F-Praktikum SOWAS Wiki - Benutzerbeiträge [de]

Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal

2009-10-27T07:54:18Z

VonKeudell: /* Anmeldung zu den Versuchen */

== Allgemeines ==

=== Teilnahmebedingungen, Kreditpunkte ===

Vorlesungsnummer: 160 420

'''Credits: 1 je Versuch'''

Wichtig: Vorbedingung zur Teilnahme am FP ist das abgeschlossene Vordiplom in der Experimentalphysik oder das 4. Fachsemester in der Bachelorphase mit abgeschlossenem A-Praktikum!

=== Anmeldung zu den Versuchen ===

Nach erfolgreicher Anmeldung können Sie sich im [http://fpraktikum.ep1.rub.de/fpraktikum/login.php Buchungssystem Kleinstein] einloggen und Versuche buchen.

'''Anmeldeschluss: 16.08.09'''

Es muss sich für jedes Semester neu angemeldet werden!

=== Seminar ===

Anwesenheitspflicht für FP1 Teilnehmer

Vorlesungsnummer: 160 421

Credits: 3

Ort: NB 2/158

Zeit: Mi 09:00 s.t. - 10:00

== Basisversuche des F-Praktikums ==

Aus der folgenden Liste müssen 5 Versuche gewählt werden.

* [[Lock-In-Verstärker]]
* [[Mikrowellen]]
* [[Hologramm]]
* [[Experimentsimulation]]
* [[Zeeman-Effekt]]
* [[Nd YAG Laser]]
* [[NMR]]
* [[Plasmaerzeugung]]
* [[Fourier-Optik]]
* [[Kristallstruktur durch Röntgenbeugung]]

== Vertiefende Versuche des F-Praktikums ==

Im Vertiefungsbereich des F-Praktikums soll aus jedem Bereich mindestens 1 Versuch gewählt werden:

=== Kernphysik ===

*[[Gamma-Spektroskopie]]
*[[Rutherford-Streuung]]
*[[Relativ. Massenzuwachs]]
*[[Lebensdauer von Myonen]]
*[[Hyperfeinstruktur in der ESR]]

=== Plasmaphysik ===
*[[Anwendungsorientierte Plasmaphysik]]
*[[Massenspektrometrie in reaktiven Plasmen]]
*[[Optical Plasma Diagnostics]]
*[[Magnetfeldsonden]]

=== Festkörperphysik===
*[[Photoluminiszenz an HL-Heterostrukturen]]
*[[Quanten Chaos]]
*[[Eindimensionale Leitfähigkeitsquantisierung]]
*[[Quanten-Hall-Effekt]]
*[[Rasterelektronenmikroskopie]]
*[[Rastertunnelmikroskopie]]
*[[Mößbauereffekt an 57Fe]]

=== Astronomie ===
*[[Fourier-Optik]]
*[[Beobachtungen mit einem Radioteleskop]]
*[[Sonnengranulation]]
*[[Spektroskopie der Supernova SN 1987A]]
*[[Beobachtung]]
--[[Benutzer:Middelberg|Middelberg]] 12:18, 29. Mai 2009 (UTC)

=== Biophysik ===
*[[Zeitaufgelöste FT-IR – Spektroskopie]]
*[[Ramanspektroskopie]]
*[[Molekulardynamik-Simulation]]
*[[Proteinmodellierung]]
*[[UV/VIS-Spektroskopie]]
*[[Robotik]]
*[[medizinische Bildbearbeitung]]
*[[Röntgenkristallografie Proteine]]

=== Theorie ===
*[[Simulation einer Pierce-Diode]]

== SOWAS - Praktika ==

allgemeiner Text

[[SOWAS]]

Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal

2009-10-27T07:53:28Z

VonKeudell: /* Allgemeines */

== Allgemeines ==

=== Teilnahmebedingungen, Kreditpunkte ===

Vorlesungsnummer: 160 420

'''Credits: 1 je Versuch'''

Wichtig: Vorbedingung zur Teilnahme am FP ist das abgeschlossene Vordiplom in der Experimentalphysik oder das 4. Fachsemester in der Bachelorphase mit abgeschlossenem A-Praktikum!

=== Anmeldung zu den Versuchen ===

Nach erfolgreicher Anmeldung können Sie sich im [http://fpraktikum.ep1.rub.de/fpraktikum/login.php Buchungssystem Kleinstein] einloggen und Versuche buchen.

'''Anmeldeschluss: 16.08.09'''

Es muss sich für jedes Semester neu angemeldet werden!

== Basisversuche des F-Praktikums ==

Aus der folgenden Liste müssen 5 Versuche gewählt werden.

* [[Lock-In-Verstärker]]
* [[Mikrowellen]]
* [[Hologramm]]
* [[Experimentsimulation]]
* [[Zeeman-Effekt]]
* [[Nd YAG Laser]]
* [[NMR]]
* [[Plasmaerzeugung]]
* [[Fourier-Optik]]
* [[Kristallstruktur durch Röntgenbeugung]]

== Vertiefende Versuche des F-Praktikums ==

Im Vertiefungsbereich des F-Praktikums soll aus jedem Bereich mindestens 1 Versuch gewählt werden:

=== Kernphysik ===

*[[Gamma-Spektroskopie]]
*[[Rutherford-Streuung]]
*[[Relativ. Massenzuwachs]]
*[[Lebensdauer von Myonen]]
*[[Hyperfeinstruktur in der ESR]]

=== Plasmaphysik ===
*[[Anwendungsorientierte Plasmaphysik]]
*[[Massenspektrometrie in reaktiven Plasmen]]
*[[Optical Plasma Diagnostics]]
*[[Magnetfeldsonden]]

=== Festkörperphysik===
*[[Photoluminiszenz an HL-Heterostrukturen]]
*[[Quanten Chaos]]
*[[Eindimensionale Leitfähigkeitsquantisierung]]
*[[Quanten-Hall-Effekt]]
*[[Rasterelektronenmikroskopie]]
*[[Rastertunnelmikroskopie]]
*[[Mößbauereffekt an 57Fe]]

=== Astronomie ===
*[[Fourier-Optik]]
*[[Beobachtungen mit einem Radioteleskop]]
*[[Sonnengranulation]]
*[[Spektroskopie der Supernova SN 1987A]]
*[[Beobachtung]]
--[[Benutzer:Middelberg|Middelberg]] 12:18, 29. Mai 2009 (UTC)

=== Biophysik ===
*[[Zeitaufgelöste FT-IR – Spektroskopie]]
*[[Ramanspektroskopie]]
*[[Molekulardynamik-Simulation]]
*[[Proteinmodellierung]]
*[[UV/VIS-Spektroskopie]]
*[[Robotik]]
*[[medizinische Bildbearbeitung]]
*[[Röntgenkristallografie Proteine]]

=== Theorie ===
*[[Simulation einer Pierce-Diode]]

== SOWAS - Praktika ==

allgemeiner Text

[[SOWAS]]

Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal

2009-10-27T07:49:52Z

VonKeudell: /* Allgemeines */

== Allgemeines ==

Vorlesungsnummer: 160 420

Credits: 1 je Versuch

Wichtig: Vorbedingung zur Teilnahme am FP ist das abgeschlossene Vordiplom in der Experimentalphysik oder das 4. Fachsemester in der Bachelorphase mit abgeschlossenem A-Praktikum!

== Basisversuche des F-Praktikums ==

Aus der folgenden Liste müssen 5 Versuche gewählt werden.

* [[Lock-In-Verstärker]]
* [[Mikrowellen]]
* [[Hologramm]]
* [[Experimentsimulation]]
* [[Zeeman-Effekt]]
* [[Nd YAG Laser]]
* [[NMR]]
* [[Plasmaerzeugung]]
* [[Fourier-Optik]]
* [[Kristallstruktur durch Röntgenbeugung]]

== Vertiefende Versuche des F-Praktikums ==

Im Vertiefungsbereich des F-Praktikums soll aus jedem Bereich mindestens 1 Versuch gewählt werden:

=== Kernphysik ===

*[[Gamma-Spektroskopie]]
*[[Rutherford-Streuung]]
*[[Relativ. Massenzuwachs]]
*[[Lebensdauer von Myonen]]
*[[Hyperfeinstruktur in der ESR]]

=== Plasmaphysik ===
*[[Anwendungsorientierte Plasmaphysik]]
*[[Massenspektrometrie in reaktiven Plasmen]]
*[[Optical Plasma Diagnostics]]
*[[Magnetfeldsonden]]

=== Festkörperphysik===
*[[Photoluminiszenz an HL-Heterostrukturen]]
*[[Quanten Chaos]]
*[[Eindimensionale Leitfähigkeitsquantisierung]]
*[[Quanten-Hall-Effekt]]
*[[Rasterelektronenmikroskopie]]
*[[Rastertunnelmikroskopie]]
*[[Mößbauereffekt an 57Fe]]

=== Astronomie ===
*[[Fourier-Optik]]
*[[Beobachtungen mit einem Radioteleskop]]
*[[Sonnengranulation]]
*[[Spektroskopie der Supernova SN 1987A]]
*[[Beobachtung]]
--[[Benutzer:Middelberg|Middelberg]] 12:18, 29. Mai 2009 (UTC)

=== Biophysik ===
*[[Zeitaufgelöste FT-IR – Spektroskopie]]
*[[Ramanspektroskopie]]
*[[Molekulardynamik-Simulation]]
*[[Proteinmodellierung]]
*[[UV/VIS-Spektroskopie]]
*[[Robotik]]
*[[medizinische Bildbearbeitung]]
*[[Röntgenkristallografie Proteine]]

=== Theorie ===
*[[Simulation einer Pierce-Diode]]

== SOWAS - Praktika ==

allgemeiner Text

[[SOWAS]]

Aufgaben

2009-05-29T08:14:38Z

VonKeudell: Die Seite wurde neu angelegt: „\chapter{Aufgaben} \begin{itemize} \item{\bf Modensprung in einer Argon Entladung} Leistungsscan einer Argon-Entladung und Beobachtung der Hysterese \item{...“

\chapter{Aufgaben}

\begin{itemize}

\item{\bf Modensprung in einer Argon Entladung}

Leistungsscan einer Argon-Entladung und Beobachtung der Hysterese

\item{\bf Bestimmung der Fragmentierungsmuster}

Kalibrieren des QMS mit einigen Gasen in der Kammer

\item{\bf Gasmischungen}

Bestimmen der Zusammensetzung einer unbekannten Gasmischung aus
Kohlenwasserstoffen

\item{\bf Messung der Plasmazusammensetzung in Abhängigkeit von
der Plasmaleistung}

Messung des Massenspektrums einer Methanentladung und einer
Argon/Sauerstoff-Entladung.

\item{\bf Ionisations-Schwellen-Spektroskopie}

Schwellenspektroskopie von CH$_3$ in einer Methanentladung
(Nachweis von Radikalen).

\end{itemize}

Bedienung des Experiments

2009-05-29T08:12:20Z

VonKeudell: Die Seite wurde neu angelegt: „\chapter{Versuchsaufbau} \section{ICP-Aufbau} Der Versuch wird an einem ICP-Reaktor (s. Abb. \ref{fig:icpms1}) durchgeführt, an dem auch aktuelle Forschungsarb...“

\chapter{Versuchsaufbau}

\section{ICP-Aufbau}

Der Versuch wird an einem ICP-Reaktor (s. Abb. \ref{fig:icpms1})
durchgeführt, an dem auch aktuelle Forschungsarbeiten stattfinden.
Das Plasma wird in einem Niederdruck-Edelstahlkammer erzeugt. Eine
Vorvakuumspumpe, Turbomolekularpumpe und ein Butterfly-Ventil
erhalten das Vakuum aufrecht. Ein Probenhalter im Reaktor kann zur
Plasmabehandlung von Wafern oder anderen Objekten benutzt werden.
In der Kammer befindet sich die planare Spule, isoliert vom
Plasmavolumen unter einem Quarzhut. Sie wird mit einem
HF-Generator gespeist. Zwischen Generator und Antenne ist ein
Matchingnetzwerk installiert, mit dem die HF-Leistung optimal
(reflektionsfrei) in das Plasma eingekoppelt wird. Gasströme in
die Kammer werden durch Massflow-Controller geregelt. Die zwei
Druckstufen des Massenspektrometers befinden sich seitlich vom
Plasmavolumen. Der Teilchenstrahl wird durch eine
Extraktionsöffnung an der MS-Druckstufe zum Massenspektrometer
geleitet. Alle relevanten Funktionen des Reaktors und des
Massenspektrometers werden über zwei Programme vom PC aus
gesteuert.

Grundlagen

2009-05-29T08:10:29Z

VonKeudell: /* Der Ionisator */

\textbf{Anmerkung:} Die Grundlagen der Plasmaphysik in diesem
Kapitel können ausführlicher in \cite{plasma} (Kapitel 7+8)
nachgelesen werden.\\
Die Grundlagen der Massenspektrometrie in diesem Kapitel können
ausführlicher in \cite{pww} (Kapitel 3.2) nachgelesen werden.

= Niedertemperatur-Niederdruck-Plasmen =

Plasmen der Plasmatechnik können auf unterschiedliche Art und
Weise erzeugt werden. Allen Methoden ist gemein, daß Elektronen in
statischen oder oszillierenden elektrischen Feldern beschleunigt
werden. Ist die Beschleunigung so stark, dass
Elektronen-Stoß-induzierte Reaktionen in ausreichender Rate zur
Ionisation des Neutralgases führen, kann ein Plasma zünden. Im
Plasmazustand entsteht ein Gleichgewicht aus Ionisation und den
Verlusten der Ladungsträger durch Diffusion und Rekombination.

Ein Plasma zeichnet sich dadurch aus, daß die Zahl der positiven
und negativen Ladungsträger nahezu gleich ist. Es herrscht
Quasineutralität. Nachdem Elektronen wegen ihrer höheren
Beweglichkeit ($m_{el}=\frac{1}{1836}m_{ion}$) ein Plasma leichter
verlassen können, baut sich am Rand des Plasmas eine
Potentialdifferenz auf, um dem Verlust der Elektronen entgegen zu
wirken. Dies bezeichnet man als Randschicht. Die elektrischen
Felder sind in dieser Randschicht in der Regel groß, während sie
im Plasmavolumen wegen der Quasineutralität klein sind. Damit ist
ein Plasma immer elektrisch positiv im Vergleich zu den umgebenden
Wänden.

In den Plasmen der Plasmatechnik, die bei niedrigem Druck erzeugt
werden, werden oftmals nur die Elektronen durch die
oszillierenden elektrischen Felder geheizt. Diese erreichen
Temperaturen bis mehrere 10000 K. Die Ionen und die
Neutralteilchen bleiben in der Regel kalt. Diese Plasmen werden
als Niedertemperatur- und Niederdruck-Plasmen bezeichnet.

Ein besonders wichtiger Entladungstyp sind Plasmen, die mit
oszillierenden elektrischen Feldern erzeugt werden. Sogenannte
{\bf rf}-Entladungen ({\bf r}adio {\bf f}requency) oder
Hochfrequenz-Entladungen. In der Plasmatechnik werden Frequenzen
von typischerweise 13.56 MHz gewählt. Dieser Entladungstyp wird
auch in diesem Versuch betrachtet. Ein Vorteil der Verwendung von
Hochfrequenz ist die Möglichkeit Dielektrika als Elektroden
benutzen zu können. Im Fall von Gleichstromentladung führt die
Aufladung der Oberflächen dazu, dass innerhalb der Dielektrika
große Feldstärken erreicht werden. Diese hohen Feldstärken führen
zu Überschlägen innerhalb der Dielektrika und damit zu deren
Zerstörung.

Man kann rf-Entladungen in zwei Kategorien einteilen: Kapazitive
und induktive Entladungen. Der Typ wird durch die Art der
Leistungseinkopplung in das Plasma bestimmt.

==Die kapazitive rf-Entladung==

Der einfachste Aufbau einer rf-Entladung ist ein
Plattenkondensator in einem Vakuumgefäß an den ein rf-Generator
angeschlossen ist. Diese Art der Plasmaerzeugung wird auch {\bf
C}apacitively {\bf C}oupled {\bf P}lasma genannt. Zwischen den
Kondensatorplatten wird ein sich zeitlich veränderndes
hochfrequentes elektrisches Feld erzeugt. Elektronen, leichter und
beweglicher als Ionen, sind in der Lage dem Feld zu folgen und
oszillieren. Schnelle Elektronen erzeugen durch Stoßionisation
weitere Ionen und Elektronen und zünden somit das Plasma. In
dieser Art von Entladung entsteht in der Randschicht des Plasmas
eine große Potentialdifferenz in der die Ionen stark beschleunigt
werden und mit hoher Energie auf das Substrat aufschlagen und es
sogar zerstören können. Dieses Phänomen wird Ion Bombardment
genannt. In diesen Plasmen hängt sowohl die Elektronendichte als
auch die Randschichtspannung von der angelegten HF-Leistung ab.
Man kann deshalb die Elektronendichte nicht beliebig erhöhen, da
gleichzeitig auch das Ion Bombardement steigt.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 8 cm]{bilder/kap8_9.eps}
\caption{Kapazitive rf Entladung} \label{fig:kap8_9}
\end{center}
\end{figure}

==Die induktive rf-Entladung==

Bei induktiven Entladungen ({\bf I}nductively {\bf C}oupled {\bf
P}lasma) wird ohne Elektrode über eine Spule und einem
Dielektrikum (Quartz-Fenster) ein elektrisches Feld im Plasma
induziert. Das Plasma stellt dabei eine einzelne Sekundärwicklung
eines Transformators dar. Für diese induktive Einkopplung gibt es
zylindrische oder planare Konfigurationen. Die äußere Primärspule
erzeugt ein veränderliches Magnetfeld, das in der \glqq
Sekundärspule\grqq~ Plasma ein elektrisches Feld induziert. Dies
treibt den Strom im Plasma. Der Verschiebungsstrom fließt im
induktiven Fall im wesentlichen parallel zu dem Dielektrikum,
während er im kapazitiven Fall normal zum Dielektrikum verläuft
(siehe Abb. \ref{fig:kap8_13}).

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 10 cm]{bilder/kap8_13.eps}
\caption{Unterschied zwischen einer induktiven und einer
kapazitiven Kopplung} \label{fig:kap8_13}
\end{center}
\end{figure}

Die absorbierte Leistung im Plasma hängt von der Effizienz des
Transformators ab und dem Volumen in dem der Plasmastrom fließt.
ICPs koppeln die Energie effizienter als CCPs in das Plasma ein.
Dadurch lassen sich auch dichtere Plasmen mit ICPs erzeugen. Hinzu
kommt noch, dass die Randschichtspannung in diesen Plasmen
geringer ist. Deshalb ist es möglich die Elektronen- und
Ionenenergie seperat durch HF-Leistung und zusätzlich angelegter
Vorspannung am Substrat (Biasspannung) einzustellen.

=== E-Mode, H-Mode, E-H-Hysterese===

Neben dem induziertem E-Feld der \glqq Sekundärwicklung\grqq~
Plasma, sehen die Ladungsträger auch das elektrische Feld der
leitfähigen Spule direkt. In diesem Feld werden sie ähnlich
geheizt wie in einem CCP. Dies wird sichtbar bei geringen
HF-Leistungen, bei denen die Effizienz des Transformators noch
gering ist. Ein im Vergleich zur induktiven Entladung schwach
leuchtendes Plasma entsteht. Die elektrischen Felder die durch den
Spannungsabfall in der Spule hervorgerufen werden, sind hierfür
verantwortlich. Es liegt also eine kapazitive Entladung vor und
man spricht vom E-Mode. Erhöht man die HF-Leistung auf einen
bestimmten Wert, wird das Plasma sprungartig heller und dichter.
Die Entladung ist jetzt größtenteils induktiv und man nennt dies
H-Mode. Eine weitere Erhöhung der Leistung, erhöht zwar die
Plasmadichte und damit auch die Helligkeit, aber es gibt keinen
abrupten Sprung mehr. Verringert man die HF-Leistung wieder,
erwartet man einen Übergang vom H-Mode in den E-Mode bei der
selben Leistung wie beim E-H-Übergang. Jedoch wechselt die
Entladung bei einer kleineren HF-Leistung in den E-Mode zurück
(abrupte Abnahme der sichtbaren Emission). Dieser Vorgang wird als
E-H-Hysterese bezeichnet und ist Gegenstand aktueller Forschungen.
Anzumerken ist noch, dass bei einer induktiven Entladung E- und
H-Mode gleichzeitig existieren.

=Massenspektrometrie=

Der Nachweis von Teilchen mit einem Massenspektrometer basiert auf
der Kontrolle einer Teilchentrajektorie eines Ions in einem
bekannten System aus elektrischen und magnetischen Feldern. Für
den Nachweis von Neutralteilchen müssen diese zunächst ionisiert
werden. Weiterhin darf es in einem Massenspektrometer nicht zu
Stößen mit dem Neutralgas kommen. Letzteres erfordert in der Regel
einen Druck besser als 10$^{-5}$ mbar. Nachdem Plasmen in der
Regel bei höheren Drücken betrieben werden, benötigt man ein
getrenntes Vakuumsystem für das Plasma und das Massenspektrometer.

Nach der Ionisation eines Neutralteilchens muß das entstehende Ion
nach seiner Masse gefiltert werden. Ein kompaktes Massenfilter ist
ein Quadrupol, der auf oszillierenden elektrischen Feldern
basiert.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 9 cm]{bilder/Aufbau.eps}
\caption{Typischer Aufbau eines Quadrupols in einer differentiellen
Pumpstufe in einem ICP (Versuchsaufbau)} \label{fig:icpms1}
\end{center}
\end{figure}

Die wesentlichen Komponenten eines typischen Massenspektrometers,
wie es in der Plasmatechnik zum Einsatz kommt sind: eine
differentielle Druckstufe, ein Ionisator, ein Quadrupol und ein
Detektor, wie in Abb. \ref{fig:icpms1} und \ref{fig:msschema}
illustriert. Die Funktionsweise der einzelnen Komponenten werden
im folgenden beschrieben.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 8 cm]{bilder/msschema.eps}
\caption{Schema der einzelnen Komponenten eines MS}
\label{fig:msschema}
\end{center}
\end{figure}

==Die differentielle Pumpstufe==

Der Druck in einem Massenspektrometer sollte so klein wie möglich
sein um Beiträge zum Hintergrund durch Dissoziation an den heissen
Filamenten im Ionisator zu reduzieren. Weiterhin muß die freie
Weglänge der Teilchen größer als die Dimension des Spektrometers
sein. Schließlich arbeitet der Detektor, ein Secondary Electron
Multiplier (s. Kap. \ref{sec:SEM}), nur bei Drücken unterhalb
10$^{-6}$ mbar. Dies macht eine Vakuum-Trennung zwischen Plasma
und Massenspektrometer notwendig. Durch die Extraktionsöffnung
werden die Teilchen aus dem Plasma in das Massenspektrometer
geführt. Mann möchte eigentlich eine große Öffnung verwenden,
damit eine hohe Intensität erreicht wird. Dies würde aber das
Vakuum deutlich verschlechtern. Um trotzdem eine größere
Extraktionsöffnung verwenden zu können, installiert man weitere
(differentielle) Pumpstufen\footnote{Auch diese Pumpstufen haben
Extraktionsöffnungen. Alle Öffnungen müssen so angeordnet sein,
dass sie auf einer Geraden liegen, die in Richtung Ionisator zeigt
Dies ermöglicht es dem Teilchenstrahl ungehindert ins MS zu
gelangen.} zwischen Massenspektrometer und Plasma und setzt das
Massenspektrometer in die zweite oder dritte Stufe. Mehr Stufen
aber reduzieren das Signal wieder, da der Abstand zwischen Plasma
und Ionisator groß wird. Es gilt also ein Optimum aus
Öffnungsradien und Anzahl der Pumpstufen und Abstand des
Massenspektrometers zum Plasma zu finden, um das MS-Signal
möglichst groß zu machen.

==Der Ionisator==

Für den Nachweis werden gesammelte Neutralteilchen zunächst in
einem Ionisator ionisiert. Hierbei gibt es mehrere Bauformen. Ein
idealer Ionisator führt zu einer Elektronenstoß-Ionisation der
einfallenden Neutralen bei einer festgelegten Energie. Als
Elektronen-Emitter kommt ein heisses Filament zum Einsatz, das
gegenüber einem Ionisationsvolumen auf negatives Potential gelegt
wird, um die Elektronen zu beschleunigen (siehe Abb.
\ref{fig:kap3_4m}). In diesem Versuch wird ein sogenannter
Crossbeam-Ionizer verwendet, bei dem die Elektronen senkrecht zum
Neutralteilchenstrahl emittiert werden. Die Anzahl erzeugter Ionen
$n_{ions}$ pro Sekunge hängt von der Neutralteilchendichte
$n_{neut}$, dem Emissionsstrom $I_{e}$ (aus dem Filament
emittierter Elektronenstrom) und dem Elektronen-abhängigen
Ionisationswirkungsquerschnitt ${\sigma}_{ion}(E_{el})$ ab.

<math>
\mathrm{MS\texttt{-}Signal} \sim \frac{dn_{ions}}{dt} \sim n_{neut}{\cdot}I_{e}{\cdot}{\sigma}_{ion}(E_{el})
</math>

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 7 cm]{bilder/kap3_6.eps}
\caption{Schema einer Crossbeam-Quelle} \label{fig:kap3_4m}
\end{center}
\end{figure}

Der Ionisations-Wirkungsquerschnitt ${\sigma}(E_{el})$ ist für
einige Gase in Abb. \ref{fig:sigma} dargestellt. Er ist Null für
Energien unterhalb einer gewissen Schwelle (Ionisationspotential),
die, abhängig von der Spezies, bei etwa $8 \eV$ bis $25 \eV$
liegt. Der Querschnitt steigt dann bis auf ein Maximum, dass etwa
bei $70 \eV$ (Standardwert) liegt und fällt für hohe Energien
wieder ab. Arbeitet man mit Elektronenenergien nahe am
Ionisationspotential, kann man reaktive Radikalteilchen
detektieren (siehe Schwellwert-Spektroskopie).

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 10 cm]{bilder/sigma.eps}
\caption{Ionisations-Wirkungsquerschnitt verschiedener Spezies}
\label{fig:sigma}
\end{center}
\end{figure}

Durch Verwendung von Elektronenenergien größer als $20 \eV$ kommt
es aber zur Fragmentierung der Moleküle. Dadurch bekommt man im
Massenspektrum auch Peaks bei den Massen der Bruchstück-Ionen.

===Fragmentierung, Mehrfachionisierung, Isotope===

Die Elektronen-Energie in einem Ionisator ist in der Regel $70
\eV$. Bei dieser Energie durchlaufen die
Ionisations-Wirkungsquerschnitte für die meisten Verbindungen ihr
Maximum (s.o.). Sie ist aber größer als die Bindungsenergie der
Moleküle. D.h. es wird im Ionisator nicht nur das primäre
Mutter-Ion durch Stoßionisation gebildet, sondern abhängig von der
Elektronenenergie, eine ganze Reihe von Bruchstück-Ionen
(Dissoziation) mit unterschiedlicher Häufigkeit ein sog.
Fragmentierungsmuster (Cracking Pattern) entsteht.

Diese Fragmentierungsmuster überlappen sich im Massenspektrum. Um
aus diesen Daten wieder die Dichten der ursprünglichen
Neutralteilchen zu extrahieren, müssen die Spektren wieder in die
Einzelbeiträge zerlegt werden.

Dies sei am Beispiel eines Methanmoleküls illustriert. Durch
Ionisation und Dissoziation im Ionisator enstehen folgende Ionen:

<math>
\nonumber {\rm CH_4 + e^-} &\rightarrow& {\rm CH_4^+ + 2 e^-}\\
\nonumber {\rm CH_4 + e^-} &\rightarrow& {\rm CH_3^+ + H + 2 e^-}\\
\nonumber {\rm CH_4 + e^-} &\rightarrow& {\rm CH_2^+ + H_2 + 2 e^-}\\
\nonumber {\rm CH_4 + e^-} &\rightarrow& {\rm CH^+ + H_2 + H + 2
e^-}
</math>

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 8 cm]{bilder/ch4cracking.eps}
\caption{Fragmentierung eines Methanmoleküls im Ionisator des
Massenspektrometers.} \label{fig:ch4cracking}
\end{center}
\end{figure}

Dazu kommen noch andere Effekte, die im Massenspektrum weitere
Peaks erzeugen. Jedes Atom hat Isotope. Da sie sich in ihrer
Atommasse unterscheiden werden sie auch bei unterschiedlichen
Masse/Ladungs-Verhältnissen regristriert. So erzeugt z.B ein
Ar-Atom bei einer Elektronenenergie von $70 \eV$ ein Signal bei
M/Z=20,36,38 und 40. Die Peaks bei 36, 38 und 40 repräsentieren
die unterschiedlichen Argon-Iosotope Ar$^{36+}$, Ar$^{38+}$ und
Ar$^{40+}$. Der Peak an der Stelle 20 wird durch
Mehrfachionisation des Ar-Atoms hervorgerufen (Ar$^{40++}$). Hier
ergibt sich gerade ein Masse/Ladungsverhältnis von 40/2=20.
Mehrfach ionisiertes Ar$^{36}$ und Ar$^{38}$ wird in der Regel
wegen zu kleiner Intensitäten nicht registriert.

Jede Spezies hat ein charakteristisches Fragmentierungsmuster, das
mit einem gegebenen Aufbau gemessen werden kann. Es ist aber
nötig, das MS mit einem Satz bekannter Spezies mit bekannter
Dichte zu kalibrieren. Dadurch kann man erst akurate Daten einer
unbekannten Gasmischung erhalten.

==Massenfilter==

Der Massenfilter eines Quadrupol-Massenspektrometers besteht aus
einem Stabsystem aus 4 zylindrischen, parallelen
Stäben\footnote{Die absolute Oberflächengenauigkeit der Stäbe ist
fertigungs-technisch festgelegt (typisch $\mu$m). Der absolute
Durchmesser der Stäbe (mehrere mm) bestimmt damit, bis zu welcher
Genauigkeit das elektrischen Feld auf der Achse realisiert werden
kann.}, wobei die gegenüberliegenden Stäbe gleich beschaltet sind,
wie in Abb. \ref{fig:kap2_23} gezeigt ist. Das axiale
Quadrupolfeld hat die Form:

\begin{equation}
\Phi(x,z) = \frac{\Phi_0}{2r_0^2}\left(x^2-z^2\right)
\end{equation}

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 7 cm]{bilder/kap2_23.eps}
\caption{Quadrupol-Massenspektrometer} \label{fig:kap2_23}
\end{center}
\end{figure}

An dieses Stabsystem wird ein elektrisches Wechselfeld $\Phi_0$
angelegt, das durch einen Gleichspannungsanteil $U$ und einen
Wechselspannungsanteil $V$ charakterisiert ist.

\begin{equation}
\Phi_0 = U + V \cos \omega t
\end{equation}

Die Bewegungsgleichungen eines geladenen Teilchens der Ladung $q$
und Masse $m$, das sich durch diesen Filter in axialer Richtung
bewegt, ist gegeben als:

\begin{equation}
\frac{d^2x}{dt^2}+\frac{q}{mr_0^2}(U + V\cos\omega t)x = 0
\end{equation}

\begin{equation}
\frac{d^2z}{dt^2}-\frac{q}{mr_0^2}(U + V\cos\omega t)x = 0
\end{equation}

Diese Bewegungsgleichung läßt sich kompakter formulieren, nachdem
man folgende neue Größen eingeführt hat:

\begin{equation}
a = \frac{4 q U}{m r_0^2 \omega^2}
\end{equation}

\begin{equation}
b = \frac{2 q V}{m r_0^2 \omega^2}
\end{equation}

\begin{equation}
\tau = \frac{1}{2} \omega t
\end{equation}

Damit erhält man die sog. {\bf Mathieu'sche
Differentialgleichungen}:

\begin{eqnarray}
\frac{d^2x}{d\tau^2}+(a+2b \cos 2 \tau) x &=& 0 \\
\frac{d^2z}{d\tau^2}-(a+2b \cos 2 \tau) z &=& 0
\end{eqnarray}

Diese Gleichungen haben stabile Lösungen für die Trajektorie eines
Teilchens im Stabsystem in Abhängigkeit von der Wahl der Parameter
$a$ und $b$. Dies ist in Abb. \ref{fig:kap3_2m} verdeutlicht.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 6 cm]{bilder/kap2_24.eps}
\caption{Stabilitätsdiagramm für die Trajektorie in einem
Quadrupol-Massenspektrometer.} \label{fig:kap3_2m}
\end{center}
\end{figure}

Wird das Verhältnis aus Gleich- und Wechselspannungsanteil
konstant gehalten, bekommt man eine Gerade in dem
Stabilitätsdiagramm. Die absolute Wahl, z. B. der Gleichspannung
bei konstantem Verhältnis $\frac{a}{b}$ bestimmt die Masse des
Ions, das den Filter passieren kann:

<math>\frac{a}{b}=\frac{2U}{V}={\rm const.}</math>

<math>m = 4 q \frac{U}{ar_0^2\omega^2}
</math>

D. h. auf dieser Geraden liegen die Arbeitspunkte für bestimmte
Massen. Liegt einer dieser Punkte in dem Stabilitätsbeich (Abb.
\ref{fig:kap3_3m}) kann die dazu gehörende Masse den Filter
passieren, alle anderen Massen haben instabile Bahnen und werden
separiert.

Will man die Massenauflösung erhöhen, kann man das Verhältnis aus
Gleich- und Wechselspannungsanteil verändern und schränkt somit
die Zahl der zulässigen Trajektorien ein, wie es in Abb.
\ref{fig:kap3_3m} gezeigt ist.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 7 cm]{bilder/kap2_25.eps}
\caption{Gebiet der zulässigen Trajektorien bei gegebenem
Verhältnis zwischen Gleich- und Wechselspannungsamplitude,
$m_3>m_2>m_1$.} \label{fig:kap3_3m}
\end{center}
\end{figure}

Ein Massenscan wird realisiert, in dem man bei konstantem
Verhältnis von $U$ und $V$ die Amplituden beginnend von kleinen
Werten von $U$ und $V$ erhöht. Damit wandern die Arbeitspunkte
(entspricht den Massen) sukzessiv durch den Stabilitätsbereich.

Die Geschwindigkeit mit der Ionen durch diesen Quadrupolfilter
einer Länge $L$ laufen, bestimmt die Massentrennung, die man
erreichen kann. Die instabilen Bahnen zeichnen sich dadurch aus,
das die Amplituden der Oszillationsbewegung in dem Quadrupolfeld
exponentiell ansteigen. Bei kleiner Abweichung der Masse von der
Sollmasse für die die Transmissisonsbedingung erfüllt ist, erfolgt
der exponentielle Anstieg der Amplitude nur langsam. D.h. die
Massenauflösung wird besser wenn das Stabsystem länger gemacht
wird. Falls die Geschwindigkeit der Ionen groß ist, hat die
Trajektorie bei gegebener Länge nicht die Möglichkeit viele
rf-Zyklen des Quadrupolfeldes zu durchlaufen und der exponentielle
Anstieg der Amplitude kann nicht ausreichen, um das Ion dauerhaft
abzulenken. Demnach ist für die Massenauflösung, die {\it
Verweilzeit} des Ions im Quadrupolfilter ausschlaggebend. Wird
demnach die Geschwindigkeit der Ionen zu klein, werden sie
anfällig für Abweichungen von dem idealen Quadrupolfeld und
verlieren den Einschluss, bzw. lassen sich durch die Optiken nicht
mehr gut kontrollieren. Es muß deshalb ein Kompromiss gefunden
werden zwischen stabilen Trajektorien und erreichbarer
Massenauflösung. Die Größe des Stabsystems, bestimmt im
wesentlichen die erreichbare Auflösung, da es bei größeren Stäben
einfacher ist die erforderliche Oberflächenrauhigkeit im Bereich
$\mu m$ zu realisieren, die notwendig ist um ein auf der Achse
ideales Quadrupolfeld zu erzeugen.

==Ionen-Nachweis}\label{sec:SEM}==

Der Nachweis der Ionen erfolgt über Sekundärelektronen-Erzeugung
in einem Channeltron oder in einem Secondary Electron Multiplier
(Abb. \ref{fig:sem}). Ihre Effizienz hängt von der Geschwindigkeit
der Ionen ab, und demnach wird bei höheren Massen bei gleicher
Energie, der Nachweis immer unempfindlicher. Dies muß erst durch
Kalibrierung bestimmt werden. Verwendet man einen Faraday-Detektor
(Abb. \ref{fig:faraday}), so ist dieser gegenüber der
Geschwindigkeit der Ionen unempfindlich. Allerdings ist die
Sensitivität des Faraday-Detektors sehr viel geringer als die
eines SEM. Zudem ist der Faraday-Detektor langsamer als ein SEM.
Schließlich hängt es von der Bauform dieses Faraday-Cups ab, ob
die ioneninduzierten Sekundärelektronen innerhalb dieses
Faradaydetektors gefangen bleiben. Manchmal wird vom jeweiligen
Hersteller nur ein einfaches Blech im Strahlengang als
Faraday-Detektor bezeichnet, obwohl dort der Einfang der
Sekundärelektronen {\it nicht} gewährleistet ist.

Die Performance eines SEM kann stark variieren mit der Belegung
der jeweiligen Oberflächen, dass diese Belegung die
Austrittsarbeit ändert und damit die Effizienz für die Produktion
von Sekundärelektronen. Deshalb ist es notwendig das SEM Signal
{\it täglich} mit dem Signal des Faraday-Detektors oder eines
anderen Standards sehr häufig zu kalibrieren.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 8 cm]{bilder/sem.eps}
\includegraphics*[width = 6 cm]{bilder/channeltron.eps}
\caption{Schema eines SEM (oben) und Channeltron (unten)}
\label{fig:sem}
\end{center}
\end{figure}

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 8 cm]{bilder/faraday.eps}
\caption{Schema eines Faradaydetektors.} \label{fig:faraday}
\end{center}
\end{figure}

==Ionisations-Schwellen-Massenspektrometrie==

Die Energie im Ionisator ist zumeist $70\, \mathrm{eV}$. Um die
Fragmentierung zu reduzieren wird bei der
Ionisations-Schwellen-Massenspektrometrie (auch {\bf T}reshold
{\bf I}onisation {\bf M}ass {\bf S}pectrometry genannt) die
Energie der Elektronen im Ionisator reduziert. Der Nachteil ist
allerdings, daß das Signal um Größenordnungen kleiner ist. Mit
dieser Methode ist es möglich, den Beitrag von Radikalen in einem
Teilchenstrom von dem der neutralen Muttermoleküle zu
unterscheiden. Man nutzt den Umstand aus, daß z. B. folgende
Reaktionen eine unterschiedliche Schwellenenergie haben:

\vspace{0.5cm}
\begin{tabular}{rll}
CF$_3+e^-$ (E$_{el}$ $>$ $ 8.9 \eV$)& $\rightarrow$ CF$_3^+ + 2e^-$ & direkte Ionisation \\
CF$_4+e^-$ (E$_{el}$ $>$ $15.9 \eV$)& $\rightarrow$ CF$_3^+ + {\rm F} + 2e^-$ & dissoziative Ionisation \\
\end{tabular}
\vspace{0.5cm}

Die Schwellenenergie der ersten Reaktion liegt bei $8.9 \eV$
(reine Ionisation) während die der zweiten Reaktion bei $15.9 \eV$
liegt, da zusätzlich zur Ionisation noch ein C-F Bindungsbruch
stattfindet. D.h. stellt man die Elektronen-Energie auf einen Wert
zwischen 9 und $15 \eV$ so erhält man auf dem Massenkanal 15 amu
nur Beiträge von CF$_3$ Radikalen. In Abb. \ref{fig:tims} ist ein
TIMS-Messung von CF$_4$ mit und ohne Plasma abbgebildet. Das
TIMS-Verfahren kann auch verwendet werden um Ionisations- und
Dissoziationsenergien von verschiedenen Stoffen zu finden.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 14 cm]{bilder/tims.eps}
\caption{Beispiel einer CF$_3$-Radikalenmessung in einem
CF$_4$-Plasma (aus \cite{coburn} entnommen). Der Ausschlag bei
Elektronenenergien unterhalb von $15.9 eV$ entsteht durch direkte
Ionisation von CF$_3$-Radikalen. Ausschläge bei Energien größer
$15.9 eV$ kommen durch direkte Ionisation von CF$_3$ sowie durch
Dissoziation von CF$_4$ -Molekülen zustande. Die Abnahme des
Signals bei eingeschaltetem Plasma läßt sich durch die Umwandlung
von CF$_4$ in andere Moleküle erklären (Verbrauch). Der Chopper
ermöglicht es Beiträge des Hintergrundgases zu messen.}
\label{fig:tims}
\end{center}
\end{figure}

Grundlagen

2009-05-29T08:09:39Z

VonKeudell:

\textbf{Anmerkung:} Die Grundlagen der Plasmaphysik in diesem
Kapitel können ausführlicher in \cite{plasma} (Kapitel 7+8)
nachgelesen werden.\\
Die Grundlagen der Massenspektrometrie in diesem Kapitel können
ausführlicher in \cite{pww} (Kapitel 3.2) nachgelesen werden.

= Niedertemperatur-Niederdruck-Plasmen =

Plasmen der Plasmatechnik können auf unterschiedliche Art und
Weise erzeugt werden. Allen Methoden ist gemein, daß Elektronen in
statischen oder oszillierenden elektrischen Feldern beschleunigt
werden. Ist die Beschleunigung so stark, dass
Elektronen-Stoß-induzierte Reaktionen in ausreichender Rate zur
Ionisation des Neutralgases führen, kann ein Plasma zünden. Im
Plasmazustand entsteht ein Gleichgewicht aus Ionisation und den
Verlusten der Ladungsträger durch Diffusion und Rekombination.

Ein Plasma zeichnet sich dadurch aus, daß die Zahl der positiven
und negativen Ladungsträger nahezu gleich ist. Es herrscht
Quasineutralität. Nachdem Elektronen wegen ihrer höheren
Beweglichkeit ($m_{el}=\frac{1}{1836}m_{ion}$) ein Plasma leichter
verlassen können, baut sich am Rand des Plasmas eine
Potentialdifferenz auf, um dem Verlust der Elektronen entgegen zu
wirken. Dies bezeichnet man als Randschicht. Die elektrischen
Felder sind in dieser Randschicht in der Regel groß, während sie
im Plasmavolumen wegen der Quasineutralität klein sind. Damit ist
ein Plasma immer elektrisch positiv im Vergleich zu den umgebenden
Wänden.

In den Plasmen der Plasmatechnik, die bei niedrigem Druck erzeugt
werden, werden oftmals nur die Elektronen durch die
oszillierenden elektrischen Felder geheizt. Diese erreichen
Temperaturen bis mehrere 10000 K. Die Ionen und die
Neutralteilchen bleiben in der Regel kalt. Diese Plasmen werden
als Niedertemperatur- und Niederdruck-Plasmen bezeichnet.

Ein besonders wichtiger Entladungstyp sind Plasmen, die mit
oszillierenden elektrischen Feldern erzeugt werden. Sogenannte
{\bf rf}-Entladungen ({\bf r}adio {\bf f}requency) oder
Hochfrequenz-Entladungen. In der Plasmatechnik werden Frequenzen
von typischerweise 13.56 MHz gewählt. Dieser Entladungstyp wird
auch in diesem Versuch betrachtet. Ein Vorteil der Verwendung von
Hochfrequenz ist die Möglichkeit Dielektrika als Elektroden
benutzen zu können. Im Fall von Gleichstromentladung führt die
Aufladung der Oberflächen dazu, dass innerhalb der Dielektrika
große Feldstärken erreicht werden. Diese hohen Feldstärken führen
zu Überschlägen innerhalb der Dielektrika und damit zu deren
Zerstörung.

Man kann rf-Entladungen in zwei Kategorien einteilen: Kapazitive
und induktive Entladungen. Der Typ wird durch die Art der
Leistungseinkopplung in das Plasma bestimmt.

==Die kapazitive rf-Entladung==

Der einfachste Aufbau einer rf-Entladung ist ein
Plattenkondensator in einem Vakuumgefäß an den ein rf-Generator
angeschlossen ist. Diese Art der Plasmaerzeugung wird auch {\bf
C}apacitively {\bf C}oupled {\bf P}lasma genannt. Zwischen den
Kondensatorplatten wird ein sich zeitlich veränderndes
hochfrequentes elektrisches Feld erzeugt. Elektronen, leichter und
beweglicher als Ionen, sind in der Lage dem Feld zu folgen und
oszillieren. Schnelle Elektronen erzeugen durch Stoßionisation
weitere Ionen und Elektronen und zünden somit das Plasma. In
dieser Art von Entladung entsteht in der Randschicht des Plasmas
eine große Potentialdifferenz in der die Ionen stark beschleunigt
werden und mit hoher Energie auf das Substrat aufschlagen und es
sogar zerstören können. Dieses Phänomen wird Ion Bombardment
genannt. In diesen Plasmen hängt sowohl die Elektronendichte als
auch die Randschichtspannung von der angelegten HF-Leistung ab.
Man kann deshalb die Elektronendichte nicht beliebig erhöhen, da
gleichzeitig auch das Ion Bombardement steigt.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 8 cm]{bilder/kap8_9.eps}
\caption{Kapazitive rf Entladung} \label{fig:kap8_9}
\end{center}
\end{figure}

==Die induktive rf-Entladung==

Bei induktiven Entladungen ({\bf I}nductively {\bf C}oupled {\bf
P}lasma) wird ohne Elektrode über eine Spule und einem
Dielektrikum (Quartz-Fenster) ein elektrisches Feld im Plasma
induziert. Das Plasma stellt dabei eine einzelne Sekundärwicklung
eines Transformators dar. Für diese induktive Einkopplung gibt es
zylindrische oder planare Konfigurationen. Die äußere Primärspule
erzeugt ein veränderliches Magnetfeld, das in der \glqq
Sekundärspule\grqq~ Plasma ein elektrisches Feld induziert. Dies
treibt den Strom im Plasma. Der Verschiebungsstrom fließt im
induktiven Fall im wesentlichen parallel zu dem Dielektrikum,
während er im kapazitiven Fall normal zum Dielektrikum verläuft
(siehe Abb. \ref{fig:kap8_13}).

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 10 cm]{bilder/kap8_13.eps}
\caption{Unterschied zwischen einer induktiven und einer
kapazitiven Kopplung} \label{fig:kap8_13}
\end{center}
\end{figure}

Die absorbierte Leistung im Plasma hängt von der Effizienz des
Transformators ab und dem Volumen in dem der Plasmastrom fließt.
ICPs koppeln die Energie effizienter als CCPs in das Plasma ein.
Dadurch lassen sich auch dichtere Plasmen mit ICPs erzeugen. Hinzu
kommt noch, dass die Randschichtspannung in diesen Plasmen
geringer ist. Deshalb ist es möglich die Elektronen- und
Ionenenergie seperat durch HF-Leistung und zusätzlich angelegter
Vorspannung am Substrat (Biasspannung) einzustellen.

=== E-Mode, H-Mode, E-H-Hysterese===

Neben dem induziertem E-Feld der \glqq Sekundärwicklung\grqq~
Plasma, sehen die Ladungsträger auch das elektrische Feld der
leitfähigen Spule direkt. In diesem Feld werden sie ähnlich
geheizt wie in einem CCP. Dies wird sichtbar bei geringen
HF-Leistungen, bei denen die Effizienz des Transformators noch
gering ist. Ein im Vergleich zur induktiven Entladung schwach
leuchtendes Plasma entsteht. Die elektrischen Felder die durch den
Spannungsabfall in der Spule hervorgerufen werden, sind hierfür
verantwortlich. Es liegt also eine kapazitive Entladung vor und
man spricht vom E-Mode. Erhöht man die HF-Leistung auf einen
bestimmten Wert, wird das Plasma sprungartig heller und dichter.
Die Entladung ist jetzt größtenteils induktiv und man nennt dies
H-Mode. Eine weitere Erhöhung der Leistung, erhöht zwar die
Plasmadichte und damit auch die Helligkeit, aber es gibt keinen
abrupten Sprung mehr. Verringert man die HF-Leistung wieder,
erwartet man einen Übergang vom H-Mode in den E-Mode bei der
selben Leistung wie beim E-H-Übergang. Jedoch wechselt die
Entladung bei einer kleineren HF-Leistung in den E-Mode zurück
(abrupte Abnahme der sichtbaren Emission). Dieser Vorgang wird als
E-H-Hysterese bezeichnet und ist Gegenstand aktueller Forschungen.
Anzumerken ist noch, dass bei einer induktiven Entladung E- und
H-Mode gleichzeitig existieren.

=Massenspektrometrie=

Der Nachweis von Teilchen mit einem Massenspektrometer basiert auf
der Kontrolle einer Teilchentrajektorie eines Ions in einem
bekannten System aus elektrischen und magnetischen Feldern. Für
den Nachweis von Neutralteilchen müssen diese zunächst ionisiert
werden. Weiterhin darf es in einem Massenspektrometer nicht zu
Stößen mit dem Neutralgas kommen. Letzteres erfordert in der Regel
einen Druck besser als 10$^{-5}$ mbar. Nachdem Plasmen in der
Regel bei höheren Drücken betrieben werden, benötigt man ein
getrenntes Vakuumsystem für das Plasma und das Massenspektrometer.

Nach der Ionisation eines Neutralteilchens muß das entstehende Ion
nach seiner Masse gefiltert werden. Ein kompaktes Massenfilter ist
ein Quadrupol, der auf oszillierenden elektrischen Feldern
basiert.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 9 cm]{bilder/Aufbau.eps}
\caption{Typischer Aufbau eines Quadrupols in einer differentiellen
Pumpstufe in einem ICP (Versuchsaufbau)} \label{fig:icpms1}
\end{center}
\end{figure}

Die wesentlichen Komponenten eines typischen Massenspektrometers,
wie es in der Plasmatechnik zum Einsatz kommt sind: eine
differentielle Druckstufe, ein Ionisator, ein Quadrupol und ein
Detektor, wie in Abb. \ref{fig:icpms1} und \ref{fig:msschema}
illustriert. Die Funktionsweise der einzelnen Komponenten werden
im folgenden beschrieben.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 8 cm]{bilder/msschema.eps}
\caption{Schema der einzelnen Komponenten eines MS}
\label{fig:msschema}
\end{center}
\end{figure}

==Die differentielle Pumpstufe==

Der Druck in einem Massenspektrometer sollte so klein wie möglich
sein um Beiträge zum Hintergrund durch Dissoziation an den heissen
Filamenten im Ionisator zu reduzieren. Weiterhin muß die freie
Weglänge der Teilchen größer als die Dimension des Spektrometers
sein. Schließlich arbeitet der Detektor, ein Secondary Electron
Multiplier (s. Kap. \ref{sec:SEM}), nur bei Drücken unterhalb
10$^{-6}$ mbar. Dies macht eine Vakuum-Trennung zwischen Plasma
und Massenspektrometer notwendig. Durch die Extraktionsöffnung
werden die Teilchen aus dem Plasma in das Massenspektrometer
geführt. Mann möchte eigentlich eine große Öffnung verwenden,
damit eine hohe Intensität erreicht wird. Dies würde aber das
Vakuum deutlich verschlechtern. Um trotzdem eine größere
Extraktionsöffnung verwenden zu können, installiert man weitere
(differentielle) Pumpstufen\footnote{Auch diese Pumpstufen haben
Extraktionsöffnungen. Alle Öffnungen müssen so angeordnet sein,
dass sie auf einer Geraden liegen, die in Richtung Ionisator zeigt
Dies ermöglicht es dem Teilchenstrahl ungehindert ins MS zu
gelangen.} zwischen Massenspektrometer und Plasma und setzt das
Massenspektrometer in die zweite oder dritte Stufe. Mehr Stufen
aber reduzieren das Signal wieder, da der Abstand zwischen Plasma
und Ionisator groß wird. Es gilt also ein Optimum aus
Öffnungsradien und Anzahl der Pumpstufen und Abstand des
Massenspektrometers zum Plasma zu finden, um das MS-Signal
möglichst groß zu machen.

==Der Ionisator==

Für den Nachweis werden gesammelte Neutralteilchen zunächst in
einem Ionisator ionisiert. Hierbei gibt es mehrere Bauformen. Ein
idealer Ionisator führt zu einer Elektronenstoß-Ionisation der
einfallenden Neutralen bei einer festgelegten Energie. Als
Elektronen-Emitter kommt ein heisses Filament zum Einsatz, das
gegenüber einem Ionisationsvolumen auf negatives Potential gelegt
wird, um die Elektronen zu beschleunigen (siehe Abb.
\ref{fig:kap3_4m}). In diesem Versuch wird ein sogenannter
Crossbeam-Ionizer verwendet, bei dem die Elektronen senkrecht zum
Neutralteilchenstrahl emittiert werden. Die Anzahl erzeugter Ionen
$n_{ions}$ pro Sekunge hängt von der Neutralteilchendichte
$n_{neut}$, dem Emissionsstrom $I_{e}$ (aus dem Filament
emittierter Elektronenstrom) und dem Elektronen-abhängigen
Ionisationswirkungsquerschnitt ${\sigma}_{ion}(E_{el})$ ab.

\begin{equation}
\mathrm{MS\texttt{-}Signal} \sim \frac{dn_{ions}}{dt} \sim n_{neut}{\cdot}I_{e}{\cdot}{\sigma}_{ion}(E_{el})
\end{equation}

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 7 cm]{bilder/kap3_6.eps}
\caption{Schema einer Crossbeam-Quelle} \label{fig:kap3_4m}
\end{center}
\end{figure}

Der Ionisations-Wirkungsquerschnitt ${\sigma}(E_{el})$ ist für
einige Gase in Abb. \ref{fig:sigma} dargestellt. Er ist Null für
Energien unterhalb einer gewissen Schwelle (Ionisationspotential),
die, abhängig von der Spezies, bei etwa $8 \eV$ bis $25 \eV$
liegt. Der Querschnitt steigt dann bis auf ein Maximum, dass etwa
bei $70 \eV$ (Standardwert) liegt und fällt für hohe Energien
wieder ab. Arbeitet man mit Elektronenenergien nahe am
Ionisationspotential, kann man reaktive Radikalteilchen
detektieren (siehe Schwellwert-Spektroskopie).

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 10 cm]{bilder/sigma.eps}
\caption{Ionisations-Wirkungsquerschnitt verschiedener Spezies}
\label{fig:sigma}
\end{center}
\end{figure}

Durch Verwendung von Elektronenenergien größer als $20 \eV$ kommt
es aber zur Fragmentierung der Moleküle. Dadurch bekommt man im
Massenspektrum auch Peaks bei den Massen der Bruchstück-Ionen.

===Fragmentierung, Mehrfachionisierung, Isotope===

Die Elektronen-Energie in einem Ionisator ist in der Regel $70
\eV$. Bei dieser Energie durchlaufen die
Ionisations-Wirkungsquerschnitte für die meisten Verbindungen ihr
Maximum (s.o.). Sie ist aber größer als die Bindungsenergie der
Moleküle. D.h. es wird im Ionisator nicht nur das primäre
Mutter-Ion durch Stoßionisation gebildet, sondern abhängig von der
Elektronenenergie, eine ganze Reihe von Bruchstück-Ionen
(Dissoziation) mit unterschiedlicher Häufigkeit ein sog.
Fragmentierungsmuster (Cracking Pattern) entsteht.

Diese Fragmentierungsmuster überlappen sich im Massenspektrum. Um
aus diesen Daten wieder die Dichten der ursprünglichen
Neutralteilchen zu extrahieren, müssen die Spektren wieder in die
Einzelbeiträge zerlegt werden.

Dies sei am Beispiel eines Methanmoleküls illustriert. Durch
Ionisation und Dissoziation im Ionisator enstehen folgende Ionen:

\begin{eqnarray}
\nonumber {\rm CH_4 + e^-} &\rightarrow& {\rm CH_4^+ + 2 e^-}\\
\nonumber {\rm CH_4 + e^-} &\rightarrow& {\rm CH_3^+ + H + 2 e^-}\\
\nonumber {\rm CH_4 + e^-} &\rightarrow& {\rm CH_2^+ + H_2 + 2 e^-}\\
\nonumber {\rm CH_4 + e^-} &\rightarrow& {\rm CH^+ + H_2 + H + 2
e^-}
\end{eqnarray}

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 8 cm]{bilder/ch4cracking.eps}
\caption{Fragmentierung eines Methanmoleküls im Ionisator des
Massenspektrometers.} \label{fig:ch4cracking}
\end{center}
\end{figure}

Dazu kommen noch andere Effekte, die im Massenspektrum weitere
Peaks erzeugen. Jedes Atom hat Isotope. Da sie sich in ihrer
Atommasse unterscheiden werden sie auch bei unterschiedlichen
Masse/Ladungs-Verhältnissen regristriert. So erzeugt z.B ein
Ar-Atom bei einer Elektronenenergie von $70 \eV$ ein Signal bei
M/Z=20,36,38 und 40. Die Peaks bei 36, 38 und 40 repräsentieren
die unterschiedlichen Argon-Iosotope Ar$^{36+}$, Ar$^{38+}$ und
Ar$^{40+}$. Der Peak an der Stelle 20 wird durch
Mehrfachionisation des Ar-Atoms hervorgerufen (Ar$^{40++}$). Hier
ergibt sich gerade ein Masse/Ladungsverhältnis von 40/2=20.
Mehrfach ionisiertes Ar$^{36}$ und Ar$^{38}$ wird in der Regel
wegen zu kleiner Intensitäten nicht registriert.

Jede Spezies hat ein charakteristisches Fragmentierungsmuster, das
mit einem gegebenen Aufbau gemessen werden kann. Es ist aber
nötig, das MS mit einem Satz bekannter Spezies mit bekannter
Dichte zu kalibrieren. Dadurch kann man erst akurate Daten einer
unbekannten Gasmischung erhalten.

==Massenfilter==

Der Massenfilter eines Quadrupol-Massenspektrometers besteht aus
einem Stabsystem aus 4 zylindrischen, parallelen
Stäben\footnote{Die absolute Oberflächengenauigkeit der Stäbe ist
fertigungs-technisch festgelegt (typisch $\mu$m). Der absolute
Durchmesser der Stäbe (mehrere mm) bestimmt damit, bis zu welcher
Genauigkeit das elektrischen Feld auf der Achse realisiert werden
kann.}, wobei die gegenüberliegenden Stäbe gleich beschaltet sind,
wie in Abb. \ref{fig:kap2_23} gezeigt ist. Das axiale
Quadrupolfeld hat die Form:

\begin{equation}
\Phi(x,z) = \frac{\Phi_0}{2r_0^2}\left(x^2-z^2\right)
\end{equation}

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 7 cm]{bilder/kap2_23.eps}
\caption{Quadrupol-Massenspektrometer} \label{fig:kap2_23}
\end{center}
\end{figure}

An dieses Stabsystem wird ein elektrisches Wechselfeld $\Phi_0$
angelegt, das durch einen Gleichspannungsanteil $U$ und einen
Wechselspannungsanteil $V$ charakterisiert ist.

\begin{equation}
\Phi_0 = U + V \cos \omega t
\end{equation}

Die Bewegungsgleichungen eines geladenen Teilchens der Ladung $q$
und Masse $m$, das sich durch diesen Filter in axialer Richtung
bewegt, ist gegeben als:

\begin{equation}
\frac{d^2x}{dt^2}+\frac{q}{mr_0^2}(U + V\cos\omega t)x = 0
\end{equation}

\begin{equation}
\frac{d^2z}{dt^2}-\frac{q}{mr_0^2}(U + V\cos\omega t)x = 0
\end{equation}

Diese Bewegungsgleichung läßt sich kompakter formulieren, nachdem
man folgende neue Größen eingeführt hat:

\begin{equation}
a = \frac{4 q U}{m r_0^2 \omega^2}
\end{equation}

\begin{equation}
b = \frac{2 q V}{m r_0^2 \omega^2}
\end{equation}

\begin{equation}
\tau = \frac{1}{2} \omega t
\end{equation}

Damit erhält man die sog. {\bf Mathieu'sche
Differentialgleichungen}:

\begin{eqnarray}
\frac{d^2x}{d\tau^2}+(a+2b \cos 2 \tau) x &=& 0 \\
\frac{d^2z}{d\tau^2}-(a+2b \cos 2 \tau) z &=& 0
\end{eqnarray}

Diese Gleichungen haben stabile Lösungen für die Trajektorie eines
Teilchens im Stabsystem in Abhängigkeit von der Wahl der Parameter
$a$ und $b$. Dies ist in Abb. \ref{fig:kap3_2m} verdeutlicht.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 6 cm]{bilder/kap2_24.eps}
\caption{Stabilitätsdiagramm für die Trajektorie in einem
Quadrupol-Massenspektrometer.} \label{fig:kap3_2m}
\end{center}
\end{figure}

Wird das Verhältnis aus Gleich- und Wechselspannungsanteil
konstant gehalten, bekommt man eine Gerade in dem
Stabilitätsdiagramm. Die absolute Wahl, z. B. der Gleichspannung
bei konstantem Verhältnis $\frac{a}{b}$ bestimmt die Masse des
Ions, das den Filter passieren kann:

<math>\frac{a}{b}=\frac{2U}{V}={\rm const.}</math>

<math>m = 4 q \frac{U}{ar_0^2\omega^2}
</math>

D. h. auf dieser Geraden liegen die Arbeitspunkte für bestimmte
Massen. Liegt einer dieser Punkte in dem Stabilitätsbeich (Abb.
\ref{fig:kap3_3m}) kann die dazu gehörende Masse den Filter
passieren, alle anderen Massen haben instabile Bahnen und werden
separiert.

Will man die Massenauflösung erhöhen, kann man das Verhältnis aus
Gleich- und Wechselspannungsanteil verändern und schränkt somit
die Zahl der zulässigen Trajektorien ein, wie es in Abb.
\ref{fig:kap3_3m} gezeigt ist.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 7 cm]{bilder/kap2_25.eps}
\caption{Gebiet der zulässigen Trajektorien bei gegebenem
Verhältnis zwischen Gleich- und Wechselspannungsamplitude,
$m_3>m_2>m_1$.} \label{fig:kap3_3m}
\end{center}
\end{figure}

Ein Massenscan wird realisiert, in dem man bei konstantem
Verhältnis von $U$ und $V$ die Amplituden beginnend von kleinen
Werten von $U$ und $V$ erhöht. Damit wandern die Arbeitspunkte
(entspricht den Massen) sukzessiv durch den Stabilitätsbereich.

Die Geschwindigkeit mit der Ionen durch diesen Quadrupolfilter
einer Länge $L$ laufen, bestimmt die Massentrennung, die man
erreichen kann. Die instabilen Bahnen zeichnen sich dadurch aus,
das die Amplituden der Oszillationsbewegung in dem Quadrupolfeld
exponentiell ansteigen. Bei kleiner Abweichung der Masse von der
Sollmasse für die die Transmissisonsbedingung erfüllt ist, erfolgt
der exponentielle Anstieg der Amplitude nur langsam. D.h. die
Massenauflösung wird besser wenn das Stabsystem länger gemacht
wird. Falls die Geschwindigkeit der Ionen groß ist, hat die
Trajektorie bei gegebener Länge nicht die Möglichkeit viele
rf-Zyklen des Quadrupolfeldes zu durchlaufen und der exponentielle
Anstieg der Amplitude kann nicht ausreichen, um das Ion dauerhaft
abzulenken. Demnach ist für die Massenauflösung, die {\it
Verweilzeit} des Ions im Quadrupolfilter ausschlaggebend. Wird
demnach die Geschwindigkeit der Ionen zu klein, werden sie
anfällig für Abweichungen von dem idealen Quadrupolfeld und
verlieren den Einschluss, bzw. lassen sich durch die Optiken nicht
mehr gut kontrollieren. Es muß deshalb ein Kompromiss gefunden
werden zwischen stabilen Trajektorien und erreichbarer
Massenauflösung. Die Größe des Stabsystems, bestimmt im
wesentlichen die erreichbare Auflösung, da es bei größeren Stäben
einfacher ist die erforderliche Oberflächenrauhigkeit im Bereich
$\mu m$ zu realisieren, die notwendig ist um ein auf der Achse
ideales Quadrupolfeld zu erzeugen.

==Ionen-Nachweis}\label{sec:SEM}==

Der Nachweis der Ionen erfolgt über Sekundärelektronen-Erzeugung
in einem Channeltron oder in einem Secondary Electron Multiplier
(Abb. \ref{fig:sem}). Ihre Effizienz hängt von der Geschwindigkeit
der Ionen ab, und demnach wird bei höheren Massen bei gleicher
Energie, der Nachweis immer unempfindlicher. Dies muß erst durch
Kalibrierung bestimmt werden. Verwendet man einen Faraday-Detektor
(Abb. \ref{fig:faraday}), so ist dieser gegenüber der
Geschwindigkeit der Ionen unempfindlich. Allerdings ist die
Sensitivität des Faraday-Detektors sehr viel geringer als die
eines SEM. Zudem ist der Faraday-Detektor langsamer als ein SEM.
Schließlich hängt es von der Bauform dieses Faraday-Cups ab, ob
die ioneninduzierten Sekundärelektronen innerhalb dieses
Faradaydetektors gefangen bleiben. Manchmal wird vom jeweiligen
Hersteller nur ein einfaches Blech im Strahlengang als
Faraday-Detektor bezeichnet, obwohl dort der Einfang der
Sekundärelektronen {\it nicht} gewährleistet ist.

Die Performance eines SEM kann stark variieren mit der Belegung
der jeweiligen Oberflächen, dass diese Belegung die
Austrittsarbeit ändert und damit die Effizienz für die Produktion
von Sekundärelektronen. Deshalb ist es notwendig das SEM Signal
{\it täglich} mit dem Signal des Faraday-Detektors oder eines
anderen Standards sehr häufig zu kalibrieren.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 8 cm]{bilder/sem.eps}
\includegraphics*[width = 6 cm]{bilder/channeltron.eps}
\caption{Schema eines SEM (oben) und Channeltron (unten)}
\label{fig:sem}
\end{center}
\end{figure}

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 8 cm]{bilder/faraday.eps}
\caption{Schema eines Faradaydetektors.} \label{fig:faraday}
\end{center}
\end{figure}

==Ionisations-Schwellen-Massenspektrometrie==

Die Energie im Ionisator ist zumeist $70\, \mathrm{eV}$. Um die
Fragmentierung zu reduzieren wird bei der
Ionisations-Schwellen-Massenspektrometrie (auch {\bf T}reshold
{\bf I}onisation {\bf M}ass {\bf S}pectrometry genannt) die
Energie der Elektronen im Ionisator reduziert. Der Nachteil ist
allerdings, daß das Signal um Größenordnungen kleiner ist. Mit
dieser Methode ist es möglich, den Beitrag von Radikalen in einem
Teilchenstrom von dem der neutralen Muttermoleküle zu
unterscheiden. Man nutzt den Umstand aus, daß z. B. folgende
Reaktionen eine unterschiedliche Schwellenenergie haben:

\vspace{0.5cm}
\begin{tabular}{rll}
CF$_3+e^-$ (E$_{el}$ $>$ $ 8.9 \eV$)& $\rightarrow$ CF$_3^+ + 2e^-$ & direkte Ionisation \\
CF$_4+e^-$ (E$_{el}$ $>$ $15.9 \eV$)& $\rightarrow$ CF$_3^+ + {\rm F} + 2e^-$ & dissoziative Ionisation \\
\end{tabular}
\vspace{0.5cm}

Die Schwellenenergie der ersten Reaktion liegt bei $8.9 \eV$
(reine Ionisation) während die der zweiten Reaktion bei $15.9 \eV$
liegt, da zusätzlich zur Ionisation noch ein C-F Bindungsbruch
stattfindet. D.h. stellt man die Elektronen-Energie auf einen Wert
zwischen 9 und $15 \eV$ so erhält man auf dem Massenkanal 15 amu
nur Beiträge von CF$_3$ Radikalen. In Abb. \ref{fig:tims} ist ein
TIMS-Messung von CF$_4$ mit und ohne Plasma abbgebildet. Das
TIMS-Verfahren kann auch verwendet werden um Ionisations- und
Dissoziationsenergien von verschiedenen Stoffen zu finden.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 14 cm]{bilder/tims.eps}
\caption{Beispiel einer CF$_3$-Radikalenmessung in einem
CF$_4$-Plasma (aus \cite{coburn} entnommen). Der Ausschlag bei
Elektronenenergien unterhalb von $15.9 eV$ entsteht durch direkte
Ionisation von CF$_3$-Radikalen. Ausschläge bei Energien größer
$15.9 eV$ kommen durch direkte Ionisation von CF$_3$ sowie durch
Dissoziation von CF$_4$ -Molekülen zustande. Die Abnahme des
Signals bei eingeschaltetem Plasma läßt sich durch die Umwandlung
von CF$_4$ in andere Moleküle erklären (Verbrauch). Der Chopper
ermöglicht es Beiträge des Hintergrundgases zu messen.}
\label{fig:tims}
\end{center}
\end{figure}

Grundlagen

2009-05-29T08:06:49Z

VonKeudell: Die Seite wurde neu angelegt: „ \chapter{Grundlagen} \textbf{Anmerkung:} Die Grundlagen der Plasmaphysik in diesem Kapitel können ausführlicher in \cite{plasma} (Kapitel 7+8) nachgelesen we...“

\chapter{Grundlagen}

\textbf{Anmerkung:} Die Grundlagen der Plasmaphysik in diesem
Kapitel können ausführlicher in \cite{plasma} (Kapitel 7+8)
nachgelesen werden.\\
Die Grundlagen der Massenspektrometrie in diesem Kapitel können
ausführlicher in \cite{pww} (Kapitel 3.2) nachgelesen werden.

\section{Niedertemperatur-Niederdruck-Plasmen}

Plasmen der Plasmatechnik können auf unterschiedliche Art und
Weise erzeugt werden. Allen Methoden ist gemein, daß Elektronen in
statischen oder oszillierenden elektrischen Feldern beschleunigt
werden. Ist die Beschleunigung so stark, dass
Elektronen-Stoß-induzierte Reaktionen in ausreichender Rate zur
Ionisation des Neutralgases führen, kann ein Plasma zünden. Im
Plasmazustand entsteht ein Gleichgewicht aus Ionisation und den
Verlusten der Ladungsträger durch Diffusion und Rekombination.

Ein Plasma zeichnet sich dadurch aus, daß die Zahl der positiven
und negativen Ladungsträger nahezu gleich ist. Es herrscht
Quasineutralität. Nachdem Elektronen wegen ihrer höheren
Beweglichkeit ($m_{el}=\frac{1}{1836}m_{ion}$) ein Plasma leichter
verlassen können, baut sich am Rand des Plasmas eine
Potentialdifferenz auf, um dem Verlust der Elektronen entgegen zu
wirken. Dies bezeichnet man als Randschicht. Die elektrischen
Felder sind in dieser Randschicht in der Regel groß, während sie
im Plasmavolumen wegen der Quasineutralität klein sind. Damit ist
ein Plasma immer elektrisch positiv im Vergleich zu den umgebenden
Wänden.

In den Plasmen der Plasmatechnik, die bei niedrigem Druck erzeugt
werden, werden oftmals nur die Elektronen durch die
oszillierenden elektrischen Felder geheizt. Diese erreichen
Temperaturen bis mehrere 10000 K. Die Ionen und die
Neutralteilchen bleiben in der Regel kalt. Diese Plasmen werden
als Niedertemperatur- und Niederdruck-Plasmen bezeichnet.

Ein besonders wichtiger Entladungstyp sind Plasmen, die mit
oszillierenden elektrischen Feldern erzeugt werden. Sogenannte
{\bf rf}-Entladungen ({\bf r}adio {\bf f}requency) oder
Hochfrequenz-Entladungen. In der Plasmatechnik werden Frequenzen
von typischerweise 13.56 MHz gewählt. Dieser Entladungstyp wird
auch in diesem Versuch betrachtet. Ein Vorteil der Verwendung von
Hochfrequenz ist die Möglichkeit Dielektrika als Elektroden
benutzen zu können. Im Fall von Gleichstromentladung führt die
Aufladung der Oberflächen dazu, dass innerhalb der Dielektrika
große Feldstärken erreicht werden. Diese hohen Feldstärken führen
zu Überschlägen innerhalb der Dielektrika und damit zu deren
Zerstörung.

Man kann rf-Entladungen in zwei Kategorien einteilen: Kapazitive
und induktive Entladungen. Der Typ wird durch die Art der
Leistungseinkopplung in das Plasma bestimmt.

\subsection{Die kapazitive rf-Entladung}

Der einfachste Aufbau einer rf-Entladung ist ein
Plattenkondensator in einem Vakuumgefäß an den ein rf-Generator
angeschlossen ist. Diese Art der Plasmaerzeugung wird auch {\bf
C}apacitively {\bf C}oupled {\bf P}lasma genannt. Zwischen den
Kondensatorplatten wird ein sich zeitlich veränderndes
hochfrequentes elektrisches Feld erzeugt. Elektronen, leichter und
beweglicher als Ionen, sind in der Lage dem Feld zu folgen und
oszillieren. Schnelle Elektronen erzeugen durch Stoßionisation
weitere Ionen und Elektronen und zünden somit das Plasma. In
dieser Art von Entladung entsteht in der Randschicht des Plasmas
eine große Potentialdifferenz in der die Ionen stark beschleunigt
werden und mit hoher Energie auf das Substrat aufschlagen und es
sogar zerstören können. Dieses Phänomen wird Ion Bombardment
genannt. In diesen Plasmen hängt sowohl die Elektronendichte als
auch die Randschichtspannung von der angelegten HF-Leistung ab.
Man kann deshalb die Elektronendichte nicht beliebig erhöhen, da
gleichzeitig auch das Ion Bombardement steigt.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 8 cm]{bilder/kap8_9.eps}
\caption{Kapazitive rf Entladung} \label{fig:kap8_9}
\end{center}
\end{figure}

\subsection{Die induktive rf-Entladung}
Bei induktiven Entladungen ({\bf I}nductively {\bf C}oupled {\bf
P}lasma) wird ohne Elektrode über eine Spule und einem
Dielektrikum (Quartz-Fenster) ein elektrisches Feld im Plasma
induziert. Das Plasma stellt dabei eine einzelne Sekundärwicklung
eines Transformators dar. Für diese induktive Einkopplung gibt es
zylindrische oder planare Konfigurationen. Die äußere Primärspule
erzeugt ein veränderliches Magnetfeld, das in der \glqq
Sekundärspule\grqq~ Plasma ein elektrisches Feld induziert. Dies
treibt den Strom im Plasma. Der Verschiebungsstrom fließt im
induktiven Fall im wesentlichen parallel zu dem Dielektrikum,
während er im kapazitiven Fall normal zum Dielektrikum verläuft
(siehe Abb. \ref{fig:kap8_13}).

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 10 cm]{bilder/kap8_13.eps}
\caption{Unterschied zwischen einer induktiven und einer
kapazitiven Kopplung} \label{fig:kap8_13}
\end{center}
\end{figure}

Die absorbierte Leistung im Plasma hängt von der Effizienz des
Transformators ab und dem Volumen in dem der Plasmastrom fließt.
ICPs koppeln die Energie effizienter als CCPs in das Plasma ein.
Dadurch lassen sich auch dichtere Plasmen mit ICPs erzeugen. Hinzu
kommt noch, dass die Randschichtspannung in diesen Plasmen
geringer ist. Deshalb ist es möglich die Elektronen- und
Ionenenergie seperat durch HF-Leistung und zusätzlich angelegter
Vorspannung am Substrat (Biasspannung) einzustellen.

\subsubsection{E-Mode, H-Mode, E-H-Hysterese}

Neben dem induziertem E-Feld der \glqq Sekundärwicklung\grqq~
Plasma, sehen die Ladungsträger auch das elektrische Feld der
leitfähigen Spule direkt. In diesem Feld werden sie ähnlich
geheizt wie in einem CCP. Dies wird sichtbar bei geringen
HF-Leistungen, bei denen die Effizienz des Transformators noch
gering ist. Ein im Vergleich zur induktiven Entladung schwach
leuchtendes Plasma entsteht. Die elektrischen Felder die durch den
Spannungsabfall in der Spule hervorgerufen werden, sind hierfür
verantwortlich. Es liegt also eine kapazitive Entladung vor und
man spricht vom E-Mode. Erhöht man die HF-Leistung auf einen
bestimmten Wert, wird das Plasma sprungartig heller und dichter.
Die Entladung ist jetzt größtenteils induktiv und man nennt dies
H-Mode. Eine weitere Erhöhung der Leistung, erhöht zwar die
Plasmadichte und damit auch die Helligkeit, aber es gibt keinen
abrupten Sprung mehr. Verringert man die HF-Leistung wieder,
erwartet man einen Übergang vom H-Mode in den E-Mode bei der
selben Leistung wie beim E-H-Übergang. Jedoch wechselt die
Entladung bei einer kleineren HF-Leistung in den E-Mode zurück
(abrupte Abnahme der sichtbaren Emission). Dieser Vorgang wird als
E-H-Hysterese bezeichnet und ist Gegenstand aktueller Forschungen.
Anzumerken ist noch, dass bei einer induktiven Entladung E- und
H-Mode gleichzeitig existieren.

\section{Massenspektrometrie}

Der Nachweis von Teilchen mit einem Massenspektrometer basiert auf
der Kontrolle einer Teilchentrajektorie eines Ions in einem
bekannten System aus elektrischen und magnetischen Feldern. Für
den Nachweis von Neutralteilchen müssen diese zunächst ionisiert
werden. Weiterhin darf es in einem Massenspektrometer nicht zu
Stößen mit dem Neutralgas kommen. Letzteres erfordert in der Regel
einen Druck besser als 10$^{-5}$ mbar. Nachdem Plasmen in der
Regel bei höheren Drücken betrieben werden, benötigt man ein
getrenntes Vakuumsystem für das Plasma und das Massenspektrometer.

Nach der Ionisation eines Neutralteilchens muß das entstehende Ion
nach seiner Masse gefiltert werden. Ein kompaktes Massenfilter ist
ein Quadrupol, der auf oszillierenden elektrischen Feldern
basiert.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 9 cm]{bilder/Aufbau.eps}
\caption{Typischer Aufbau eines Quadrupols in einer differentiellen
Pumpstufe in einem ICP (Versuchsaufbau)} \label{fig:icpms1}
\end{center}
\end{figure}

Die wesentlichen Komponenten eines typischen Massenspektrometers,
wie es in der Plasmatechnik zum Einsatz kommt sind: eine
differentielle Druckstufe, ein Ionisator, ein Quadrupol und ein
Detektor, wie in Abb. \ref{fig:icpms1} und \ref{fig:msschema}
illustriert. Die Funktionsweise der einzelnen Komponenten werden
im folgenden beschrieben.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 8 cm]{bilder/msschema.eps}
\caption{Schema der einzelnen Komponenten eines MS}
\label{fig:msschema}
\end{center}
\end{figure}

\subsection{Die differentielle Pumpstufe}

Der Druck in einem Massenspektrometer sollte so klein wie möglich
sein um Beiträge zum Hintergrund durch Dissoziation an den heissen
Filamenten im Ionisator zu reduzieren. Weiterhin muß die freie
Weglänge der Teilchen größer als die Dimension des Spektrometers
sein. Schließlich arbeitet der Detektor, ein Secondary Electron
Multiplier (s. Kap. \ref{sec:SEM}), nur bei Drücken unterhalb
10$^{-6}$ mbar. Dies macht eine Vakuum-Trennung zwischen Plasma
und Massenspektrometer notwendig. Durch die Extraktionsöffnung
werden die Teilchen aus dem Plasma in das Massenspektrometer
geführt. Mann möchte eigentlich eine große Öffnung verwenden,
damit eine hohe Intensität erreicht wird. Dies würde aber das
Vakuum deutlich verschlechtern. Um trotzdem eine größere
Extraktionsöffnung verwenden zu können, installiert man weitere
(differentielle) Pumpstufen\footnote{Auch diese Pumpstufen haben
Extraktionsöffnungen. Alle Öffnungen müssen so angeordnet sein,
dass sie auf einer Geraden liegen, die in Richtung Ionisator zeigt
Dies ermöglicht es dem Teilchenstrahl ungehindert ins MS zu
gelangen.} zwischen Massenspektrometer und Plasma und setzt das
Massenspektrometer in die zweite oder dritte Stufe. Mehr Stufen
aber reduzieren das Signal wieder, da der Abstand zwischen Plasma
und Ionisator groß wird. Es gilt also ein Optimum aus
Öffnungsradien und Anzahl der Pumpstufen und Abstand des
Massenspektrometers zum Plasma zu finden, um das MS-Signal
möglichst groß zu machen.

\subsection{Der Ionisator}

Für den Nachweis werden gesammelte Neutralteilchen zunächst in
einem Ionisator ionisiert. Hierbei gibt es mehrere Bauformen. Ein
idealer Ionisator führt zu einer Elektronenstoß-Ionisation der
einfallenden Neutralen bei einer festgelegten Energie. Als
Elektronen-Emitter kommt ein heisses Filament zum Einsatz, das
gegenüber einem Ionisationsvolumen auf negatives Potential gelegt
wird, um die Elektronen zu beschleunigen (siehe Abb.
\ref{fig:kap3_4m}). In diesem Versuch wird ein sogenannter
Crossbeam-Ionizer verwendet, bei dem die Elektronen senkrecht zum
Neutralteilchenstrahl emittiert werden. Die Anzahl erzeugter Ionen
$n_{ions}$ pro Sekunge hängt von der Neutralteilchendichte
$n_{neut}$, dem Emissionsstrom $I_{e}$ (aus dem Filament
emittierter Elektronenstrom) und dem Elektronen-abhängigen
Ionisationswirkungsquerschnitt ${\sigma}_{ion}(E_{el})$ ab.

\begin{equation}
\mathrm{MS\texttt{-}Signal} \sim \frac{dn_{ions}}{dt} \sim n_{neut}{\cdot}I_{e}{\cdot}{\sigma}_{ion}(E_{el})
\end{equation}

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 7 cm]{bilder/kap3_6.eps}
\caption{Schema einer Crossbeam-Quelle} \label{fig:kap3_4m}
\end{center}
\end{figure}

Der Ionisations-Wirkungsquerschnitt ${\sigma}(E_{el})$ ist für
einige Gase in Abb. \ref{fig:sigma} dargestellt. Er ist Null für
Energien unterhalb einer gewissen Schwelle (Ionisationspotential),
die, abhängig von der Spezies, bei etwa $8 \eV$ bis $25 \eV$
liegt. Der Querschnitt steigt dann bis auf ein Maximum, dass etwa
bei $70 \eV$ (Standardwert) liegt und fällt für hohe Energien
wieder ab. Arbeitet man mit Elektronenenergien nahe am
Ionisationspotential, kann man reaktive Radikalteilchen
detektieren (siehe Schwellwert-Spektroskopie).

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 10 cm]{bilder/sigma.eps}
\caption{Ionisations-Wirkungsquerschnitt verschiedener Spezies}
\label{fig:sigma}
\end{center}
\end{figure}

Durch Verwendung von Elektronenenergien größer als $20 \eV$ kommt
es aber zur Fragmentierung der Moleküle. Dadurch bekommt man im
Massenspektrum auch Peaks bei den Massen der Bruchstück-Ionen.

\subsubsection{Fragmentierung, Mehrfachionisierung, Isotope}

Die Elektronen-Energie in einem Ionisator ist in der Regel $70
\eV$. Bei dieser Energie durchlaufen die
Ionisations-Wirkungsquerschnitte für die meisten Verbindungen ihr
Maximum (s.o.). Sie ist aber größer als die Bindungsenergie der
Moleküle. D.h. es wird im Ionisator nicht nur das primäre
Mutter-Ion durch Stoßionisation gebildet, sondern abhängig von der
Elektronenenergie, eine ganze Reihe von Bruchstück-Ionen
(Dissoziation) mit unterschiedlicher Häufigkeit ein sog.
Fragmentierungsmuster (Cracking Pattern) entsteht.

Diese Fragmentierungsmuster überlappen sich im Massenspektrum. Um
aus diesen Daten wieder die Dichten der ursprünglichen
Neutralteilchen zu extrahieren, müssen die Spektren wieder in die
Einzelbeiträge zerlegt werden.

Dies sei am Beispiel eines Methanmoleküls illustriert. Durch
Ionisation und Dissoziation im Ionisator enstehen folgende Ionen:

\begin{eqnarray}
\nonumber {\rm CH_4 + e^-} &\rightarrow& {\rm CH_4^+ + 2 e^-}\\
\nonumber {\rm CH_4 + e^-} &\rightarrow& {\rm CH_3^+ + H + 2 e^-}\\
\nonumber {\rm CH_4 + e^-} &\rightarrow& {\rm CH_2^+ + H_2 + 2 e^-}\\
\nonumber {\rm CH_4 + e^-} &\rightarrow& {\rm CH^+ + H_2 + H + 2
e^-}
\end{eqnarray}

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 8 cm]{bilder/ch4cracking.eps}
\caption{Fragmentierung eines Methanmoleküls im Ionisator des
Massenspektrometers.} \label{fig:ch4cracking}
\end{center}
\end{figure}

Dazu kommen noch andere Effekte, die im Massenspektrum weitere
Peaks erzeugen. Jedes Atom hat Isotope. Da sie sich in ihrer
Atommasse unterscheiden werden sie auch bei unterschiedlichen
Masse/Ladungs-Verhältnissen regristriert. So erzeugt z.B ein
Ar-Atom bei einer Elektronenenergie von $70 \eV$ ein Signal bei
M/Z=20,36,38 und 40. Die Peaks bei 36, 38 und 40 repräsentieren
die unterschiedlichen Argon-Iosotope Ar$^{36+}$, Ar$^{38+}$ und
Ar$^{40+}$. Der Peak an der Stelle 20 wird durch
Mehrfachionisation des Ar-Atoms hervorgerufen (Ar$^{40++}$). Hier
ergibt sich gerade ein Masse/Ladungsverhältnis von 40/2=20.
Mehrfach ionisiertes Ar$^{36}$ und Ar$^{38}$ wird in der Regel
wegen zu kleiner Intensitäten nicht registriert.

Jede Spezies hat ein charakteristisches Fragmentierungsmuster, das
mit einem gegebenen Aufbau gemessen werden kann. Es ist aber
nötig, das MS mit einem Satz bekannter Spezies mit bekannter
Dichte zu kalibrieren. Dadurch kann man erst akurate Daten einer
unbekannten Gasmischung erhalten.

\subsection{Massenfilter}

Der Massenfilter eines Quadrupol-Massenspektrometers besteht aus
einem Stabsystem aus 4 zylindrischen, parallelen
Stäben\footnote{Die absolute Oberflächengenauigkeit der Stäbe ist
fertigungs-technisch festgelegt (typisch $\mu$m). Der absolute
Durchmesser der Stäbe (mehrere mm) bestimmt damit, bis zu welcher
Genauigkeit das elektrischen Feld auf der Achse realisiert werden
kann.}, wobei die gegenüberliegenden Stäbe gleich beschaltet sind,
wie in Abb. \ref{fig:kap2_23} gezeigt ist. Das axiale
Quadrupolfeld hat die Form:

\begin{equation}
\Phi(x,z) = \frac{\Phi_0}{2r_0^2}\left(x^2-z^2\right)
\end{equation}

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 7 cm]{bilder/kap2_23.eps}
\caption{Quadrupol-Massenspektrometer} \label{fig:kap2_23}
\end{center}
\end{figure}

An dieses Stabsystem wird ein elektrisches Wechselfeld $\Phi_0$
angelegt, das durch einen Gleichspannungsanteil $U$ und einen
Wechselspannungsanteil $V$ charakterisiert ist.

\begin{equation}
\Phi_0 = U + V \cos \omega t
\end{equation}

Die Bewegungsgleichungen eines geladenen Teilchens der Ladung $q$
und Masse $m$, das sich durch diesen Filter in axialer Richtung
bewegt, ist gegeben als:

\begin{equation}
\frac{d^2x}{dt^2}+\frac{q}{mr_0^2}(U + V\cos\omega t)x = 0
\end{equation}

\begin{equation}
\frac{d^2z}{dt^2}-\frac{q}{mr_0^2}(U + V\cos\omega t)x = 0
\end{equation}

Diese Bewegungsgleichung läßt sich kompakter formulieren, nachdem
man folgende neue Größen eingeführt hat:

\begin{equation}
a = \frac{4 q U}{m r_0^2 \omega^2}
\end{equation}

\begin{equation}
b = \frac{2 q V}{m r_0^2 \omega^2}
\end{equation}

\begin{equation}
\tau = \frac{1}{2} \omega t
\end{equation}

Damit erhält man die sog. {\bf Mathieu'sche
Differentialgleichungen}:

\begin{eqnarray}
\frac{d^2x}{d\tau^2}+(a+2b \cos 2 \tau) x &=& 0 \\
\frac{d^2z}{d\tau^2}-(a+2b \cos 2 \tau) z &=& 0
\end{eqnarray}

Diese Gleichungen haben stabile Lösungen für die Trajektorie eines
Teilchens im Stabsystem in Abhängigkeit von der Wahl der Parameter
$a$ und $b$. Dies ist in Abb. \ref{fig:kap3_2m} verdeutlicht.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 6 cm]{bilder/kap2_24.eps}
\caption{Stabilitätsdiagramm für die Trajektorie in einem
Quadrupol-Massenspektrometer.} \label{fig:kap3_2m}
\end{center}
\end{figure}

Wird das Verhältnis aus Gleich- und Wechselspannungsanteil
konstant gehalten, bekommt man eine Gerade in dem
Stabilitätsdiagramm. Die absolute Wahl, z. B. der Gleichspannung
bei konstantem Verhältnis $\frac{a}{b}$ bestimmt die Masse des
Ions, das den Filter passieren kann:

<math>\frac{a}{b}=\frac{2U}{V}={\rm const.}</math>

<math>m = 4 q \frac{U}{ar_0^2\omega^2}
</math>

D. h. auf dieser Geraden liegen die Arbeitspunkte für bestimmte
Massen. Liegt einer dieser Punkte in dem Stabilitätsbeich (Abb.
\ref{fig:kap3_3m}) kann die dazu gehörende Masse den Filter
passieren, alle anderen Massen haben instabile Bahnen und werden
separiert.

Will man die Massenauflösung erhöhen, kann man das Verhältnis aus
Gleich- und Wechselspannungsanteil verändern und schränkt somit
die Zahl der zulässigen Trajektorien ein, wie es in Abb.
\ref{fig:kap3_3m} gezeigt ist.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 7 cm]{bilder/kap2_25.eps}
\caption{Gebiet der zulässigen Trajektorien bei gegebenem
Verhältnis zwischen Gleich- und Wechselspannungsamplitude,
$m_3>m_2>m_1$.} \label{fig:kap3_3m}
\end{center}
\end{figure}

Ein Massenscan wird realisiert, in dem man bei konstantem
Verhältnis von $U$ und $V$ die Amplituden beginnend von kleinen
Werten von $U$ und $V$ erhöht. Damit wandern die Arbeitspunkte
(entspricht den Massen) sukzessiv durch den Stabilitätsbereich.

Die Geschwindigkeit mit der Ionen durch diesen Quadrupolfilter
einer Länge $L$ laufen, bestimmt die Massentrennung, die man
erreichen kann. Die instabilen Bahnen zeichnen sich dadurch aus,
das die Amplituden der Oszillationsbewegung in dem Quadrupolfeld
exponentiell ansteigen. Bei kleiner Abweichung der Masse von der
Sollmasse für die die Transmissisonsbedingung erfüllt ist, erfolgt
der exponentielle Anstieg der Amplitude nur langsam. D.h. die
Massenauflösung wird besser wenn das Stabsystem länger gemacht
wird. Falls die Geschwindigkeit der Ionen groß ist, hat die
Trajektorie bei gegebener Länge nicht die Möglichkeit viele
rf-Zyklen des Quadrupolfeldes zu durchlaufen und der exponentielle
Anstieg der Amplitude kann nicht ausreichen, um das Ion dauerhaft
abzulenken. Demnach ist für die Massenauflösung, die {\it
Verweilzeit} des Ions im Quadrupolfilter ausschlaggebend. Wird
demnach die Geschwindigkeit der Ionen zu klein, werden sie
anfällig für Abweichungen von dem idealen Quadrupolfeld und
verlieren den Einschluss, bzw. lassen sich durch die Optiken nicht
mehr gut kontrollieren. Es muß deshalb ein Kompromiss gefunden
werden zwischen stabilen Trajektorien und erreichbarer
Massenauflösung. Die Größe des Stabsystems, bestimmt im
wesentlichen die erreichbare Auflösung, da es bei größeren Stäben
einfacher ist die erforderliche Oberflächenrauhigkeit im Bereich
$\mu m$ zu realisieren, die notwendig ist um ein auf der Achse
ideales Quadrupolfeld zu erzeugen.

\subsection{Ionen-Nachweis}\label{sec:SEM}

Der Nachweis der Ionen erfolgt über Sekundärelektronen-Erzeugung
in einem Channeltron oder in einem Secondary Electron Multiplier
(Abb. \ref{fig:sem}). Ihre Effizienz hängt von der Geschwindigkeit
der Ionen ab, und demnach wird bei höheren Massen bei gleicher
Energie, der Nachweis immer unempfindlicher. Dies muß erst durch
Kalibrierung bestimmt werden. Verwendet man einen Faraday-Detektor
(Abb. \ref{fig:faraday}), so ist dieser gegenüber der
Geschwindigkeit der Ionen unempfindlich. Allerdings ist die
Sensitivität des Faraday-Detektors sehr viel geringer als die
eines SEM. Zudem ist der Faraday-Detektor langsamer als ein SEM.
Schließlich hängt es von der Bauform dieses Faraday-Cups ab, ob
die ioneninduzierten Sekundärelektronen innerhalb dieses
Faradaydetektors gefangen bleiben. Manchmal wird vom jeweiligen
Hersteller nur ein einfaches Blech im Strahlengang als
Faraday-Detektor bezeichnet, obwohl dort der Einfang der
Sekundärelektronen {\it nicht} gewährleistet ist.

Die Performance eines SEM kann stark variieren mit der Belegung
der jeweiligen Oberflächen, dass diese Belegung die
Austrittsarbeit ändert und damit die Effizienz für die Produktion
von Sekundärelektronen. Deshalb ist es notwendig das SEM Signal
{\it täglich} mit dem Signal des Faraday-Detektors oder eines
anderen Standards sehr häufig zu kalibrieren.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 8 cm]{bilder/sem.eps}
\includegraphics*[width = 6 cm]{bilder/channeltron.eps}
\caption{Schema eines SEM (oben) und Channeltron (unten)}
\label{fig:sem}
\end{center}
\end{figure}

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 8 cm]{bilder/faraday.eps}
\caption{Schema eines Faradaydetektors.} \label{fig:faraday}
\end{center}
\end{figure}

\subsection{Ionisations-Schwellen-Massenspektrometrie}

Die Energie im Ionisator ist zumeist $70\, \mathrm{eV}$. Um die
Fragmentierung zu reduzieren wird bei der
Ionisations-Schwellen-Massenspektrometrie (auch {\bf T}reshold
{\bf I}onisation {\bf M}ass {\bf S}pectrometry genannt) die
Energie der Elektronen im Ionisator reduziert. Der Nachteil ist
allerdings, daß das Signal um Größenordnungen kleiner ist. Mit
dieser Methode ist es möglich, den Beitrag von Radikalen in einem
Teilchenstrom von dem der neutralen Muttermoleküle zu
unterscheiden. Man nutzt den Umstand aus, daß z. B. folgende
Reaktionen eine unterschiedliche Schwellenenergie haben:

\vspace{0.5cm}
\begin{tabular}{rll}
CF$_3+e^-$ (E$_{el}$ $>$ $ 8.9 \eV$)& $\rightarrow$ CF$_3^+ + 2e^-$ & direkte Ionisation \\
CF$_4+e^-$ (E$_{el}$ $>$ $15.9 \eV$)& $\rightarrow$ CF$_3^+ + {\rm F} + 2e^-$ & dissoziative Ionisation \\
\end{tabular}
\vspace{0.5cm}

Die Schwellenenergie der ersten Reaktion liegt bei $8.9 \eV$
(reine Ionisation) während die der zweiten Reaktion bei $15.9 \eV$
liegt, da zusätzlich zur Ionisation noch ein C-F Bindungsbruch
stattfindet. D.h. stellt man die Elektronen-Energie auf einen Wert
zwischen 9 und $15 \eV$ so erhält man auf dem Massenkanal 15 amu
nur Beiträge von CF$_3$ Radikalen. In Abb. \ref{fig:tims} ist ein
TIMS-Messung von CF$_4$ mit und ohne Plasma abbgebildet. Das
TIMS-Verfahren kann auch verwendet werden um Ionisations- und
Dissoziationsenergien von verschiedenen Stoffen zu finden.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 14 cm]{bilder/tims.eps}
\caption{Beispiel einer CF$_3$-Radikalenmessung in einem
CF$_4$-Plasma (aus \cite{coburn} entnommen). Der Ausschlag bei
Elektronenenergien unterhalb von $15.9 eV$ entsteht durch direkte
Ionisation von CF$_3$-Radikalen. Ausschläge bei Energien größer
$15.9 eV$ kommen durch direkte Ionisation von CF$_3$ sowie durch
Dissoziation von CF$_4$ -Molekülen zustande. Die Abnahme des
Signals bei eingeschaltetem Plasma läßt sich durch die Umwandlung
von CF$_4$ in andere Moleküle erklären (Verbrauch). Der Chopper
ermöglicht es Beiträge des Hintergrundgases zu messen.}
\label{fig:tims}
\end{center}
\end{figure}

Einleitung

2009-05-29T08:04:51Z

VonKeudell: Die Seite wurde neu angelegt: „Reaktive Plasmen sind ein wesentlicher Bestandteil der Plasmatechnik. In einem Niedertemperaturplasma wird ein Quellgas dissoziiert und ionisiert und die Reaktion...“

Reaktive Plasmen sind ein wesentlicher Bestandteil der
Plasmatechnik. In einem Niedertemperaturplasma wird ein Quellgas
dissoziiert und ionisiert und die Reaktionsprodukte schlagen sich
auf den umgebenden Oberflächen nieder. Damit lassen sich dünne
Schichten mit einstellbaren Eigenschaften wie Stöchiometrie,
Brechungsindex, Härte etc. herstellen. So entstehen aus dem Quellgas
Silan durch Plasmaprozesse amorphe Silizumschichten und aus dem
Quellgas Methan amorphe Kohlenstoffschichten.

Der wesentliche Vorteil des Einsatzes von Plasmaverfahren zur
Materialsynthese ist die Tatsache, daß die Dissoziation des
Quellgases schon in der Gasphase stattfindet und die zu
beschichtende Oberfläche eines Werkstückes selber bei
Raumtemperatur bleibt. Damit ist es möglich sogar Kunststoffe
effektiv zu beschichten. Dies ist im Unterschied zur klassischen
chemischen Synthese bei der die zu beschichtende Oberfläche in der
Regel heiß sein muß, um über die thermische Anregung stabile
Moleküle auf der Oberfläche zu dissoziieren.

Die Chemie reaktiver Plasmen ist allerdings sehr komplex, da eine
Vielzahl von Reaktionen auftreten können und das System sich in
der Regel nicht im Gleichgewicht befindet. Aus dem Quellgas werden
eine Vielzahl unterschiedlicher Reaktivteilchen wie Radikale und
Ionen gebildet, die alle zur Schichtbildung beitragen können. Die
Identifizierung der wichtigsten Reaktivteilchen ist Gegenstand
dieses Praktikumsversuchs und soll am Beispiel der
Kohlenwasserstoffschichten illustriert werden.

Kohlenwasserstoffschichten sind eine der wichtigsten Vertreter
plasma erzeugter dünner Filme. Legt man bei deren Herstellung eine
zusätzliche negative Vorspannung an das Substrat an, so werden die
positiven Ionen im Plasma zum Substrat hin beschleunigt. Durch
dieses sogenannte Ionenbombardement werden sehr dichte Schichten
gebildet. Diese zeichnen sich durch ihre außerordentliche Härte aus,
was dem Material die Bezeichnung '''Diamant-artiger''' Kohlenstoff
verliehen hat. Deponiert man diese Filme ohne zusätzliches
Ionenbombardement so erhält man '''polymer-artige''' Filme.

Amorphe Kohlenstoffschichten finden gerade wegen ihrer Härte ein
weites Anwendungsfeld. Ein prominentes Beispiel ist die
Beschichtung von Bohrwerkzeugen, wie sie in Abb. 1
gezeigt ist. Durch diese Hartstoffbeschichtung läßt sich die
Standzeit von Bohrern um den Faktor 10 erhöhen. Der Einsatz von
Kohlenstoffschichten als Hartstoff ist auf Systeme beschränkt, die
keine Carbide bilden. So ist es mit einem Kohlenstoff
beschichteten Bohrer nicht möglich Stahl zu bohren, da sich dort
FeC bildet, was zu einer Zerstörung der Beschichtung führt.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 6 cm]{bilder/drill.eps}
\caption{Kohlenstoff beschichtete Bohrer haben eine Größenordnung
längere Standzeit.} \label{fig:drill}
\end{center}
\end{figure}

[[Datei:405_drill.jpg]]

Auch die neueste Rasierklingengeneration (Abb. \ref{fig:klingen})
profitiert von der Kohlenstoffbeschichtung. Die Klingen sind
schärfer und haben eine größere Lebensdauer.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 4 cm]{bilder/rasierklingen.eps}
\caption{Kohlenstoff beschichtete Rasierklingen sind schärfer und
halten länger als nicht beschichtete Klingen.} \label{fig:klingen}
\end{center}
\end{figure}

Ein weiteres wichtiges Anwendungsfeld ist die Automobiltechnik.
Die Ventilsitze und Ventilschäfte von Hochleistungsmotoren sind
besonders starkem Verschleiß ausgesetzt. Durch eine entsprechende
Beschichtung läßt sich dieser Verschleiß drastisch reduzieren. wie
in Abb. \ref{fig:valve} gezeigt.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 6 cm]{bilder/valve1.eps}
\includegraphics*[width = 4 cm]{bilder/valve2.eps}
\caption{Kohlenstoffbeschichtung von Ventilsitzen und
Ventilschäften.} \label{fig:valve}
\end{center}
\end{figure}

Auch in der Medizintechnik spielt Verschleiß bei Implantaten ein
große Rolle. Künstliche Hüftgelenke werden zum Teil mit
Kohlenstoff beschichtet, um ihre Standzeit zu erhöhen. Diese
Beschichtung hat den weiteren Vorteil, daß sie die metallischen
Werkstoffe vom Körper isoliert und damit ein Abstoßungsreaktion
unterdrücken können (Abb. \ref{fig:hip}).

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 6 cm]{bilder/hipjoints.eps}
\caption{Der Verschleiß von künstlichen Hüftgelenken wird durch
ein Beschichtung reduziert.} \label{fig:hip}
\end{center}
\end{figure}

Ein weiterer Massenmarkt ist die Vergütung von magnetischen
Speichermedien. Damit ein Lesekopf in einer Computerfestplatte
beim Landen auf der Platte nicht zu deren Zerstörung führt ist die
Oberfläche vergütet. Hierbei ist eine besonders dünne geschlossene
und glatte Schicht notwendig, da die ''Flughöhe'' von Leseköpfen
in modernen Festplatten im Bereich von Nanometern liegt (Abb.
\ref{fig:magnet}).

Trotz dieser herausragenden Bedeutung von kohlenstoffbasierten
Filmen für zahlreiche Anwendungen, steckt die Aufklärung der
Reaktionsmechanismen in diesen Plasmen erst noch in den Anfängen.
Aus diesem Grund erfolgt die Optimierung der Plasmaprozesse
bislang auf sehr empirischer Weise. Für eine zielgerichtetere
Optimierung zukünftiger Prozesse wäre es aber hilfreich genauer
Information über Reaktivteilchen und Wachstumsmechanismen zu
gewinnen. Ein geignetes Hilfsmittel hierzu ist die
Massenspektrometrie.

\begin{figure}[h]
\begin{center}
\includegraphics*[width = 5 cm]{bilder/magneticrecoding.eps}
\caption{Festplatten.} \label{fig:magnet}
\end{center}
\end{figure}

Die Massenspektrometrie ermöglicht direkt den Nachweis von
Neutral- oder Reaktiv-Teilchenflüssen auf Oberflächen. Im
Unterschied zu anderen Nachweisverfahren wie der
Laserspektroskopie ist sie nicht auf wenige Teilchenarten
beschränkt, sondern erlaubt es Neutrale und Ionen in einem weiten
Massenbereich zu erfassen. Dies ist insbesondere wichtig, da man
nicht a priori den dominanten Reaktionspartner kennt.

Bei der Massenspektrometrie werden Atome und Moleküle ionisiert und
nach ihrem Masse/Ladung-Verhältnis detektiert.

Massenspektr. in reakt. Plasmen

2009-05-29T08:02:39Z

VonKeudell: hat „Massenspektr. in reakt. Plasmen“ nach „Massenspektrometrie in reaktiven Plasmen“ verschoben

#REDIRECT [[Massenspektrometrie in reaktiven Plasmen]]

Massenspektrometrie in reaktiven Plasmen

2009-05-29T08:02:38Z

VonKeudell: hat „Massenspektr. in reakt. Plasmen“ nach „Massenspektrometrie in reaktiven Plasmen“ verschoben

Reaktive Plasmen sind ein wichtiges Werkzeug für viele moderne
Anwendungen etwa aus der Automobil- oder Halbleiterindustrie.
Plasma erzeugte Beschichtungen verleihen Werkstücken neuartige
Eigenschaften wie besondere Härte oder verhindern die Permeation
von Gasen oder Flüssigkeiten durch Kunststoffe. Plasma-Ätzen macht
es möglich Nanometer große Strukturen in Silizium zu ätzen.

Zentrale Fragestellung bei der Untersuchung von reaktiven Plasmen
ist die Suche nach den dominanten Spezies, die zu einer
Beschichtung oder zum Ätzen führen. In einem Plasma wird ein
Ausgangsgas dissoziiert und ionisiert und die entstehenden
Teilchen treten mit der Oberfläche in Wechselwirkung. Dabei können
eine Vielzahl von Spezies gleichzeitig zu der Materialsynthese
oder zur Erosion beitragen. Die Isolation einzelner Mechanismen
vor dem Hintergrund einer sehr komplexen Plasmachemie ist
allerdings nicht ohne weiteres möglich.

Die Massenspektrometrie ist hierbei eine sehr geeignete
Diagnostik, da sie sensitiv für eine Vielzahl von
unterschiedlichen Spezies ist. Dies soll in dem vorliegenden
Praktikumsversuch thematisiert werden.

Als Beispiel wird eine induktive Methanentladung gewählt. Nach dem
Erlernen des Umgangs mit dem Massenspektrometer und der Analyse der
Signale von einigen neutralen Quellgasen, soll die Zusammensetzung
eines Plasmas in Abhängigkeit von den Prozessparametern untersucht
werden. Hierbei soll zusätzlich die sogenannte
Schwellenspektroskopie durchgeführt werden, bei der selektiv
Radikale in einem Plasma nachgewiesen werden können.

== Versuchsbeschreibung ==

* [[Einleitung]]
* [[Grundlagen]]
* [[Bedienung des Experiments]]
* [[Aufgaben]]

[[Datei:405_Anleitung.pdf| Versuchsanleitung als PDF-Dokument]]

Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal

2009-05-29T08:02:10Z

VonKeudell: /* Plasmaphysik */

== Allgemeines ==

Allgemeiner Text. Spielregeln, Kleinstein etc.

== Basisversuche des F-Praktikums ==

Aus der folgenden Liste müssen 5 Versuche gewählt werden.

* [[Lock-In-Verstärker]]
* [[Mikrowellen]]
* [[Hologramm]]
* [[Experimentsimulation]]
* [[Zeeman-Effekt]]
* [[Nd YAG Laser]]
* [[NMR]]
* [[Plasmaerzeugung]]
* [[Fourier-Optik]]
* [[Kristallstruktur durch Röntgenbeugung]]

== Vertiefende Versuche des F-Praktikums ==

Im Vertiefungsbereich des F-Praktikums soll aus jedem Bereich mindestens 1 Versuch gewählt werden:

=== Kernphysik ===

*[[Gamma-Spektroskopie]]
*[[Rutherford-Streuung]]
*[[Relativ. Massenzuwachs]]
*[[Lebensdauer von Myonen]]
*[[Hyperfeinstruktur in der ESR]]

=== Plasmaphysik ===
*[[Anwendungsorientierte Plasmaphysik]]
*[[Massenspektrometrie in reaktiven Plasmen]]
*[[Optical Plasma Diagnostics]]
*[[Magnetfeldsonden]]

=== Festkörperphysik===
*[[Photoluminiszens an HL-Heterostrukturen]]
*[[Quanten Chaos]]
*[[Eindimensionale Leitfähigkeitsquantisierung]]
*[[Quanten-Hall-Effekt]]
*[[Rasterelektronenmikroskopie]]
*[[Rastertunnelmikroskopie]]
*[[Mößbauereffekt an 57Fe]]

=== Astronomie ===
*[[Sonnengranulation]]
*[[Spektroskopie der Supernova SN 1987A]]
*[[Beobachtung]]

=== Biophysik ===
*[[Zeitaufgelöste FT-IR – Spektroskopie]]
*[[Ramanspektroskopie]]
*[[Molekulardynamik-Simulation]]
*[[Proteinmodellierung]]
*[[UV/VIS-Spektroskopie]]
*[[Robotik]]
*[[medizinische Bildbearbeitung]]
*[[Röntgenkristallografie Proteine]]

=== Theorie ===
*[[Simulation einer Pierce-Diode]]

== SOWAS - Praktika ==

allgemeiner Text

[[SOWAS]]

Datei:405 Anleitung.pdf

2009-05-29T08:01:35Z

VonKeudell:

Massenspektrometrie in reaktiven Plasmen

2009-05-29T08:00:22Z

VonKeudell: /* Versuchsbeschreibung */

Massenspektrometrie in reaktiven Plasmen

2009-05-29T08:00:05Z

VonKeudell: /* Versuchsbeschreibung */

Massenspektrometrie in reaktiven Plasmen

2009-05-29T07:59:32Z

VonKeudell: /* Kurzbeschreibung */

Massenspektrometrie in reaktiven Plasmen

2009-05-29T07:57:26Z

VonKeudell: Die Seite wurde neu angelegt: „= Kurzbeschreibung = Reaktive Plasmen sind ein wichtiges Werkzeug für viele moderne Anwendungen etwa aus der Automobil- oder Halbleiterindustrie. Plasma erzeugt...“

= Kurzbeschreibung =

Reaktive Plasmen sind ein wichtiges Werkzeug für viele moderne
Anwendungen etwa aus der Automobil- oder Halbleiterindustrie.
Plasma erzeugte Beschichtungen verleihen Werkstücken neuartige
Eigenschaften wie besondere Härte oder verhindern die Permeation
von Gasen oder Flüssigkeiten durch Kunststoffe. Plasma-Ätzen macht
es möglich Nanometer große Strukturen in Silizium zu ätzen.

Zentrale Fragestellung bei der Untersuchung von reaktiven Plasmen
ist die Suche nach den dominanten Spezies, die zu einer
Beschichtung oder zum Ätzen führen. In einem Plasma wird ein
Ausgangsgas dissoziiert und ionisiert und die entstehenden
Teilchen treten mit der Oberfläche in Wechselwirkung. Dabei können
eine Vielzahl von Spezies gleichzeitig zu der Materialsynthese
oder zur Erosion beitragen. Die Isolation einzelner Mechanismen
vor dem Hintergrund einer sehr komplexen Plasmachemie ist
allerdings nicht ohne weiteres möglich.

Die Massenspektrometrie ist hierbei eine sehr geeignete
Diagnostik, da sie sensitiv für eine Vielzahl von
unterschiedlichen Spezies ist. Dies soll in dem vorliegenden
Praktikumsversuch thematisiert werden.

Als Beispiel wird eine induktive Methanentladung gewählt. Nach dem
Erlernen des Umgangs mit dem Massenspektrometer und der Analyse der
Signale von einigen neutralen Quellgasen, soll die Zusammensetzung
eines Plasmas in Abhängigkeit von den Prozessparametern untersucht
werden. Hierbei soll zusätzlich die sogenannte
Schwellenspektroskopie durchgeführt werden, bei der selektiv
Radikale in einem Plasma nachgewiesen werden können.

== Weiterführende Dokumente ==

SOWAS:Plasmaphysik

2009-05-22T14:45:48Z

VonKeudell: Die Seite wurde neu angelegt: „== Aktuelle SOWAS Themen == Derzeit werden folgende Themen angeboten == * Gepulste Plasmen * Skalierung von Plasmen == Hilfsmittel - Diagnostiken - Methoden ==...“

== Aktuelle SOWAS Themen ==

Derzeit werden folgende Themen angeboten ==

* Gepulste Plasmen
* Skalierung von Plasmen

== Hilfsmittel - Diagnostiken - Methoden ==

=== Optische Diagnostiken ===

* USB Spektrometer

=== Elektrische Diagnostiken ===

== Bisherige SOWAS Projekte ==

* Ammoniaksynthese in Plasmen
* Nachweisgrenzen von Plasmadiagnostikmethoden

Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal

2009-05-22T14:42:34Z

VonKeudell: /* = Kernphysik */

== Allgemeines ==

Allgemeiner Text. Spielregeln, Kleinstein etc.

== Basisversuche des F-Praktikums ==

Aus der folgenden Liste müssen 5 Versuche gewählt werden.

* [[Lock-In-Verstärker]]
* [[Mikrowellen]]
* [[Hologramm]]
* [[Experimentsimulation]]
* [[Zeeman-Effekt]]
* [[Nd YAG Laser]]
* [[NMR]]
* [[Plasmaerzeugung]]
* [[Fourier-Optik]]
* [[Kristallstruktur durch Röntgenbeugung]]

== Vertiefende Versuche des F-Praktikums ==

Im Vertiefungsbereich des F-Praktikums soll aus jedem Bereich mindestens 1 Versuch gewählt werden:

=== Kernphysik ===

*[[Gamma-Spektroskopie]]
*[[Rutherford-Streuung]]
*[[Relativ. Massenzuwachs]]
*[[Lebensdauer von Myonen]]
*[[Hyperfeinstruktur in der ESR]]

=== Plasmaphysik ===
*[[Anwendungsorientierte Plasmaphysik]]
*[[Massenspektr. in reakt. Plasmen]]
*[[Optical Plasma Diagnostics]]
*[[Magnetfeldsonden]]

=== Festkörperphysik===
*[[Photoluminiszens an HL-Heterostrukturen]]
*[[Quanten Chaos]]
*[[Eindimensionale Leitfähigkeitsquantisierung]]
*[[Quanten-Hall-Effekt]]
*[[Rasterelektronenmikroskopie]]
*[[Rastertunnelmikroskopie]]
*[[Mößbauereffekt an 57Fe]]

=== Astronomie ===
*[[Sonnengranulation]]
*[[Spektroskopie der Supernova SN 1987A]]
*[[Beobachtung]]

=== Biophysik ===
*[[Zeitaufgelöste FT-IR – Spektroskopie]]
*[[Ramanspektroskopie]]
*[[Molekulardynamik-Simulation]]
*[[Proteinmodellierung]]
*[[UV/VIS-Spektroskopie]]
*[[Robotik]]
*[[medizinische Bildbearbeitung]]
*[[Röntgenkristallografie Proteine]]

=== Theorie ===
*[[Simulation einer Pierce-Diode]]

== SOWAS - Praktika ==

allgemeiner Text

[[SOWAS]]

Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal

2009-05-22T14:42:18Z

VonKeudell: /* Vertiefende Versuche des F-Praktikums */

== Allgemeines ==

Allgemeiner Text. Spielregeln, Kleinstein etc.

== Basisversuche des F-Praktikums ==

Aus der folgenden Liste müssen 5 Versuche gewählt werden.

* [[Lock-In-Verstärker]]
* [[Mikrowellen]]
* [[Hologramm]]
* [[Experimentsimulation]]
* [[Zeeman-Effekt]]
* [[Nd YAG Laser]]
* [[NMR]]
* [[Plasmaerzeugung]]
* [[Fourier-Optik]]
* [[Kristallstruktur durch Röntgenbeugung]]

== Vertiefende Versuche des F-Praktikums ==

Im Vertiefungsbereich des F-Praktikums soll aus jedem Bereich mindestens 1 Versuch gewählt werden:

==== Kernphysik ===

*[[Gamma-Spektroskopie]]
*[[Rutherford-Streuung]]
*[[Relativ. Massenzuwachs]]
*[[Lebensdauer von Myonen]]
*[[Hyperfeinstruktur in der ESR]]

=== Plasmaphysik ===
*[[Anwendungsorientierte Plasmaphysik]]
*[[Massenspektr. in reakt. Plasmen]]
*[[Optical Plasma Diagnostics]]
*[[Magnetfeldsonden]]

=== Festkörperphysik===
*[[Photoluminiszens an HL-Heterostrukturen]]
*[[Quanten Chaos]]
*[[Eindimensionale Leitfähigkeitsquantisierung]]
*[[Quanten-Hall-Effekt]]
*[[Rasterelektronenmikroskopie]]
*[[Rastertunnelmikroskopie]]
*[[Mößbauereffekt an 57Fe]]

=== Astronomie ===
*[[Sonnengranulation]]
*[[Spektroskopie der Supernova SN 1987A]]
*[[Beobachtung]]

=== Biophysik ===
*[[Zeitaufgelöste FT-IR – Spektroskopie]]
*[[Ramanspektroskopie]]
*[[Molekulardynamik-Simulation]]
*[[Proteinmodellierung]]
*[[UV/VIS-Spektroskopie]]
*[[Robotik]]
*[[medizinische Bildbearbeitung]]
*[[Röntgenkristallografie Proteine]]

=== Theorie ===
*[[Simulation einer Pierce-Diode]]

== SOWAS - Praktika ==

allgemeiner Text

[[SOWAS]]

Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal

2009-05-22T14:35:35Z

VonKeudell: /* Basisversuche des F-Praktikums */

Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal

2009-05-22T11:55:01Z

VonKeudell: hat „F-Praktikum Wiki:Portal“ nach „Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal“ verschoben

== Allgemeines ==

Allgemeiner Text. Spielregeln, Kleinstein etc.

== Basisversuche des F-Praktikums ==

== Vertiefende Versuche des F-Praktikums ==

== SOWAS - Praktika ==

allgemeiner Text

[[SOWAS]]

F-Praktikum Wiki:Portal

2009-05-22T11:55:01Z

VonKeudell: hat „F-Praktikum Wiki:Portal“ nach „Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal“ verschoben

#REDIRECT [[Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal]]

Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal

2009-05-22T11:53:10Z

VonKeudell: /* Allgemeines */

Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal

2009-05-22T11:52:52Z

VonKeudell: /* Fortgeschrittenen - Praktikum Physik der Ruhr-Universität Bochum */

= Allgemeines =

Allgemeiner Text. Spielregeln, Kleinstein etc.

== Basisversuche des F-Praktikums ==

== Vertiefende Versuche des F-Praktikums ==

== SOWAS - Praktika ==

allgemeiner Text

[[SOWAS]]

Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal

2009-05-22T11:52:16Z

VonKeudell: hat „F-Praktikum SOWAS Wiki:Portal“ nach „F-Praktikum Wiki:Portal“ verschoben

= Fortgeschrittenen - Praktikum Physik der Ruhr-Universität Bochum =

Allgemeiner Text. Spielregeln, Kleinstein etc.

== Basisversuche des F-Praktikums ==

== Vertiefende Versuche des F-Praktikums ==

== SOWAS - Praktika ==

allgemeiner Text

[[SOWAS]]

F-Praktikum SOWAS Wiki:Portal

2009-05-22T11:52:16Z

VonKeudell: hat „F-Praktikum SOWAS Wiki:Portal“ nach „F-Praktikum Wiki:Portal“ verschoben

#REDIRECT [[F-Praktikum Wiki:Portal]]

SOWAS - Selbst Organisiertes Wissenschaftliches Arbeiten im Studium

2009-05-22T11:51:52Z

VonKeudell: hat „SOWAS“ nach „SOWAS - Selbst Organisiertes Wissenschaftliches Arbeiten im Studium“ verschoben

== Idee des Selbst-organisierten Wissenschaftlichen Arbeitens im Studium (SOWAS) ==

Im SOWAS – F-Praktikum kann aus mehreren Blöcken gewählt werden (Festkörper, Kern, Plasma, Astro). Zu jedem dieser Blöcke bildet sich ein Betreuerteam, das Themenvorschläge erarbeitet. Das Betreuerteam besteht aus den Verantwortlichen der einzelnen Versuche im jeweiligen Block plus Dozenten, die sich hier einbringen wollen. Im Betreuerteam sollen folgende Dinge erarbeitet werden:

*Themenvorschläge, die mit den vorhandenen Einrichtungen gelöst werden können.

*Sicherstellen, das nur Themen ausgewählt werden, bei denen mehrere Diagnostiken zum Einsatz kommen und erlernt werden. Die Breite des F-Praktikums soll nicht eingeschränkt werden. Die Vergabe von 5 CP soll am Ende gerechtfertigt sein. Dies entspricht dem Einsatz von 4 diagnostischen Methoden plus einem vorbereitenden Seminarvortrag.

*Zu jedem Thema soll ein Mentor festgelegt wird, der das Projekt der Gruppe begleitet und bei der Erarbeitung des Seminarvortrages am Anfang und der Abschlusspräsentation hilft.

== Bereiche des SOWAS Praktikums ==
=== Bereich Astrophysik ===

allgemeiner Text

[[SOWAS:Astrophysik]]

=== Bereich Biophysik ===

[[SOWAS:Biophysik]]

=== Bereich Festkörperphysik ===

[[SOWAS:Festkörperphysik]]

=== Bereich Kernphysik ===

[[SOWAS:Kernphysik]]

=== Bereich Plasmaphysik ===

[[SOWAS:Plasmaphysik]]

SOWAS

2009-05-22T11:51:52Z

VonKeudell: hat „SOWAS“ nach „SOWAS - Selbst Organisiertes Wissenschaftliches Arbeiten im Studium“ verschoben

#REDIRECT [[SOWAS - Selbst Organisiertes Wissenschaftliches Arbeiten im Studium]]

SOWAS - Selbst Organisiertes Wissenschaftliches Arbeiten im Studium

2009-05-22T11:51:09Z

VonKeudell: /* Idee des Selbst-organisierten Wissenschaftlichen Arbeitens im Studium (SOWAS) */

SOWAS - Selbst Organisiertes Wissenschaftliches Arbeiten im Studium

2009-05-22T11:48:39Z

VonKeudell: Die Seite wurde neu angelegt: „== Idee des Selbst-organisierten Wissenschaftlichen Arbeitens im Studium (SOWAS) == == Bereiche des SOWAS Praktikums == === Bereich Astrophysik === allgemeiner...“

== Idee des Selbst-organisierten Wissenschaftlichen Arbeitens im Studium (SOWAS) ==

== Bereiche des SOWAS Praktikums ==
=== Bereich Astrophysik ===

allgemeiner Text

[[SOWAS:Astrophysik]]

=== Bereich Biophysik ===

[[SOWAS:Biophysik]]

=== Bereich Festkörperphysik ===

[[SOWAS:Festkörperphysik]]

=== Bereich Kernphysik ===

[[SOWAS:Kernphysik]]

=== Bereich Plasmaphysik ===

[[SOWAS:Plasmaphysik]]

Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal

2009-05-22T11:47:36Z

VonKeudell:

Fortgeschrittenen-Praktikum:Portal

2009-05-22T11:44:12Z

VonKeudell: Die Seite wurde neu angelegt: „=== Fortgeschrittenen - Praktikum Physik der Ruhr-Universität Bochum === Allgemeiner Text == Basisversuche des F-Praktikums == == Vertiefende Versuche des F-P...“

=== Fortgeschrittenen - Praktikum Physik der Ruhr-Universität Bochum ===

Allgemeiner Text

== Basisversuche des F-Praktikums ==

== Vertiefende Versuche des F-Praktikums ==

== SOWAS - Praktika ==