Im Gegensatz zur üblichen Elektronenoptik für die Erzeugung transversal spinpolarisierter Elektronen[Don88], wurde hier eine Elektronenoptik zur Erzeugung longitudinal spinpolarisierter Elektronen verwirklicht. Das Licht fällt senkrecht auf den GaAs-Kristall und der Pointingvektor definiert die Spinpolarisationsachse der emittierten Elektronen. Es ist daher keine Umlenk-Elektronenoptik nötig. Der GaAs-Kristall wird mit Hilfe des Transferstabes von der Quellenkammer in die Elektronenoptik gefahren. Diese ist in der Probenkammer fest montiert. Man spart dadurch eine aufwendige Transferelektronenoptik und reduziert die Transmissionsverluste. Ein Nachteil ist der erhöhte Wartungsaufwand, der durch das Bewegen der sehr empfindlichen GaAs-Kathode entsteht.
Abbildung 3.5: Elektronenlinsen-System vom Erdman-Zipf-Typ [ErZ82]. Die
Spannungen und ergeben sich aus der Beschleunigungsspannung
durch einen linearen Zusammenhang (3.2).
Das zusätzliche Langloch in der Linse A ist für den Laserstrahl im
Meßbetrieb, der unter auf den GaAs-Kristall trifft, erforderlich
Die Elektronenkanone vom Erdman-Zipf-Typ wird wegen der Einfachheit und Robustheit häufig für winkelaufgelöste inverse Photoemissionsexperimente genutzt [ErZ82]. Die Abhängigkeit der einzelnen Elektronenlinsen-Spannungen von der Beschleunigungspannung ist in Gleichung (3.2) beschrieben.
Im Gegensatz zu einem konstanten in der Originalarbeit [ErZ82] hängt hier linear über a und b von ab. Durch die Optimierung der Parameter a und b aus Gleichung (3.2) wurde in diesem Experiment für typische Beschleunigungsspannungen von eine Transmission von ca. 30 - 60 % erreicht. Die Strahldivergenz lag dabei unter bei einem Durchmesser des Elektronenstrahls von ca. 2.5 mm. In der Frontfläche der Elektronenlinse befindet sich zusätzlich ein Langloch (vgl. Abb. 3.5), wodurch das Laserlicht im Meßbetrieb unter einem Winkel von auf den GaAs-Kristall trifft. Der Winkel von wurde gewählt, um die Abschattung des Laserstrahls durch die Probe während der Messung zu verhindern.