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.
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 частинтакож 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) ink(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=R∆I 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=R∆I = 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)=e→A++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)+hυ→A++e. Конкуренція цих та інших процесів визначає, чи викличуть зміни заселеностей ∆niта ∆nkзбільшення 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-1
∆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 (КТ
У випадку твердих тіл, а також багатьох рідин основною причиною зміни показника заломлення є його власна температурна залежність. Так, наприклад, для більшості рідин
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.