Digital Comprehensive Summaries of Uppsala Dissertations from the Faculty of Science and Technology 375
Photoelectron Spectroscopy on Atoms, Molecules and Clusters
The Geometric and Electronic Structure Studied by Synchrotron Radiation and Lasers
TORBJÖRN RANDER
ACTA UNIVERSITATIS UPSALIENSIS ISSN 1651-6214 UPPSALA ISBN 978-91-554-7047-0 2007 urn:nbn:se:uu:diva-8343 ! " #! !$ %! & ' "!$
( %$ $ #! ) * + ,$ %! - ' ) ) ) ! ( .$ *
$ $ / $ $ 0)12 /33 4343$
* " 5 $ %! " ! " ! ! 5 " ! 6$ 0 ! ! 7 8 ,91 *:8 *:; *:<= 2= 2 < > ! " " ! ! & "!$ ! 3 ! 7;#)> ! $ ! ! 7 #)> *" 7(*)> 3 " 3 72';*?)> ! $ , " ! ! 7?%> +@3# ! 7+#> & $ %! " & " 7+> ! $ ( ! ! ,9 1 8 $ %! ! 2 ! !A ! " !2 ! ! $ %! " ! ,9 1 ! ! ,9 1 ! ! ! 5 $ %! ! 8 < ; " * " ! " $ %! !53 & ! 2 <$ . 2 ! ! & " " $ %! !53 & & !A ! " ! ! " 3 <$
? ' . *5 ' - ;3 ! 7;#)> ( *" 7(*)> 23!! 3 72';*?)> ! 7 #)> " 3 7 ?> ) # 8" 1 ! *" ; < + " , ! ,
! " #" $ % &'(" " )*+&,-, "
B % 6C (
0))2 D 3D4 0)12 /33 4343 3/4 7! :: $5$: E F 3/4> “Och kallas därför höga bergen hos oss fjäll, av orsak att där oppå inga trän eller örter växa, utan de är glatta och bara såsom fjäll uppå en fisk”
– Olof Rudbäck d. ä.
ListofPapers
This thesis is based on the following papers, which are referred to in the text by their Roman numerals.
I Experimental evidence for molecular ultrafast dissociation in O2 clusters T. Rander, M. Lundwall, A. Lindblad, G. Öhrwall, M. Tchaplyguine, S. Svensson, O. Björneholm Eur. Phys. J. D 42, 253-257 (2007)
II Suppression of the ultrafast dissociation of bromomethane molecules in clusters T. Rander, A. Lindblad, A. Rosso, H. Bergersen, G. Öhrwall, S. Svensson, O. Björneholm In manuscript
III Core-level electron spectroscopy on the sodium dimer Na 2p level T. Rander, J. Schulz, M. Huttula, A. Mäkinen, M. Tchaplyguine, S. Svensson, G. Öhrwall, O. Björneholm, S. Aksela, H. Aksela Phys. Rev. A 75, 032510 (2007)
IV The diffusion behavior of O2 doped on large Ar clusters T. Rander, A. Lindblad, M. Lundwall, M. Tchaplyguine, G. Öhrwall, S. Svensson, O. Björneholm Submitted to J. Chem. Phys.
V The far from equilibrium structure of argon clusters doped with krypton or xenon A. Lindblad, H. Bergersen, T. Rander, M. Lundwall, G. Öhrwall, M. Tchaplyguine, S. Svensson, O. Björneholm Phys. Chem. Chem. Phys. 8, 1899-1905 (2006)
5 VI The role of molecular polarity in cluster local structure studied by photoelectron spectroscopy A. Rosso, T. Rander, H. Bergersen, A. Lindblad, M. Lundwall, S. Svensson, M. Tchaplyguine, G. Öhrwall, L. J. Sæthre, O. Björneholm Chem. Phys. Lett 435, 79-83 (2007)
VII Shakedown in core photoelectron spectra from aligned laser-excited Na atoms J. Schulz, M. Tchaplyguine, T. Rander, O. Björneholm, S. Svensson, R. Sankari, S. Heinäsmäki, H. Aksela, S. Aksela, E. Kukk Phys. Rev. A 72, 10702-1-4 (2005)
VIII Characterization of weakly excited final states by shakedown spectroscopy of laser-excited potassium J. Schulz, S. Heinäsmäki, R. Sankari, T. Rander, A. Lindblad, H. Bergersen, G. Öhrwall, S. Svensson, E. Kukk, S. Aksela, H. Aksela Phys. Rev. A 74, 12705-1-6 (2006)
Reprints were made with permission from the publishers.
6 The following is a list of papers to which I have contributed, but which are not included in this thesis.
Observation of elastic scattering effects on photoelectron angular distributions in free Xe clusters G. Öhrwall, M. Tchaplyguine, M. Gisselbrecht, M. Lundwall, R. Feifel, T. Rander, J. Schulz, R. R. T. Marinho, A. Lindgren, S. L. Sörensen, S. Svensson, O. Björneholm J. Phys. B 36, 3937-49 (2003)
Femtosecond Interatomic Coulombic Decay in Free Neon Clusters: Large Lifetime Differences between Surface and Bulk G. Öhrwall, M. Tchaplyguine, M. Lundwall, R. Feifel, H. Bergersen, T. Rander, A. Lindblad, J. Schulz, S. Peredkov, S. Barth, S. Marburger, U. Hergenhahn, S. Svensson, and O. Björneholm Phys. Rev. Lett. 93, 173401 (2004)
Final state selection in the 4p photoemission of Rb by combining laser spectroscopy with soft-x-ray photoionization J. Schulz, M. Tchaplyguine, T. Rander, H. Bergersen, A. Lindblad, G. Öhrwall, S. Svensson. S. Heinäsmäki, R. Sankari, S. Osmekhin, S. Aksela, H. Aksela Phys. Rev. A 72, 32718-1-4 (2005)
The electronic structure of free water clusters probed by Auger electron spectroscopy G. Öhrwall, R. F. Fink, M. Tchaplyguine, L. Ojamae, M. Lundwall, R. R. T. Marinho, A. N. de Brito, S. L. Sörensen, M. Gisselbrecht, R. Feifel, T. Rander, A. Lindblad, J. Schulz, L. J. Sæthre, N. Mårtensson, S. Svensson, O. Björneholm J. Chem. Phys 123, 54310-1-10 (2005)
Ioniclike energy structure of neutral core-excited states in free Kr clusters S. Peredkov, A. Kivimäki, S. L. Sörensen, J. Schulz, N. Mårtensson, G. Öhrwall, M. Lundwall, T. Rander, A. Lindblad, H. Bergersen, S. Svensson, O. Björneholm, M. Tchaplyguine Phys. Rev. A 72, 21201-1-4 (2005)
7 Postcollision interaction in noble gas clusters: observation of differences in surface and bulk line shapes A. Lindblad, R. F. Fink, H. Bergersen, M. Lundwall, T. Rander, R. Feifel, G. Öhrwall, M. Tchaplyguine, U. Hergenhahn, S. Svensson, O. Björneholm J. Chem. Phys. 123, 211101-1-4 (2005)
Enhanced surface sensitivity in AES relative to XPS observed in free Ar clusters M. Lundwall, M. Tchaplyguine, G. Öhrwall, A. Lindblad, S. Peredkov, T. Rander, S. Svensson, O. Björneholm Surf. Sci. 594, 12-19 (2005)
Photon energy dependent intensity variations observed in Auger spectra of free argon clusters M. Lundwall, A. Lindblad, H. Bergersen, T. Rander, G. Öhrwall, M. Tchaplyguine, S. Peredkov, S. Svensson, O. Björneholm J. Phys. B 39, 3321-33 (2006)
Shell-dependent core-level chemical shifts observed in free xenon clusters M. Lundwall, R. F. Fink, M. Tchaplyguine, A. Lindblad, G. Öhrwall, H. Bergersen, S. Peredkov, T. Rander, S. Svensson, O. Björneholm J. Phys. B 39, 5225-35 (2006)
Lineshapes in carbon 1s photoelectron spectra of methanol clusters M. Abu-samha, K. K. Børve, L. J. Sæthre, G. Öhrwall, H. Bergersen, T. Rander, O. Björneholm, M. Tchaplyguine Phys. Chem. Chem. Phys 8, 2473-82 (2006)
Preferential site occupancy of krypton atoms on free argon-cluster surfaces M. Lundwall, A. Lindblad, H. Bergersen, T. Rander, G. Öhrwall, M. Tchaplyguine, S. Svensson, O. Björneholm J. Chem. Phys 125, 14305-1-7 (2006)
Laser excitation combined with 2p photoionization and Auger decay of potassium K. Jänkälä, R. Sankari, J. Schulz, M. Huttula, A. Calo, S. Heinäsmäki, S. Fritsche, T. Rander, S. Svensson, S. Aksela, H. Aksela Phys. Rev. A 73, 22720-1-8 (2006)
8 Magnetron-based source of neutral metal vapors for photoelectron spectroscopy M. Tchaplyguine, S. Peredkov, H. Svensson, J. Schulz, G. Öhrwall, M. Lundwall, T. Rander, A. Lindblad, H. Bergersen, S. Svensson, M. Gisselbrecht, S. L. Sorensen, L. Gridneva, N. Mårtensson, O. Björneholm Rev. Sci. Instrum. 77, 033106 (2006)
5p photoemission from laser-excited cesium atoms J. Schulz, M. Määtä, S. Heinäsmäki, M. Huttula, R. Sankari, E. Kukk, T. Rander, S. Svensson, S. Aksela, H. Aksela Phys. Rev. A 73, 062721 (2006)
Self-assembled heterogeneous argon/neon core-shell clusters studied by photoelectron spectroscopy M. Lundwall, W. Pokapanich, H. Bergersen, A. Lindblad, T. Rander, G. Öhrwall, M. Tchaplyguine, S. Barth, U. Hergenhahn, S. Svensson, O. Björneholm J. Chem. Phys. 126, 214706 (2007)
Synchrotron radiation study of chloromethane clusters: Effects of polarizability and dipole moment on core level chemical shifts A. Rosso, A. Lindblad, M. Lundwall, T. Rander, S. Svensson, M. Tchaplyguine, G. Öhrwall, O. Björneholm J. Chem. Phys. 127, 024302 (2007)
Free nanoscale sodium clusters studied by core-level photoelectron spectroscopy S. Peredkov, G. Öhrwall, J. Schulz, M. Lundwall, T. Rander, A. Lindblad, H. Bergersen, A. Rosso, W. Pokapanich, N. Mårtensson, S. Svensson, S. L. Sorensen, O. Björneholm Phys. Rev. B 75, 235407 (2007)
Direct observation of the non-supported metal nanoparticle electron density of states by X-ray photoelectron spectroscopy M. Tchaplyguine, S. Peredkov, A. Rosso, J. Schulz, G. Öhrwall, M. Lundwall, T. Rander, A. Lindblad, H. Bergersen, W. Pokapanich, S. Svensson, S. L. Sorensen, N. Mårtensson, O. Björneholm Eur. Phys. J. D 45, 295 (2007)
9 Localized versus delocalized excitations just above the 3d threshold in krypton clusters studied by Auger electron spectroscopy M. Tchaplyguine, A. Kivimäki, S. Peredkov, S. L. Sorensen, G. Öhrwall, J. Schulz, M. Lundwall, T. Rander, A. Lindblad, A. Rosso, S. Svensson, N. Mårtensson, O. Björneholm J. Chem. Phys. 127, 124314 (2007)
10 Contents
List of Papers ...... 3 Comments on my own participation ...... 12 1 Populärvetenskaplig sammanfattning ...... 15 1.1 De olika experimenten ...... 15 1.2 Experimentella metoder ...... 17 1.2.1 Elektromagnetisk strålning ...... 17 1.2.2 Elektronspektroskopi ...... 17 1.3 Beräkningar ...... 19 1.4 Resultat ...... 19 2 Introduction ...... 21 3 Fundamental concepts ...... 23 3.1 The electronic structure of matter ...... 23 3.1.1 Atoms ...... 23 3.1.2 Molecules ...... 25 3.1.3 Clusters and solids ...... 27 3.2 The geometric structure of matter ...... 28 3.3 The photoelectric effect ...... 30 4 Experimental equipment ...... 33 4.1 Vacuum ...... 33 4.2 Synchrotron radiation ...... 34 4.3 Laser Light ...... 36 4.4 The MAX laboratory and beam-line I411 ...... 37 4.5 Sample production ...... 39 4.5.1 Cluster production ...... 39 4.5.2 Doped cluster production ...... 40 4.5.3 Metal vapor production ...... 41 5 Probing techniques ...... 43 5.1 Ultra-violet Photoelectron Spectroscopy (UPS) ...... 43 5.2 X-ray Photoelectron Spectroscopy (XPS) ...... 44 5.3 Auger Electron Spectroscopy (AES) ...... 45 5.4 Near-edge Absorption Fine Structure (NEXAFS) ...... 46 5.5 Resonant Auger Spectroscopy (RAS) ...... 47 5.6 Interpretation of X-ray spectra ...... 48 5.6.1 Koopmans theorem and the chemical shift ...... 48 5.6.2 Atomic photoelectron spectra ...... 49 5.6.3 Molecular photoelectron spectra ...... 49 5.6.4 Cluster photoelectron spectra ...... 50 6 Summary of papers ...... 53 6.1 Dissociation of molecules ...... 53 6.1.1 Oxygen clusters ...... 54 6.1.2 Bromomethane clusters ...... 55 6.1.3 Sodium dimers ...... 59 6.1.4 Conclusions ...... 60 6.2 The structure of doped and molecular clusters ...... 61 6.2.1 Conclusions ...... 65 6.3 Laser excited metal vapors ...... 66 6.3.1 Conclusions ...... 69 7 Future outlook ...... 71 8 Acknowledgments ...... 73 Bibliography ...... 75
12 Commentsonmyownparticipation
Working in the field of experimental physics takes a lot of team-work, and all of the papers in this thesis reflect this fact. Without the fruitful exchange of ideas and without a helping hand running the experiments, not much of the work presented here could have been performed. Common to all of the included articles is that I have been actively involved in the experiments, and in discussions regarding them. For the papers where I am the first author, I was the main responsible for data analysis and manuscript preparation.
13
1. Populärvetenskaplig sammanfattning
Världen vi lever i, och allt som finns däri, består av atomer. En atom består av en atomkärna, som är positivt laddad, och negativt laddade elektroner. Atom- kärnan består i sin tur av ännu mindre enheter, så kallade neutroner och pro- toner. De består i sin tur av ännu mindre byggstenar, men detta behöver vi inte tänka så mycket på i vårt fall eftersom atomkärnan är väldigt liten (c:a 10000 gånger mindre än hela atoms storlek). I våra experiment kan vi där- för behandla atomkärnan som en laddad punkt. Atomer hittar man ibland tillsammans med andra atomer, i molekyler, kluster eller fasta material. Ett kluster är en “liten” klump av atomer eller molekyler (3-50000 st), som sitter ihop med varandra. Man brukar säga att ett kluster är ett system som länkar samman förståelsen för egenskaperna hos en enskild atom eller molekyl, och förståelsen för egenskaperna hos ett fast material. Denna avhandling handlar om atomer, molekyler och kluster, och vad som kan hända när man blandar dessa, eller utsätter dem för laserljus eller röntgenstrålning. Egenskaperna hos en atom, en molekyl eller ett kluster bestäms av dess geometriska struktur (hur atomer eller molekyler sitter ihop i en större en- het) och av dess elektroniska struktur (hur elektronerna är fördelade kring en atom, en molekyl eller i ett kluster). Vi har undersökt (med direkta metoder) denna elektroniska struktur, och kan genom denna dra ganska långtgående (indirekta) slutsatser också om den geometriska strukturen hos de studerade systemen i vissa fall.
1.1 De olika experimenten Grovt sett kan vi dela in denna avhandling i tre delar. De första tre inklud- erade arbetena behandlar processer i molekyler, som sker när en molekyl be- strålas med röntgenstrålning av varierande energi. I de två första arbetena har vi undersökt hur molekylers beteende förändras då de sitter ihop med andra molekyler av samma sort i ett kluster. Systemen vi har studerat är kluster av tusentals syremolekyler och kluster av hundratals metylbromidmolekyler. Vi har även studerat vad som händer när man bestrålar en mer exotisk molekyl, nämligen natriumdimeren, Na2, utan att den befinner sig i ett kluster. Vi ville ta reda på om molekylerna går sönder när de bestrålas, och i så fall om de går sönder “lika mycket” och lika ofta när de befinner sig i kluster som när de är i en gas. Att studera sådana system är intressant, eftersom det finns många ställen där kluster och exotiska molekyler förekommer, men där man inte kan
15 komma åt att göra mätningar. Man tror till exempel att mycket av den absorp- tion av den elektromagnetiska strålning som kommer från rymden görs av små vattenkluster, och att mycket av den kemi som sker i atmosfären (till exempel den s.k. Ozon-cykeln) katalyseras på olika sätt genom förekomsten av kluster. Vi har också studerat den geometriska strukturen hos kluster av metylbro- mid. Metylbromidmolekylen är vad man kallar en permanent dipol, vilket be- tyder att många av elektronerna i molekylen finns vid en av dess ändar. Detta gör att den får en elektriskt negativ laddning i änden där de flesta elektronerna finns, och en positiv laddning där det finns färre elektroner. Detta fenomen kallas för polarisation. Strukturen hos kluster som skapats genom att vi låtit kluster krocka med med atomer och molekyler som då fastnat på eller i klus- tret (så kallad “dopning”) har även den undersökts. Man kan tänka sig att detta sker på ungefär samma sätt som om man skulle hälla russin på en stor klump smör. Som figur 1.1 visar, så finns det två varianter av hur detta kan ske. Vilken som inträffar beror på smörklumpens temperatur.
Figur 1.1: Den vänstra bilden visar vad som händer med russinen som hälls på smör som man precis tagit ur kylskåpet. Den högra bilden visar vad som händer med russi- nen om de hälls på smör som man värmt upp i en kastrull.
Om man precis har tagit ut smörklumpen ur kylskåpet så fastnar som vi alla vet russinen på smörets yta, men om vi smält smöret innan vi häller russinen på det så hamnar de inuti det som tidigare var smörklumpen. Ungefär samma sak händer med klustren när de dopas, eftersom varje krock som klustret ut- sätts för tillför det lite värme. Vi har mätt hur mängden kollisioner påverkar strukturen hos dessa kluster. Sist, men inte minst, har vi också mätt vad som händer med den elektroniska strukturen hos två olika atomslag (natrium och kalium) som först belyses med laserljus, och sedan bestrålas med röntgenstrålning. Sådana mätningar kan ge värdefull information om hur den elektroniska strukturen i en atom eller molekyl ser ut innan den belyses med laserljus, eftersom det inte alltid är helt
16 icke-joniserande strålning joniserande strålning
ökande våglängd ökande energi
Lågfrekvens Mikrovågor UV Gamma
Radio IR Röntgen
Synligt Figur 1.2: Figuren visar olika våglängder av elektromagnetisk strålning, samt vad dessa brukar kallas.
enkelt att studera detta på grund av diverse effekter som gör att elektronstruk- turen blir “diffus”; somliga elektroniska tillstånd kan till exempel blanda sig med varandra i atomens grundtillstånd, så kallad konfigurationsväxelverkan.
1.2 Experimentella metoder En mängd kompletterande experimentella tekniker har använts för att genom- föra de studier som presenteras i denna avhandling. De flesta av dessa kan klassificeras som s.k. elektronspektroskopier, men även andra tekniker, så som mass-spektroskopi och fluorescensmätningar har varit till hjälp under det ex- perimentella arbetet.
1.2.1 Elektromagnetisk strålning Egentligen är ljus och röntgenstrålning samma sak, och kallas tillsammans med många andra former av strålning (ex. vis. radiovågor, gammastrålning och mikrovågor) för elektromagnetisk strålning. Det som skiljer de två först- nämnda åt är våglängden, alltså energi-innehållet hos var och en av dem. Rönt- genstrålning innehåller mycket mer energi än vanligt ljus gör. Figur 1.2 visar en bild av de olika våglängdsområdena för elektromagnetisk strålning. I våra experiment används dels laserljus och dels röntgenstrålning för olika ändamål. Laserljuset främsta användningsområde var att preparera exciterade tillstånd i metallatomerna, medans röntgenstrålningens främsta uppgift var att jonisera våra prov.
1.2.2 Elektronspektroskopi Efter det att vi joniserat vårt prov med röntgenstrålning kan vi mäta en mängd olika saker. En möjlighet är att mäta massan hos den kvarvarande jonen, för att på så sätt få reda på om systemet vi joniserat har gått sönder i processen eller
17 ej. En annan möjlig mätning är att mäta energin hos den elektron som frigörs från molekylen genom jonisationen. Det är detta, som kallas för fotoelektron- spektroskopi, som vi oftast utför i våra experiment. Figur 1.3 visar en schema- tisk bild över den elektroniska strukturen hos en atom. De energinivåer där det finns, eller potentiellt kan finnas elektroner kallas för orbitaler. Jonisationsgräns EE
Tom valensorbital Laserljus Fyllda } valensorbitaler
Core-orbital
Grundtillstånd Exciterat tillstånd
Figur 1.3: En schematisk bild över elektronstrukturen hos en atom i sitt grundtillstånd, och i ett exciterat tillstånd.
Man kan även mäta så kallade Augerelektroner. Vid en röntgenjonisation bildas en vakans i elektronstrukturen. Detta gör att elektroner i den yttre elek- tronstrukturen känner en positiv laddning. Elektronerna kommer, eftersom de själva har negativ laddning, attraheras mot denna vakans, och rusar dit för att fylla den. Den energi som frigörs i en sådan process ges till en annan elektron – Augerelektronen – som frigörs från systemet. Sluttillståndet i detta fall är ett dubbelladdat tillstånd. Det finns även en variation på samma tema, så kallad resonant Augerspek- troskopi. Här föregås det s.k. Augersönderfallet inte av en jonisation, utan av en excitation av en elektron till en tidigare tom elektronplats, som befinner sig mycket långt ut i elektronstrukturen. Detta har ungefär samma effekt som en jonisation, med skillnaden att den exciterade elektronen kan deltaga i det påföljande Augersönderfallet. Man får alltså en jon med ett enkelladdat slut- tillstånd. Resonant excitation försätter många molekyler i dissociativa till- stånd, vilket innebär att molekylen går sönder. Detta kan ske mycket snabbt, ofta inom ett fåtal femtosekunder. Om en molekyl går sönder så fort så hinner inte Augerjonisationen hända innan molekylen har blivit till två fragment. Ef- fekten av detta blir att man kan mäta Augersönderfallet från en av de två bitar av molekylen som skapats, och på så sätt studera vilka fragment som bildas och hur fort fragmenten fjärmar sig från varandra.
18 Vi använder även en teknik som kallas för röntgenabsorption, med vilken vi studerar de tomma elektroniska orbitalerna hos atomer, molekyler och kluster.
1.3 Beräkningar För att bättre förstå de saker vi ser när vi gör våra experiment använder vi oss av datorberäkningar, med hjälp av vilka vi kan förutsäga både hur den elektroniska och geometriska strukturen hos en molekyl eller i ett kluster ser ut. Vi har använt oss av diverse beräkningsmodeller, dels av så kallade ab initio-beräkningar, som förutsäger elektronisk och geometrisk struktur genom kvantmekaniska beräkningar utan att några parametrar anpassas till experi- ment. Ett kluster är ofta för stort för att kunna behandlas med kvantmekaniska metoder. Vi använder därför även så kallade molekyldynamiksimuleringar. I dessa beräkningar använder man en kombination av klassisk- och kvant- mekanik för att förutsäga, till exempel, strukturen hos ett kluster.
1.4 Resultat För de första tre arbetena som är inkluderade i denna avhandling har våra experiment visat följande. Syremolekyler i kluster går fortfarande sönder i samma omfattning som fria molekyler om de bestrålas med röntgenstrålning av rätt energi. Metylbromidmolekyler i kluster, å andra sidan, verkar gå sönder i mindre utsträckning när de bestrålas. Vi kan förklara detta genom att det i metylbromidklustren verkar finnas vad som brukar kallas för “bandbildning”, som är ett välkänt fenomen som förekommer i fasta material. För natrium- molekylen har vi studerat hur avvikelsen från den atomära, sfäriska, geometrin påverkar de energinivåer som uppkommer. Vi har också karaktäriserat den re- pulsiva potential som uppstår då ett Augersönderfall sker i en sådan molekyl som en Coulombpotential. För de tre följande artiklarna har vi utfört experiment med syftet att stud- era geometrin hos kluster av diverse atomer och molekyler. För kluster av argon, dopade med syremolekyler, finner vi att syremolekylerna ligger kvar på ytan fram tills dess att dopningsgraden (d.v.s. antalet kollisioner mellan argonklustret och syremolekyler) är tillräckligt hög; då blir argonklustret fly- tande och syremolekyler kan åka in i det (jfr. figur 1.1). En liknande situ- ation uppkommer när vi studerar vad som händer då vi dopar argonkluster med krypton eller xenon. I dessa två senare fall visar jämförelser med vad som händer när man skapar blandade system genom så kallad “co-expansion” (när man blandar de två gaserna och sen gör kluster av gasblandningen) att dopningsproceduren tillåter skapandet av geometrier som är långt ifrån den termodynamiska jämviktspunkten. Även detta är en indikation på att klustren, vid låga dopningsgrader, inte har smält. Strukturen hos metylbromidkluster
19 studerades också. Vi kom fram till att strukturen hos dessa molekylära kluster stämmer väl överens med den man hittar i den fasta fasen. I de sista två artiklarna undersökte vi vad som sker när man joniserar atomer som i initialtillståndet är exciterade. Vi använde ett lasersystem för att skapa dessa exciterade tillstånd. En schematisk bild över hur detta går till kan ses i figur 1.3. I den första av artiklarna kunde vi i natriumatomer konstatera att ex- citeringen har som konsekvens att en magnetisk likriktning introduceras i sys- temet. Vi kunde även observera en effekt som kallas för “shake-down”, ned- skakning. I en sådan nedskakningsprocess inducerar jonisationen av atomen en “skakning” i elektronstrukturen, som leder till att den i förväg exciterade elektronen ger sin energi till den elektron som är på väg ut ur systemet. I och med detta så ramlar den exciterade elektronen ner till det ställe den kom ifrån från när den exciterades. Således får man i en nedskakningsprocess från en i förväg exciterad atom samma elektroniska sluttillstånd som man får vid jon- isation av en atom i sitt grundtillstånd, men med en elektron som kommer ut från systemet med högre energi. Den extra energin motsvarar den energi som tillförts atomen av laserljuset. I den andra artikeln studerades kaliumatomer som också var exciterade med hjälp av laserljus. Även här observerades nedskakning. Fenomenet utnyttjades i detta fall till att karaktärisera de toppar som sågs i våra experimentella spek- tra. Detta är möjligt, då nedskakningen, trots att sluttillståndet är detsamma för den som för jonisation av en atom i sitt grundtillstånd, följer en annan sönder- fallsväg. Symmetrin mellan de olika elektroniska tillstånden påverkar sanno- likheten för vilka tillstånd som kommer populeras av elektroner. Eftersom den exciterade elektronen kommer från en elektronorbital med annan symmetri än den elektron vi senare mäter energin hos, kan vi direkt i våra experimentella spektra se vilka toppar som är av en sådan karaktär att de blir tillåtna i och med att vägen till sluttillståndet förändras.
20 2. Introduction
This thesis is based on investigations of the electronic and geometric struc- ture of gas-phase clusters and metal vapors. Our method of choice is, primar- ily, photoelectron spectroscopy. Used together with supplementary techniques such as mass spectroscopy, and with the support of first principles calcula- tions, this family of experimental methods allow for this and more. Common to most of the techniques used in this work is that they rely on photons to create electrons, which can then be measured. Over the years, new light sources, like synchrotrons, lasers and free electron lasers (FEL), together with extensive development in instrumentation for elec- tron detection have made a large array of experiments possible, like studies of magnetism, ultra-fast processes and charge- and nuclear dynamics. In this the- sis, synchrotron radiation has been used to study ultrafast phenomena, com- position of artificially created cluster structures, and fundamental properties of certain exotic molecules. Lasers were used together with synchrotron radi- ation in some of the experiments to, for example, prepare and probe aligned samples and to probe processes occuring in the decay of excited states. There are many motivations for performing this kind of research, both within the area of fundamental research and within more practically applied fields; like miniaturization and improvement of hard-drives, solar cells, computer chips, exhaust catalysis, hydrogen fuel cells and so on. Gas phase clusters, which has been the main focus of the work in this thesis are important model systems, which are said to “bridge the gap” between the single atom or molecule and the infinite solid [1]. They do so by presenting an opportunity to study the size-regime where miniaturization of transistors, magnetic storage etc. becomes influenced by quantum effects. Figure 2.1 shows a schematic figure of a generic physical property as a function of cluster size. As depicted in the figure, for small clusters, there are discontinuous jumps of the property depicted when varying the size. For larger clusters, the property as a function of size converges towards the bulk value, and follows a more continuous trend. Exactly where the transition between the “quantum” and the “bulk” regimes is varies for different properties, and for different compounds. This research topic is highly active, and attracts a lot of interest. Likewise, metal vapors, which have been the second subject of study in the thesis, present a way of studying the individual properties of the kind of atoms that form many of the most common solids that are used in everyday
21 life. This leads to a better understanding of how to model solids from existing knowledge about atomic and molecular properties.
Quantum regime Bulk value
Bulk regime Property P(N)
1 ∞ Size N Figure 2.1: Schematic overview of a generic property versus cluster size. In the bulk region, the value P(N) follows a continuous trend towards an asymptote, while in the quantum region there are significant variations between the various sizes.
Another very appealing property of clusters is that their surface area is very large, i.e. that almost all atoms or molecules are situated on their surfaces. In a solid, an infinitesimal percentage of the atoms are situated on the surface, while in a cluster of 13 atoms 92% are found in the surface layer. Even in a cluster of a size of several thousands of atoms, 25% of the constituent particles are found in the surface layer. This means that, in contrast to the case of the solid, surface effects considerably affect physical properties such as the melting point, conductivity, ionization potential and absorption frequencies in clusters [2, 3]. The cluster part of this thesis deals with rare-gas clusters, molecular clusters of O2 and CH3Br, and mixed rare-gas/molecular clusters. All of these systems form clusters mainly by van der Waals interaction. The metal vapor part fo- cuses on alkali-metals, namely sodium and rubidium, and dimers of sodium. The information provided by studies of this kind of systems can provide in- sight into matters not accessible to solid-state experiments. The approach of this thesis is to begin with a brief overview of some fun- damental concepts, such as electronic and geometric structure of molecular and cluster objects, to describe the experimental techniques used to create and probe such systems, and then to give a more detailed description and discus- sion of the experiments performed in the papers included in the thesis.
22 3. Fundamental concepts
To facilitate comprehension of the works that are presented in this thesis, the following overview of various fundamental aspects of related subjects such as the electronic structure of atoms, molecules and clusters, the geometrical structure of molecules and clusters and the photoelectric principle will be dis- cussed briefly in the following chapter.
3.1 The electronic structure of matter What we commonly think of as ’matter’ consists of large collections of atoms or molecules. An atom is composed of a nucleus and of electrons. The nucleus consists of protons and neutrons. In neutral ground state cases, the number of electrons in an atom is equal to the number of protons in the nucleus. The number of neutrons can vary, and gives rise to various isotopes of the same atom. Molecules consist of several atoms bound together by intra-molecular forces. How the electrons are arranged in the atoms or molecules determine how these particles interact with each other within the lump of matter, like if they form a solid iron ingot, or if they form a puddle of water. The arrange- ment of electrons also determines how the matter interacts with other nearby pieces of matter through, for example, magnetism. To understand such macro- scopic properties of large collections of matter, a good understanding of the electronic structure on the atomic and molecular level is needed.
3.1.1 Atoms An atom is the most basic system that has an electronic structure. It is from the understanding of atomic electron structure that molecular electron structure is inferred. The electrons are arranged in a somewhat peculiar manner, following what is known as the Aufbau principle, as a consequence of the quantization of energy [4]. The most basic structure in the electron arrangement is the shell. This is usually denoted either by a capital letter; K,L,M,...or by a correspond- ing principal quantum number n = 1,2,... In this thesis, the number notation will be used throughout. Electrons in a shell with a lower quantum number are, typically, more tightly bound to the nucleus, and generally contribute less to the chemical properties of a compound than electrons in a shell with higher quantum number.
23 A shell can also be divided into subshells. In this case, what differentiates the electronic states from each other are their orbial angular momentum. Con- ventionally, the subshells are denoted by lower case letters, s, p,d, f ,..., corre- sponding to angular momentum quantum numbers l = 0,1,2,...,(n − 1).As in the case of the shells, electrons with a lower l quantum number are gener- ally more tightly bound to the nucleus than those with higher ones. The shell and subshell can be combined into an orbital, which is designated by nl, for example 2s. In this example, the orbital describes the electrons in shell n = 2 and subshell l = 0. In many cases, this is enough information to specify the complete elec- tronic structure of an atom, due to the fact that various constraints such as the Pauli exclusion principle [5] implicitly determine the remaining quantum numbers. Such a description is done by utilizing an atomic configuration.A configuration is composed of one or more orbitals, and might look like (1s); corresponding to the H atom in its ground state, where there is only one elec- tron, which is located in the first shell, and in the first subshell of that shell, (1s)2; corresponding to the He atom, also in its ground state, which has two electrons in the first shell, and in the first subshell. A sodium atom, which has 11 electrons, has the configuration (1s)2(2s)2(2p)6(3s) in the ground state.
yˆ
xˆ
zˆ
s-orbital
yˆ yˆ yˆ
xˆ xˆ xˆ
zˆ zˆ zˆ
pz-orbital px-orbital py-orbital
Figure 3.1: Schematic picture of contour surfaces for s and p orbitals.
One designates the projection of the electron orbital angular momentum l onto the z-axis of the reference system as ml, the magnetic quantum number. The definition is such that lz = ml · h¯. This number is restricted to the values
24 ml = 0,±1,±2,...,±l. As a consequence, there is only one energy level for electrons in s-subshells (ml = 0), while there are three for p-subshells (ml = 0,ml = ±1). In the case of the p-subshell, ml = 0 corresponds to the orbital along the z-axis, pz, and ml = ±1 corresponds to the orbitals along the x- and y-axes, px and py. When visualizing orbitals, contour surfaces are normally used, where the surface is taken to be at a distance from the nucleus within which there is a 90% chance of finding the electron at any given moment. An example of s and p contour surfaces is shown in figure 3.1. Each electron also carries what is known as spin. The spin quantum number for an electron is s = 1/2. Analogue to the case of the angular momentum vector of the electron, the projection of the spin vector s along the z-axis is known as ms, and can take values ms = ±1/2. Typically, one also defines a total angular momentum j = l + s, and its projection along the z-axis is designated m j = ml + ms. In many-electron systems, one uses the vector sum of the individual elec- tron angularmomentum vectors; L = ∑i li. This angular momentum is quan- tized by an integer quantum number L such that |L| = h¯ · L(L + 1). A similar approach is taken when describing the spin of such systems. The quantum numbers ML = 0,±1,±2,...,±L and MS = 0,±1,±2,...,±S are the projec- tions of L and S along the z-axis of the reference systems also in this case. In addition, ML = ∑ml and MS = ∑ms. The orbital angular momentum and spin are connected also in this case by the total angular momentum vec- tor J . The total angular quantum number J is calculated according to J = L + S,L + S − 1,...,|L − S| and the projection value MJ = 0,±1,±2,...,±J. In the cases where additional information is needed, such as about the spin of the electrons, the configuration is usually accompanied by a term symbol. The term symbol is constructed by using the quantum numbers L, S and J, and 2S+1 is taken to be LJ. Similar to the simple case of the subshells, the quantum number L = 0,1,2,... is designated S,P,D,.... The term symbol notation is very useful when describing, for example, excited or ionic states. A distinction is usually made between the more tightly bound electrons in an atom, and those electrons that are easier to remove. The electrons that are tightly bound to the nucleus are called core electrons. The remaining electrons, which are not as strongly bound, are known as valence electrons, and are the electrons primarily responsible for forming bonds with other atoms. More specifics can be found in a regular text-book, such as [6].
3.1.2 Molecules A molecule is commonly defined as being a stable, electrically neutral group of atoms, held together by chemical bonds [7]. In this thesis, molecules con- sisting of atoms bound by the sharing of electron pairs have been studied. Such bonding is known as covalent bonding. Examples of such covalently bound systems are the O2,H2O and Na2 molecules. Many of the terms used to describe the electron structure of molecules are conceptually similar to
25 those used in the atomic case, and most understanding of molecular electron structure stems from using various schemes of combining atomic orbitals into molecular orbitals. A way to describe the electron structure of a molecule is by using an approach known as molecular orbital linear combination of atomic orbitals (MO-LCAO). As is implied by the name, this approach makes use of the sums of atomic orbitals to combine them into molecular orbitals. In, for example, a diatomic molecule, the spherical symmetry of the electrostatic field of the individual atom is broken, and replaced by a cylindrically symmetric field. For electrons in the molecule, the angular quantum momentum vector l precesses around the symmetry axis of this field, with a constant value ml = l,l − 1,l − 2,...,−l. In molecules, the orbital angular quantum number l is designated by λ, and analogous to the atomic case subshells λ = 0,1,2,... is designated as σ,π,δ,.... Molecular orbitals are designated by their principal quantum number and their angular momentum quantum number. Orbitals that are rotationally symmetric around the z-axis are σ-orbitals. Thus the atomic s- and pz-orbitals both become σ-orbitals in a diatomic molecule. The px- and py-orbitals become π orbitals, and so on. If we take the example of O2, we can construct the molecular electronic configuration of the molecule by using the electronic configuration for indi- vidual O atoms. Each such atom has 8 electrons, in a (1s)2(2s)2(2p)4 config- uration. A schematic picture of how the combination can be done is shown in figure 3.2. The configuration of the O2 molecule becomes
(1σ)2(1σ ∗)2(2σ)2(2σ ∗)2(3π)4(3σ)2(3π∗)2 where the ∗ denotes antibonding orbitals. Term symbols are used also in the case of molecular electron structure, to describe spin and geometry. One then uses quantum numbers corresponding to the sum of the individual electron spins and orbital angular momenta. The individual electron spin projection quantum number, which in the atomic case is denoted ms is denoted σ. This should not be confused with the λ = 0 quantum number designation σ. The total angular momentum is denoted by ω and is defined as ω = λ + σ. The sums are designated by Λ, Σ and Ω. Note that a simple arithmetic sum is suffi- cient in the case of molecules, since both λ and σ are, inherently, projections Σ+ on the molecular axis. The term is given by 2 1ΛΩ. Sometimes, the mirror symmetry of the spatial part of the electron wavefunction is given by adding eithera+ora-totheterm symbol, and sometimes the property of inversion symmetry for the entire wavefunction is also denoted by a g or u (gerade or 3Σ− ungerade) added to the term. The oxygen molecule, for example, is a g in its ground state. For an in depth discussion, see for example [4].
26 E
3σ∗
3π∗ 2p 2p
3σ
3π
2σ∗ 2s 2s 2σ
1σ∗ 1s 1s 1σ
O O O2
Figure 3.2: Schematic picture of the electron structure of O2 The atomic levels that contribute to certain molecular levels have a dashed line connection to these levels. The ∗ denotes antibonding orbitals.
3.1.3 Clusters and solids The step towards bulk solids from atoms or molecules is rather large. In be- tween the two exists a category of objects known as clusters [1]. A cluster can be loosely defined as a collection of atoms or molecules held together by intra-molecular forces, such as van der Waals forces, polar forces, metal bonds etc. Some objects in this category can be classified as both molecules and clusters, and the nomenclature is not always entirely unambiguous. Com- mon to all clusters are that they consist of 3 to some 107 atoms or molecules. The electronic structure of clusters evolve very differently depending on the type of bonding mechanism(s) present in the cluster. This thesis focuses on van der Waals clusters, and in these, the electronic structure of the consituent atoms or molecules is, in most cases, largely unperturbed from the gas phase case. There are some differences, where atomic and molecular orbitals are compressed by neighbours in the cluster [8], and there might be breaking of molecular symmetries in the cluster lattice to some extent [9], but in the ex-
27 periments performed within the framework of this thesis, these differences cannot be made out due to limitations in the resolution. When a cluster becomes large enough, it becomes a bulk solid. It has then acquired all solid state properties, like conductivity, magnetism and heat ca- pacity. The electron structure of solids is characterized by electron bands, which are, in principle, overlapping orbitals in which electrons can move freely in the entire solid. As this is beyond the scope of this thesis, a further description will not be given here. For a detailed discussion, see for exam- ple [10]
3.2 The geometric structure of matter In addition to the electronic structure, matter also possesses geometric struc- ture. For atoms, one can define certain radii, beyond which interaction with other atoms is neglible, such as the covalent radius and the van der Waals ra- dius [11]. These determine at which distances the atoms bind to other atoms with the respective kind of bonding mechanism. These, together with the elec- tronic structure determine how the atoms form molecules, clusters and solids. Molecules are, as previously mentioned, composed of several atoms. This means that they can be classified within certain geometrical point groups [12]. Knowing what point group a molecule belongs to gives information about the geometry of the electronic orbitals, about the vibrational modes of the molecule and about which transitions between the different orbitals that are possible. In this work, molecules of three kinds have been studied. These kinds are homo-nuclear, diatomic molecules belonging to the point group D∞h, such as O2 and Na2, and the more complex CH3Br molecule, belonging to the point group C3v. As a part of the description of the different electronic and geometric states of a molecule, potential surfaces are often used. These surfaces map the energy of the molecule as a function of the internuclear distances, and are often used to to predict molecular dissociation limits, equilibrium distances in molecules and to interpret vibrationally resolved spectra. The use of potential surfaces is motivated by the Born-Oppenheimer approximation, which states that electron and nuclear movements can be decoupled [13]. This is not entirely true, but in most cases it gives a good agreement to experiments. Figure 3.3 shows an example of a 1-D potential surface (i.e. a potential curve) for the oxygen molecule in its ground- and first ionized state. The horizontal solid lines in the potential wells in figure 3.3 mark the vibra- tional levels of the oxygen molecules in its different states. Vibrations come into play for molecules, since they consist of more than one nuclei, which can move with respect to each other. These intramolecular vibrations can, for example, be induced by absorption of, or ionization by radiation. A change in the vibrational state of the molecule is governed by the transition moment
28 FC region
2 X Πg
3 + Potential energy (arb. units) X Σg
01 2 345
Internuclear distance (A)˚
Figure 3.3: The potential surfaces of the oxygen molecule in its ground state (bottom) and in its first ionized state (top). The Franck-Condon region is marked with a shaded rectangle, the horizontal solid lines are some of the vibrational levels. .