Определение концентрации атомов в газе методом атомно-абсорбционной спектроскопии

Федеральное Агентство по образованию Государственное Образовательное учреждение Высшего профессионального образования Ульяновский Государственные педагогический университет Имени И. Н. Ульянова Кафедра общей физики

Студентка 4 курса

Дневного отделения

Физико-математического факультета

Калачёва О.В.

Определение концентрации атомов в газе методом атомно-абсорбционной спектроскопии

Курсовая работа

Научный руководитель: кандидат

физико-математических наук,

доцент Кудрявцев Ю Н.

Ульяновск 2007

Введение

…3

1. Глава 1 Теория атомно-абсорбционных измерений…6

1.1 излучение и поглощения света…6

1.2 понятие линии поглощения и коэффициента поглощения … .8

1.3 контур линии поглощения…10

1.4 связь между коэффициентом поглощения в центре доплеровской

линии (k) и концентрацией поглощающих атомов

(или давлением пара P)…14

2.Глава 2 Лазеры…16

2.1 Принцип работы лазера…16

2.2 Описание работы гелий-неонового лазера…22

2.3 Лазеры на органических красителях…25

3. Глава 3 Эксперимент…30

заключение

…34

Список литературы

…35

1.

ВВЕДЕНИЕ

Открытие и история исследований атомной абсорб-ции неразрывно связаны со всей историей спектроскопии и спектрального анализа. В 1802 г. Волластон, воспро-изведя опыт Ньютона по разложению сплошного сол-нечного спектра, впервые обнаружил, что если пучок солнечного света пропускать не через круглое отверстие в ставне, а через щель, то солнечный спектр оказывается пересеченным несколькими темными линиями. Однако это открытие не привлекло к себе внимания. Через 15 лет независимо от Волластона Фраунгофер снова обна-ружил темные линии в спектре Солнца, которые и полу-чили в честь него название фраунгоферовых.

Происхождение темных линий было установлено лишь в 1859 г. Кирхгофом. Кирхгоф впервые сделал от-четливый вывод о возможности определения химиче-ского состава вещества по спектрам. В совместных ра-ботах с Бунзеном Кирхгоф дал многочисленные при-меры применения спектров для определения щелочных металлов в пламени. Поэтому Бунзен и Кирхгоф спра-ведливо считаются основоположниками спектрального анализа.

В 1861 г. Кирхгофом была опубликована работа по спектральному анализу химического состава солнечной атмосферы, в которой он по совпадению линий испуска-ния определенных элементов с фраунгоферовыми ли-ниями солнечного спектра констатировал присутствие этих элементов на Солнце. В результате важнейшей об-ластью применения атомной абсорбционной спектроско-пии становятся астрофизика и астрохимия, выясняющие химический состав, физическое состояние и характер движения небесных тел.

Первые два десятилетия XX в. знаменуются значи-тельными достижениями в области теории атомной аб-сорбции. В этот период были установлены основные со-отношения: связывающие величину поглощения с атом-ными постоянными, сформулирована теория уширения линий с давлением, выведено соотношение для контура линии поглощения при суммарном действии не-скольких эффектов уширения, разработаны методы измерения атомной абсорбции.

Благодаря теоретическому обоснованию процессов абсорбции удалось получить количественные данные о солнечной и звездных атмосферах их химическом составе, температурах, электронных концентрациях и пр.

Абсорбционный метод нашел применение при рас-шифровке сложных спектров, так как в поглощении на-блюдаются линии, начинающиеся только с низких энер-гетических уровней.

Для астрофизических целей, исследования плазмы, выяснения особенностей строения атома важно знать продолжительности жизни возбужденных состояний ато-мов и эффективные сечения атомов при столкновении с молекулами постороннего газа. Измерения поглощения применяются также и при исследовании сверхтонкой структуры атомных линий и эффекта Зеемана, т. е. в тех случаях, когда для реги-страции явления необходимы очень узкие спектральные линии.

Применение атомной абсорбции в аналитической хи-мии начинается в сороковых годах и касается исключи-тельно определения паров ртути в воздухе.

В 1954 г. появляется работа О. П. Бочковой посвященная применению атомной абсорбции для анализа газов. Этими единичными работами ограничивалось аналити-ческое использование атомной абсорбционной спектро-скопии вплоть до 1955 г.

В 1955 г. Уолшем были выявлены наибо-лее существенные преимущества абсорбционных методов перед эмиссионными, предложен рациональный способ регистрации атомной абсорбции и рекомендована схема установки для проведения анализов.

Работы по атомной абсорбционной спектро-скопии проводятся не только в области ее применения для анализа элементарного состава вещества, но и в других направлениях: разрабатываются абсорбционные методы анализа газов, упрощенные методы определения изотопного состава элементов, ведутся измерения абсо-лютных величин сил осцилляторов и ширины резонанс-ных линий, коэффициентов диффузии паров элементов в инертных газах.

Цель данной курсовой работы является моделирование атомно-абсорбционных измерений в варианте лазерной спектроскопии, то есть в качестве источника используется He-Ne лазер, а в качестве вещества разряд Ne в лампе.

Задачи: 1) Проработать литературу по общей теории атомно-абсорбционной спектроскопии.

2) ознакомится с понятиями коэффициента поглощения, уширения контура линии.

3) Установить связь между коэффициентом поглощения в центре доплеровской линии (k) и концентрацией поглощающих атомов .

4) Экспериментально вычислить концентрацию атомов и сравнить с теоретическим значением.

ГЛАВА I

ТЕОРИЯ АТОМНО-АБСОРБЦИОННЫХ ИЗМЕРЕНИЙ

1.1 ИЗЛУЧЕНИЕ И ПОГЛОЩЕНИЕ СВЕТА Излучение и поглощение света связано с процессами перехода атомов из одного стационарного состояния в другое. Для стационарных состояний i и k с энергия-ми E и E_h в тех случаях, когда E_h>E переход i k ведет к поглощению света, а переход k i ведет к из-лучению света с частотой

= (1)

Согласно квантовой теории излучения Эйнштейна ме-жду уровнями i и k могут наблюдаться переходы трех типов:

1. Излучательные переходы (ki) из возбужденного в более низкое энергетическое состояние, происходящие самопроизвольно (спонтанно).

Поглощательные переходы (ik) из более низ-кого в более высокое энергетическое состояние, проис-ходящие вынужденно в результате воздействия внеш-него излучения с частотой v_h i

Излучательные переходы (ki) из возбужденного в более низкое энергетическое состояние, происходящие вынужденно (индуцированно) в результате воздействия внешнего излучения той же частоты, что частота испускания

Таким образом, излучательные переходы ki вклю-чают два рода переходов: спонтанные переходы, проис-ходящие без какого-либо внешнего воздействия, и вы-нужденные переходы, происходящие под влиянием внешнего излучения. Поглощательные же переходы ik всегда происходят при воздействии внешнего излучения. По отношению к поглощению обратным процессом является не спонтанное испускание, а процесс выну-жденного испускания, выражающийся в усилении пучка света, проходящего через среду. Это явление, до недав-него времени рассматривавшееся как некий теоретиче-ский курьез, было реализовано в течение последних лет в системах оптических квантовых усилителей и генера-торов (лазеров).

Атомный аб-сорбционный спектральный анализ основан на явлении совершенно иного характера — вынужденном процессе.

Метод атомно-абсорбционная спектроскопия основана на законе поглощения атомами исследуемого пара узких спектральных излучений

I=I (2)

Здесь I-интенсивность падающего излучения на поглощающий слой пара толщиной в интервале частот от до +d. I-интенсивность прошедшего излучения в том же интервале частот, k-коэффициент поглощения, который можно считать постоянным только для достаточно узкого спектрального интервала.

Существует три варианта метода атомно-абсорбционной спектроскопии:

1) с использованием источника линейчатого спектра.

2) с использованием источника сплошного спектра.

3) с одновременным использованием источников линейчатого и сплошного спектров.

Первый вариант получил название метода линейчатого поглощения. Второй-метода полного поглощения. Третий — комбинированного метода.

1.2 ПОНЯТИЕ ЛИНИИ ПОГЛОЩЕНИЯ И КОЭФФИЦИЕНТ ПОГЛОЩЕНИЯ Поглощение света атомами какого-либо элемента можно наблюдать, пропуская пучок света от источника со сплошным спектром через среду, в которой находятся свободные атомы этого элемента. Применяя прибор с большой разрешающей способностью, легко обнару-жить провалы интенсивности в определенных участках сплошного спектра, соответствующих энергиям перехо-дов атомов из более низкого в более высокое энергети-ческое состояние.

Атомное поглощение характеризуется экспоненциаль-ным законом убывания интенсивности проходящего све-та J в зависимости от длины слоя l, аналогичным за-кону Ламберта в молекулярной спектроскопии:

J=J (3)

Здесь J — интенсивность падающего пучка света, k_v — коэффициент поглощения света, зависящий от частоты. Коэффициент поглощения является основной харак-теристикой, описывающей свойства линий поглощения, подобно понятию интенсивности в эмиссионной спектро-скопии. Законы распределения коэффициента поглоще-ния по контуру линий поглощения аналогичны законам распределения интенсивности по контуру линий испуска-ния.

При практических измерениях удобно также приме-нять величину оптической плотности D, которая опреде-ляется как

D= (4)

Учитывая (2), имеем:

D=l lg (e) _0.4343l ₍₅₎

откуда следует, что оптическая плотность прямо пропор-циональна коэффициенту поглощения.

Атомное поглощение со-ответствует переходам атомов из более низких в более высокие энергетические состояния. Поэтому естественно, что величина поглощения зависит от заселенности ниж-него уровня, соответствующего наблюдаемой линии.

Заселенность возбужденных уровней незначительна по сравнению с нижним уровнем. Поэтому наибольшее поглощение наблюдается для ли-ний, соответствующих поглощательным переходам с нижнего невозбужденного уровня. Эти линии в атомно-абсорбционном анализе называют резонансными.

1.3. КОНТУР ЛИНИИ ПОГЛОЩЕНИЯ

Линии поглощения, как и линии испускания, пред-ставляют собой не монохроматические, бесконечно тон-кие линии, а имеют определенную конечную ширину. Под полушириной линии поглощения подразумевает-ся ширина контура в том месте, где коэффициент погло-щения k_v уменьшается вдвое. Полуширину линии удобно выражать не в единицах длин волн, а в частотах поскольку полуширина, выраженная в этих единицах, опи-сывает свойства линии поглощения независи-мо от ее длины волны.

Рис 1 контур линии.

Легко установить связь между полуши-риной, выраженной в частотах.

(сек)= (6)

(см)=

где с — скорость света.

Форма контура линий определяется суммарным дей-ствием следующих факторов:

естественное уширение;

допплеровское уширение;

лорентцевское уширение.

Другие возможные причины уширения спектральных линий, связанные, например, с взаимодействием атомов с электрически заряженными частицами или друг с дру-гом, не существенны для наиболее распространенных способов получения поглощающих слоев. Поэтому рассмотрим только указанных выше уширения.

1)Естественное уширение линий связано, с точки зре-ния квантовой электродинамики, со степенью расшире-ния уровней. Расширение является результатом конеч-ного времени жизни () уровней, между которыми про-исходит переход. Нормальный уровень стабилен (=), поэтому для резонансных переходов существенна только ширина верхнего уровня. Итак

= (7)

Контур линии, обусловленный естественным уширением, имеет дисперсионную форму, описываемую выра-жением

= (8)

Где k₀ -коэффициент поглощения в центре линии.

2)Допплеровское уширение линий связано с беспоря-дочным тепловым движением атомов относительно наблюдателя. В результате движения атома со скоростью, проекция которой на направление наблюдения равна v_x, частота поглощения атомом представляется наблюда-телю смещенной на

= (9)

гдескорость движения частицы.

Если движение атомов в поглощающей ячейке под-чиняется распределению Максвелла, которое всегда справедливо для термодинамических равновесных систем, то распределение коэффициента поглощения k_v опреде-ляется выражение

= (10)

где А—атомный вес, R — газовая постоянная, Т — тем-пература, ko^(D) — коэффициент поглощения в центре ли-нии. Величина ko^(D) определяется формулой

= (11)

здесь f — сила осциллятора, N—концентрация атомов.

Допплеровская полуширина линии:

= (12)

или после подстановки постоянных,

=0.716*10 (13)

3)лорентцевское уширение. Впервые ударный механизм уширения был рассмо-трен Лорентцем в 1905 г. Согласно Лорентцу излучение атома рассматривалось как гармоническое колебание внутриатомного электрона. В момент столкновения ато-ма с посторонней частицей колебание обрывалось, а после столкновения возобновлялось с той же самой ча-стотой. Таким образом, колебания представлялись в виде отрезков синусоиды со случайным распределением фаз в отдельных отрезках.

Контур линии, обусловленный лорентцевским эффек-том, имеет такой же вид, как и при естественном уширении линии:

= (14)

здесь —коэффициент поглощения в центре линии,

= (15)

лорентцевская полуширина линии, которая в свою очередь зависит от условий опыта согласно выражению

=2*6,02*10P (16)

у— эффективное сечение для уширяющего столкновения между атомом и молекулой, где Р — давление газа, А — атомный вес атомов, М — молекулярный вес газа;

Согласно современным предста-влениям, взаимодействие между частицами ведет не к обрыву, а лишь к изменению фазы колебаний. В расчет принимаются все изменения фазы, вызванные как близ-кими, так и дальними пролетам взаимодействующих частиц. Последнее обстоятельство позволило объяснить сдвиг линий относительно первоначальной частоты v₀ на величину v_s.

1.4 СВЯЗЬ МЕЖДУ КОЭФФИЦИЕНТОМ ПОГЛОЩЕНИЯ В ЦЕНТРЕ ДОПЛЕРОВСКОЙ ЛИНИИ (k) И КОНЦЕНТРАЦИЕЙ ПОГЛОЩАЮЩИХ АТОМОВ (ИЛИ ДАВЛЕНИЕМ ПАРА P)

Коэффициент поглощения в центре доплеровской линии и концентрация поглощающих атомов связаны соотношением:

= (17)

то с учётом применимости основного уравнения идеального газа к насыщенному пару при давлениях ниже атмосферных в виде:

P=kT (18)

Находим связь между давлением пара и коэффициентом поглощения в центре доплеровской линии:

(19)

Где м — молекулярный вес, R-универсальная газовая постоянная, Tтемпература поглощающего слоя газа, н — частота на которую приходится центр линии, f-сила осциллятора.

Вычисление концентрации поглощающих атомов экспериментально:

(20)

D-оптическая плотность

(21)

Коэффициент поглощения

(22)

Теоретически:

(23)

Где л — длина свободного пробега, d-расстояние между электродами, ц — потенциал ионизации.

(24)

Где d — диаметр молекулы NE.

(25)

A-атомный вес, Sплощадь сечения, Ммолярный вес

ГЛАВА 2

ЛАЗЕРЫ

2.1 ПРИНЦИП РАБОТЫ ЛАЗЕРА

У истоков глобальных перемен стояли выдающиеся физики XX века Николай Геннадьевич Басов, Александр Михайлович Прохоров и американец Чарлз Хард Таунс. В 1964 году все трое получили Нобелевскую премию «за фундаментальные работы в области квантовой электроники, которые привели к созданию осцилляторов и усилителей, основанных на принципе лазера-мазера» .

Принцип работы лазера:

Рассмотрим схему энергетических уровней некоторого атома (рис.1).

Зная, что, если атому, находящемуся на основном уровне W₁, сообщить энергию, то он может перейти на один из возбужденных уровней (рис.2а). Наоборот, возбужденный атом может самопроизвольно (спонтанно) перейти на один из нижележащих уровней, излучив при этом определенную порцию энергии в виде кванта света (рис.2б). Если излучение света происходит при переходе атома с уровня энергии W_m на уровень энергии W_n, то частота излучаемого (или поглощаемого) света н_mn = (W_m — W_n)/h.

Именно такие спонтанные процессы излучения происходят в нагретых телах и светящихся газах. Нагревание или электрический разряд переводят часть атомов в возбужденное состояние; переходя в нижние состояния, они излучают свет. В процессе спонтанных переходов атомы излучают свет независимо один от другого. Кванты света хаотически испускаются атомами в виде волновых цугов. Цуги не согласованы друг с другом во времени, т. е. имеют различную фазу. Поэтому спонтанное излучение некогерентно.

Наряду со спонтанным излучением возбужденного атома существует вынужденное (или индуцированное) излучение: возбужденные атомы излучают под действием внешнего быстропеременного электромагнитного поля, например света. При этом оказывается, что под действием внешней электромагнитной волны атом излучает вторичную волну, у которой частота, поляризация, направление распространения и фаза полностью совпадают с параметрами внешней волны, действующей на атом. Происходит как бы копирование внешней волны (рис.2в). Понятие об индуцированном излучении было введено в физику А. Эйнштейном в 1916 г. Явление вынужденного излучения дает возможность управлять излучением атомов с помощью электромагнитных волн и таким путем генерировать и усиливать когерентный свет. Чтобы осуществить это практически, нужно удовлетворить трем условиям.

1. Необходим резонанс — совпадение частоты падающего света с одной из частот н_mn спектра атома. О выполнении резонансного условия позаботилась сама природа, т.к. спектры излучения одинаковых атомов абсолютно идентичны.

2. Другое условие связано с населенностью различных уровней. Наряду с вынужденным излучением света атомами, находящимися на верхнем уровне W_m, происходит также резонансное поглощение атомами, населяющими нижний уровень W_n. Атом, находящийся на нижнем уровне W_n, поглощает световой квант, переходя при этом на верхний уровень W_m. Резонансное поглощение препятствует возникновению генерации света. Будет ли система атомов генерировать свет или нет, зависит от того, каких атомов в веществе больше. Для возникновения генерации необходимо, чтобы число атомов на верхнем уровне N_m было больше числа атомов на нижнем уровне N_n, между которыми происходит переход. В естественных условиях на более высоком уровне при любой температуре меньше частиц, чем на более низком. Поэтому в любом теле, сколь угодно сильно нагретом, поглощение света будет преобладать над излучением при вынужденных переходах. Для возбуждения генерации когерентного света необходимо принять специальные меры, чтобы из двух выбранных уровней верхний был заселен больше, чем нижний. Состояние вещества, в котором число атомов на одном из уровней с более высокой энергией больше числа атомов на уровне с меньшей энергией, называется активным или состоянием с инверсией (обращением) населенностей. Таким образом, для возбуждения генерации когерентного света необходима инверсия населенностей для той пары уровней, переход между которыми соответствует частоте генерации.

3. Третья проблема, которую необходимо решить для создания лазера, — это проблема обратной связи. Для того, чтобы свет управлял излучением атомов, необходимо, чтобы часть излучаемой световой энергии все время оставалась внутри рабочего вещества, вызывая вынужденное излучение света все новыми и новыми атомами. Это осуществляется с помощью зеркал. В простейшем случае рабочее вещество помещается между двумя зеркалами одно из которых имеет коэффициент отражения около 99.8%, а второе (выходное) — около 97−98%, что может быть достигнуто только за счет применения диэлектрических покрытий. Световая волна, испущенная в каком-либо месте в результате спонтанного перехода атома, усиливается за счет вынужденного испускания при распространении ее через рабочее вещество. Дойдя до выходного зеркала, свет частично пройдет сквозь него. Эта часть световой энергии излучается лазером во вне и может быть использована. Часть же света, отразившаяся от полупрозрачного выходного зеркала, дает начало новой лавине фотонов. Эта лавина не будет отличаться от предыдущей в силу свойств вынужденного излучения.

При этом, как и в любом резонаторе, условие резонанса выполняется только у тех волн, для которых на двойном оптическом пути внутри резонатора укладывается целое число длин волн. Наиболее благоприятные условия складываются для волн, распространяющихся вдоль оси резонатора, что и обеспечивает чрезвычайно высокую направленность излучения лазера.

Выполнение описанных условий еще недостаточно для генерации лазера. Для того, чтобы возникла генерация света, усиление в активном веществе должно быть достаточно большим. Оно должно превышать некоторое значение, называемое пороговым. Действительно, пусть часть светового потока, падающего на выходное зеркало, отразилась назад. Усиление на двойном расстоянии между зеркалами (один проход) должно быть таким, чтобы на выходное зеркало вернулась световая энергия, не меньшая, чем в предыдущий раз. Только тогда световая волна начнет нарастать от прохода к проходу. Если же этого нет, то в течение второго прохода выходного зеркала достигнет меньшая энергия, чем в предыдущий момент, в течение третьего — еще меньшая и т. д. Процесс ослабления будет продолжаться до тех пор, пока световой поток не затухнет полностью. Ясно, что чем меньше коэффициент отражения выходного зеркала, тем большим пороговым усилением должно обладать рабочее вещество. Таким образом, в списке источников потерь зеркала стоят на первом месте.

Другим источником потерь являются торцы трубки с активной средой. Для уменьшения потерь на границе этой трубки выходные окошки делают скошенными под углом Брюстера (рис. 4). Линейно поляризованный свет с электрическим вектором, лежащим в плоскости падения, не испытывает потерь на отражение, вследствие этого лазер генерирует линейно поляризованный свет.

Условия, необходимые для создания источника когерентного света:

· нужно рабочее вещество с инверсной населенностью. Только тогда можно получить усиление света за счет вынужденных переходов;

· рабочее вещество следует поместить между зеркалами, которые осуществляют обратную связь;

· усиление, даваемое рабочим веществом, а значит, число возбужденных атомов или молекул в рабочем веществе должно быть больше порогового значения, зависящего от коэффициента отражения выходного зеркала.

При выполнении этих трех условий мы получим систему, способную генерировать когерентный свет, и называемую лазером. Слово «лазер» составлено из первых букв английской фразы:" Light amplification by stimulated emission of radiation", что означает «усиление света с помощью вынужденного излучения». Генерация когерентного света происходит одинаково во всех лазерах, как газовых, так и твердотельных. Особенности газового лазера и отличие отдельных видов газовых лазеров друг от друга связаны с выбором рабочего газа и способом создания инверсии населенностей.

2.2 ПРИНЦИП РАБОТЫ ГЕЛИЙ-НЕОНОВОГО ЛАЗЕРА Рассмотрим более подробно (рис. 6) способ осуществления инверсии населенностей на примере гелий-неонового лазера.

1.В гелий-неоновом лазере рабочим веществом являются нейтральные атомы Ne. В электрическом разряде часть атомов Ne переходит с основного уровня W₁ на долгоживущие возбужденные уровни W₅ и W₄.

Инверсия населенностей создается большей заселенностью W₅ и W₄ по сравнению с короткоживущим уровнем W₃. Однако в чистом неоне созданию инверсии населенностей мешает метастабильный резервуар возбуждений, резонансным образом передаваемых от гелия к неону.

1) Если правильно подобрать парциальные давления гелия (~1 мм. рт.ст.) и неона (~0.1 мм. рт.ст.) в смеси, то можно добиться заселенности одного или обоих уровней W₄ и W₅ атомов неона, значительно превышающей населенность этих уровней в чистом неоне, и получить инверсию населенностей между уровнями W₄, W₅ и W₃.

2) Интересно, что опустошение нижнего короткоживущего уровня W₃ неона в гелий-неоновом лазере происходит под влиянием соударений атомов неона со стенками газоразрядной трубки. Эти соударения по-разному влияют на населенность различных уровней. Они практически не изменяют населенности уровней W₄, W₅ и непосредственно W₃, т.к. время жизни атома на этих уровнях недостаточно велико, чтобы атомы, находящиеся в этих состояниях, могли «добраться» до стенки. Эти уровни разрушаются гораздо раньше. В то же время атомы на уровне W₂ живут долго и добираются до стенок. Соударения со стенками разгружают уровень W₂, в результате чего атомы неона переходят с уровня W₃ на более низкий W₂, т. е. уровень W₃ опустошается быстрее, чем при заселенном W₂.

Для того, чтобы соударения атомов неона со стенками эффективно опустошали уровень W₃, необходимо подобрать оптимальный диаметр трубки лазера. Эксперимент показал, что максимальная мощность гелий-неонового лазера достигается при диаметре трубки 6 — 7 мм. При больших диаметрах трубки мощность лазера падает, несмотря на сильное увеличение объема рабочего газа. Падение мощности обусловлено тем, что эффективно опустошаются уровни для тех атомов, которые находятся вблизи стенок, а атомы, находящиеся в центре трубки, практически выключаются из процесса генерации.

В действительности, уровни W₃, W₄ и W₅ неона представляют собой полосы из большого числа тесно расположенных уровней. В спектрометре с небольшим разрешением мы видим одну линию (1 на рис.7), тогда как на самом деле она представляет собой целый набор линий с очень близкими частотами.

Ширина спектральной линии атома Ne определяет область частот, в которой может иметь место генерация света при инверсии населенностей соответствующего перехода. Оптический резонатор, состоящий из двух плоских параллельных зеркал (резонатор Фабри-Перо), вырезает из этой относительно широкой спектральной линии гораздо более узкие линии (2, 3, 4), соответствующие собственным частотам резонатора. Если усиление в Ne достаточно велико, то генерация может возникнуть на большом числе собственных частот (мод) резонатора, для которых усиление превышает потери света в газе и зеркалах (рассеяние и поглощение). Например, при уровне потерь в₁ могут генерировать три моды, при в₂ — одна центральная.

Таким образом, лазер не обязательно генерирует на одной частоте, чаще наоборот, генерация происходит одновременно на нескольких типах колебаний, для которых усиление больше потерь в резонаторе. Для того чтобы лазер работал на одной частоте (в одномодовом режиме), необходимо, как правило, принимать специальные меры (например, увеличить потери, как это показано на рис. 7) или изменить расстояние между зеркалами так, чтобы усиливалась только одна мода. Так как линии генерации в основном определяются собственными частотами оптического резонатора, стабильность газового лазера будет определяться стабильностью резонатора, т. е. неподвижностью зеркал. Для регулировки положения зеркал используют явления магнитострикции стержней или пьезокерамические пластины на зеркалах.

Длина лазеров на смеси гелий-неона обычно порядка 1 — 2 м, что позволяет получить высокую направленность лазерного луча (реально получена расходимость ~ 1−2?). Кроме очень высокой направленности, гелий-неоновый лазер обеспечивает и очень высокую стабильность частоты генерации. Несмотря на малую выходную мощность (10 — 100 мВт), гелий-неоновый лазер — один из самых распространенных.

2.4 ЛАЗЕРЫ НА ОРГАНИЧЕСКИХ КРАСИТЕЛЯХ

1) Активная среда

Активная среда лазера на красителе состоит из раствора органического красителя. Когда краситель возбуждается внешним источником коротковолнового излучения, он излучает на более длинных волнах или флуоресцирует, поглощая фотон на длине волны возбуждения, а затем излучая фотон на длине волны флуоресценции. Разность энергии фотонов идет на безызлучательные переходы и в конечном счете переходит в тепло Использование различных красителей в качестве активных сред позволило осуществлять плавную перестройку рабочей частоты в широком диапазоне,

охватывающем почти всю видимую область спектра. Максимальная выходная мощность лазера на красителях зависит от используемого растворителя и качества юстировки оптического резонатора. Некоторые добавки, такие, как циклооктатетрен, могут слегка сдвигать полосу флуоресценции красителя и увеличивать мощность излучения

2) Накачка

Все лазеры на красителях накачиваются оптическим методом. При накачке важно, чтобы источник накачки излучал на частотах, близких к положению максимума полосы поглощения. По самой природе красителя лазерное излучение является более длинноволновым, чем возбуждающее излучение. Тип источника накачки определяет не только спектральный диапазон генерации, но и применяемую геометрию накачки. Первым и самым простым методом накачки красителей является метод, аналогичный оптической накачке твердотельных лазеров. Прокачка красителя осуществляется по трубке, помещенной в эллиптический отражатель. Оптическая накачка проводится с помощью стержневых ламп. Эти лампы

обеспечивают импульсные значения мощности накачки несколько киловатт и средние мощности излучения в видимом диапазоне порядка 50 мВт

В качестве источника для накачки красителей можно также использовать лазер на азоте. Оптическая накачка производится в поперечном по отношению к оси генерации направлении. Веерообразный пучок излучения лазера, используемого для накачки, фокусируется в область, ось которой параллельна одной из стенок содержащей краситель кюветы. Выходные окна кюветы можно сделать плоскими и просверлить, нанеся соответствующее покрытие или повернув на угол Брюстера к оси. Зеркала располагают вне ячейки с красителем для того, чтобы при изменении диапазона перестраиваемых частот было достаточно сменить кювету с красителем и перестроить частотно-селективный элемент, расположенный в лазерном резонаторе. Так как излучение лазера на азоте является коротковолновым и его мощность в импульсе высока, генерацию лазера на красителях можно получить в широком спектральном диапазоне (350—680 нм). При таких коротких длинах волн источника накачки иногда используется процесс накачки, протекающий в две стадии: излучение N 2 -лазера (337 нм) сначала поглощается специально добавленным красителем, который эффективно поглощает на этой длине волны, а затем болеет длинноволновое флуоресцентное излучение, в свою очередь, поглощается красителем, который используется для генерации лазерного излучения. Энергия в импульсе излучения типичного лазера на азоте равна примерно 1 мДж (т. е. мощность равна 100 кВт при длительности импульса 10 нс).

Энергия на выходе лазера на красителях при такой накачке составляет от 2 до 200 мкДж (типичное значение 50 мкДж)

Другим широко используемым источником накачки для лазера на красителях является мощное излучение линий (сине-зеленая и ультрафиолетовая области спектра) ионного аргонового лазера. Для многих красителей, у которых генерация происходит на длинах волн, превышающих 560 нм (от желтой до красной области спектра), полосы поглощения красителя совпадают с длинами волн излучения аргонового лазера в видимой области. Накачку других красителей, таких, как кумарин 6, диапазон перестройки которого лежит от 520 до 560 нм, осуществляют одной из линий ионного аргонового лазера (l=488 нм). Красители, генерация излучения которыми осуществляется в синей области спектра, следует возбуждать с помощью аргонового лазера, у которого токовый режим работы и зеркала подобраны так, чтобы получить высокую мощность ультрафиолетового излучения. При использовании мощной накачки ультрафиолетовым излучением в настоящее время можно получать перестраиваемое по длинам волн излучение в синей области спектра на уровне мощности несколько сот милливатт, т. е. на таком уровне мощности, который до создания лазеров на красителях был доступен только на отдельных длинах волн. Так как большинство лазеров на красителях обладают исключительно высоким коэффициентом усиления малого сигнала, требуется лишь небольшой объем активной среды. Однако поглощение интенсивного излучения и последующий нагрев малого объема красителя, а также быстрое заселение триплетного состояния приводят к необходимости непрерывной и быстрой замены вещества в рабочем объеме. Если этого не делать, происходит термическое разложение красителя, что увеличивает, в свою очередь, потери излучения в системе. Для предотвращения разложения красителя можно между двумя окнами, через которые осуществляется накачка и выходит когерентное излучение, помещать поток раствора красителя. Однако экспериментально было найдено, что молекулы красителя разлагаются и загрязняют окна («пригорают» к ним). Чтобы избежать этого, в лазерах на красителях используют струю раствора красителя, которая из специально сконструированного сопла выпускается в воздух, где образует ровный ламинарный слой, через который и проходит излучение лазера накачки. Пучок излучения лазера накачки фокусируется в объем струи красителя, где практически полностью поглощается. Свет накачки, прошедший сквозь струю, поглощается специальной ловушкой. Стимулированное излучение ограничено лишь малым объемом накачки; оптическая ось резонатора составляет небольшой угол с направлением накачки. Резонатор имеет два участка; первый из них состоит из «глухого» зеркала со 100%-ным отражением и дополнительного зеркала. Ось этого участка ориентирована под углом к накачивающему пучку. Второй участок, составленный дополнительным зеркалом и выходным зеркалом (с пропусканием 2—5%), имеет ось, параллельную направлению накачки. Помимо удобств в работе, которые предоставляет параллельность выходного излучения лазера направлению накачки, такой трехзеркальный резонатор имеет большую длину. Это приводит к уменьшению частотного интервала между продольными модами, увеличению числа мод в пределах ширины кривой усиления и повышению выходной мощности излучения по сравнению с более коротким двухзеркальным резонатором

3) Непрерывная перестройка частоты излучения

Перестройка частоты лазерного излучения осуществляется с помощью частотно-селективных элементов типа призменного устройства. В некоторых случаях для увеличения дисперсии используют систему из нескольких призм, работающих вблизи угла Брюстера. Иногда коэффициент усиления красителя бывает настолько высок, что роль диспергирующего элемента (и одновременно «глухого» зеркала) может выполнять дифракционная решетка. Если нормаль к поверхности решетки составляет угол с оптической осью резонатора, то в обратном направлении распространяется излучение в узком спектральном диапазоне вблизи длины волны .

Другим устройством, которое можно использовать для плавной перестройки частоты лазеров на красителях, является двоякопреломляющий фильтр, состоящий из нескольких кристаллических кварцевых пластин различной толщины. Пластины эти помещают в лазерный резонатор под углом Брюстера к оси, так что вертикально-поляризованный свет не испытывает потерь на отражение на поверхностях пластин. Как отмечалось ранее, такие условия способствуют усилению в резонаторе света с высокой степенью поляризации. Чтобы понять принцип перестройки с помощью таких пластин, рассмотрим воздействие одной из них на свет в резонаторе. Главные направления кристалла ориентированы так, что пластина является пластинкой в целую волну для вертикально-поляризованного света.

Для других длин волн вертикально-поляризованный свет после прохождения через пластину станет эллиптически-поляризованным. После отражения от зеркала резонатора этот эллиптически-поляризованный свет испытывает потери при следующем прохождении поверхности кварцевой пластины. Эти потери предотвращают возникновение генерации на длинах волн, заметно отличающихся от тех, для которых кварцевый элемент есть пластинка в целую волну. Хотя одна тонкая пластина может выделить полосу из области генерации спектральной шириной приблизительно 0,3 нм, это значение велико для большинства приложений. Однако если вторая пластина с удвоенной (по сравнению с первой) толщиной также помещена в резонатор, то ширина линии уменьшается до 0,1 нм. В некоторых приложениях используют третью пластину (вдвое более толстую, чем вторая), чтобы сделать ширину линии меньше 0,03 нм Перестройка длины волны выполняется вращением пластин, закрепленных на общем основании, вокруг нормали к поверхности пластин. Так как пластины наклонены к оптической оси резонатора, вращение приводит к эффективному изменению разности показателей преломления и, следовательно, к изменению выделенной длины волны.

ГЛАВА 3

ЭКСПЕРИМЕНТ

Схема опыта № 2

Приборы:

1)Лазер гелий — неоновый

2)Микроамперметр (N=150, класс точности 1,5)

3)РНШ

4)лампа ина+тн-0.2−2

Расстояние между электродами d=0.01 м, длина электродов l=0.004 м.

5)Кремниевый фотодиод ФД-24К

Рис. 8 Кремниевый фотодиод ФД-24К

Технические данные

Основные технические данные фотодиода ФД-24К

1)Экспериментальное нахождение

По формуле (21) получаем

По формуле (20) получаем экспериментальное значение концентрации:

2)Теоретическое нахождение

Вывод: при определении концентрации атомов в газе получены экспериментальные

и теоретические

значения. Как видно из рисунка интервалы перекрываются, а значит результаты эксперимента достоверны.

1,23 1,34 1,35 1,43 1,47 1,52

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В данной работе было рассмотрено:

1.определение концентрации атомов в газе методом атомно-абсорбционной спектроскопии

2. проведён анализ основных приёмов и понятий атомно-абсорбционной спектроскопии

3. рассмотрены основные виды уширений

4. выведена связь между концентрацией атомов и коэффициентом поглощения в центре доплеровской линии.

По результатам эксперимента можно сделать вывод: моделирование атомно-абсорбционных измерений в варианте лазерной спектроскопии, то есть в качестве источника используется He-Ne лазер, а в качестве вещества разряд Ne в лампе удалось. Зарегистрировано поглощение атомов и рассчитана концентрация атомов

экспериментальные

теоретические

значения.

Таким образом, цель поставленная в данной работе достигнута, задачи выполнены.

1. Бочкова О. П., Изв. АН СССР, сер. Физ., 2004;252 с.

2. Вайнштейн Л. А., Собельман И. И., Юрков Е. А. Возбуждение атомов и уширение спектральных линий. М.: Наука, 1979. 319с.

3. Веденеев В. И., Гурвич Л. В., Кондратьев В. Н. и др. Энергии разрыва химических связей. Потенциалы ионизации и сродство к электрону. М.: АН СССР, 1963. 215 с.

4. Герцберг Г. Теория атомных спектров, ИЛ, 1972.

5. Ельяшевич М. А., Атомная и молекулярная спектроскопия. Изд. 2-е.- М.: Эдиториал УРСС, 2001.-896 с.

6. Зоммерфельд А. Строение атома и спектры. Т. 1, 593 с.; 2, 694 с. М.: Гостехиздат, 2006.

7. Кондиленко И. И, П. А. Коротков.

Введение

в атомную спектроскопию. 1976.

8. Корлисс Ч., Бозман У. Вероятности переходов и силы осцилляторов 70 элементов. М.: Мир, 1968. 562 с.

9. Летохов B.C., Чеботаев В. П. Принципы нелинейной лазерной спектроскопии. М.: Наука, 1975. 279 с.

10. Львов Б. В., Оптика и спектроскопия 1975. 507 с.

11. Мурадов В. Г. Атомно-абсорбционная спектроскопия в термодинамических исследованиях. Ульяновск, 1975.72 с.

12. Островский Ю. И., Пенкин Н. П., Оптика и спектроскопия 1961.-565 с.

13. Сандерс Дж. Основные атомные константы. М.: Госатомиздат, 1962. 76 с.

14. Собельман И. И. Теория атомных спектров, М., 1978.

15. Толанский С., спектроскопия высокой разрешающей сил, пер. с англ., ИЛ, М., 1955

16. Унзольд А., Физика звёздных атмосфер, пер. с нем., ИЛ, М., 1949;630 с.

17. Фриш С. Э., Оптические спектры, Физмтгиз, М.-Л., 2003

18. Шпольский Э. В. Атомная физика. Т.1.

Введение

в атомную физику. 7-изд. М.: Наука, 1984. 552 с.