光栅光谱仪与光谱分析讲稿.docx

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铝制反射光栅几乎在红外、可见光和紫外区都能用。用一块刻制好的光栅〔称原制光栅或母光栅〕反可以复制出多块光栅。由于这些优点,射光栅在分光仪器中得到越来越多的应用。在图1中,衍射槽面〔宽度为a〕与光栅平面的夹角为0,称为光栅的闪耀角。当平行光束入射到光栅上,由于槽面的衍射及各个槽面衍射光的叠加,不同方向的衍射光束强度不同。考虑槽面之间的干预,当满足光栅方程d〔sini二sin:〕=m”〔1〕时,光强度将消灭极大。式中i及]分别是入射光及衍射光与光栅平面法线的夹角〔入射角和衍射角〕。d为光栅常数,m=±1,±2,土3,…,为干预级,■是消灭极大值的波长。当入射线与衍射线在法线同侧时,公式取正号,异侧取负号。由式〔1〕可知,当入射角i肯定时,不同的波长对应不同的衍射角,因而经光栅衍射后按不同方向排列成光谱,成像于谱面中心的谱线波长称为中心波长。本仪器承受的光路,对中心波长■0而言,入射角与衍射角相等,因此对中心波长■0有i=一:〔图2〕,这种布置方式称为littrow型,从图中可看到,谱面上成像于中心波长 ‘°两侧的谱线,衍射角为i_、;,正负号分别与右侧及左侧对应,因此相应有d||sinisini=m■〔3〕对于我们所使用仪器,■/a的最大值不超过5°。。光栅的闪耀C 光栅法线图2littrow型光路图对于棱镜光谱仪,入射光束经棱镜分光后,某一波长的单色光能量除了被棱镜外表反射及吸取一部格外,全部集中到某一确定方向,因此光谱比较强。光栅则不同,入射光束中某一波长的单色光,经光栅衍射后能量安排到各级光谱中, 而能量安排方式又与光栅的型式及各种几何参数有关。如前所述,能量的安排是单槽衍射与槽间干预的综合结果。 光栅方程只是给出了各级干预极大的方向,由式〔1〕可知,光栅方程中只包含光栅常数d而与槽面形状无关,各干预的极大的相对强度打算于单槽衍射强度分布曲线。有很大的缺点,即入射光的能量大局部集中在没有色散的零级光谱上。大家熟知的多缝透射光栅而我们往往只利用其中一级,因此谱线很弱。反射式闪耀光栅的根本动身点在于把单缝衍射的主极强方向从没有色散的零级转到某一级有色散的方向上,以增大该级谱线强度。图1所示的反射光栅,每个衍射槽面的作用和单缝一样,可以证明,槽面衍射的主极强方向,对于槽面来说正好是听从几何光学反射定律的方向。因此当满足光栅方程〔1〕某一波长的某一级衍射方向正好与槽面衍射主极强方向全都时,从这个方向观看到的光谱特别亮, 就好象看到外表光滑的物体反射的刺眼的光一样,所以这一方向称为闪耀方向。入射光线、衍射光线与光栅法线、槽面法线的几何关系如图3所示。对光栅平面的法线而言,入射角、衍射角分别为i及]〔图中画出入射光线与衍射光线在光栅法线同侧情形〕 。明显,光栅法线与槽面法线之间的夹角等于〕。从而有=20(4)光栅的闪耀角0,因此对衍射槽面入射角为 〔i-一:〕,反射角为〔B1〕。依据上面的分析,图3入射光线、衍射光线与光栅法线、槽面法线的几何关系因此对某一波长而言,实现闪耀时i、[、,除了满足光栅方程〔1〕,还必需同时满足式〔4〕。图4中心波长的入射与衍射方向依据littrow 方式布置的光栅,对于中心波长有i=0,代入式〔4〕,得到i=0。即入射角i等于光栅的闪耀角0,因此入射光及衍射光均垂直于衍射槽面,如图一:=0代入光栅方程,得4所示。把i=2dsin日=m^只要i、0、丸同时满足式〔1〕和式〔4〕,对波长入而言也就满足闪耀条件,但通常〔5〕却是把满足式〔5〕的波长称为闪耀波长。由于 m可以取m=1,2,3,…,因此对一块确定的光栅〔d,0肯定〕仍旧有第一级闪耀波长,其次级闪耀波长……等各种值,但****惯上在说明光栅规格时,闪耀波长通常指的是第一级闪耀波长。由于d~a,〔见图1〕,对满足闪耀条件的波长为入的某一级光谱来说,同一波长的其他级〔包括零级〕光谱都几乎落在单槽衍射强度曲线的零点四周,如图5所示〔在图中,单槽衍射主极强方向与m=1的光谱线重合〕,这样就可以把80 90%以上的能量集中到闪耀方向上,对满足闪耀条件的波长来说,衍射效率最高。在它两侧的波长则不能同时满足闪耀条件,衍射效率下降,而且随干预级次增加下降速度加快。当衍射效率下降太多时,谱线就很弱。阅历说明,当光栅常数d较大〔d>2入〕时,假设第一级闪耀波长为光栅适用范围可由下面阅历公式计算:22---------ZR①假设h=①,则电子的能量刚好用于逸出阴极而作功, 其逸出后的光电子动能为零。假设h、①,则电子除去逸出阴极作功外,尚有剩余能量,正是它打算了光电子动能大小〔由于光电子获得的动能,只与光的频率有关〕。由于h/c因此对于肯定的光阴极材料明显存在一个长波极限,这个极限是m=hc/w是产生光电子的极限条件,〔12〕■m取决于光阴极材料的功函数①。现在能得到的光阴极材料功函数均在 1eV以上,因此光阴极材料的长波限均小于 。我们把只有肯定波长的光辐射才能使光阴极材料产生光电子的现象称为光谱响应,用响应率〔单位辐射功率产生的电信号大小〕或量子效率〔一个光子产生的电子数〕来表征。B、次级电子放射次级电子放射现象是指在能量〔 Ep〕足够大的电子轰击物体外表时,该物体内部所发射的电子,次级电子的数目N2可超过一次电子N1好多倍。:i次级电子放射同光电子放射一样无惯性。〔13〕ii对于纯洁的金属外表, b在原初电子能量Ep较小的区域内随Ep的增加而增加,并在某一Ep值时到达最大,然后再缓慢下降。iiib值随原初电子束与靶的入射角 B而转变,B增大时对全部的Ep,b都增大,而且Ep的极大值向大的方向移动。b值与外表状况有关,当外表无气体吸附层时,电子沿着法线方向落在金属外表, 其bm在1 ,当外表有吸附层时, bm可提咼到3。对于给定的金属,假设在外表掩盖一层另一种金属的单层分子来减小脱出功,将使b增大,例如用钍激活钨,,但b随掩盖层厚度的增加而减小,厚度为几百纳米时,便等于掩盖层金属的 b值。金属靶发出的次级电子能量大都在 0 50eV之间,在真正的次级电子中,以能量 515eV之间分布电子最多,而且它们的能量分布与原电子的能量无关,同时在原电子束与靶的入射角0转变时几乎不发生变化。在光电倍增管中作为次级电子放射极〔倍增极〕外表通常涂布着锑酸铯、氧化镁、氧化铍薄膜,当一个电子打在这种靶上时,一般会放射出3 10个次级电子。光电倍增管是外光电效应与次级电子放射的联合作用,光电倍增管的根本特性。3光电倍增管的工作原理与增益系数次级电子放射的根本规律打算了光电倍增管是建立在外光电效应与次级电子放射根底上的电真空器件。 它的电极由光阴极K阳极〔集电极〕A,以及在它们之间的n〔8 13〕个倍增极〔次级电子放射极〕 Dn组成,这些电极按肯定方式安置在真空管中,极间供给适当的直流电压,用来加速极间电子。图8是三个倍增极的光电倍增管示意图。图8光电倍增管工作原理在各电极间加上直流电压的条件下,当光辐射到光阴极外表成阴极电流ik,光电子在K和D1之间被电场加速飞向倍增极射,次级电子数是原电子数的6倍〔b为倍增极的增益〕,这些电子K时,便产生光电子,形D1,在D1上引起次级电子发被D1和D2之间的电场加速,打在倍增极D2上,从D2轰击出次级电子,其数值又增加b倍,如此连续下去,电子逐一在各个倍增极上倍增,从最终一个倍增极Dn上出射的电子数是光电子的bn倍,这些电子被阳极A收集成为阳极电流,称为光电流。光电倍增管阳极输出的光电流为:I |CnAk称M为光电倍增管的增益系数。上述公式实际不能满足,这是由于各个次级放射电子的次级电子增益系数彼此不尽一样〔尽管所用材料一样〕 ,同时由于存在电子散射,使电子不能完全打到下一个倍增极上,散射电子对放大电子数目没有奉献,数M减小。所以光电倍增管中某一级的次级电子数是入射电子数的的光照到光基于上述缘由使增益系m倍〔m兰er〕,假设i阴极K时引起的光电流是ik,则光电倍增管阳极电流A,因此实际增益系数为M=mn,b与极间电压有关,所以M也与电压有关。3〕D光探测器性能光谱仪的光探测器可以有光电管、 光电倍增管、硅光电管、D等多种。CCD〔chargecoupleddevice〕是电荷耦合器件的简称,是一种金属 -氧化物-半导体构造的型器件,具有光电转化、信息存储和信号传输〔自扫描〕的功能,在图象传感、信息处理和存储方面有着广泛的应用。对光敏感的CCD常用作图象传感和光学测量。探测光栅光谱的D由于能在暴光时间内探测肯定波长的全部谱线,因此在型光谱仪中得到广泛的应用。通常把同时猎取光谱仪上各个波长的光谱探测器称为多道探测器。算机及传统的光谱仪构成的型光谱仪器称为光学多道。由多道探测器、计在本试验中,衍射光谱经透镜会聚,D光敏面。D的光电转换功能,将其转换为电信号“图象” ,并由荧光屏显示。CCD器件的主要性能指标为1、区分率。用作测量的器件最重要的参数是空间区分率。 CCD的区分率主要与像元的尺寸有关,也与传输过程中的电荷损失有关。目前CCD的像元尺寸一般为10」m 左右。2、灵敏度与动态范围。D要求有高灵敏度和宽动态范围。灵敏度主要与器件光照的响应度〔V/lx s〕和各种噪声〔如光子噪声、暗电流和电路噪声等〕有关。动态范围是指对于光照度有较大变化时,荷容量打算,下限由噪声所限制。器件仍旧能保持线性响应的范围。它的上限由最大存储电3、光谱响应。这里指光谱响应的范围,目前硅材料的1100nm。CCD光谱响应范围约400nm3〕光谱分析氢原子的构造最简洁,它的线光谱具有明显的规律,早就为人们所留意。各种原子光谱线的规律性的争论正是首先在氢原子上得到突破的。 氢原子又是一种典型的最适合于进展理论与试验比较的原子。20世纪上半叶对氢原子光谱的种种争论在量子论的进展中屡次起过重要作用。1913年玻尔建立了半经典的氢原子理论,成功地解释了包括巴尔末线系在内的氢光谱的规律。事实上氢的每一条谱线都不是一条单独的线, 都具有精细构造,不过用一般的光谱仪器难以区分,因而被当作单独一条线而已。 这一事实意味着氢原子的每一条谱线都具有精细构造。1916年索末菲考虑到氢原子中电子在椭圆轨道上近日点的速度已接近光速,他依据相对论性力学修正了玻尔的理论, 得到氢原子能级精细构造的准确公式, 但这仍是一个半经典理论的结果。1925年薛定谔建立了波动力学〔即量子力学中的薛定谔方程〕,重解释了玻尔理论所得到的氢原子能级。不久海森伯和约丹〔1926年〕依据相对论性薛定谔方程推得一个比索末菲所得的在理论根底上更加坚实的结果,将这结果与托马斯〔1926年〕推得的电子自旋轨道相互作用的结果合并起来,也得到了准确的氢原子能级精细构造公式。尽管如此,根据该公式所得巴尔末系第一条的所得试验结果相比,仍有约百分之几的微小差异。〔理论〕精细构造与不断进展着的周密测量中1947年蓝姆和李瑟福用射频波谱学方法,进一步确定了氢原子其次能级中轨道角动量为零的一个能级确实比上述准确公式所预言的高出1057MHz〔乘以普朗克常数即得相应的能量值〕,这就是知名的蓝姆移动。直到 1949年利用量子电动力学理论将电子与电磁场的相互作用考虑在内,为量子电动力学的一项重要试验依据。这一事实才得到了解释,成在可见光区域氢的谱线可以用巴尔末阅历公式〔2;_;n1885年〕来表示,即(14)1二10~2n—4式中n为整数3,4,5,…。通常称这些氢谱线为巴尔末线系。为了更清楚地说明谱线分布规律,将式〔14〕改写作(15)式中RH称为氢的里德伯常数。上式右侧的整数 2换成1,3,4,…,可得氢的其它线系。以这些阅历公式为根底,玻尔建立了氢原子的理论〔玻尔模型〕 ,从而解释了气体放电时的发光过程。依据玻尔理论,每条谱线对应于原子从一个能级跃迁到另一个能级所放射的光子。依据这个模型得到的巴尔末线系的理论公式为11 2二2me4/h3cV—IM丿112 『 (16)式中p为真空介电常数,h为普朗克常数,c为光速,e为电子电荷,m为电子质量,M为氢核的质量。这样,不仅对巴尔末的阅历公式作了物理解释,物理常数联系起来了,即而且把里德伯常数和很多根本RH 讥1MT(17)其中R:为将核的质量视为8〔假定核固定不动〕时的里德伯常数,1 2R=C (42me4兀h3c(18)叭$比较式〔15〕和式〔16〕,可以看到它们在形式上是一样的。因此式〔合程度,成为检验玻尔理论正确性的重要依据之一。试验说明式〔16〕和试验结果的符与试验数据的符合程度是相当高的。固然就其对理论进展的作用来讲,验证公式〔在目前的科学争论中已不再是问题。但是由于里德伯常数的测定比起一般的根本物理常数而言可以到达更高的精度,因而成为调准根本物理常数值的重要依据之一,占有很重要的地位。目前的公认值为R::=(±)m设M为质子的质量,则 m/M=(±)X10-10,代入式子中可得-1RH=(±)m三、试验仪器试验仪器框图见图9:图9试验仪器框图其中WGD-8A型组合式多功能光栅光谱仪及其应用软件使用详见其使用说明书。四、试验内容与数据处理阅读相关材料,生疏仪器功能及试验原理;生疏仪器构造与面板接线;阅读仪器使用说明书,按程序进入光谱采集处理平台,生疏平台界面;选用光电倍增管做光谱接收端,〕进展波长定标;Na光源〔Na双线波长分别为5用已经定标的界面测量氢光源的光谱线波长,标注,并打印作为试验报告的原始数据。在可见光范围内氢谱线相应于式〔15〕中n=3,4,5和6的波长值约为656nm,486nm,434nm和410nm。由氢线波长找出适宜的n值,利用式〔15〕计算氢的里德伯常数RH。空气折射率承受N=;6用同样的方法测量其他所给光源特征波长;衣 D,进展同样的测量。Hg入〔nm〕〔「特nm征〕入〔nm〕Ne〔特nm征〕入〔nm〕附: