronskih energijah, kar je znamenje, da gre za resonančni pojav. V primeru disociacije vibracijsko vzbujenih molekul vodika, npr. nastane vmesni delec H2, ki je sicer kratkoživ, povzroči pa izrazit vrh v sipalnem preseku /3/. Največja verjetnost za reakcijo je odvisna od vrste neprožnega trka. Celotna verjetnost za vse vrste neprožnih trkov je v splošnem zapletena funkcija energije, pogosto pa velja, da je največja pri energiji elektrona med 10 in 100 eV. Energija elektronov [eV] Slika 1: Verjetnost za ionizaijo (P\) za različne pline pri tlaku 132 Pa in temperaturi 0°C 111 17 ISSN 0351-9716 VAKUUMIST 17/1 (1997) Pri neprožnih trkih elektronov z molekulami torej pridobimo različne delce. V tabeli 1 so navedeni najpogostejši delci, ki jih pridobimo v vodikovi, kisikovi, dušikovi in argonski plazmi. ID Q, 8 [xl0"17rm2] 6 2 °0 2 4 6 8 10 Energija elektronov [eVj Slika 2: Sipalni presek (Qv) za vzbujanje vibracijskih stanj molekul vodika 121 zakona o ohranitvi energije in gibalne količine je rekombinacija v plinu možna le pri hkratnem trku treh teles. Pri nizkem tlaku je verjetnost za to majhna, zato poteka rekombinacija dveh atomov v molekulo najbolj na površini komore. Ker je na voljo dovolj energije (v dobrem približku kar disociacijska energija molekule), lahko tako nastale molekule zapustijo površino v vibracijsko vzbujenih stanjih. Tudi nabiti delci se v glavnem rekombinirajo na površini razelektritvene komore. Pri rekombinaciji pozitivnega iona in elektrona je na voljo ionizacijska energija molekule. Rekombinacija molekularnega iona in elektrona zato pogosto poteka prek disociacije molekule, npr. N2+ + e- N + N ali H2+ + e- H + H. Pri vseh načinih rekombinacije na površini velja, da presežno energijo prevzame trdna snov v obliki povečane notranje energije. V poglavju 4 bomo pokazali, da se negativni ioni redko rekombinirajo na površini razelektritvene komore. V plinu lahko poteka rekombinacija negativnega in pozitivnega iona na različne načine. V kisikovi plazmi so možne naslednje reakcije: O2 + 02+ —> 2O2, O2" + 02+ ->02 + 20. O2" + 02+ ->03 + 0. pri čemer so lahko molekule še vibracijsko vzbujene. Tabela 1: Delci v plazmah Vrsta delca vodikova plazma kisikova plazma dušikova plazma argonska plazma molekula v osnovnem stanju h2 o2 n2 pozitivno nabita molekula h2+ o2+ n2+ negativno nabita molekula h2" o2- N2" enoelektronsko vzbujena molekula h2" 02" N2* rot. vibracijsko vzbujena molekula vh2 v02 vn2 atom v osnovnem stanju H 0 N Ar pozitivno nabit atom H+ 0+ N+ Ar+ dvakrat nabit atom 02+ n2+ Ar2* negativno nabit atom H" 0" N" Ar" vzbujen atom H* 0* N* Ar* ozon v osnovnem stanju 03 ozon v vzbujenem stanju V03 prosti elektron e" e' e+ e+ Kolikšna je gostota različnih delcev v plazmi, ni odvisno le od verjetnosti za njihov nastanek, ampak tudi od verjetnosti za relaksacijo. Vzbujena stanja molekul in atomov se navadno relaksirajo z električnim dipolnim sevanjem. Atom ali molekula preide v nižje vzbujeno stanje ali osnovno stanje tako, da izseva svetlobni kvant. Karakteristična obstojnost enoelektronskih stanj je reda 10 6 s, tako da ta stanja razpadejo že kmalu po nastanku /4/. Izjema so metastabilna vzbujena stanja, kjer mora atom za relaksacijo počakati na trk z drugim delcem ali s steno razelektritvene komore. Atomi, ki so v termodinamskem ravnovesnem plinu pri sobni temperaturi vezani v molekule, se rekombinirajo v plinu ali na površini razelektritvene komore. Zaradi 18 3 Potencial plazme in Debyjeva dolčina Plazma je torej mešanica različnih delcev. Osredotočimo se na nabite delce. V plazmi so prisotni prosti elektroni ter pozitivni in negativni ioni. Koncentracija negativnih ionov je v večini primerov majhna v primerjavi s koncentracijo pozitivnih ionov Izjema so elek-tronegativni plini, npr. kisik /5/. V nizkotlačni plazmi je povprečna kinetična energija elektronov precej večja od povprečne kinetične energije pozitivnih ionov. Elektroni zato hitro difundi-rajo na stene razelektritvene komore in pustijo v plazmi počasne pozitivne ione. Plazma se zato nabije pozitivno proti steni razelektritvene komore. Če naj bo VAKUUMIST 17/1 (1997) ISSN 0351-9716 plazma stabilna, mora biti potencialna razlika med plazmo in steno razelektritvene komore tolikšna, da je električni tok med plazmo in steno enak nič, kar pomeni, da je tok elektronov na steno komore enak toku pozitivnih ionov. Potencialna razlika med plazmo in steno je torej odvisna od hitrosti elektronov v plazmi. V grobem približku izračunamo potencial plazme iz enačbe /6/: vs-v,= kje 2en In m. 2 nm„ (1) kjer je Vs potencial znotraj razelektritvene komore (space potential), Vf potencial na površini komore (floating potential), k Boltzmannova konstanta, Te temperatura elektronov v plazmi, eo osnovni naboj, m+ in me pa masi pozitivnega iona in elektrona. Enačba je bila izpeljana ob predpostavki, da je plazma stabilna, homogena in izotropna, energijska porazdelitev elektronov v plazmi maxwellska, temperatura pozitivnih ionov 0 K, delež molekularnih in atomarnih ionov znan itd, tako da je res zgolj grob približek. Potencial plazme je torej večji od potenciala na površini razelektritvene komore. Vendar pa je plazma znotraj komore v povprečju električno nevtralna. Potencial zato pade od Vs na Vf v razmeroma tanki plasti ob površini. Debelina te plasti je reda velikosti Debyjeve dolžine /6/: kTee0 (2) kjer je eo influenčna konstanta, N pa gostota elektronov. Natančno je definirana Debyjeva dolžina kot razdalja, na kateri pade potencial v okolici drobne, pozitivno nabite elektrode, ki je potopljena v homogeno plazmo, na 1/e začetne vrednosti in velja ob predpostavki, da je energijska porazdelitev elektronov maxwellska itd. Pogosto je boljši približek za debelino plasti, na kateri pade potencial od Vs na Vf za velikostni red več kot Debyjeva dolžina. 4 Generiranje nizkotlačne šibkoionizirane plazme Kot smo omenili v poglavju 2, preide plin v stanje plazme zaradi obstreljevanja molekul plina z elektroni. Za generiranje plazme torej potrebujemo izvir elektronov s primerno gostoto in energijo. Najustreznejši izvir takih elektronov je nizkotlačna razelektritev. Uporabimo lahko enosmerno ali visokofrekvenčno razelektritev. katode zaradi bombardiranja površine katode z energetskimi ioni. Nastali elektroni se v močnem električnem polju ob katodi pospešijo in pomnožijo ob trkih z nevtralnimi atomi plina. Razelektritev je stabilna, če je produkcija prostih elektronov ob katodi enaka izgubi elektronov na anodi in v plazmi (rekombinacija nabitih delcev v plinu in na stenah razelektritvene cevi) 4.1.2 Enosmerna razelektritev z vročo katodo Za raziskave bazičnih procesov v plazmi se precej uporablja enosmerna razelektritev z vročo katodo /8/. Tovrstna razelektritev ima namreč vrsto prednosti pred tlečo, najpomembnejši pa sta zagotovo izredna stabilnost razelektritve in nizka napetost, ki je potrebna za vzdrževanje plazme. Plazmo generiramo v vakuumski komori, ki je pogosto narejena iz nerjavnega jekla. Komora je ozemljena in pomeni anodo, namesto katode pa imamo vrsto tankih žic ali tuljavo iz toriranega volframa. Napetost med katodo in anodo je nekaj 10 V. Izvir primarnih elektronov ob katodi je termična emisija. Zaradi visoke temperature, ki je potrebna za znatno emisivnost katode, je tovrstni način generiranja plazme primeren le za inertne in reduktivne pline (žlahtni plini, dušik, vodik). Kisik vsebujoči plini na površini katode namreč kemijsko reagirajo z volfra-mom in tvorijo volframov oksid, ki pa odpari že pri temperaturi 800 K. Preprosta enosmerna razelektritev se v tehnoloških procesih redko uporablja. Pogosteje uporabimo bolj komplicirane vrste enosmernih razelektritev, npr. razelektritev na votlo katodo. nizkotlačni oblok ali pa enosmerno razelektritev v magnetnem polju. 4.1.3 Ogrevanje nabitih delcev v enosmerni razelektritvi Kakršnakoli že je enosmerna razelektritev, je padec potenciala v plazmi majhen. Skladno z razmislekom iz poglavja 3 imamo padec potenciala v tanki plasti ob steni razelektritvene komore, predvsem ob katodi. V tej plasti se elektroni pospešijo do precejšnje energije. Ko enkrat vstopijo v plazmo, se očitno ne pospešujejo več, saj je padec potenciala v plazmi majhen. Hitri elektroni doživljajo neprožne trke s težkimi delci. Kot smo že omenili, je verjetnost za neprožni trk odvisna od njihove energije (slika 1). Ko se upočasnijo pod maksimum verjetnosti za neprožni trk, postanejo vse manj aktivni in se pri elastičnih trkih z drugimi elektroni termalizirajo. To pomeni, da je njihova energijska porazdelitev približno maxwellska, in definiramo temperaturo elektronov kot: Te = k We (3) 4.1 Enosmerna razelektritev 4.1.1 Tleča razelektritev Najstarejši način generiranja plazme je tleča razelektritev /7/. Plin pri znižanem tlaku zapremo v stekleno cev, ki je na obeh straneh omejena s kovinskima elektrodama. Med elektrodi pritisnemo enosmerno napetost reda velikosti 1000 V. Zaporedno s plazmo vežemo upor za omejitev toka. Pri tleči razelektritvi je glavni vir primarnih elektronov ob katodi emisija, ki je posledica izbijanja elektronov iz kjer je We povprečna energija elektronov in k Boltzmannova konstanta. Za nizkotlačno plazmo je temperatura elektronov kTe pogosto 3 - 10 eV. Ocenimo še temperaturo pozitivnih ionov. Pozitivni ioni se pospešijo v plasti potencialnega padca. Vendar pa jih potencial plazme pospeši proti steni razelektritvene komore. Če je prosta pot ionov precej večja od Debyjeve dolžine, le-ti na poti skozi potencialni padec ne izgubijo svoje energije in očitno bombardirajo površino z energijo eo (Vs -Vf). Pri tem iz stene izbijajo elektrone. Število izbitih elektronov je odvisno od vrste 19 ISSN 0351-9716 VAKUUMIST 17/1 (1997) bombardiranje ionov skrbi za dodatno črpanje prostih elektronov v plazmo. Pri tleči razelektritvi pa je to tudi glavni vir prostih elektronov. Glavni funkciji pozitivnih ionov sta torej ustvarjanje oblaka naboja v plazmi in bombardiranje površine. Ne - He+ Ar+ Kr+ Xe+ ....... ' ' ' ■ -L_l_l-L _1-1- Energija ionov [eV] Slika 3: Verjetnost za sekundarno emisijo elektrona pri obstreljevanju voltramske elektrode z ioni 191 Kolikšna je njihova temperatura v plazmi, pa ocenimo v nadaljnjem besedilu. Že prej smo omenili, daje padec potenciala v plazmi majhen. Pogosto je jakost polja v plazmi reda 10 V/m. V plazmi se torej ioni malenkostno pospešujejo. Drugi vir ogrevanja težkih delcev v plazmi izvira iz disociacije molekul. Pri neprožnem trku hitrega elektrona, ki vodi k disociaciji molekule, lahko atoma odletita vsaksebi s precejšnjo kinetično energijo. Hitri atomi se pri prožnih trkih z ostalimi težkimi delci počasi termalizirajo. Njihova energija se pri zaporednih trkih manjša, temperatura drugih delcev pa veča. Interakcija hitrih atomov z drugimi delci je pogosto prevladujoč način ogrevanja plina v plazmi. Vendar pa pogosto velja, da je temperatura težkih delcev približno enaka temperaturi površine komore, saj se večina težkih delcev na steni dobro termično akomodira. Skoraj v vseh primerih pa velja, da je njihova porazdelitev maxwellska in zato lahko definiramo njihovo temperaturo. Pri zgornjem razmisleku smo zanemarili vpliv elektronov, katerih temperaturo smo malo prej ocenili na več desettisoč stopinj (nekaj eV)! Plazma je pač termodinamsko neravnovesna. Dve vrsti delcev s tako veliko razliko v temperaturi lahko obstajata v isti komori zato, ker je izmenjava kinetične energije pri trku elektrona s težkim delcem zanemarljivo majhna. Osnove fizike nas poučijo, da je pri trku hitre lahke kroglice in težke mirujoče krogle odvisna od sipalnega kota in razmerja mas /12/. Masa težkih delcev je vsaj tri 20 velikostne rede večja od mase elektronov, tako da elektron pri prožnem trku izgubi kvečjemu tisočinko svoje gibalne količine. Zato lahko ogrevanje težkih delcev zaradi prožnih trkov z elektroni mirno zanemarimo. 4.2 Visokofrekvenčna (RF) razelektritev Bistvena pomanjkljivost enosmernih razelektritev je v tem, da za vzdrževanje plazme zahtevajo primarni vir prostih elektronov ob katodi (pri tleči razelektritvi je to elektronska emisija zaradi bombardiranja katode z energijskimi ioni, pri plazmi z vročo katodo pa termična emisija). Tej zahtevi se izognemo z uporabo visokofrekvenčnih generatorjev za vzbujanje plazme. Če je frekvenca nihanja električnega polja več kot -1 MHz, v razelektritveni komori sploh ne potrebujemo elektrod. Plin pri znižanem tlaku zapremo v vakuumsko komoro in priključimo VF generator. Pri tem lahko vežemo generator kapacitivno ali induktivno. V prvem primeru se nabiti delci pospešujejo v električnem polju med ploščama kondenzatorja, v drugem pa v induciranem električnem polju znotraj tuljave. Oglejmo si nekatere značilnosti takšne plazme. Vzemimo najprej, da vzbujamo plazmo z električnim poljem z amplitudo Eo in frekvenco a>. Jakost električnega polja je: E = E0 cos(cot). (4) Enačba gibanja za nabiti delec, ki se giblje v smeri električnega polja, je: mx"= eE0 cos(cot), (5) kjer je m masa in e naboj delca. Hitrost in amplitudo delca izračunamo z zaporednima integracijama enačbe (5): x'=—2- sin(tot), (6) mco x = —cos(cot) (7) mco Kinetična energija delca je 1/2m x'2. V tabelah 2 in 3 prikazujemo amplitudo, največjo hitrost in največjo energijo elektronov in protonov (ioniziranih vodikovih atomov) pri različnih jakostih VF polja s frekvenco 27,12 MHz (kotno frekvenco 170,3 MHz), ki smo jih izračunali z enačbama (5) in (7). Rezultati preprostih izračunov, ki so zbrani v tabeli 3, nam dajo pomemben podatek: v VF plazmah pozitivni ioni praktično ne čutijo vpliva električnega polja. Amplituda nihanja ionov v VF polju je navadno precej manjša od njihove povprečne proste poti. Njihova hitrost je še pri jakosti polja 10 V/cm manjša od povprečne hitrosti termičnega gibanja pri sobni temperaturi. Tudi kinetična energija, ki jo pridobijo v VF polju, je manjša od povprečne energije termičnega gibanja. VAKUUMIST 17/1 (1997) ISSN 0351-9716 Tabela 2. Amplituda nihanja elektronov v VF polju s frekvenco 27,12 MHz, njihova največja hitrost in energija pri izbranih vrednostih jakosti električnega polja Tabela 3. Amplituda nihanja elektronov v VF polju s frekvenco 27,12 MHz, njihova največja hitrost in energija pri izbranih vrednostih jakosti električnega polja. Pri izračunu nismo upoštevali hitrosti zaradi termičnega gibanja. Jakost polja [V/m] Amplituda nihanja [m] Največja hitrost [m/s] Največja kinetična energija [eV] 10 3,3-10"8 5,6 1,7-10"7 100 3,3-10"7 56 1,7-10"5 1000 3.3-10'6 560 1,7-10"3 10000 3,3-10'5 5600 1,7-10"1 V nizkotlačnih VF plazmah ustvarijo pozitivni ioni oblak pozitivnega naboja, ki s svojim potencialom preprečuje difuzijo elektronov proti stenam razelektritvene cevi in s tem izdatno rekombinacijo na površinah. Difuzija pozitivnih ionov na stene razelektritvene komore je zaradi majhne kinetične energije počasen proces. Zato lahko z visokofrekvenčnim poljem vzbujamo plazmo tudi pri zelo nizkih tlakih, kjer je prosta pot elektronov istega velikostnega reda kot dimenzije razelektritvene komore. Predno opišemo vlogo elektronov pri VF-razelektritvah, si oglejmo še sliko 1, ki prikazuje povprečno prosto pot elektronov v vodikovi plazmi v odvisnosti od tlaka. Elektroni najbolje izkoristijo VF-polje tedaj, ko je amplituda nihanja v električnem polju enaka njihovi povprečni prosti poti v plinu. To velja za velike razelektritvene komore, pri katerih je povprečna prosta pot elektronov precej manjša od značilne razsežnosti komore. Meritve parametrov plazme, ki smo jih opravili v cilindrični komori s premerom 25 cm, dejansko potrjujejo našo napoved /10/. Če je karakteristična razsežnost razelektritvene komore primerljiva ali celo manjša od povprečne 10' 10° 10"' [cm] 10~2 10"3 10"4 10-5 10° 101 102 IO3 104 10s p[Pa\ Slika 4: Povprečna prosta pot elektronov v nizkotlačni vodikovi plazmi pri sobni temperaturi plina in temperaturi elektronov 1 eV /6/ proste poti elektronov, je gostota plazme odvisna predvsem od difuzije nabitih delcev proti steni komore in rekombinacije na njej. Gostota plazme je pri teh pogojih malo odvisna od moči VF generatorja. Gostoto plazme lahko povečamo samo tako, da zmanjšamo difuzijo elektronov na stene razelektritvene komore. Recept je znan: plazmo zapremo v "magnetno steklenico" /11/. Vendar pa imamo v tem primeru opravka s plazmo v magnetnem polju, pa tudi šibkoionizirana ni več. Pri višjih tlakih je povprečna prosta pot elektronov precej manjša od razsežnosti razelektritvene cevi. V tem primeru je difuzija nabitih delcev na stene razelektritvene komore zanemarljiv proces. Gostota elektronov je odvisna predvsem od jakosti električnega polja. Meritve parametrov plazme pri razmeroma visokih tlakih to napoved potrjujejo (slika 5). 20 18 N i, 16 x 10 m 14 12 1(1 8 6 1 Slika 5: Gostota elektronov v plazmi, ki smo jo generi-rali pri štirih izhodnih močeh VF generatorja. Pri nizkih tlakih gostota plazme ni odvisna od jakosti polja, saj je ravnovesno stanje bolj odvisno od difuzije nabitih delcev na površino razelektritvene cevi /101 Jakost polja [V/m] Amplituda nihanja [m] Največja hitrost [m/s] Največja kinetična energija [eV] 10 0,000061 1,0-104 3,0-10"4 100 0,00061 1,0-105 3,0-10"2 1000 0,0061 1,0-106 3,0 10000 0,061 1.0-107 3.0-102 21 ISSN 0351-9716 VAKUUMIST 17/1 (1997) 5 Parametri plazme Zgornja razmišljanja lahko združimo v kvalitativen opis nizkotlačne šibkoionizirane plazme. V plazmi so prisotni delci, ki so navedeni v tabeli 1. O elektronih smo že precej povedali. V nemoteni plazmi so termični, kar pomeni, da imajo približno maxwellsko energijsko porazdelitev z določeno temperaturo Te, ki je reda nekaj deset tisoč K, in gostoto, ki je odvisna od vrste in tlaka plina, velikosti in materiala, iz katerega je izdelana komora, vrste in jakosti razelektritve in difuzije na stene, kjer se rekombinirajo. Difuzijo lahko bistveno zmanjšamo z uporabo magnetnega polja. Ko gostota magnetnega polja doseže približno 0,1 T (odvisno še od mnogih drugih parametrov), je difuzija že tako šibka, da plazma ni več šibkoionizirana. V plazmi so lahko prisotni tudi curki hitrih elektronov iz določenega izvira. Izvir hitrih elektronov je pogosto votla katoda, lahko pa je tudi elektronska puška. Navadno velja, da lahko obe vrsti elektronov med seboj ločimo. Poleg elektronov so v plazmi prisotni tudi težki delci (tabela 1). Navadno imajo vsi maxwellsko energijsko porazdelitev s temperaturo, ki je približno enaka temperaturi notranje površine razelektritvene komore. Ko pozitivni ion iz plazme prispe do mejne plasti, se v potencialu pospeši in trči v steno s kinetično energijo, ki jo podaja enačba (1). V tem opisu je stena razelektritvene komore izpostavljena curku monoenergijskih ionov z gostoto električnega toka: j+ = 7eoN.v, , (8) kjer je N+ gostota ionov v plazmi, v+ pa njihova povprečna velikost hitrosti v plazmi. Dejanske meritve pokažejo, da ioni niso monoenergijski, pa tudi gostota toka ni takšna, kot jo opisuje enačba (8). To je posledica dejstva, da plast, na kateri pade potencial od Vs na Vf, nima ostrega roba. Za tok ionov na površino pogosto uporabimo boljši približek /6/: V enačbi (9) ni opaziti temperature ionov, kot bi sicer pričakovali, ampak temperaturo elektronov. Razlog za to je obširno razložen v literaturi /6,2/. Ioni, ki padejo na površino, tudi nimajo diskretne energije, ampak je njihova energijska porazdelitev razmazana vsaj za kTe. Na koncu poglavja povzemimo zgornja razmišljanja. V plazmi so na voljo delci, opisani v tabeli 1. Vsi težki delci imajo maxwellsko energijsko porazdelitev in ustrezno temperaturo, ki je pogosto približno enaka temperaturi stene razelektritvene komore. Elektroni niso nikdar popolnoma maxwellski, vendar pa za termalizirane elektrone pogosto velja, da je njihova porazdelitev približno maxwellska in zato lahko definiramo njihovo temperaturo, ki je navadno nekaj desettisoč stopinj. Kot za vsak plin tudi za plazmo velja, da lahko stanje enolično opišemo z gostoto in temperaturo vseh vrst delcev. Pogled na tabelo 1 pokaže, daje karakterizacija plazme naporno opravilo, saj je že v plazmi, ki jo generiramo v čistem žlahtnem plinu, na voljo vsaj 6 vrst različnih delcev, v plinih dvoatomnih molekul pa še precej več. Za merjenje parametrov plazme so zato v preteklosti razvili različne metode. Najstarejša metoda so električne sonde, ki jih je razvil Langmuir že v dvajsetih letih /13/. Z njimi lahko izmerimo gostoto in temperaturo elektronov ter potencial plazme in izračunamo Debyjevo dolžino. Za merjenje stopnje disociiranosti molekul se pogosto uporabljajo katali-tične sonde /14/. Gostoto vzbujenih stanj molekul in atomov izmerimo z optično spektroskopijo /15/. Med dražje metode karakterizacije plazme prištevamo posebne vrste masnih spektrometrov. 6 Sklep Opisali smo osnovne značilnosti nizkotlačne šibkoionizirane plazme, ki se pogosto uporablja za obdelavo površin trdnih snovi, npr. plazemsko čiščenje, suho jedkanje in aktivacijo površin. Pri opisu smo uporabili preproste in včasih tudi grobe približke. Kvalitativno smo opisali interakcijo elektronov s težkimi delci in ocenili energijsko porazdelitev nabitih in nevtralnih delcev. Zaradi preglednosti besedila smo se omejili na plazme, ki jih generiramo v čistih plinih brez prisotnosti magnetnega polja. Pri takšnih plazmah so najpomembnejši parametri gostota in temperatura elektronov, Debyjeva dolžina, potencial plazme in stopnja disociiranosti molekul, ki jih lahko izmerimo s preprostimi električnimi in katalitičnimi sondami. Način izdelave in uporabe kakovostnih električnih sond bomo opisali v eni od prihodnjih številk Vakuumista. 7 Literatura /1/ E. W Mc Daniel, Collision phenomena in ionized gases. J. Willey & Sons. New York, 1964 121 B Chapman. Glow discharge processes. J. Willey D& Sons, New York. 1980 /3/ R I Hall. I Čadež. M Landau. F. Pichon, S. Schermann. Phys. Rew. Lett 60 (1988). 337 /4/ J Strnad. Fizika 3. del, DZS. Ljubljana, 1981 151 A. Ricard. Reactive plasmas. Société Française du Vide. Paris. 1996 /6/ J. D Swift and M J. R Schwar. Electrical probes for plasma diagnostics. Iliffe Books. London. 1969 /7/ J. D. Cobme. Gaseous Conductors. Dover Publications Inc. New York, 1958 /8/ A. Y. Wong, Introduction to experimental plasma physics, Univ. of California. Los Angeles. 1977 /91 S. C. Brown, Basic data of plasma physics. J Willey & Sons. New York. 1959 /10/ M Mozetič. Karakterizacija nizkotlačne plazme z Langmiurjevimi sondami, magistrsko delo, Univerza v Mariboru. 1992 /11/ D Korzec. F Werner. A. Brockhaus, J Engemann. T. P Schneider and R J. Nemanich, J. Vac. Sei Technol A 13 (1995), 2074 /12/ J. Strnad, Fizika 1 del. DZS. Ljubljana. 1977 /13/ G. Suits. Collected works of Irving Langmuir. Macmillan. New York. 1961 /14/ M Mozetič. M Kveder. M Drobnič. A Paulin and A. Zalar Vacuum 45 (1994), 1095 /15/ D K Otorbaev, A J. M Buuron, N T Geurassimov. J W A. M. Gielen. M C. M. van den Sanden and D. C. Schram. Heat and Mass Transfer under Plasma Conditions, ed by P Fouchais. Begell House Inc (1995). 135 22 VAKUUMIST 17/1 (1997) ISSN 0351-9716 ZGODOVINA RAZISKOVANJA LUMINISCENČNIH SNOVI (2.del) Stanislav Južnič* History of development of luminiscent materials (Part II) ABSTRACT The development of the research of the luminiscent materials is described from inventions to their use in Braunžs cathode ray tube Attention is put on the researchers and writing about luminiscence in Austria, specialy in its Slovene part. The second part of the discussion begins with Stokes' law in the middle of the last century. We describe in some detail only modern research in cathodo-luminiscence and eiectroluminiscence. POVZETEK Obravnavamo raziskovanje luminiscenčnih snovi od odkritij do uporabe v Braunovi elektronki. Več pozornosti posvečamo raziskavam in pisanju o luminiscenci v tedanji Avstriji in Se posebej v njenem slovenskem delu Drugi del razprave sega od objave Stokesovega zakona sredi preteklega stoletja. Med sodobnimi raziskavami smo nekoliko podrobneje opisali le katodoluminiscenco in elektroluminiscenco. 1 UVOD Pesnik Goethe je takole opisal fluorescenco anilina: "Raztopina divjega kostanja v vodi se v najkrajšem času obarva nebesno modro, ko svetlečo steklenko opazujemo na temnem ozadju. Ko pa jo postavimo proti svetlobi, vidimo najlepšo rumeno (barvo)" (1810; Hoh, 1867, 659). Sredi 19. stoletja pa so raziskovali predvsem fluorescenco fluorita, po kateri je Stokes pojav tudi poimenoval. 2 Raziskovanja luminiscence raztopin na Angleškem; Stokesov zakon Na Angleškem rojeni profesor kemije in fiziologije John William Draper (1811-1882) je v New Yorku leta 1851 popisal značilnosti luminiscence fluorita, obsevanega s svetlobo električne iskre: 1. prostornina luminiforja se ne spreminja, 2. struktura luminiforja se ne spreminja , 3. površina luminiforja se spremeni, saj se v točkah sevanja spremeni kondenzacija živosrebrnih par, 4. luminifor poleg svetlobe nedvomno seva tudi toploto, 5. izoliran luminifor ne kaže naelektritve, 6. ob fosforescenci se izseva zelo malo svetlobe, 7. telo tem močneje fosforescira, čim hladnejše je bilo ob obsevanju (Rosenberger, 1890, 472-473). Škot Sir Brewster je leta 1833 opisal krvavo rdečo sled z lečo usmerjenega svetlobnega žarka v sicer zeleni * Stanislav Južnič je profesor fizike in računalništva na srednji Soli v Kočevju. Leta 1980 je diplomiral iz tehnične fizike na Fakulteti za naravoslovje in tehnologijo, magistriral pa leta 1984 iz zgodovine fizike na Filozofski fakulteti v Ljubljani. raztopini klorofila. Podoben pojav je opazil tudi v raztopini fluorita. Angleški astronom Sir John Herschel (1792-1871) ni poznal Brewsterjevaga dela, saj se je v tem času ukvarjal z astronomskimi meritvami v Južni Afriki, kjer ga je junija 1936 obiskal tudi Charles Darwin (1809-1882) med popotovanjem z ladjo Beagle. Herschel je leta 1845 na zatemnjenem ozadju opazil nebesno modro barvo osvetljene površine prozorne raztopine sulfata kinina v žveplovi kislini na mestu, kjer vstopa svetloba. Razklon na prizmi je pokazal, da modra površina ne vsebuje rdečega spektra, s turmalinom pa ni zasledil polarizacije. Herschel je napačno trdil, da "disperzivno odbita" svetloba ne more več pomodriti površine druge raztopine. Če bi uporabil svetlobo večje intenzitete ali manj koncentrirano raztopino, bi opazil modro svetlobo tudi v njeni notranjosti. Leta 1846 je Brewster z močno lečo koncentriral svetlobo v kozarcu s fluorescentno raztopino. Opisal je "notranjo disperzijo", ki naj bi nastala zaradi domnevnega dvojnega loma na kristalih znotraj raztopine. Njen poseben primer naj bi bil Herschlov "disperzivni odboj". Luminiscenco v notranjosti fluorita so poznali že prej (Wilde, 1843, 399; Brewster, 1848, 544; Pisko, 1861, 11, 15; Stokes, 1888, 277, 279; Kayser, 1908, 851-852; Kudrjavcev, 1948, 501). Spor je razrešil šele Stokes, najmlajši sin irskega župnika. Študiral je v Cambridgeu, kjer je 54 let, vse do smrti, obdržal tudi Lucasovo katedro za matematiko, na kateri je nekoč predaval Newton. Med letioma1854 in 1890 je kot tajnik in nato predsednik RS močno vplival na razvoj britanske fizike v viktorijanski dobi. Stokes je pred Royal Society v Londonu maja 1852 predaval o raziskovanju luminiscence z dvema novima metodama: luminiscenco filtrirane svetlobe je opazoval skozi komplementarni filter ali pa je luminifor osvetlil z barvami, razdeljenimi v spekter, tako da je lahko opazoval razliko med absorbirano in izsevano svetlobo pri poljubni valovni dolžini. "Zanimivo je bilo videti cev, ki nenadoma zažari po potopitvi v nevidne žarke," pri katerih je, dobesedno, "tema postala vidna" (Harvey, 1957, 397). Stokes se je zavedal pomena svojega odkritja, zato je s svojo avtoriteto zanj uveljavil tudi novo ime: "Naklonjen sem h kovanju novega pojma in ga imenujem fluorescenco, po fluoritu, analogno nazivu opales-cenca, izpeljanem iz naziva minerala." Novi naziv ni bil odvisen od domnevnega poteka sevanja v Brewsterjevi ali Herschlovi teoriji (Harvay, 1957, 397; Pisko, 1861, 21). Rezultate je strnil v "Stokesov zakon": lomnost (frekvenca) fluorescenčne svetlobe je vedno manjša od lomnosti svetlobe, ki jo je povzročila. Za raziskavo je dobil Rumfordovo medaljo. 27.6.1856 je pisal Her-schlu: "Vpadni valovi oceana so analogni žarkom, ki izzovejo fluorescenco, ladje delcem snovi, vpliv ladij na valove pa absorpciji vpadnih žarkov, do katere vedno pride ob fluorescenci. Valovi, ki potujejo proč od ladje, pa so podobni fluorescenčni svetlobi." 23 ISSN 0351-9716 VAKUUMIST 17/1 (1997) Stokes je domneval, da je sila v enostavnem razmerju z odmikom delca snovi od ravnovesne lege. Odvisna je od sestave etra in razdalje med molekulami snovi. Amplituda nihanja je neskončno majhna v primerjavi z velikostjo molekul. Nihajni čas molekul je drugačen od nihajnega časa delcev etra, frekvenca fluorescirane svetlobe pa se zniža zaradi zmanjšanja amplitude (Sekulič, 1871. 80). Sprva je Stokes na temelju svoje teorije etra "menil, da pri iskanju vzroka notranje disperzije lahko takoj zavržemo vse domneve o odboju ali lomu vibracij svetlobnega etra na molekulah telesa. Povsem v nasprotju z dinamičnimi principi je videti domneva, da bi bil lahko tak vzrok dovolj za nastajanje vibracij ene periode iz vibracij druge (periode)". Pozneje je mnenje spremenil, ne da bi se odrekel svojemu zakonu (Stokes, 1888, 300, 301; Wilson. 1987, 112). Slika 5. Geoge Gabriel Stokes Razprave o veljavnosti Stokesovega zakona Angstrom je leta 1853 neodvisno od Stokesa opravil podobne poskuse, vendar je prišel do nasprotnih ugotovitev. Po njem bi morali atomi etra nihati celo oktavo više in bi imela fluorescenčna svetloba zato višjo frekvenco od absorbirane (1855, 164: Sekulič. 1871, 80: Kayser. 1908, 866). Direktor zvezdarne v Mannheimu Wilhelm Eisenlohr (1799-1872) je leta 1854 raziskoval fluorescenco v Geisslerjevi cevi in Helmholtzovo kombiniranje barv fluorescenčne svetlobe po analogiji z zvokom. Fluorescenco je opisal kot interferenco modro-vijolične in ultravijolične svetlobe (Bohn, 1867, 390). Emsmann je s poskusi leta 1859 in 1866 raziskoval "negativno fluorescenco", pri kateri naj bi se lomnost (frekvenca) povečala. Leta 1861 je primerjal fluorescenco s histerezo železa. Obsevanje naj bi povzročilo gibanje atomov v telesu ob posebni "koercitivni sili", ki vzdržuje vsakokratno urejenost atomov. Ta koercitivna sila naj bi bila v fosforescentnih telesih močna, v fluorescentnih pa šibka (Emsmann, 1861, 654: Bohn, 1867. 386: Lommel, 1871, 40; Rosenberger, 1890, 474-475). C.K. Akin je leta 1864 postavil fluorit na zrak, kjer je še eno do dve minuti po obsevanju s toplotnimi žarki seval v vidni svetlobi. John Tyndali (1820-1893) je istega leta samostojno opazil "negativno fluorescenco" v gorišču konkavnega zrcala, na katerega je padala le infrardeča svetloba. Akin je pojav imenoval calcescenca po analogiji s fluorescenco, Tyndali pa caloriscenca. Bohn jima je leta 1865 pripisal prioriteto in tako sprožil spor med Emsmannom (1866, 352) in Akinom (1867, 561). Bohn je leta 1867 objavil, da pride do povišanja lomnosti (frekvence) pri "negativni fluorescenci" zaradi povišanja temperature in ne z neposrednim vplivom absorbirane infrardeče svetlobe. Tako naj ne bi bilo "negativne fluorescence" in izjem Stokesovega zakona. Akin je trditvam ugovarjal in obenem citiral Tyn-dallovo trditev, da "koncept pretvorbe toplotnih žarkov v svetlobne žarke nedvomno pripada Akinu glede na prvo objavo". Danes se zdi, da sta Akin in Tyndali zgolj dokazovala, da je mogoče telo z infrardečimi žarki dovolj segreti, da seva v vidnem območju, kar pa ne zadeva luminiscence (Akin, 1867, 556; Harvey, 1957, 399-400). Naslednje leto je Bohn objavil, da je fluorescenca odvisna od narave teles in od barve absorbirane svetlobe Intenziteta absorbirane svetlobe ne vpliva na fluorescenco. vpliva pa na toplotno sevanje segrevanega telesa. Fluorescenco je opisal kot "nepravilen lom s spremembo frekvence" (Bohn, 1868, 173, 170). Lommel je leta 1871 razvil Eisenlohrove ideje v Stokesovi nasprotno teorijo fluorescence, po kateri lahko zaradi resonance med absorbirano svetlobo in lastnim nihanjem telesa frekvenca izsevane svetlobe tudi naraste. Leta 1875 in 1876 je zapisal, da "vsak temen pas absorpcijskega spektra ustreza svetlemu pasu fluorescenčnega spektra v razstopini ... Tako lahko postavimo splošno veljavno trditev, da telo fluo-rescira s pomočjo tistih žarkov, ki jih je absorbiralo ....Fosforescenca je prav tako kot fluorescenca učinek absorbirane svetlobe" (Lommel. 1871, 32. 50: Harvey, 1957, 404). Eugen von Lommel (1837-1899) je študiral v Munchnu in habilitiral na politehniki v Zurichu. Med leti 1868 in 1886 je bil profesor na univerzi v Erlangnu in se je tam poročil s hčerko slovitega filozofa Hegla (1770-1831). Na mun-chenski univerzi je organiziral nov fizikalni institut in za štiri leta tja zvabil tudi prijatelja Boltzmanna. Leta 1893 ie izdal izjemno uspešen učbenik eksperimentalne fizike, katerega 26. (dopolnjena) izdaja je izšla 27 let pozneje Po smrti je Lommlovo katedro v Miinchenu zasedel Rontgen Hagenbach ni sprejel Lommlovih domnev in je podprl splošno veljavnost Stokesovega zakona (Hagenbach. 1872, 81). Domnevno "negativno fluorescenco" je povezoval z nečistočami in nehomogenostjo vpadne svetlobe. Leta 1878 je Lommel opisal absorpcijo svetlobe kot trenje, podobno interakciji med molekulami etra in snovi. Zaradi nepoznavanja lastnosti domnevnega etra se mnogi raziskovalci še niso znali odločiti med Stokesovo in Eisenlohr-Lommlovo teorijo (Rosenberger, 1890. 479-480). 24 VAKUUMIST 17/1 (1997) ISSN 0351-9716 Sodobna teorija Stokesovega zakona Stokesov zakon z možnima izjemama je pojasnil šele Einstein leta 1905, ko mu je prisodil prvo mesto med tremi primeri uporabe fotona v kvantni teoriji (Einstein, 1905, 142). Danes "negativno fluorescenco" opišemo z anti-Stokesovimi črtami in upoštevamo Lommlov popravek Stokesovega zakona, po katerem je maksimum spektra luminiscence premaknjen k nižjim frekvencam glede na maksimum absorbiranega spektra. Leta 1887 so ugotovili, da sulfidi niso luminiforji v čistem stanju, temveč morajo vsebovati majhno količino aktivne kovine. Lenard je leta 1890 prvi opisal porazdelitev ionov aktivatorja v Sidotovi svetlici in drugih kristalih gostiteljih. Ioni aktivatorja so obkroženi z ioni gostitelja in tvorijo luminiscenčna središča, kjer se odvija proces vzbujanja in sevanja. Ti centri ne smejo biti preblizu skupaj, zato je treba za visoko učinkovitost luminiforja v gostitelja vstaviti le sled aktivatorja. V letih 1917 in 1918 je objavil, da naj bi vsako skupino črt v spektru luminoforja povzročalo različno luminiscenčno središče. Dvajset let pozneje je Niko-laus Riehl s tehniške univerze v Munchnu kritiziral Lenardove domneve in skupaj z M. Schonom leta 1939 razvil temelje sodobnega kvantnomehanskega modela kristalnih luminiforjev, ki je bila že predstavljena v Vakuumistu (Mežnar, 1996, 14-15). 18.6.1903 je Lenard v Kielu objavil enačbo za intenzivnost katodoluminiscence v odvisnosti od števila in hitrosti pospeševanih elektronov. Istega leta je Arthur Wehnelt (1871-1944) opazil v Erlangnu, da enačba ne daje sprejemljivih napovedi pri nizkih pospeševalnih napetostih, saj naj bi Lenard meril s kar 10' -krat manjšo gostoto elektronov od Wehneltove (Kayser, 1908, 700-701 ; Fritz, 1940, 117, 121). V letih 1938 in 1939 sta F.Seitz in Mott razvila elektronski konfiguracijski diagram, na osnovi katerega je bilo mogoče razumeti Stokesov zakon. E. Becquerel je priznaval Stokesov zakon. Ni pa razlikoval med fluorescenco in fosforescenco tako kot Stokes, ki je iskal različna mehanizma razpada za obe, a ju leta 1885 na predavanju v Aberdeenu ni znal prepričljivo razmejiti. E. Becquerel za razliko od večine sodobnikov sploh ni sprejel Stokesovega izraza fluorescenca, čes da ne zaznamuje posebne vrste pojavov. E. Wiedemann je leta 1892 pritrdil E.Becquerelu z ugotovitvijo, da je mogoče s samim spreminjanjem temperature zvezno spremeniti fosforescenco v fluorescenco. Pred tem je E. Wiedemann leta 1888 napačno domneval, da je fluorescenca značilna za kapljevine, fosforescenca pa za trdnine. Takšno mne-nje je prevladovalo še 20 let pozneje, saj razen Dewarjevega opisa fosforescence tekočega kisika iz leta 1894 (skoraj) niso poznali fosforescence kapljevin. Vavilov je leta 1925 z izboljšanim fosforoskopom opazoval nezvezen prehod fluorescence v fosforescenco v trdninah in zelo gostih tekočih raztopinah in tako kronal Stokesova prizadevanja. Objavil je, da je fosforescenca "prepovedan" in zato počasnejši prehod iz vzbujenega v osnovno stanje (Harvey, 1957, 353, 355, 390, 408; Kayser, 1908, 600, 646, 1025; Vavilov, 1925, 925). V sodobnih knjigah pogosto preberemo tudi Becquerelovo trditev, da sta fluorescenca in fosforescenca enak pojav različnega trajanja. 3 Raziskovanje luminiscenčnih snovi na Francoskem: Becquerelov fosforoskop Podobno kot Heinrich je tudi E.Becquerel raziskoval pet vzrokov za fosforescenco: 1. navadno dviganje temperature, pogosto še pod rdečim žarom, 2. mehanski vplivi, 3. elektrika (v katodnih elektronkah), 4. spontana fosforescenca pri živalih in rastlinah, 5. sončna svetloba. Zadnji, najbolj navadni vrsti fosforescence je pripisal še posebna pravila: 1. vijolični in ultravijolični žarki so najbolj učinkoviti. 2. luminiforji se razlikujejo po širini in legi spektrov. 3. barva fosforescence je značilna za luminifor in ni odvisna od barve absorbirane svetlobe, 4. absorbirana ultravijolična svetloba povzroči fosforescenco manjše lomnosti (frekvence), 5. če postavimo luminifor v temo. se bo fosforescenca oslabila, pri povišanju temperature pa se bo povečala, 6. povišanje temperature med obsevanjem s sončno svetlobo zmanjša poznejšo fosforescenco, 7. če spekter svetlobe pade na papir, prekrit s kalcijevim sulfidom, se poveča število njegovih črt. kot je ugotovil že Herschel leta 1842. E. Becquerel je leta 1859 opisal prvo inačico fosforo-skopa, ki sta ga sestavljali dve plošči z odprtinama za vpadno svetlobo in za opazovanje, vrtljivi okoli skupne osi. Odprtini si nista bila nasprotni, temveč zamaknjeni. Plošči je postavil v zatemnjen boben. Znotraj vmesnega prostora med ploščama v smeri zveznice obeh odprtin je postavil luminifor. Ob vrtenju ročice je preko zobatih koles zavrtel tudi plošči, da je lahko meril zakasnitev fosforescence do 1/2000 s po obsevanju s sončno svetlobo. Fosforoskop je izpopolnil E.Wiede-mann, vendar tudi on ni mogel izmeriti zakasnitve pri fluorescenci (1888, 450-460: Kayser, 1908, 706-709; Harvey, 1957, 355). Z mehanskimi fosforoskopi je bilo mogoče meriti trajanje fosforescence le do 10"5 s, danes pa uporabljamo fotoelektrične metode. E. Becquerel je s fosforoskopom opravil prve kvalitativne meritve. Že leta 1859 je objavil, da fosforescenco sestavljajo zelo ozki pasovi ali črte nezveznega spektra. Njegove natančne meritve luminiscenčnih spektrov so botrovale mnogim odkritjem (Kayser, 1908. 647-648). Leta 1860 je odkril, da intenziteta fosforescence eksponentno pada s časom. Po njegovi smrti je z meritvami nadaljeval njegov sin Henri leta 1891 in 1892, vzporedno pa je tudi E. Wiedemann objavljal nekoliko drugačne rezultate. Pomen odkrija so spoznali šele, ko je H. Becquerel med raziskovanjem fosforescence kalijevega uranovega sulfata leta 1896 odkril radioaktivnost, za katero velja enako pravilo. Poznejši raziskovalci so predlagali bolj zapletene zakone razpada, 25 ISSN 0351-9716 VAKUUMIST 17/1 (1997) saj seje izkazalo, da sevajo različne luminiscenčne črte z različnimi razpadnimi časi (Kayser, 1908, 717-718; Harvey, 1957, 356). Leta 1888 je E.Wiedemann vpeljal naziv luminiscenca za vse "svetlobne pojave, ki jih ne povzroča le višanje temperature", kar je bila že uveljavljena definicija fos-forescence (Wilde, 1843, 384; Wiedemann, 1888, 446, 448). Več generacij pariške družine Becquerelov in Wiedeman-nov iz Nemčije se je zelo uspešno ukvarjalo s fizikalno kemijo. Poznejši profesor fizike na konservatoriju za mere in uteži E.Becquerel, sin predsednika pariške akademije Antoina Charlesa (1788-1878), je zaslovel že leta 1839 z opisom električnega toka, ki ga svetloba povzroča v nekaterih elektrolitih. Pojav je dobrih trideset let pozneje uporabil Ernst Werner von Siemens (1816-1896) pri iznajdbi prve selenske fotocelice. Istega leta 1839 je E.Becquerel objavil raziskovanje prehoda svetlobe iskre skozi barvast zaslon skupaj z očetom in profesorjem pariške univerze Jeanon Baptistom Biotom (1774-1862), nasprotnikom Fresnelove optike, raziskovalcem polarizacije in dobitnikom Rumfordove medalje leta 1840. Taksni podporniki so devetnajstletnemu A.E.Bec-querelu omogočili, da je v naslednjih 30 letih spravil raziskovanje luminiscence na višjo eksperimentalno raven, ne da bi se poglabljal v teorijo, ki se ji je izognil s frazo o "motnji molekulskega ravnovesja". Eilhardt Ernst Gustav Wiedemann (1852-1928) je bil sin profesorja fizikalne kemije v Leipzigu Gustava Heinricha (1826-1899), ki mu je od leta 1879 pomagal tudi pri urejanju vodilne nemške fizikalne revije Ann.Phys. v Leipzigu. Njegova mati Clara Laura je bila leta 1827 rojena v znani družini kemikov Mitscherlichov in je prevajala Tyn-dallove knjige o fiziki in tudi o planinskih pohodih v Alpe. Tako je E. Wiedemann podobno kot Becquerel z raziskovanjem luminiscence nadaljeval družinsko tradicijo. 4 SKLEP Raziskovanje luminiscence je iz pogosto skrivnostnih alkimističnih navodil "dalo fizikom oči za opazovanje nevidne svetlobe". Morda je Stokes prezgodaj umrl, da bi povsem dojel, kako prav je imel, saj je (katodo)lu-miniscenca ob napredku fotografije najprej botrovala odkritjem novih kemijskih elementov, med leti 1895 in 1897 odkritju rentgenskih žarkov, radioaktivnosti, elektronov in Braunove elektronke, leta 1911 pa je omogočila tudi odkritje atomskega jedra. Sodobna fizika je bila utemeljena na opazovanjih luminiscence. Sodobna industrija zabave in računalništva pa je tudi predvsem opazovanje luminiscenc, saj je "slika boljša od tisočerih besed", kot lahko preberemo na reklami za britanski televizijski sprejemnik Pye iz leta 1939. LITERATURA C.K. Akin iz fizikalnega kabineta akademije znanosti v Pešti. Uber Calcescenz und Fluorescenz. Ann. Phys. 131 (1867) 554-561 Erwiderung auf eine Notiz des Hrn. Emsmann. Ann. Phys 131 (1867) 561-564 Johann Conrad Bohn (1831-1897). profesor matematike na osrednjem gozdarskem zavodu v Aschaffenburgu, Uber negative Fluorescenz und Phosphorescenz, Ann Phys. 12Q (1867) 367-392 Über negative Fluorescenz. Ann. Phys. 132 (1868) 165-174 Sir David Brewster (1781-1868). profesor fizike na univerzi St. Andrews. Über die Zerlegung und Zerstreuung des Lichts innerhalb starre und flüssiger Körper. Edinburgh Transactions. IS (1846) 111, ponatis v: Ann. Phys. ¿2(1848) 531-548 Albert Einstein (1879-1955), Über einen die Erzeugung und Verwandlung des Lichtes betreffenden heuristischen Gesichtspunkt Ann. Phys. 1Z (1905) 132-148 August Hugo Emsmann (1810-1889), profesor fizike na realki v Stettinu. Prioritätsansprüche in Betreff der negativen Fluorescenz oder Calorescenz oder Calcescenz Ann. Phys 129 (1866) 352 Positive und negative Fluorescenz Phosphorescenz und Fluorescenz, Ann Phys. 114 (1861) 651 -657 Zur Geschichte der Fluorescenz. Ann Phys 122 (1868) 175-176 Dipl.ing. Felix Fritz, Leuchtfarben. Geschichte, Herstellung, Eigenschaften und Anwendung, Berlin. 1940 Jacob Eduard Hagenbach-Bishoff (r 1833), profesor fizike na univerzi v Baslu, Versuche über Fluorescenz. Ann Phys. 14g (1872) [65-89, 232-257, 375-405, 508- Theodor Höh. Zur Geschichte der Fluorescenz, Ann Phys 121 (1867) 658-569 Heinrich Gustav Johannes Kayser (1853-1940), profesor fizike in direktor fizikalnega instituta na univerzi v Bonnu Handbuch der Specfroskopie, IV Band, Leipzig. 1908 Poglavje o fluo-rescenci na straneh 839-1214 je napisal Heinrich Konen izredni profesor na univerzi v Münstru. Eugen Cornelius Joseph von Lommel (1837-1899), profesor fizike na univerzi v Erlagenu. Versuch einer Theorie der Fluorescenz, Ann. Phys. UZ (1862) 642-645 Über Fluorescenz. Ann. Phys. 142 (1871) 26-51 Über Fluorescenz, Ann. Phys. 152 (1876) 514-536 Theorie der Absorption und Fluorescenz. Ann Phys. 2 (1878) 251-283 Theorie der Fluorescenz. Ann Phys. 25 (1885) 12 strani Beobahtung über Phosphorescenz, Ann Phys. 32 (1887) 14 strani Lehrbuch der Experimentalphysik. Leipzig, 1893, 26: 1920 Lea Župane Mežnar luminiscečne snovi (I del) Vakuumist 16/3 (1996) 14-19 Franz Joseph Pisko (1827-1888), Lehrbuch der Physik für Unterrealschulen. Brün, 1859 Die Fluorescenz des Lichtes. Izvestja dunajske realke Weiden, 1860. 40 str. Razširjena knjižna izdaja: Wien. 1861 Dr. Ferdinand Rosenberger (r.1845). Die Geschichte der Physik in grundzügen mit synchronistichen Tabellen, III del. Braunschweig 1890 Martin Sekulic (1833-1905), profesor na realki v Rakovcu, Fluores-cencija i calcescencija. Rad Jugoslovenske akademije, Zagreb, 15 (1871) Str.76-86 Sir George Gabriel Stokes (1819-1903), Das Licht, predavala v Aberdeenu 1883-1885, avtorizirani nemški prevod O Dziobeka, Leipzig, 1888 Sergej Ivanovič Vavilov (1891-1951) in Vadim Leonidovič Levšin (1896-1969) z instituta za fiziko in biofiziko v Moskvi. Die Beziehungen zwischen Fluoreszenz und Phosphoreszenz in festen und flüssigen Medien. Zeitschrift für Physik 35(1926) 920-932 Eilhardt Ernst Gustav Wiedemann (1852-1928). profesor fizike v Leipzigu in Erlangenu. Ueber Fluorescenz und Phosphorescenz, Ann Phys.34( 1888) 1 del. 446-463 David B Wilson Kelvin and Stokes. Adam Higler Bristol 1987 26 ISSN 0351-9716 VAKUUMIST 17/1 (1997) a) Slika 3: Trapezasti utor za okroglo tesnilko: a) razstavljen spoj, b) sestavljen spoj A = 0,9d in B = od 0,75 do 0,8d, nagibni kot pa 40°. Za tesnitev vakuumskih prevodnic, cevi ipd. okroglega preseka uporabljamo prav tako okrogle tesnilke, ki imajo notranji premer enak zunanjemu premeru cevi. "Utor" ima obliko, kot je prikazana na sliki 4, pri čemer je dimenzija A =1,32d. Površine, na katere bo nalegla tesnilka, pa morajo biti gladke (N5). Slika 4: Tesnitev okrogle cevi: a) razstavljen spoj, b) sestavljen spoj Zgodi se tudi, da okroglih tesnilk z velikimi premeri (Dn nad 0,5m) ne moremo kupiti. V takem primeru si pomagamo z "gumijasto" vrvico (različnih premerov do 12 mm), ki jo "ukrojimo" in vložimo v utor prirobnice tako, kot smo to že nekoč natančno opisali (Vakuu-mist,25,1991,4,21-22). Dr. Jože Gasperič, Institut Jožef Štefan, Ljubljana 28 VAKUUMIST 17/1 (1997) ISSN 0351-9716 OBVESTILA Društvo za vakuumsko tehniko Slovenije v sodelovanju z Ministrstvom za znanost in tehnologijo in Inštitutom za elektroniko in vakuumsko tehniko prireja POSVETOVANJE O NETESNOSTI SISTEMOV IN NAPRAV, ki bo predvidoma 21.-22. oktobra 1997 v Ljubljani Vse več je izdelkov in tehnologij, kjer hermetičnost posod in cevnih sistemov igra pomembno vlogo. Njihova večja ali manjša tesnost namreč zagotavlja primerno dobro vzdrževanje nadtlaka oz. podtlaka. Nevarna mesta, kjer netesnost (leak) lahko pričakujemo z veliko verjetnostjo , so navadno: spojke, tesnila, varjeni in spajkani spoji, napake v materialu itd. Zaradi vse večjih zahtev po kakovosti proizvodov (ISO 9000) se v tehniški praksi vedno pogosteje srečujemo s predpisi o preverjanju tesnosti. Pri tem je nujno poznati naslednje postopke: - ugotavljanje netesnosti, - določanje velikosti netesnosti oz. puščanja, - iskanje in določitev mesta puščanja. Obstaja več različnih metod za izvajanje teh postopkov. Med njimi ni univerzalnega, ampak so posamezni postopki primerni samo za določene velikosti puščanja oziroma uporabni le za določene tehnologije. V slovenskem prostoru pridejo omenjeni postopki v poštev pri izdelovalcih tlačnih posod, hladilnih agregatov, posod za aerosole, prehrambnih konzerv, specialnih ventilov, hermetično zaprtih elektronskih komponent, v reaktorski tehniki, pri uporabi nekaterih analiznih metod v raziskovalno-razvojnih laboratorijih itd. Ker postopki določanja netesnosti (leak detekcije) niso dovolj poznani, razen v ožjem krogu strokovnjakov, vezanih na vakuumsko znanost, vas vabimo, da se posvetovanja udeležite. Sodelovali boste lahko kot poslušalec, ali z govornim prispevkom, ali v odprti diskusiji za okroglo mizo. TEME POSVETOVANJA - opredeljevanje velikosti puščanja, - metode iskanja netesnih mest, - ugotavljanje netesnosti s helijevim masnim spektrometrom, - vrste netesnosti in njihovo odpravljanje oz. preventiva, - kontrola tesnosti kot osnova za kvaliteto proizvodov, - standardi s področja netesnosti, - poročila in problematika iz slovenske prakse. URADNA JEZIKA POSVETOVANJA: slovenski in angleški. NASLOV ZA PRIJAVO IN KONTAKTIRANJE: Društvo za vakuumsko tehniko Slovenije Dr. Lidija Irmančnik-Belič, mag. Andrej Pregelj, Teslova 30, Ljubljana tel.: 061 -177 66 00, faks.: 061 -126 45 78. Prosimo, da javite namero o udeležbi do sredine maja 1997 na označeni naslov. PRIJAVNICA ZA UDELEŽBO NA POSVETOVANJU O NETESNOSTI SISTEMOV IN NAPRAV 21.-22. oktobra 1997 v Ljubljani Priimek, ime, naziv:..................................................................... Institucija:............................................................................ Naslov:.............................................................................. Tel.:........................ Faks:................... e-pošta:........................ Opomba: Želim sodelovati (a) kot poslušalec oz. (b) s prispevkom, ki bo imel približno naslednji naslov: Datum:................................................Podpis: 29 ISSN 0351-9716 VAKUUMIST 17/1 (1997) IZOBRAŽEVANJE IZOBRAŽEVANJE O VAKUUMSKI TEHNIKI - 1997 Vse uporabnike vakuumske tehnike obveščamo, da so v letu 1997 predvideni naslednji strokovno izobraževalni tečaji: VZDRŽEVANJE VAKUUMSKIH NAPRAV 20.-21 .oktober 1997 Pod tem naslovom se obravnava predvsem tematika, ki jo srečujemo v tehniki grobega vakuuma. To je: delovanje, vzdrževanje in popravila rotacijskih črpalk, pregled in uporaba različnih črpalk, ventilov in drugih elementov, meritve vakuuma, hermetičnost in odkrivanje netesnosti v vakuumskih sistemih, materiali za popravila, tehnike čiščenja in spajanja, skupno 20 šolskih ur, od tega tretjina praktičnih prikazov in vaj. Cena tečaja je 32.000 SIT. Vsak tečajnik bo prejel tudi brošuro "Osnove vakuumske tehnike za vzdrževalce naprav" in potrdilo o opravljenem tečaju. OSNOVE VAKUUMSKE TEHNIKE 12.-14. maj ter 24.-26. november 1996 Pri tem tečaju je večji poudarek na teoretičnem razumevanju snovi. Obravnava so vsa že prej omenjena področja in poleg tega še: pomen in razvoj vakuumske tehnike, fizikalne osnove, črpalke za visoki vakuum, tankoplastne in druge vakuumske tehnologije, čisti postopki, analize površin ter doziranje, čiščenje in preiskave plinov - skupno 26 šolskih ur z vajami in ogledom inštituta. Cena tečaja je 32.000 SIT. Udeleženci prejmejo zbornik predavanj "Osnove vakuumske tehnike" in potrdilo o opravljenem tečaju. Oba tečaja se pričneta ob 8.00 uri v knjižnici Inštituta za elektroniko in vakuumsko tehniko, Teslova 30. Ljubljana. Prosimo interesente, da se informativno javijo čimprej, za dokončno potrdilo udeležbe pa velja kopija položnice o plačilu - najkasneje tri dni pred pričetkom tečaja - na naslov: Društvo za vakuumsko tehniko Slovenije, Teslova 30. 1111 Ljubljana (št. žiro računa: 50101-678-52240). Prijave sprejema organizacijski odbor (Koller, Spruk. Mozetič, Nemanič), ki daje tudi vse dodatne informacije (tel. 061 177-66-00, 126-45-92). V primeru premajhnega števila kandidatov tečaj odpade, interesenti bodo povabljeni na naslednji rok. Tečaj "Osnove vakuumske tehnike za srednješolske predavatelje" bo predvidoma 10. in 11. novembra 1997 in bo posebej razpisan v informativnih glasilih za šolstvo. Namenjen je popestritvi pouka fizike in tehničnih znanj na srednjih in višjih šolah. IN MEMORIAM Rolfu VVideroeju v spomin Oktobra 1996 je prof. dr. Rolf VViderde, ta telesno in duhovno veliki Norvežan, preminil v Švici, kjer je bil v Nussbaumnu pri Badnu v kantonu Argau njegov dom. Kot mnogo Evropejcev, tudi iz naše dežele (Peterlin, Bas), je izumiteljska dela preživel v Nemčiji. Za svojo disertacijo je leta 1928 izdelal visokofrekvenčni linearni pospeSevalnik, sestavljen iz treh zaporednih resonatorjev. s čimer je Na+ in K+ pospešil na 50 keV Ta. prvi visokofrekvenčni pospeSevalnik, njegov izum, je osnova vseh današnjih linearnih in krožnih pospeSevalnikov Poleg Kerst-a in Slepian-a spada med prve graditelje betatrona. ki je osnova vseh indukcijskih pospeSevalnikov. Pri betatronu je znan VVideroev ravnotežni pogoj. Njegovo ime srečamo 1.1945 med predlagatelji sinkrotrona in 1947 jake fokusacije. Po vojni se je umaknil v Švico in delal na betatronu pri BBC Baden. Ponujeno je imel mesto prvega direktorja CERN-a. a ga ni sprejel Bil je v nadzornem odboru DESY-ja v Hamburgu, Spominjam se, kako je vsak četrtek prišel z zajetno torbo na fizikalni kolokvij na ETH Zurich, pokončen klen in čil. in ga vedno zapustil med prvimi, da se je z vlakom (ne avtom) zapeljal domov v Nussbaumen Skrbel je za naravno in zdravo življenje, kolikor je danes to sploh mogoče: najel je pri kmetu kravo, jo naravno krmil, da je imel kolikor mogoče čisto mleko. VViderde spada med tiste velike izumitelje prve polovice dvajsetega stoletja, brez katerih naša civilizacija ne bi bila taksna kot je Brez Zvorykina ne bi "buljili" ob večerih v televizorje, brez Wideroe-ja ne bi imeli aparatur jedrske in visokoenergijske fizike, brez Tesle bi sedeli pri petrolejkah in ne bi imeli na daljavo vodenih raket ter težav s sprejetjem v NATO No. morda bi bil tak svet srečnejši Na vse te velike može nase civilizacije je odbor za dodeljevanje Nobelovih nagrad pozabil Ali so bili pripadniki napačnih narodov ali pa so bili napačnih svetovnih nazorov? A. Pavlin P.S.: Zaradi časovne stiske sem pisal po spominu. Zavedam se, da manjka slika pokojnika in datumi posameznih mejnikov Naj mi to cenjeni bralec oprosti. 30 scan PFEIFFER VACUUM Čeprav naredimo stotine Rootsovih črpalk na leto, to ne pomeni, da jo je enostavno kupiti -- '.to - to> - ^ ti. to L to ♦ J* ~ to ^ to i-i*: s* to ♦-'to • - 'to Z to Zrto Z to u: to C to ~ s* Z % * to »i. to iJu 'to r u: ■ ~ «to • - 'to C to -C Z to -.to to • ■ 'to r to * - • - to t-Su 'V to " tos < T tiu -v to to " too •T to -'to Z* ' - $$ i-iv * to to • to 'jm ".to r to * to ^ to Z* -V to to " S* ".to Z % tAy C to to -¿m »►v to ^ to '"to < to *Ju . to ♦~'to Z to u; -v to L -v to r to 'J+ Z'3* Z* z % ti^: z % -.to Pfeiffer Vacuum Austria GmbH Diefenbachgasse 35 1150 Wien Tel. 01 8941 704 Fax 01 8941 707 Internet: http://www.pfeiffer-vacuum.de Pfeiffer Vacuum Austria Diefenbachgasse 35 A-1150 Wien telephone ++43/1 89417 04 telefax + + 43/1 894 17 04 Velikosti črpalk so lahko od 250 do 25 000 m3/h; izdelane so iz materialov GG ali GGG 40.3 in nerjavnega jekla, imajo zaščito pred "tlačnim valom", vgrajeni so lahko različni materiali za tesnjenje (viton, PTFE). Vsako leto prodamo na stotine zelo različnih Rootsovih črpalk. Vsem Pfeifferjevim vakuumskim črpalkam sta skupni dve stvari: visoka kakovost izdelkov in dejstvo, da črpalke ne le prodajamo, ampak kupcu tudi svetujemo, za kakšno črpalko se naj v danih razmerah odloči. Pri nas preučimo vaše zahteve do podrobnosti, tako da zanesljivo dobite takšno črpalko, kot jo resnično potrebujete. Na voljo so vam naše izkušnje in nasveti pri: - dograditvi črpalnih sistemov - izbiri predčrpalk - regulaciji tlaka in - zaščiti okolja. VAKUUMIST 17/1 (1997) ISSN 0351-9716 •VAKUUMSKI SISTEMI • VAKUUMSKE KOMPONENTE IEVT-VSC - oddelek za razvoj vakuumskih komponent in sistemov Imamo več kot 30-letne izkušnje z načrtovanjem in izdelavo vakuumskih sistemov ter pri razvoju visokih tehnologij. Naši izdelki so standardni ali izdelani po naročilu in so 100% preskušeni na tesnost. Uvajanje standarda ISO-9000, uporaba kvalitetnih materialov (nerjavno jeklo, Al itd.) in modernih tehnoloških postopkov (specialna varjenja, leak detekcija, analiza materialov itd.) nam omogočajo doseganje kvalitete, ki je na področju tehnike visokega vakuuma nujno potrebna. Sistemi: - za grobi, srednji, visoki in ultravisoki vakuum - ročni, računalniško krmiljeni - aboratorijski, proizvodno tehnološki (prijemalne naprave, impregnacija, sušenje, polnjenje elementov, napare-vanje,...) Komponente: - spojke in prirobnice: ISO-KF, ISO-CF, ISO-K - prevodnice: električne, za prehod plinov in tekočin ter za prenos gibanja - spojni cevni kosi: reducirni ter oblike I, L, T, X - ventili:: ročni, elektropnevmatski, za različna področja vakuuma in uporabe (ravni, kotni, ploščni. dvopotni, igelni itd...) - črpalke: membranske, rotacijske, difuzijske - merilniki s senzorskimi glavami (Pirani, Penning, Bayard-Alpert), merilniki grobega vakuuma - adsorpcijske pasti, filtri, okna, stekleni deli - komore in zvonovi s standardnimi in specialnimi priključki, s hlajenjem oz. z ogrevanjem itd. - prehodni kosi, kovinski mehovi, spoji steklo-kovina Storitve: - testiranje tesnosti in odkrivanje netesnih mest s helijevim leak detektorjem - hermetični spoji: kovina-keramika, kovina-steklo, kovina-kovina (TIG, laser, mikroplazma, spajkanje v vakuumu in v kontrolirani atmosferi, lepljenje) -Win UW inženiring ter svetovanje - servis, meritve, priklop in zagon naprav ter vzdrževalna dela - razvoj in postavitev vakuumskih tehnoloških postopkov - izobraževanje kadrov (v sklopu z Društvom za vakuumsko tehniko Slovenije) - nanos tankih plasti (naparevanje, naprševanje) - toplotna obdelava manjših predmetov v vakuumu in v inertni atmosferi Za vse standardne komponente so na voljo tudi posamezni prospekti s tehničnimi podatki. Podrobnejše informacije dobite na oddelku Vakuumski sistemi in komponente. amnr INSTITUT TESLOVA ULICA 30, POB 2959. 111 I LJUBLJANA ZA ELEKTRONIKO SLOVENIJA IN VAKUUMSKO TEL.: (+386 61) 177 66 00 N.C., TEHNIKO FAX: (+386 61) 126 45 78 31 ISSN 0351-9716 VAKUUMIST 17/1 (1997) MEDIVAK MEDIVAK. d o o Šolska ulica 21 SLO - 1230 Domžale tel fax 00386 61 713060 mobitel 0609 615 455 žiro račun 50120-601-114647 ZASTOPSTVO SERVIS SVETOVANJE LEYBOLD Vakuumske komponente in naprave Vakuumske tehnologije, trde in tanke plasti, analitika Kontrola vakuumskih naprav in sistemov Odkrivanje netesnosti Izposoja vakuumskih komponent 24 urni servis Izšel je nov prodajni katalog Leybolda, ki ga lahko naročite pri nas. S« LEYBOLD PRODAJNI PROGRAM "LEYBOLD" Vakuumske črpalke • Rotacijske vakuumske črpalke s priborom • Eno in dvostopenjske (1 do 1200 m3/h) • Roots vakuumske črpalke - RUVAC (150 do 13000 m /h) • Membranske in ejektorske vakuumske črpalke - DIVAC 2,4 L • Difuzijske črpalke (40 do 50.000 l/s) • Turbomolekularne črpalke (50 do 4500 l/s) • Sorpcijske črpalke, kriočrpalke. lonsko-getrske in sublimacijske titanske črpalke Vakuumski črpalni sistemi • za kemijsko in drugo industrijo Vakuumski ventili • Varnostni, dozirni • Kroglični, loputni in UW • Prehodni in kotni KF. ISO-K. ISO-F Vakuumski elementi in prirobnice - Serije KF. ISO-K. ISO-F in UHF Mehanske in električne prevodnice Merilniki vakuuma in kontrolni instr. - Absolutni medtlaki in merilec delnih tlakov (od 1 10-12 do 2000 mbar) Procesni regulatorji Detektorji netesnosti (puščanja) — Helijski in freonski detektorji Masni spektrometri s priborom Vakuumska olja, masti, rezervni deli 32 VAKUUMIST 17/1 (1997) ISSN 0351-9716 MEDIVAK MEDIVAK. d o o Šolska ulica 21 SLO - 1230 Domžale tel fax 00386 61 713060 mobitel 0609 615 455 žiro račun 50120-601-114647 HITRA POMOČ V TEŽAVAH ODKRIVANJE NETESNOSTI Helijski masni spektrometer UL 200 - vakuumski sistemi - vakuumski agregati - nizko- in visokotlačne posode - ventili, spoji - energijske postaje IZPOSOJA VAKUUMSKIH ČRPALK LEYBOLD 24 URNI SERVIS - vakuumskih črpalk - analiznih aparatov - odkrivanje netesnosti IZOBRAŽEVANJE S področja ODKRIVANJE NETESNOSTI T . . . . . n . . . ^ ' . Tečaje organiziramo na sedežu firme v Domžalah. POPRAVILA ČRPALK ¿e se prijavi najmanj 6 oseb 33 ISSN 0351-9716 VAKUUMIST 17/1 (1997) PFEIFFER p- VACUUM Čeprav je UniDry nova serijska črpalka, vam je ne moremo pokazati, ampak jo lahko le na kratko opišemo Pfeiffer Vacuum Austria Diefenbachgasse 35 A-1150 Wien telephone ++43/1 894 17 04 telefax + + 43/1 894 17 04 UniDry'" je serijska črpalka, ki je v bistvu tristopenjska. kompaktna in suho tesnjena. To univerzalno vgradljivo "sistemsko jedro" lahko sistematično dogradite z več dodatki za različne možnosti. Zdaj razumete, zakaj vam tukaj UniDry,u sistema ne moremo pokazati. Raje nas pokličite. Razložili vam bomo vse prednosti in vam tudi pokazali, kako naj bi vaSa specialna UniDrv'" črpalka izgledala. SCAN d.o.o., zastopniško servisno podjetje Breg ob Kokri 7, 4205 Preddvor, Slovenija Tel +386 64 451 383, Fax +386 64 451 050 34 % 1 S Around the World... Around the Process. Wir helfen Ihnen bei der Optimierung Ihres Prozesses Druckmessung Gasartunabhängige, korrosionsfeste Kapazitätsmanometer höchster Genauigkeit und Zuverlässigkeit für Vakuum und Überdruck Druckregelung Mikroprozessorgesteuerte, automatische Prozeßdruckregelung mittels motorgesteuerter Drosselventile oder elektromagnetischer Gaseinlaßventile. Service und Kalibrierdienst Weltweit vernetzte Service- und Kalibrierstationen mit hochqualifizierten Mitarbeitern garantieren optimale Unterstützung Gasversorgung Digitale und analoge Gasflußregler. Auch Ganz-Metall-gedichtete für ultra-clean-Anwendungen, Gasmischsysteme. Massen-flußregler für Dämpfe, Flüssigkeiten und unter Normalbedingungen feste Materialien Gasanalyse Restgasanalyse mit PC-gesteuertem Kompakt-Massenspektrometer Kalibriersysteme Tragbare, fahrbare und stationäre Kalibriersysteme für Vakuum-, Überdruck-und Gasflußmeßgeräte Kunden- bzw applikationsspezifische Lösungen MKS Instruments Deutschland GmbH, Schatzbogen 43, D-81829 München Tel. (089) 42 00 08-0 • Fax (089) 42 41 06 ZASTOPSTVO SERVIS SVETOVANJE MEDIVAK MEDIVAK. d.o.o. Šolska ulica 21 SLO -1230 Domžale tel. fax mobitel žiro račun 00386 61 713060 0609 615 455 50120-601-114647 MILIJONE MIC R O W A V E IABORATOKV SVSTKMS MILESTONE -bodočnost v laboratorijski mikrovalovni tehnologiji Ne URE - MINUTE so potrebne za popolno pripravo vzorcev z mikrovalovnim sistemom MILESTONE. mikrovalovna enota MLS-1200 mega + dodatki = 1. razklop s kislinami 2. določanje vlage 3. koncentriranje 4. sušenje 5. ekstracija 6. hidroliza proteinov 7. sterilizacija Mikrovalovni sistem za suhi sežig - MLS 1200 PYRO Mikrovalovni + vakuumski sistem = microFAST sistem za HITRO + NATANČNO + TOČNO določanje vlage ultraCLAVE - edinstven mikrovalovni sistem za organske sinteze duoPUR - sistem za pridobivanje ultra čistih kislin SPECAC IR spektrometrija Podrobnejše informacije dobite v podjetju IF' L Plinska kromatografija oR.NEMn družba z omejeno odgovornostjo proizvodnja, zastopstvo, tehnična podpora in svetovanje Štrekljeva 3, Ljubljana tel.: 061/125-11-05, 125-03-15, fax: 061/125 11 10