DE2108359A1 - Vorrichtung zur Erzeugung eines gebündelten Strahlen geladener Teilchen, insbesondere für Elektronenspektrometer - Google Patents

Description

Vorrichtung zur Erzeugung eines gebündelten Strahles geladener Teilchen, insbesondere für Elektronenspektrometer

Die Erfindung bezieht sich auf eine Vorrichtung zur Erzeugung eines gebündelten Strahles geladener Teilchen, insbesondere für Elektronenspektrometerο

Es ist bekannt, zur Bündelung eines Elektronenstrahles ein zum Elektronenstrahl axial gerichtetes magnetisches Feld zu verwenden» Durch ein solches Feld werden die Elektronen auf schraubenförmigen Wegen geführt, deren Radius dem Produkt aus dem Masse/Ladungs-Verhältnis und dem Verhältnis Quergeschwindigkeit/Axialfeldstärke abhängig ist. Durch die dabei auftretende Querkomponente der Geschwindigkeit wird der monochromatische Charakter der Strahlung gestörte Dadurch ergibt sich eine erreichbare Halbwertsbreite von mehr als 0,1 eV und infolgedessen eine Begrenzung des Auflösungsvermögens, die für viele Zwecke, insbesondere für Elektronenspektrometer und Elektronenenergie-Analysatoren nachteilig ist.

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Der Erfindung liegt die Erkenntnis zugrunde, daß das Auflösungsvermögen von Meßgeräten, in denen gebündelte Strahlen geladener Teilchen zur Anwendung kommen,'wesentlich vom Grad der Parallelität der Teilchenbewegung im Strahlenbündel abhängig ist. Insbesondere bei der Durchführung von Messungen mit sehr niedrigen Energien spielen diese Zusammenhänge eine entscheidende Rolle.

Der Erfindung liegt somit die Aufgabe zugrunde, eine Vorrichtung der eingangs bezeichneten Art zu schaffen, in welcher Quergeschwindigkeiten der Teilchen im gebündelten Teilchenstrahl weitgehendst vermieden werden, um zu einem monochromatischen Teilchenstrahl höchsten Auflösungsvermögens zu gelangenο

Diese Aufgabe ist erfindungsgemäß dadurch gelöst worden, daß sich an eine Quelle für die geladenen Teilchen ein Beschleunigungsfeld und sodann eine elektrische Optik anschließt, die in einer von Magnetfeldern im wesentlichen freien Zone jenseits eines Austrittsfensters die geladenen Teilchen in einen Strahl mit eng beieinander liegenden parallelen Teilchenbahnen zwingt. Dadurch ist es möglich geworden, ein extrem hohes Auflösungsvermögen auch bei extrem kleinen Teilchenenergien zu erzielen.

Die Optik zur Erzwingung der Parallelität der Teilchenbahnen

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im Strahlenbündel ist zweckmäßig so ausgebildet, daß sich an die Quelle der geladenen Teilchen wechselweise Beschleunigungs- und Verzögerungsfelder anschließen, und zwar zunächst eine erste Beschleunigungs- und Verzögerungsoptik mit einem ersten Beschleunigungsfeld und einem ersten Verzögerungsfeld, die alle Teilchen mit unterhalb einer vorgegebenen Bremsspannung liegender Energie sperrt und dahinter eine zweite Beschleunigungs- und Verzögerungsoptik mit einem zweiten Beschleunigungsfeld und zweitem Verzögerungsfeld, aus der die Teilchen austreten„ Bei Verwendung des Teilchenstrahles zu Analysenzwecken kann sich eine Kollisionskammer als Träger der zu analysierenden Substanz anschließen, die gegenüber einem Eintrittsfenster für die von der zweiten Beschleunigungs- und Verzögerungsoptik kommenden geladenen Teilchen ein Austrittsfenster zu einem folgenden Teilchenkollektor mit Indikator aufweist, deren elektrisch leitende Wandung auf ein Potential wählbarer Höhe einstellbar ist.

Zur Erzwingung hoher Parallelität der Teilchenbahnen im Strahlenbündel kann sowohl die erste als auch zweite Beschleunigungs- und Verzögerungsoptik Ablenkelemente aufweisen, die geladene Teilchen außerhalb der optischen Achse zur Achse zurückführen» Des weiteren wird die Parallelität dadurch gefördert, daß das erste Verzögerungsfeld mit einem Durchtrittsfenster in Form eines elektrisch leitenden, eine

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Äquipotentialfläche bildenden Gitters hoher Durchlässigkeit versehen ist und ferner dadurch, daß die beiden Beschleunigungs- und Verzögerungsoptiken mit axial ausgerichteten und symmetrisch zur Bremselektrode bzw_o Äquipotentialfläche der Bremselektrode der ersten Beschleunigungs- und Ver— zögerungsoptik angeordneten Lochblenden versehen sind.

Zur Erzeugung der magnetfeldfreien Zone im Bereich des Teilchenstrahles kann eine Helmholzspule oder eine Mumetallabschirmung oder eine sonstige Art magnetischer Abschirmung vorgesehen sein_o

Ein wichtiges Anwendungsgebiet ist die Vermessung der Resonanzen von Gaskomponenten bzw. die Analyse durch Ausnutzung dieser Resonanzen, deren Lage in fester voneinander abweichender Beziehung zu der Teilchenenergie steht, so daß man durch einfache Aufnahme des Energiespektrums der Teilchen hinter der Kollisionskammer auch ein Spektrum der Substanzkomponenten erhält.

In der Zeichnung ist die Erfindung an einem Ausführungsbeispiel veranschaulicht. Es zeigt

Fig. 1 ein Teilchenspektrometer mit Elektronen-Monochromator, einer Gaskammer und einem Elektronenauffänger nach der Erfindung in schematischer

Darstellung,

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Fig. 2A₁ 2B, 2C und 2D

Diagramme zur Veranschaulichung der Kollektorströme bei verschiedenen Spannungen an der Bremselektrode nach Fig_o 1 zur Veranschaulichung der Wirkungsweise des Spektrometers,

Fig„ 3 einen Längsschnitt durch einen Monochromator nach der Erfindung zur Erzeugung eines Teil— chenbündels, frei von Querkomponenten der Geschwindigkeit, verbunden mit einer Gaskammer und einem Elektronenkollektor,

Fig. 4 das Diagramm einer Resonanzcha?akteristik von Helium, aufgenommen mit einem Monochromator nach Fig α 3,

Fig. 5 die Resonanzcharakteristik von Helium bei Benutzung eines Mittelwertbildners zur Verbesserung des Nutz-/Stör-Verhältnisses in Verbindung mit einem Monochromator nach Fig. 3,

Fig. 6 ein Diagramm zur Darstellung der 19,3 eV-Resonanz von Helium, aufgenommen mit einem Monochromator nach Fig. 3 für Werte von V_r = 0,03 V und 0,016 V,

Fig. 7 eine Darstellung dieser Charakteristik als Funktion des Quadrats der angewandten Impulshöhe für die 19,3 eV-Resonanz von Helium,

Fig. 8 das Blockdiagramm eines Gasanalysators in Verbindung mit einem Monochromator nach Fig.3,

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Fig, 9 einen Gasanalysator mit Elektronenspektrometer, Elektronenmonochromator, Gaskammer und Elektronenenergieanalysator,

Pig_o 10 einen Energieanalysator für geladene Teilchen nach der Erfindung und

Figο 11 das Blockschaltbild eines Elektronenspektrometers mit Gasanalysator.

Die Erfindung wird im folgenden am Beispiel eines Gasanalysators, bestehend aus einem Elektronenmonochromator mit anschließender Kollisions- oder Gaskammer, Elektronenkollektor und Einrichtung zur Auswertung der Kollektorsignale. Das Gerät eignet sich zur Messung der Kollisionsresonanzen in Atomen oder Molekülen, insbesondere bei niedrigen Elektronenenergien von 1 bis 60 eV. Allgemein ist der im folgenden beschriebene Monochromator zu gebrauchen, um einen in hohem Maße monoenergetischen Strahl irgendwelcher geladener Teilchen zu erzeugen., Umgekehrt kann die Vorrichtung auch verwendet werden, irgendeiner Strahl geladener Teilchen einer Energieanalyse zu unterwerfen.

Die Kollisionsresonanzen von Elektronen sind Funktionen der Elektronenenergie und liegen für verschiedene Atome oder Moleküle bei verschiedenen Energiewerten. Die Resonanzstellen können daher benutzt werden, um die Gaskomponente zu identifizieren. Des weiteren gibt der übertragene Elektronenstrom an

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den Resonanzstellen seiner Höhe nach ein Maß für die Partialdrücke der verschiedenen Gaskomponenten„

Zur genaueren Messung wendet man ein Bremsfeld mit einstellbaren Spannungsdifferenzen an„ Dabei wird an eine Bremselektrode eine Bremsspannung gelegt, die gerade groß genug ist, um Elektronen eines Elektronenstrahls mit bestimmter Elektronenenergie abzubremsen und das zu untersuchende Gas nur mit solchen Elektronen zu beschießen, deren Energie über dem eingestellten Bremspotential liegt» Durch Anwendung einer Rechtecksspannung, welche der Bremsgleichspannung an der Bremselektrode überlagert wird, läßt die Bremselektrode wechselweise Elektronen eines der Amplitude der Bremsrechtecksspannung entsprechenden Energiebereiches zur Gaskammer durch. Durch Anwendung einer Differentialmethode läßt sich dann hinter der Gaskammer der Kollektorstrom eliminieren, der dem Durchlaßbereich der Rechtecksspannung entspricht.

Das Elektronenspektrometer nach Fig„ 1 enthält eine Quelle für geladene Teilchen in Form einer Kathode 11, von der ein Elektronenstrahl ausgeht und durch ein Fenster 12 einer Bremselektrode 13 zum Eintrittsfenster 14 in eine Kollisionskammer in Form einer Gaskammer 16 und durch ein Austrittsfenster 15 zu einem Faraday-Kollektor 17 gelangt. Das Signal vom Faraday-Kollektor 17 gelangt auf einen Phasendetektor 21, in dem es mit einem Vergleichssignal nach Fig. 2C aus einem

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Rechtecksimpulsgeber 22 verglichen wird, der einen Rechtecksimpuls auch an die Bremselektrode 13 gibt, um dadurch die weiter unten beschriebene Wirkungsweise zu erzielen„

Fig„ 2A zeigt die axiale Verteilung N(V ) der Elektronenenergie N als Funktion der Bremsspannung V , bezogen auf ein mittleres- Potential V_n, bestimmt durch eine überlagerte Gleichspannung, mit Sperrung beim Bremspotential V-an der Bremselektrode 13« Fig. 2B zeigt eine ähnliche Verteilung mit Sperrung durch das Bremspotential V + &V an der Bremselektrode 13. Fig. 2C zeigt die an der Bremselektrode 13 wirksame Rechtecksspannung aus dem Rechtecksimpulsgeber 22 als Funktion der Zeit, mit überlagerter Gleichspannung V«. Fig. 2D zeigt die resultierende Verteilung mit Koiünation nach Fig. 2A und 2B durch Anwendung der Bremsspannung nach Fig. 2C.

Beim Arbeiten des Elektronenspektrometers nach Fig. 1 wandern geladene Teilchen von der Kathode 11 mit einer gewissen axialen Energieverteilung N (Zahl der geladenen Teilchen bei einer bestimmten Energie bzw. Spannung V) zur Bremselektrode 13, wobei die Energieverteilung durch die ausgezogenen Kurven der Fig. 2A oder 2B gegeben ist. Bei einer Bremsspannung V an der Bremselektrode 13 werden Teilchen der Ladung e mit Energien kleiner als JeV | abgewiesen bzw. zur Kathode 11 zurückgedrängt, während Teil-

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chen mit Energien größer als I eV I zur Gaskammer 16 weiterwandern ο Die Teilchen, die durch den nicht gestrichelten Bereich unter der Kurve nach Fig» 2A dargestellt sind, werden abgewiesen, während die Teilchen, die durch den schraffierten Bereich unter der Kurve dargestellt sind, übertragen werden«. Wenn die Teilchen negativ geladen sind und V um einen Betrag Δ V wächst, so wächst auch die zur Übertragung erforderliche Energie um IeA I» wie aus

Fig. 2B..hervorgeht„ Der Differenzstrom zwischen den beiden Einstellungen V und (V +^ V ) schließt die Teilchen im Energiebereich eV bis e(V +ÄV ) ein» ^enn die Spannung an der Bremselektrode 13 zwischen V bis (V + &V ) als Funktion der Zeit verändert wird, wie aus Fig« 2C hervorgeht, und der Phasendetektor 21 den Teilchenstrom hinter der Bremselektrode 13. aufnimmt, beispielsweise am Faraday-Kollektor 17, so entspricht die Verteilung der durch den Detektor 21 aufgenommenen Teilchen im wesentlichen dem gestrichelten Bereich nach Fig„ 2D.

Das obige Verhalten trifft, nur dann zu, wenn die geladenen Teilchen die Ebene der Bremselektrode 13 mit Geschwindigkeiten nur senkrecht zur Ebene, d.h_e vollkommen axial, kreuzen. Die Anordnung nach Fig. 1 monochromatisiert somit nur Axialkomponenten der Geschwindigkeit.

Die Genauigkeit der Auflösung des Verfahrens ist somit

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begrenzt durch den Grad, mit dem die Parallelität des Elektronenbündels verwirklicht werden kann» In bekannten Monochromatoren ist zur Ausrichtung der Elektronen ein axiales magnetisches Feld vorgesehen, bei dem sich Querkomponenten der Geschwindigkeit ergeben, welche die Energiebreite des so erzeugten Elektronenstrahls nach unten hin auf mehr als 0,1 eV begrenzen.

Ein Bündel hoher Parallelität an der Ebene der Bremselektrode 13 mit reinen Vertikalgeschwindigkeiten an dieser Ebene wird erfindungsgemäß durch Anwendung eines magnetischen Feldes hoher Homogenität gewonnen, das durch eine Helmholzspule 23 erzeugt wird₀

Figο 3 zeigt eine maßstäbliche Zeichnung eines Monochromators mit Gaskammer und Elektronenkollektor nach der Erfindung ο Wesentlich ist es, daß alle Bauteile mit zylindrischer Symmetrie ausgeführt sind» Dabei sind die Bauteile, ausgenommen nur die Bauteile 32,13,34»16,17 und 45, in Übereinstimmung mit den Spangenberg-Kurven für elektrische Elektronenlinsen ausgeführt (K₀R. Spangenberg, Vacuum Tubes, McGraw Hill, New York 1948).

Der kappenförmige Faraday-Kollektor 17 und seine Abschirmung 45 sind so ausgeführt, daß eine sehr kleine Kapazität zwischen ihnen vorliegt, da diese beiden Plusleiter die Eingangskapazität des Phasendetektors 21 darstellen, mit

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etwa 8 Picofarad insgesamt, und daß sich ein sehr großes Verhältnis von etwa der Größenordnung 500 zwischen der inneren Oberfläche des Faraday-Kollektors und dem Querschnittsbereich der Eintrittsöffnung des Faraday-Kollektors 17 ergibt, um so eine wirksame Sammlung von Elektronen niederer Energie zu erzielen. .

Eine Anode 31 in Form einer Pierce-Elektrode wird verwendet, damit die Elektronen das Anodenfenster 31a in einem parallelen Bündel verlassen, wie wenn sie von einer Punktquelle im Unendlichen kämen„ Die Anode 31 erzeugt ein Punktbild (unter Vernachlässigung der Raumladung) des Anodenfensters 31a im Fokus» In der anschließenden Elektrode 32 ist ein Fenster bzw«, eine Lochblende 32a an der Stelle angebracht, an welcher dieses Punktbild entstehen soll, um Elektronen zu stoppen, welche das Anodenfenster 31a in größerem Winkel zur Achse verlassen» Die Elektronen werden dann weiter bis auf im wesentlichen Geschwindigkeit 0 an der sich anschließenden Bremselektrode 13 (Körper 33) verzögert.

Da Berechnungen nur von geringer Hilfe sein können, wurde wie folgt verfahren:

(1) die Bremselektrode 13 wurde so kurz wie möglich bemessen,

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(2) in der Mittelebene der Bremselektrode 13 wurde ein hoch durchlässiges Gitter 12 angeordnet, um dadurch diese Mittelebene trotz Felddurchgriffes von beiden Seiten zu einer Äquipotentialebene zu machen,

(3) die anschließende Elektrode 34 dient als Träger für ein Fenster 34a in gleichem Abstand von der Mittelebene der Bremselektrode 13 wie das Fenster 32a in der vor der Bremselektrode 13 angeordneten Elektrode 32.

Auf diese Weise erhält man ein Punktbild im Fenster 34a der Elektrode 34ο Symmetriebetrachtungen zeigen jedoch, daß die Erzeugung dieses Punktbildes ein Elektronenbündel hoher Parallelität in der Mittelebene der Bremselektrode 13 erfordert.

Der Monochromatorteil setzt sich zusammen aus der Elektronenquelle, der Einschußoptik auf der Eintrittsseite der Bremselektrode 13, der Bremselektrode 13, einer Saugoptik auf der Austrittsseite der Bremselektrode, der Gaskammer 16 und dem Faraday-Kollektor 17.

Die Elektronenquelle enthält eine oxydbeschichtete Kathode 11 in einer Pierce-Elektrode 30, wie sie von J.R. Pierce in The Theory and Design of Electron Beams, Van Nostrand, Toronto, Canada 1954, beschrieben ist. Durch die Anode 31,

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die auf einem Potential von 211,7 V gehalten wird, werden die. Elektronen in Axialrichtung durch das Anodenfenster 31a beschleunigte Die Verzögerungselektrode 32, mit einem Potential von 10,8 V, verzögert die Elektronen auf einige eV und führt sie durch das Fenster der ersten Lochblende 32a der Verzogerungselektrode zum Abbremsen an die Bremselektrode 13 mit dem Gitter 12, einem Kupfergitter mit etwa 32 Gitterseiten je cm, an dem die Bremsspannung liegt, Das Gitter 12 ist optisch so transparent wie nur möglich und dabei doch fest genug, um die Mittelebene festzulegen„ Seine Durchlässigkeit ist von der Größenordnung von 90 %+ Das Potential an der Bremselektrode beträgt 1»775 V. Die Elektrode 34» als zweite Beschleunigungselektrode, beschleunigt die Elektronen wieder auf hohe Energie im Bereich des Fensters 34a. Diese Beschleunigungselektrode 34 liegt auf 10,8 V.

Weitere Elektroden 35,36 und 37 erzeugen zusammen mit der Elektrode 34 ein Elektronenbündel von kleinem Durchmesser und kleiner Streuenergie beim Einfall auf das Eintrittsfenster 14 der Gaskammer 16»

Das monochromatische Bündel durchquert dann die Gaskammer oder Kollisionskammer 16 mit Verlust einiger Elektronen durch Streuung bzw. Kollision mit dem Gas in Abhängigkeit von der Energie des einfallenden Bündels und der Art der

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Gas teilchen,, Die nicht verlorengegangenen Elektronen treten durch das Austrittsfenster 15» das Eintrittsfenster 40 der Abschirmung 45 und das Eintrittsfenster ·43 des sie auffangenden Faraday-Kollektors 17»

Nach Beschreibung des Aufbaues des neuen Monochromators soll nunmehr seine Wirkungsweise näher beschrieben werden,, Die Kathode 11 erzeugt Elektronen, die das Anodenfenster 31a in einem parallelen Bündel passieren, so daß die erste Elektrode mit der Anode 31 eine Punktabbildung des Anoden— fensters 31a im ersten Fokus der Elektrode 32 erzeugt und das diese zweite Linse verlassende Bündel ein Parallel— bündel von Elektronen darstellt, das zur Mittelebene der Bremselektrode 13 gelangt» Die Lochblende 32a ist an der Fokusstelle vorgesehen, um Elektronen zu stoppen, welche das Anodenfenster 31a mit stärkerem Winkel zur Achse verlassen. Der Bremsbereich der Bremselektrode 13 ist vorzugsweise so kurz wie möglich. Die Spannungen an der ersten Beschleunigungselektrode 31, der Verzögerungselektrode 32, der Bremselektrode 13 und der zweiten Beschleunigungselektrode 34 können justiert werden, um Raumladungsschwankungen zu kompensieren und dadurch den Grad des Parallelismus der Elektronenwege zu erhöhen.

Die Saugoptik erzeugt ein Bündel mit kleinem Querschnitt

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und kleiner Winkeldivergenz für niedrige Energien um 20 eV über einen möglichst breiten Energiebereich.; das entspricht einem- möglichst breiten Spannungsbereich in der Gaskammer 16. Wäre nur eine Saugelektrode vorhanden, würde die Vorrichtung auf eine Energie begrenzt sein« Durch Verwendung von vier Elektroden 34,35,36 und 37 läßt sich ein breiterer Energiebereich beherrschen, indem nur die Spannungen an den verschiedenen Elektroden verändert und die Strahlungsenergie auf einen Wert wesentlich größer als die Endenergie angehoben und dann hinter der dritten Beschleunigung durch die Elektrode 36 mit Hilfe der verzögernden vierten Elektrode 37 in einer einzigen Stufe auf die wirksame Energie verzögert wird_o Indem das Potential an der Elektrode 37 im wesentlichen auf dem gleichen Wert gehalten wird, wie an der Gaskammer 16, ergibt sich ein vernachlässigbar kleiner Felddurchgriff in die Gaskammer 16„ '

Die Pierce-Elektrode ist mit einem Paar von Ablenkelementen 31b_t 31c für vertikale Ablenkung und einem Paar von Ablenkelementen 31d, 31e für horizontale Ablenkung versehen, die isoliert und konzentrisch zur Anode 31 angeordnet sind, und die Elektrode 36 entsprechend mit zwei Paaren von Ablenkelementen, 36b, 36c für vertikale und 36d, 36e für horizontale Ablenkung, die isoliert und konzentrisch zur Beschleunigungselektrode 36 angeordnet sind.

... 16

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Die horizontalen Ablenkelemente, in 90°-Versetzung zu den vertikalen Ablenkelementen angeordnet, sind in der Zeichnung nicht dargestellt, um nicht andere Bauelemente zu verdecken, da diese Ablenkelemente wohlbekannt und genauso ausgeführt sind wie die vertikalen Ablenkelemente„ Die Spannungen an den Paaren 31b, 31c und 31d, 31e sowie 36b, 36c und 36d, 36e sind derart, daß das Potential in der Achse jedes Paares derjenigen Spannung gleicht, die an der zugehörigen Elektrode 31 bzw» 36 liegt.

Algebraisch ausgedrückt, gelten die Gleichungen

V1 — V = V - V2
und

^V3 - ^Vo = ^Vo - ^V4

In diesen Gleichungen sind V1 und V2 die Potentiale an der oberen und unteren Elektrode des vertikalen Elektrodenpaares, V3 und V4 die Potentiale an der linken und rechten Elektrode des horizontalen Elektrodenpaares und V das Rtential am zugehörigen Linsenelement.

Durch dieses Spannungsfeld wird erreicht, daß auf ein in der Achse befindliches Elektron keine radialen Ablenkkräfte einwirken, weil ein außerhalb der Achse befindliches Elektron einer Ablenkkraft zur Achse hin unterworfen ist. Durch die beschriebenen Ablenkelektroden wird somit die Parallelität der Elektronenwege erzwungen. ... 17

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MM J j mm

Die Elektrodenanordnung arbeitet beispielsweise mit folgenden Spannungen

V31 =	: 211.	7
V31b	= 197	.2
V31c	= 225	.6
V31d	= 213	.6
31 e	= 209	.4
V32 =	108
V33 =	V13	=
V34 =	10.8
V35 =	65o2
V36 =	261.	4
v36b ■■	= 261	.7
V36c :	= 260	.9
V36d:	= 256	.8
V36c :	= 265	.8
V37 =	25

V₁₁ = -50

Die Ausrichtung bzw. scharfe Bündelung wird herbeigeführt, indem die Elektroden auf die berechneten verschiedenen Potentiale eingestellt und diese Potentiale sodann getrimmt werden, bis der von dem Bündel erzeugte Kollektorstrom ein Maximum erreicht. Man kann auch den Faraday-Kollektor 17 mit einer phosphorisierenden Schicht versehen

... 18

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und die Potentiale trimmen, bis am Kollektor ein möglichst scharfer Lichtfleck entsteht. Mit einer derart einjustierten Anordnung wurde festgestellt, daß der Elektronenstrom

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um 10 Ampere je Elektronen volt für AE = e Δν in der Größenordnung 0,1 eV bei Energien von 0 bis 1 eV steigt» Für größere Elektronenenergien ergibt sich ein sehr langsames Anwachsen.

Für Energien größer als etwa 20 eV bleibt das Verhältnis des Elektronenstromes I zur Halbwertsbreite fast konstant bei etwa 10 Ampere je Elektronenvolt. Durch das Evakuierungssystem 41 wird die Vakuumkammer 42, welche die Elektronenkanone mit der Gaskammer 16 und dem Faraday-Kollektor 17 einschließt, evakuiert. Der Gaseinlaß zur Gaskammer 16 erfolgt durch ein Kupferrohr, der Gasauslaß durch zwei Öffnungen der Kammer 16. Man mag ein Differentialpumpverhältnis von etwa 3000 bis 5000 halten.

Das Vakuumsystem besteht vorzugsweise aus nicht magnetischem rostfreiem Stahl. Mit einer Öldiffusionspumpe für 3000 l/sek» Pumpgeschwindigkeit in Verbindung mit einer Zeolith-Falle gelangt man beispielsweise zu einem Differentialpumpverhältnis zwischen Vakuumkammer und Gaskammer von mehr als 3000. Nach Ausheizen mit 300⁰C über 12 Stunden erreicht man einen Grunddruck von etwa 10 Torr.

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Der Gasdruck im Einwirkungsbereich der Gaskammer wurde mit einer korrigierten Ionenmeßeinrichtung bestimmt. Mehrere Meßreihen wurden mit verschiedenen Drücken durchgeführt, um die Druckunabhängigkeit der verschiedenen Teile bei Verminderung des übertragenen Stromes um etwa den Faktor zu prüfen.

Die Bauteile der erprobten Anordnung waren aus nicht magnetischem rostfreiem Stahl hergestellt, nur die Elektroden 32,13 und 34 bestanden aus Kupfer. Besonders sorgfältig wurde darauf geächtet, daß während der Herstellung keine Magnetisierung des rostfreien Stahles erfolgte, und alle Teile wurden auf Restmagnetisierung geprüft. Die Blendenöffnungen der Elektroden wurden aus 0,1 mm Molybden-Folie hergestellt, ausgenommen das Eintritts- und Austrittsfenster der Gaskammer 16, die aus 0,55 mm rostfreiem Stahl bestanden. Alle Öffnungen hatten eine Weite von 1 mm, ausgenommen die Öffnung des Eintrittsfensters 43 am Eingang des Faraday-Kollektors 17 mit einem Durchmesser von 2 mm. Der Faraday-Kollektor 17 war gegen seine Abschirmung 45 durch einen Quarzisolator 44 isoliert» Die Bauteile wurden durch Befestigung an zwei Aluminium-Oxydstäben mit höchster Präzision auf Abstand eingestellt und ausgerichtet. Die beiden Stäbe wurden von einem geschlitzten Rahmen, mit dem zusammen sie eine Anordnung nach Art einer optischen Bank bildeten, gehalten,

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Durch Helmholz-Spulen wurde das magnetische Erdfeld kompensiert ο Die Elektronenkanone wurde mit der Bremsspannung V ,moduliert durch Überlagerung einer Rechteckswelle der Amplitude AV und Frequenz von etwa 700 Hz, betrieben,,

Der Phasendetektor 21 zeigt die Eingangsphase des Signals am Faraday-Kollektor 17, bezogen auf ein sinusförmiges Bezugssignal, an, welches ferner benutzt wurde, um den Rechtecksimpulsgeber 22 zur Erzeugung der Rechtecksimpulse zu betreiben, letztere mit Flankenanstiegen und -abfallen von weniger als 100 Nanosekunden»

Die Elektronenenergie wurde durch Anschluß eines Stufengenerators für veränderliche Elektronengeschwindigkeit zwischen Kathode 11 und Gaskammer 16 verändert. Man kann den ganzen Meßbereich auch durch Anwendung einer sägezahnförmigen Abtast- bzw» Durchlaufspannung durchlaufen, die von Hand oder automatisch verstellt wird mit einer Frequenz, die vielfach kleiner ist als die Frequenz der überlagerten Bremsrechteckspannung mit der Amplitude L· V . Der übertragene Strom (der Ausgang des Phasendetektors) wurde als Funktion der Energie durch einen Koordinatenschreiber aufgenommen. Fig. 4 zeigt eine solche Aufzeichnung für Helium bei einem Druck von 0,3 Torr. Gleichzeitig kann der Ausgang des Phasendetektors 21 auf einen Mittelwertsrechner gegeben werden, um eine große Zahl von Meß-

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reihen zu mitteln und dadurch das Nutz-/stör-Verhältnis zu verbessern„ Dabei können der Stufengenerator und der Mittelwertsrechner durch einen Steuerimpulsgenerator synchronisiert werden„ Fig₀ 5 zeigt den Ausgang des Mittelwertsrechners für 80 Meßreihen über den Energiebereich„

Die Wirksamkeit der Anordnung wurde für die bekannte 19,3 eV Heliumresonanz geprüft, die etwa einen 10-prozentigen Anstieg der übertragenen Energie mit einer Elektronenstrahlenecgiestreuung von etwa 0,1 eV erzeugt, wobei die wahre Breite unter 0,01 eV liegt„ Durch die Doppler-Verbreiterung, verursacht durch thermische Bewegung der Zielatome, wird die beobachtbare Breite mit dem monochromatischen Strahl auf etwa 0,028 eV vergrößerte Die 19,3 eV-Resonanz erlaubt einen guten Test des Grades der Monochromatisierung für Strahlen mit einer Breite von 0,01 eV oder mehr, denn jede Verbreiterung der Resonanz oberhalb 0,028 eV wird von der Energiebreite des Elektronenstrahles hervorgerufen. Für die Messung werden die Spannungen der Elektroden auf die oben angegebenen Werte eingestellt und es wird mit Av= 0,5 V gearbeitete

Die Verzögerungsspannung hängt vom Kontaktpotential, zwischen der Kathode und der ersten Verzögerungselektrode ab und wurde auf ein Maximum des Stromes zum Faraday-KoI Lektor Γ/. in jeder Stufe der Durchmessung justiert,

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O 1 Γ¹ O

_ ₂₂ _ I !-JO

Anschließend wurden die Spannungen an den Ablenkelementen 36b, 36c, 36d,36e und den Elektroden 35,36 und 37 auf ein Maximum des Kollektorstromes justiert_a Anschließend wurde die Breite des Elektronenstrahles durch Herabsetzen von von 0,5 auf einen Wert entsprechend der gewünschten

Auflösung herabgesetzt; dabei wurden die Spannungen an den Elektroden 31,32 und 34 durch Herumprobieren auf den endgültigen gewünschten Wert eingestellt, das Verzögerungspotential getrimmt und die Potentiale an den übrigen Elektroden nachjustiert<,

Fig. 6 zeigt zwei Heliumresonanzkurven, die mit einer Rechtecksspannung an der Verzögerungselektrode 13 in Höhe von 0,03 V und 0,016 V aufgenommen worden sind_o Die Halbwertsbreite W jeder dieser Kurven ist durch drei Faktoren,be- . stimmt, nämlich durch die natürliche Resonanzbreite Γ, die Dopplerbreite D und die Impulshöhe p, entsprechend Δ, V „

Die Dopplerbreite D für ein gegebenes Gas des Strahles 1st gegeben durch:

D = 3,338(m/MEkT)¹Z²

darin ist m die Masse eines Gast eilchens, M die Masse einer; Zielteilchens, E die Energie eines Teilchens, k die: Bolts— man-Konstarnte und T die absolute Gas tempera tür, Dieser Gleichungsausdruck stellt die Halbwer t:;breito für' eine Gauß'sche Geschwindigkeit-:;verteilung dar, Wir* η .illo- üroi

,,, Ά - I0DÖ4B/ I 129

BAD ORIGINAL

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Breiten, welche die Halbwertsbreite W bestimmen, durch Gauß'sche Verteilung charakterisiert, so würde die Halbwertsbreite durch folgende Gleichung bestimmt sein:

2 2 J? 2
W = ρ + Ρ' + D

Obwohl dieser Ausdruck nicht genau für Ncht-Gauß'sche-Verteilungen gilt, so ist er doch genau genug, um einen Annäherungswert für Γ durch Extrapolieren zum Nullwert ρ und mit Kenntnis des Wertes von D, wenn ρ und f kleiner als D sind.

Fig_o 7 zeigt das Quadrat der Halbwertsbreite für die

19,3 eV Helium-Resonanz als Funktion von ρ für p-Werte bis herab zu 0,008 eV„ Die Extrapolation nach p=0 ergibt eine Resonanzbreite von 0,008 +^ 0,002 eV.

Mit der Dopplerbreite von Helium bei dieser Energie von 0,028 eV würde es schwierig sein, Energieauflösungen der Heliumresonanz anzuzeigen, die über 0,008 eV liegen. Dagegen wird es durch Anwendung der Erfindung auf ein System eines Gasstrahles und eines Elektronenstrahles, in welchem Orthogonalstrahlen in einem Kollisionsbereich sich kreuzen, möglich, sogar noch höhere Auflösungen zu erzielen, weil die, Dopplerverbrexterung dann nur noch eine Funktion der Abweichungen von der Vertikalität der beiden Strahlen an ihrer Kreuzungsstelle ist.

ο . ο

1 0 9 8 4 6 / 1 1 2 9 ORie?NAi. i

3 Die Energieeichung wurde von den Anfängen der S — und S-Zustände von Helium entsprechend 19,818 und 20,614 eV

— (2 durchgeführt, mit dem Übertragungsmaximum von He"^ S₁ /„)

bei 19,30 + 0,01 eV. Diese Energieskala stimmt mit derjenigen überein, die man bei Subtraktion des Kontaktpotentials aus der Gleichspannung an der Verzögerungselektrode 13 von der Spannungsdifferenz zwischen der Gaskammer 16 und der Kathode 11 erhält.

Die Niillenergie wurde auf diejenige Spannung an der Verzögerungselektrode 13 bezogen, die nötig ist, um ein scharfes Anwachsen des Kollektorstromes zu bewirken. Diese Spannung stimmte auf 0,05 V mit der Lage der Nullenergie, wie sie für die Spannung an der Verzögerungselektrode 13 sich ergeben hatte, und derjenigen Spannung überein, die

-(2
sich aus der Lage von He ^ Sw₂) ergibt.

Eine Vorrichtung nach der Erfindung wurde über einen Energiebereich von 0 bis 60 eV getestet. Es ist anzunehmen, daß es keine obere Grenze für den anwendbaren Energiebereich gibt.

Die Elektronenspektroskopie kann angewandt werden, um die Zusammensetzung der verschiedenen Komponenten eines Gases, festen Körpers oder einer Flüssigkeit zu bestimmen. Durch Anwendung einer monoenergetischen Elektronenquelle ergeben sich gewisse Vorteile im Vergleich mit einem optischen

Spektrometer: ..

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1. Eine monoenergetische Elektronenquelle kann leicht auf irgendeine Energie eingestellt werden, wobei der Ausgang unabhängig von der Energie ist,

2. Es ergibt sich eine wesentlich stärkere Einwirkung zwischen Elektronen und Materie als zwischen Licht und Materie. Weiterhin unterliegen die Reaktionen zwischen Elektronen und Materie nicht so vielen quantenmechanischen Bedingungen, so daß manche Zustände wohl für Elektronen, aber nicht für Licht (Photonen) zulässig sind. Ferner kann eine Vorrichtung in Gestalt einer Quelle von monoenergetischen Elektronen in der Umkehrung Anwendung finden und so als Detektor für die Energieverteilung einer. Gruppe von Elektronen wirken. Ein derartiger Energie-Analysator läßt sich in Analogie zu einem Analysator für elektromagnetische Spektroskopie verwenden. Im vorliegenden Fall der Elektronenspektroskopie läßt sich die Anzeige im wesentlichen unabhängig von der Energie machen, entsprechend einem - bisher nicht existenten optischen Spektrometer, das eine von der Wellenlänge unabhängige Anzeige liefern würde.

Die Elektronenspektroskopie kann somit benutzt werden, um Anregungseffekte zu beobachten, die beim Auftreffen eines Elektronenstrahls auf eine Probe auftreten, indem man das Energieverlustspektrum als Folge dsr Elektronenstreuung untersucht. Jedes Elektron, das mit Teilchen kollidiert, er-

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leidet einen Energieverlust, welcher der Anregungsenergie des betreffenden Teilchens entspricht. Indessen unterliegen diese Vorgänge auch Resonanzerscheinungen, die man ausnutzen kann, um die Anwesenheit von Atomen und Molekülen der betreffenden Substanz anzuzeigen. Bei gewissen Elektronenenergien kann ein bestimmtes Atom oder Molekül ein Elektron absorbieren und dieses Elektron nach einer äußerst kurzen Zeit (10 bis 10*~ see.) wieder abstoßen, und zwar entweder in einer solchen Weise, daß das wieder abgestoßene oder desorbierte Elektron die gleiche Energie hat wie vor der Absorption oder in einer solchen Weise, daß das wieder abgestoßene Elektron eine etwas niedrigere Energie als vor der Absorption aufweist, wobei die auftretende Energiedifferenz derjenigen Energie entspricht, die notwendig ist, den betreffenden Endzustand des beeinflußten Atoms oder Moleküls herbeizuführen.

In jedem Fall vollziehen sich diese Resonanzvorgänge in äußerst engen Bereichen der Elektronenenergie, die charakteristisch für das betreffende Atom oder Molekül sind, so daß man diese Vorgänge benutzen kann, um quantitative Anzeigen für die verschiedenen Atome oder Moleküle der Probe zu erhalten.

Betrachtet man einen Strahl von monoenergetischen Elektronen beim Auftreffen auf ein Gas, das aus N Bestandteilen

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besteht, deren jedem eine bestimmte Wahrscheinlichkeit zukommt, ein Elektron einzufangen, und bezeichnet man diese Wahrscheinlichkeit mit «Γ-, so ergibt sich der Elektronenverlust dl beim Durchgang durch eine Gasschicht der Dicke dx nach der Gleichung

dl(E) = -I(e)^ ΟΤ_±(Ε)η_± dx

bei einer Energie E, worin n- die Dichte des i-ten Bestandteiles des Gases ist und der Strom eine Funktion der Elektronenenergie

N
I(E) = I₀(E) exp (X (T₁(E)IIi₁X)

durch den Querschnitt ist mit der Interpretation I (E) als den in die Gasschicht eintretenden Elektronenstrom, während I(e) den Elektronenstrom nach Durchgang durch die Gasschicht in einem Abstand χ von der Gasschicht bedeutet. Die von der Energie abhängige Stromänderung entsprechend einer energieabhängigen Querschnittsänderung läßt sich durch die Gleichung

«fl(E) =/l_o(E) exp (Σ GT₁(E) m_±x)

jjX=1

+ I₀(E) [exp (Σ CT_±(E)πι_±

ausdrücken, in welcher der erst Summand, weil gegen Null gehend, gestrichen werden kann, wenn eine Elektronenquelle mit sehr langsamer Energieänderung verwendet wird: /l(E)/l(E) = Σ n.x«r<r(E)

i=1

...

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Die letztere Gleichung besagt, daß sich mit einer entsprechenden Einrichtung Partialdrücke dadurch messen lassen, daß der fraktionierte Wechsel des übertragenen Stromes als Funktion der Elektronenenergie beobachtet wird. Das einzige Erfordernis hierbei besteht darin, daß eine Kenntnis der Werte <f<T; (E) für die verschiedenen Gase als Funktion der Auflösung des Gerätes vorliegt« Die Empfindlichkeit einer solchen Einrichtung hängt von dem Nutz-/ Stör-Verhältnis ab, das bei Messung des Stromes erreichbar ist und von einer oberen Grenze der totalen Gasdichte, welche durch diejenige Dichte gegeben ist, bei welcher für einen gegebenen Wert von χ eine Vielzahl von Kollisionen nacheinander stattfindet. Diese Bedingungen ergeben einen brauchbaren Empfindlichkeitsbereich der Vorrichtung für Partialdrücke von etwa 1O~ bei erreichbaren Nutz-/Stör-Verhältnissen von 10 =(£/fl) und eine obere Grenze der

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freien Weglänge von etwa 2,5 . 10 Teilchen je cm . Die Gleichung sagt ferner aus, daß auch eine relativ kleine Menge eines Bestandteiles bei Gegenwart einer großen Menge anderer Bestandteile beobachtet werden kann, da die Resonanzcharakteristiken zweier verschiedener Bestandteile bei verschiedenen Energien liegen.

Eine Vorrichtung nach der Erfindung ist nützlich zur Feststellung und Messung der Konzentrationen spezifischer Gas— komponenten; es läßt sich aber auch für andere Zwecke ein-

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setzen, beispielsweise, um das Vorliegen einer Substanz mit Resonanz bei vorbestimmter Energie nachzuweisen, oder um einen Vorgang zu kontrollieren, bei dem durch Veränderung des übertragenen Elektronenstromes an Resonanzstellen die Konzentration von Substanzen mit den gesuchten Resonanzen zu bestimmen ist. Das sich ergebende Signal kann zur Bestimmung der Menge bestimmter Substanzen dienen. Verschiedenartige Schemata hoim-en zur Anwendung kommen. Es können auch geladene Teilchen aus der monochromatischen Quelle mit dem zu prüfenden Gas zur Kollision gebracht und die übertragenen Teilchen dann gesammelt werden. Eine solche Einrichtung ist in Fig. 8 veranschaulicht. Die geladenen Teilchen können zur Kollision mit dem zu prüfenden Gas gebracht und es kann die Energie der übertragenen Teilchen durch einen Energie-Analysator aufgenommen werden. Eine solche Einrichtung ist in Fig. 9 dargestellt» Die nämliche Analyse kann mit den der Kollision unterworfenen Elektronen vorgenommen werden. Fig. 10 zeigt die Anordnung der Schaltelemente des Monochromators für einen Teilchen-Energie-Analysator.

Fig, 11 zeigt die Anordnung eines Spektrometers für ein Gas-Analysator-System.

Schließlich läßt sich die Erfindung auch verwenden für die

Erzeugung eines Elektronenstrahls hoher Dichte zwecks Erzeugung eines scharfen Lichtflecks an einem Phosphoreszenzschirm unter Verwendung einer niedrigen Anodenspannung. Eine Anzeigeröhre nach dieser Art hat mehrere Vorteile; insbesondere entfallen die Kosten und der Aufwand für die Energieversorgung einer Hochspannungsröhre_o Ferner erfordert eine solche Röhre kleinere Ablenkkräfte, um zu einem vorgegebenen Ausschlag zu gelangen, verbunden mit einer entsprechenden Herabsetzung der Kosten für die Ablenkschaltung, einem kleineren Kraftverbrauch und einer weniger aufwendigen Energieversorgung»

Die Erfindung ist ferner brauchbar zur Anzeige von Luftverunreinigungen dank ihrer äußerst großen Empfindlichkeit zur Feststellung auch sehr kleiner Mengen verunreinigender Gase neben in relativ großen Mengen vorhandenen Bestandteilen der normalen Atmosphäre.

Ein weiteres nützliches Anwendungsgebiet ist die Analyse von Gasen im Blutkreislauf durch Bestimmung der Partial— drücke solcher Gase mit Hilfe eines geeigneten Katheters und einer halb durchlässigen Membran, die zwischen den Patienten und das Gaseinlaßventil geschaltet wird. Auch kann mit der Vorrichtung eine fortlaufende Überwachung von Gaskonzentrationen der menschlichen Atemwege durchgeführt werden. ... 31

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Auch bei der Ölgewinnung läßt sich die Erfindung sinngemäß anwenden, und zwar durch Nachweis des Durchsickerns von Helium aus dem Erdboden als Anzeichen für das Vorhandensein von Ölο Ungewöhnlich hohe Prozentsätze von Helium in der Luft können als Anzeichen für das Vorhandensein von Öllagern in dem benachbarten Bereich gewertet werden„

Elektronenstrahlen hoher Dichte sind auch zur Erzeugung von VHF- oder UHF—Energie oder für Verstärker zu gebrauchen ο In diesem Zusammenhang sind insbesondere die Eigenschaften hoher Raumauflösung, einer hochgradigen Parallelität und die Möglichkeit des Einsatzes mit niedriger Elektronenenergie von Nutzen.

Natürlich läßt sich die Erfindung auch verwenden zur Anzeige von Atomen oder Molekülen, die sich normalerweise in flüssigem oder festem Zustand befinden. Dies kann auf zwei verschiedene Weisen geschehen, nämlich durch Verdampfung der Probe oder durch Beschüß der Substanz in flüssigem oder festem Zustand, in letzterem Falle allerdings in Verbindung mit einem Elektronenstrahl wesentlich höherer Energie.

— Patentansprüche -

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Claims (6)

1. Patentansprüche:

   ο/Vorrichtung zur Erzeugung eines gebündelten Strahles geladener Teilchen, insbesondere für Elektronenspektrometer, dadurch gekennzeichnet, daß sich an eine Quelle (11) für die geladenen Teilchen ein Beschleunigungsfeld und eine elektrische Optik anschließt, die in einer von Magnetfeldern im wesentlichen freien Zone jenseits eines Austritts— fensters (31a) die geladenen Teilchen in einen Strahl mit eng beieinander liegenden parallelen Teilchenbahnen zwingt.
2. 2. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß sich an die Quelle (11) wechselweise Beschleunigungs— und Verzögerungsfelder anschließen, und zwar zunächst eine erste Beschleunigungs- und Verzögerungsoptik (31,32,13) mit einem ersten Beschleunigungsfeld (erste Beschleunigungselektrode 31) und einem ersten Verzögerungsfeld (erste Verzögerungs— elektrode 32 und Bremselektrode 13), die alle Teilchen mit unterhalb einer vorgegebenen Bremsspannung liegender Energie sperrt, und dahinter eine zweite Beschleunigungs- und Verzögerungsoptik (34,35,36,37) mit einem zweiten Beschleunigungsfeld (zweite Beschleunigungselektrode 34) und zweiten Verzögerungsfeld (zweite Verzögerungselektrode 37), aus der die Teilchen austreten.
3. 3. Vorrichtung nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß

   sowohl die erste als auch die zweite Beschleunigungs— und

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   Verzögerungsoptik Ablenkelemente (37b,31g,31 d,31 e und 36c,36d, 36e) aufweisen, die geladene Teilchen außerhalb der optischen Achse zur Achse zurückführen.
4. 4. Vorrichtung nach Anspruch 2 oder 3, dadurch gekennzeichnet, daß das erste Verzögerungsfeld (32,13) mit einem Durchtritts«- fenster in Form eines elektrisch leitenden, eine Äquipotentialfläche bildenden Gitters (12) hoher Durchlässigkeit versehen ist ο
5. 5. Vorrichtung nach Anspruch 1 bis 4, gekennzeichnet durch eine Kollisionskammer (16) als Träger einer zur analysierenden Substanz, die gegenüber einem Eintrittsfenster (14) für die ■von der zweitennBeschleunigungs- und Ver zog er ungs optik (34, 35,36,37) kommenden geladenen Teilchen ein Austrittsfenster (15) zu einem folgenden Teilchenkollektor (17) mit indikator (21,22) aufweist, deren elektrisch leitende Wandung aiaf ein Potential wählbarer Höhe einstellbar ist.
6. 6. Vorrichtung nach Anspruch 2 bis 5, dadurch gekennzeichnet, daß die beiden Beschleunigungs- und Verzögerungsoptiken mit axial ausgerichteten und symmetrisch zur Bremselektrode (13) bzw* zur Äquipotentialfläche (Gitter 12) der Bremselektrode (13) der ersten Beschleunigungs- und Verzögerungsoptik (31, 32,13) angeordneten Lochblenden (32a,34a) versehen sind.

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