Оптогальванічна та опторефракційна спектроскопія (150497)

Посмотреть архив целиком

МІНІСТЕРСТВО ОСВІТИ І НАУКИ УКРАЇНИ

НАЦІОНАЛЬНИЙ УНІВЕРСИТЕТ "ЛЬВІВСЬКА ПОЛІТЕХНІКА"


Кафедра фотоніки.















Реферат

на тему:

Оптогальванічна та опторефракційна спектроскопія








Виконав:

ст. групи ЛОС-5


Прийняв:

Попович Д.І.











Львів 2006


1. Оптико-гальванічна спектроскопія


Збудження електронних рівнів атомів молекул лазерним випромінюванням може бути зареєстроване по зміні провідності середовища або появі заряджених частин. Одним із шляхів реєстрації є використання методу, який базується на оптико-гальванічному ефекті, виникаючому при оптичному збудженні провідного газу (розряд у газі низького тиску, полум’я). Цей метод полягає у зміні провідності за рахунок фотозбудження більш високорозташованих рівнів, котрі легше іонізуються при зштовхуванні з електронами (рис.1,а). Збільшення енергії збудження частин також дещо підвищує температуру електронів, що в свою чергу призводить до збільшення провідності.

Типова схема оптогальванічного аналітичного спектроскопу для детектування слідів елементів у полум’ї показана на рис.1,б. Перевагами даного методу є його простота, відсутність впливів розсіяного світла, можливість використання відомої техніки спектроскопії у полум’ї та висока чутливість. Для багатьох елементів порогова чутливість лежить в діапазоні 1012-1014см3, а в деяких випадках дещо вища.

рис.1. Оптогальванічна лазерна спектроскопія

а – збільшення ймовірності зіштовхувальної іонізації при оптичному збудженні атома;

б – спрощена схема оптогальванічного вимірювання;


За допомогою лазерів з перебудовою цей ефект широко застосовується для вимірювання спектрів поглинання на переходах між збудженими рівнями, коли енергія досліджуваного переходу не сильно відрізняється від енергії іонізації збуджених частин. В цьому випадку лазерне збудження викликає значну зміну струму розряду.

Нехай лазерний пучок проходить через частину розрядного об’єму. Якщо лазерна частота налаштована на частоту переходу Еі→Ек між двома рівнями атомів чи іонів в розряді, то густина населеностей ni(Ei) i nk(Ek) змінюються в результаті оптичної накачки. Із-за різних ймовірностей іонізації з двох рівнів, ці зміни населеностей викличуть зміну ∆І розрядного струму, котрий реєструється по зміні падіння напруги ∆U=RI на баластному опорі R (рис.2). Якщо інтенсивність лазера модулювати за допомогою переривника, то виникає змінна напруга, котру можна безпосередньо подавати на синхронний підсилювач.

рис. 2. Експериментальна установка для оптогальванічної спектроскопії розряду в лампі з пустотілим катодом:

1 – джерело живлення; 2- лампа з пустотілим катодом; 3 – обтюратор; 4- неперервний лазер на барвнику; 5 – синхронний підсилювач; 6 – самописець.


Навіть з малими потужностями лазерів (декілька міліват) в газових розрядах в декілька міліампер можна отримати високі сигнали (від мікро- до мілівольт). Оскільки поглинуті лазерні фотони детектуються за допомогою оптично індукованої зміни струму, ця дуже чутлива техніка називається оптогальванічною спектроскопією.

Зазвичай спостерігаються як додатні, так і відємні сигнали в залежності від типу рівнів Еі , Ек , зв’язаних індукованим лазерним переходом Еі→Ек. Якщо ІР(Еі) – повна ймовірність іонізації атома з рівня Еі, зміна напруги ∆U, викликана лазерно індукованою зміною заселеностей ∆ni=ni0-nik, можна виразити як:


U=RI = a[∆niIP(Ei)- ∆nkIP(Ek)]. (1)


Існують декілька конкуруючих процесів, котрі можуть давати вклад в іонізацію атома з рівня Еі. Це – пряма іонізація електронним ударом A(Ei)=eA++2e, іонізація при зштовхуванні з метастабільними атомами A(Ei)+A*A++A+e чи особливо суттєва для високо збуджених рівнів пряма фотоіонізація лазерними фотонами A(Ei)+A++e. Конкуренція цих та інших процесів визначає, чи викличуть зміни заселеностей ∆ni та ∆nk збільшення або зменшення розрядного струму. На рис.3 зображено оптогальванічний спектр розряду Ne (струм 5 мА), зареєстрований при швидкому скануванні з постійною часу 0,1с. Непогане співвідношення сигнал/шум демонструє чутливість методу.

рис.3. Оптогальванічний спектр розряду в неоновій спектральній лампі отриманий за допомогою синхронного підсилювача, реєструючого│ ∆U│ (тому інформація про знак губиться)


Крім суто застосувань цієї техніки для вивчення зіштовхувальних процесів та ймовірності іонізації у газових розрядах, ця техніка дуже корисна для простого калібрування довжин хвиль у лазерній спектроскопії. Якщо частина вихідного випромінювання лазера з перебудовою на фарбнику направити в спектральну лампу з пустотілим катодом, і оптогальванічний спектр розряду реєструвати одночасно з невідомим досліджуваним спектром (наприклад, за допомогою самописця). Численні лінії торія та урану приблизно рівномірно розподілені у видимій та ультрафіолетовій області спектру і рекомендуються в якості вторинних стандартів довжин хвиль, оскільки вони інтерферометрично виміряні з високою точністю. Тому вони можуть бути зручними абсолютними реперами довжин хвиль, точність яких приблизно 0,001см-1.

Чутливість оптико-гальванічної спектроскопії обмежена фоновою провідністю через присутність заряджених частин в полум’ї або розряді навіть без лазерного збудження. Щоб уникнути цього обмеження потрібно працювати з непровідним середовищем, тобто відмовитись від участі електронів у іонізації збуджених частин.


2. Оптико-рефракційні методи.


Виділення поглинутої енергії у виді тепла в області взаємодії випромінювання з середовищем може викликати локальні варіації показників заломлення середовища n. Це явище можна умовно назвати оптико-рефракційним ефектом. В загальному випадку оптико-рефракційний ефект може бути викликаним одночасними варіаціями температури Т і густини середовища ρ, та ін.

n= (2)

У цьому виразі перший член враховує власну залежність показника заломлення від температури, а другий – залежність, обумовлену зміною густини середовища із-за теплового розширення об’єму під дією випромінювання. Для більшості матеріалів по відношенню до приросту температури знаки перед вказаними членами протилежні. Так, наприклад, при підвищенні температури перший член дає додатній приріст ∆n, другий – від’ємний.

В газовому середовищі локальний нагрів в перерізі лазерного променя викличе мале підвищення тиску газу. Після чого газ розширяється із швидкістю звуку, відбувається вирівнювання тиску, що викличе в кінцевому результаті зменшення густини середовища. Зв'язок між цими параметрами в широкому діапазоні значень температури і тисків має вигляд:

N 1 = Kгρ, (3)

де ρ – густина газу; n – показник заломлення; Kг – постійна Гладстона-Дейля. Для стандартних умов: n-13*10-4. При нагріванні ідеального газу при постійному тиску: . Звідси і з(3) отримуємо основне рівняння для розрахунку приростів показників заломлення із-за варіацій густини середовища:

nρ= ( n 1 )T / T.

Залежність показників заломлення від температури газу має вигляд:

nТ=1+(n0 – 1)/(1+KTT), (4)

де n0 – показник заломлення при температурі Т=0оС, а КТ – слабо залежний від довжини хвилі температурний коефіцієнт (КТ0,00367/ оС).

У випадку твердих тіл, а також багатьох рідин основною причиною зміни показника заломлення є його власна температурна залежність. Так, наприклад, для більшості рідин =(0,5…5)10-4 (оС)-1.

Розглянемо тепер найбільш ефективні методи реєстрації варіацій показника заломлення середовища, „наведеної” лазерним випромінюванням.






2.1. Метод термолінзи.

При поширенні лазерного променя через область в середовищі з неоднорідним розподілом показника заломлення виникає невелике викривлення траєкторії цього променя. В самому збуджуючому лазерному промені з неоднорідним розподілом інтенсивності в поперечному перерізі виникають спотворення фазового фронту в силу неоднорідного профілю нагріву середовища в об’ємі взаємодії. Наприклад, промені пучка, які є нормалями до фазових фронтів, відхиляються від їх першочергової паралельності осі пучка напрямків до країв. Таким чином, пучок з максимальною інтенсивністю в центрі „розпливається” як одне ціле, тобто його поперечний розмір збільшується із нагрівом середовища, що еквівалентно дії теплової лінзи.

рис.4. Схема реалізації метода термолінзи.

1 – лазер; 2 – лінза; 3 – зразок; 4 – діафрагма; 5 – приймач випромінювання;


Оснований на описаному явищі так званий метод термолінзи вперше використовувався для вимірювання коефіцієнтів поглинання в деяких рідинах та твердих тілах. Для цього зразок розміщувався всередину резонатора He - Ne лазера і вимірювалось збільшення світлової плями на дзеркалі резонатора. В наступних роботах було показано, що хороші результати можна отримати і при розміщенні зразка поза резонатором.

Метод термолінзи може бути реалізований на практиці як з однопроменевою (рис.4), так і з двопроменевою схемою вимірювання (рис.5).

рис. 4. Двопроменева схема вимірювання.

1 – джерело збудження; 2 – джерело пробного випромінювання; 3 – модулятор; 4 – напівпрозора пластина; 5 – лінза; 6 – зразок; 7 – фільтр для пробного променя; 8 – діафрагма; 9 – приймач випромінювання.


Случайные файлы

Файл
136716.rtf
WIN_WORD.DOC
162395.rtf
75607-1.rtf
16643-1.rtf




Чтобы не видеть здесь видео-рекламу достаточно стать зарегистрированным пользователем.
Чтобы не видеть никакую рекламу на сайте, нужно стать VIP-пользователем.
Это можно сделать совершенно бесплатно. Читайте подробности тут.