Визначення концентрації атомів в газі методом атомно-абсорбційної спектроскопії

[ виправити ] текст може містити помилки, будь ласка перевіряйте перш ніж використовувати.

скачати

Федеральне Агентство з освіти

Державне Освітній заклад

Вищої професійної освіти

Ульяновський Державні педагогічний університет

Ім'я І. Н. Ульянова

Кафедра загальної фізики

Студентка 4 курсу

Денного відділення

Фізико-математичного факультету

Калачова О.В.

Визначення концентрації атомів в газі методом атомно-абсорбційної спектроскопії

Курсова робота

Науковий керівник: кандидат

фізико-математичних наук,

доцент Кудрявцев Ю Н.

Ульяновськ 2007

Зміст:

Введення ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .. ... ... ..... 3

1. Глава 1 Теорія атомно-абсорбційних вимірювань .............................. 6

1.1 випромінювання і поглинання світла ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .... 6

1.2 поняття лінії поглинання і коефіцієнта поглинання ... ... ... .8

1.3 контур лінії поглинання ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .10

1.4 зв'язок між коефіцієнтом поглинання в центрі допплерівської

лінії (k ) І концентрацією поглинаючих атомів

( або тиском пари P) ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 14

2.Глава 2 Лазери ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .. 16

2.1 Принцип роботи лазера ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 16

2.2 Опис роботи гелій-неонового лазера ... ... ... ... ... ... ... ... .. 22

2.3 Лазери на органічних барвниках ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 25

3. Глава 3 Експеримент ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... .. 30

висновок ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 34

Список літератури ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... ... 35

1.Вступ

Відкриття та історія досліджень атомної абсорб ції нерозривно пов'язані з усією історією спектроскопії та спектрального аналізу. У 1802 р. Волластон, програ Виведи досвід Ньютона по розкладанню суцільного сол кінцевим спектру, вперше виявив, що якщо пучок сонячного світла пропускати не через круглий отвір у віконниці, а через щілину, то сонячний спектр виявляється пересіченим кількома темними лініями. Однак це відкриття не привернуло до себе уваги. Через 15 років незалежно від Волластона Фраунгофер знову виявив темні лінії в спектрі Сонця, які й підлозі чилі на честь нього назву фраунгоферових.

Походження темних ліній було встановлено лише в 1859 р. Кірхгофа. Кірхгоф вперше зробив від четлівий висновок про можливість визначення хімічних ського складу речовини за спектрами. У спільних ра ботах з Бунзеном Кірхгоф дав численні при міри застосування спектрів для визначення лужних металів у полум'я. Тому Бунзен і Кірхгоф справедливо вважаються основоположниками спектрального аналізу.

У 1861 р. Кирхгофом була опублікована робота по спектральному аналізу хімічного складу сонячної атмосфери, в якій він за збігом ліній випускаючи ня певних елементів з фраунгоферових чи нями сонячного спектру констатував присутність цих елементів на Сонце. У результаті найважливішою сферою застосування атомної абсорбційної спектроскопії стають астрофізика і астрохімія, які з'ясовують хімічний склад, фізичний стан і характер руху небесних тіл.

Перші два десятиліття XX ст. знаменуються значними досягненнями в галузі теорії атомної аб сорбції. У цей період були встановлені основні зі відносини: пов'язують величину поглинання з атом ними постійними, сформульована теорія розширення ліній з тиском, виведено співвідношення для контуру лінії поглинання при сумарному дії не скількох ефектів розширення, розроблені методи вимірювання атомної абсорбції.

Завдяки теоретичному обгрунтуванню процесів абсорбції вдалося отримати кількісні дані про сонячну і зоряних атмосферах їхній хімічний склад, температурах, електронних концентраціях і пр.

Абсорбційний метод знайшов застосування при рас шифровці складних спектрів, тому що в поглинанні на блюдаются лінії, що починаються тільки з низьких енер енергетичних рівнів.

Для астрофізичних цілей, дослідження плазми, з'ясування особливостей будови атома важливо знати тривалості життя збуджених станів ато будинкiв та ефективні перерізи атомів при зіткненні з молекулами стороннього газу. Вимірювання поглинання застосовуються також і при дослідженні надтонкої структури атомних ліній і ефекту Зеемана, тобто в тих випадках, коли для регі страції явища необхідні дуже вузькі спектральні лінії.

Застосування атомної абсорбції в аналітичній хімії починається в сорокових роках і стосується виключи тельно визначення парів ртуті в повітрі.

У 1954 р. з'являється праця О. П. Бочкової присвячена застосуванню атомної абсорбції для аналізу газів. Цими одиничними роботами обмежувалося аналітичне використання атомної абсорбційної спектроскопії аж до 1955 р.

У 1955 р. Уолшем були виявлені наибо леї суттєві переваги абсорбційних методів перед емісійними, запропонований раціональний спосіб реєстрації атомної абсорбції і рекомендовано схему установки для проведення аналізів.

Роботи з атомної абсорбційної спектро скопії проводяться не тільки в області її застосування для аналізу елементарного складу речовини, але і в інших напрямках: розробляються абсорбційні методи аналізу газів, спрощені методи визначення ізотопного складу елементів, ведуться вимірювання абсо лютних величин сил осциляторів і ширини резонанс них ліній , коефіцієнтів дифузії пари елементів в інертних газах.

Мета даної курсової роботи є моделювання атомно-абсорбційних вимірювань у варіанті лазерної спектроскопії, тобто в якості джерела використовується He - Ne лазер, а в якості речовини розряд Ne в лампі.

Завдання: 1) Опрацювати літературу із загальної теорії атомно-абсорбційної спектроскопії.

2) ознайомиться з поняттями коефіцієнта поглинання, розширення контуру лінії.

3) Встановити зв'язок між коефіцієнтом поглинання в центрі допплерівської лінії (k ) І концентрацією поглинаючих атомів .

4) Експериментально обчислити концентрацію атомів і порівняти з теоретичним значенням.

ГЛАВА I

ТЕОРІЯ Атомно-абсорбційна ВИМІРЮВАНЬ

1.1 ВИПРОМІНЮВАННЯ І ПОГЛИНАННЯ СВІТЛА

Випромінювання і поглинання світла пов'язане з процесами переходу атомів з одного стаціонарного стану в інший. Для стаціонарних станів i і k з енергія-ми E і E h в тих випадках, коли E h> E перехід i k веде до поглинання світла, а перехід k i веде до з лучения світла з частотою

= (1)

Відповідно до квантової теорії випромінювання Ейнштейна ме чекаю рівнями i і k можуть спостерігатися переходи трьох типів:

1. Випромінювальні переходи (k i) з порушеної в більш низьке енергетичний стан, що відбуваються мимовільно (спонтанно).

  1. Поглощательная переходи (i k) з більш низ кого в вищий енергетичний стан, походить ходять вимушене в результаті впливу зовнішніх нього випромінювання з частотою v h i

  2. Випромінювальні переходи (k i) з порушеної в більш низьке енергетичний стан, що відбуваються вимушено (індукований) в результаті впливу зовнішнього випромінювання тієї ж частоти, що частота ис пускання

Таким чином, випромінювальні переходи k i вклю чають два роди переходів: спонтанні переходи, що відбуваються без будь-якого зовнішнього впливу, і ви нужденний переходи, що відбуваються під впливом зовнішніх нього випромінювання. Поглощательная ж переходи i k завжди відбуваються при впливі зовнішнього випромінювання. По відношенню до поглинання зворотним процесом є не спонтанне випущення, а процес вийму ному випускання, що виражається в посиленні пучка світла, що проходить через середовище. Це явище, до Неда нього часу розглядалася як якийсь тео ський курйоз, було реалізовано протягом останніх років у системах оптичних квантових підсилювачів і генера торів (лазерів).

Атомний абсорбційний спектральний аналіз заснований на явищі зовсім іншого характеру - вимушеному процесі.

Метод атомно-абсорбційна спектроскопія заснована на законі поглинання атомами досліджуваного пара вузьких спектральних випромінювань

I = I (2)

Тут I -Інтенсивність падаючого випромінювання на поглинаючий шар пара товщиною в інтервалі частот від до + D . I -Інтенсивність минулого випромінювання в тому ж інтервалі частот, k -Коефіцієнт поглинання, який можна вважати постійним тільки для досить вузького спектрального інтервалу.

Існує три варіанти методу атомно-абсорбційної спектроскопії:

  1. з використанням джерела лінійного спектра.

  2. з використанням джерела суцільного спектру.

  3. з одночасним використанням джерел лінійного і суцільного спектрів.

Перший варіант отримав назву методу лінійного поглинання. Другий-методу повного поглинання. Третій - комбінованого методу.

1.2 ПОНЯТТЯ ЛІНІЇ ПОГЛИНАННЯ І КОЕФІЦІЄНТ ПОГЛИНАННЯ

Поглинання світла атомами будь-якого елемента можна спостерігати, пропускаючи пучок світла від джерела із суцільним спектром через середовище, в якій перебувають вільні атоми цього елементу. Застосовуючи прилад з великою роздільною здатністю, легко виявити провали інтенсивності в певних ділянках суцільного спектра, відповідних енергій переходів дов атомів з більш низького у вище енергетичний стан.

Атомне поглинання характеризується експоненціаль вим законом зменшення інтенсивності проходить све та J в залежності від довжини шару l, аналогічних за кону Ламберта в молекулярної спектроскопії:

J = J (3)

Тут J - Інтенсивність падаючого пучка світла, k v - Коефіцієнт поглинання світла, що залежить від частоти . Коефіцієнт поглинання є основною харак теристика, що описує властивості ліній поглинання, подібно поняттю інтенсивності в емісійній спектро скопії. Закони розподілу коефіцієнта поглинання по контуру ліній поглинання аналогічні законам розподілу інтенсивності по контуру ліній випускаючи ня.

При практичних вимірах зручно також застосування няти величину оптичної щільності D, яка визна ляется як

D = (4)

Враховуючи (2), маємо:

D = l lg (e) 0.4343 l (5)

звідки випливає, що оптична щільність прямо пропор нальних коефіцієнту поглинання.

Атомне поглинання відповідає переходам атомів з нижчих в більш високі енергетичні стани. Тому природно, що величина поглинання залежить від заселеності нижнього рівня, відповідного спостерігається лінії.

Заселеність збуджених рівнів незначна в порівнянні з нижнім рівнем. Тому найбільше поглинання спостерігається для ліній, відповідних поглощательная переходах з нижнього збудженого рівня. Ці лінії в атомно-абсорбційному аналізі називають резонансними.

1.3. КОНТУР ЛІНІЇ ПОГЛИНАННЯ

Лінії поглинання, як і лінії випускання, перед ставляют собою не монохроматичні, нескінченно тон кі лінії, а мають певну кінцеву ширину. Під напівшириною лінії поглинання увазі ся ширина контуру в тому місці, де коефіцієнт поглинутої зразка домлення k v зменшується вдвічі. напівширину лінії зручно виражати не в одиницях довжин хвиль, а в частотах оскільки підлозі ширина, виражена в цих одиницях, опи писують властивості лінії поглинання неза мо від її довжини хвилі.


Рис 1 контур лінії.

Легко встановити зв'язок між напівшириною, вираженої в частотах.

(Сек ) = (6)

(См ) =

де с - швидкість світла.

Форма контуру ліній визначається сумарним дей наслідком наступних факторів:

  1. природне розширення;

  2. доплерівське розширення;

  3. лорентцівську розширення.

Інші можливі причини уширення спектральних ліній, пов'язані, наприклад, із взаємодією атомів з електрично зарядженими частинками або один з одним, не істотні для найбільш поширених способів отримання поглинаючих шарів. Тому розглянемо тільки зазначених вище розширення.

1) Природне розширення ліній пов'язано, з погляду ня квантової електродинаміки, зі ступенем розширення ня рівнів. Розширення є результатом конеч ного часу життя ( ) Рівнів, між якими про виходить перехід. Нормальний рівень стабільний ( = ), Тому для резонансних переходів істотна тільки ширина верхнього рівня. Отже

= (7)

Контур лінії, обумовлене природним розширюючись ням, має дисперсійну форму, описувану Вира жением

= (8)

Де k 0-коефіцієнт поглинання в центрі лінії.

2) Допплеровское уширення ліній пов'язано з беспоря дочним тепловим рухом атомів щодо на спостерігача. У результаті руху атома зі швидкістю, проекція якої на напрям спостереження дорівнює v x, частота поглинання атомом представляється наблюда телю зміщеною на

= (9)

де -Швидкість руху частки.

Якщо рух атомів в поглинаючій комірці під чиняться розподілу Максвелла, яке завжди справедливо для термодинамічних рівноважних систем, то розподіл коефіцієнта поглинання k v визна-ляется вираз

= (10)

де А-атомний вагу, R - Газова стала, Т - температура, ko (D) - Коефіцієнт поглинання в центрі лінії. Величина ko (D) визначається формулою

= (11)

тут f - Сила осцилятора, N-концентрація атомів.

Допплерівська полушіріна лінії:

= (12)

або після підстановки постійних,

= 0.716 * 10 (13)

3) лорентцівську розширення. Вперше ударний механізм розширення був розглянути трен Лорентцем в 1905 р. Згідно Лорентцу випромінювання атома розглядалося як гармонійне коливання внутріатомної електрона. У момент зіткнення ато ма зі сторонньою часткою коливання обривалася, а після зіткнення відновлювалося з тією ж самою ча стота. Таким чином, коливання представлялися у вигляді відрізків синусоїди з випадковим розподілом фаз в окремих відрізках.

Контур лінії, обумовлений лорентцівську ефектом, має такий же вигляд, як і при природному розширенні лінії:

= (14)

тут -Коефіцієнт поглинання в центрі лінії,

= (15)

лорентцівську полушіріна лінії, яка у свою чергу залежить від умов досвіду відповідно до виразу

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

σ - ефективний переріз для розширюють зіткнення між атомом і молекулою, м де Р - тиск газу, А - атомна вага атомів, М - молекулярна вага газу;

Згідно сучасним предста тичних, взаємодія між частинками веде не до обриву, а лише до зміни фази коливань. У розрахунок приймаються всі зміни фази, викликані як поблизу кими, так і далекими прольотах взаємодіючих частинок. Остання обставина дозволила пояснити зсув ліній щодо первісної частоти v 0 на величину v s.

1.4 ЗВ'ЯЗОК МІЖ Коефіцієнти поглинання У ЦЕНТРІ Доплеровське ЛІНІЇ (k ) І концентрації поглинаючих АТОМІВ ( АБО ТИСКОМ ПАРА P)

Коефіцієнт поглинання в центрі допплерівської лінії і концентрація поглинаючих атомів пов'язані співвідношенням:

= (17)

то з урахуванням застосовності основного рівняння ідеального газу до насиченого пару при тисках нижче атмосферних у вигляді:

P = kT (18)

Знаходимо зв'язок між тиском пари і коефіцієнтом поглинання в центрі допплерівської лінії:

(19)

Де μ - молекулярна вага, R-універсальна газова стала, T - температура поглинаючого шару газу, ν - частота на яку припадає центр лінії, f-сила осцилятора.

Обчислення концентрації поглинаючих атомів експериментально:

(20)

D-оптична щільність

(21)

Коефіцієнт поглинання

(22)

Теоретично:

(23)

Де λ - довжина вільного пробігу, d-відстань між електродами, φ - потенціал іонізації.

(24)

Де d - діаметр молекули NE.

(25)
A-атомна вага, S - площа перерізу, М-молярний вага

РОЗДІЛ 2

ЛАЗЕРИ

2.1 ПРИНЦИП РОБОТИ ЛАЗЕРА

Біля витоків глобальних змін стояли видатні фізики XX століття Микола Геннадійович Басов, Олександр Михайлович Прохоров і американець Чарлз Хард Таунс.В 1964 всі троє отримали Нобелівську премію "за фундаментальні роботи в області квантової електроніки, які привели до створення осциляторів і підсилювачів, заснованих на принципі лазера-мазера ".

Принцип роботи лазера:

Розглянемо схему енергетичних рівнів деякого атома (рис.1).

Знаючи, що, якщо атому, що знаходиться на основному рівні W 1, повідомити енергію, то він може перейти на один з збуджених рівнів (рис.2). Навпаки, збуджений атом може мимовільно (спонтанно) перейти на один з нижчих рівнів, випромінюючи при цьому певну порцію енергії у вигляді кванта світла (рис.2б). Якщо випромінювання світла відбувається при переході атома з рівня енергії W m на рівень енергії W n, то частота випромінюваного (або поглинається) світла ν mn = (W m - W n) / h.

Саме такі спонтанні процеси випромінювання відбуваються в нагрітих тілах і світяться газах. Нагрівання або електричний розряд переводять частина атомів в збуджений стан; переходячи в нижні стану, вони випромінюють світло. У процесі спонтанних переходів атоми випромінюють світло незалежно один від одного. Кванти світла хаотично випускаються атомами у вигляді хвильових цугов. Цуги не узгоджені один з одним у часі, тобто мають різну фазу. Тому спонтанне випромінювання некогерентно.

Поряд зі спонтанним випромінюванням порушеної атома існує вимушене (або індуковане) випромінювання: збуджені атоми випромінюють під дією зовнішнього швидкозмінних електромагнітного поля, наприклад світла. При цьому виявляється, що під дією зовнішньої електромагнітної хвилі атом випромінює вторинну хвилю, у якій частота, поляризація, напрям поширення і фаза повністю збігаються з параметрами зовнішнього хвилі, що діє на атом. Відбувається як би копіювання зовнішньої хвилі (Ріс.2в). Поняття про індукований випромінюванні було введено у фізику А. Ейнштейном в 1916 р. Явище вимушеного випромінювання дає можливість управляти випромінюванням атомів з допомогою електромагнітних хвиль і таким шляхом генерувати і підсилювати когерентний світло. Щоб здійснити це практично, потрібно задовольнити трьом умовам.

  1. Необхідний резонанс - збіг частоти падаючого світла з одного з частот ν mn спектру атома. Про виконання резонансного умови подбала сама природа, тому що спектри випромінювання однакових атомів абсолютно ідентичні.

  2. Інша умова пов'язана з населеністю різних рівнів. Поряд з вимушеним випромінюванням світла атомами, що знаходяться на верхньому рівні W m, відбувається також резонансне поглинання атомами, що населяють нижній рівень W n. Атом, що знаходиться на нижньому рівні W n, поглинає світловий квант, переходячи при цьому верхній рівень W m. Резонансне поглинання перешкоджає виникненню генерації світла. Чи буде система атомів генерувати світло чи ні, залежить від того, яких атомів в речовині більше. Для виникнення генерації необхідно, щоб число атомів на верхньому рівні N m було більше числа атомів на нижньому рівні N n, між якими відбувається перехід. У природних умовах на більш високому рівні при будь-якій температурі менше частинок, ніж на більш низькому. Тому в будь-якому тілі, як завгодно сильно нагрітому, поглинання світла буде переважати над випромінюванням при вимушених переходах. Для порушення генерації когерентного світла необхідно вжити спеціальних заходів, щоб з двох обраних рівнів верхній був заселений більше, ніж нижній. Стан речовини, в якому число атомів на одному з рівнів з більш високою енергією більше числа атомів на рівні з меншою енергією, називається активним або станом з інверсією (зверненням) населенностей. Таким чином, для порушення генерації когерентного світла необхідна інверсія населенностей для тієї пари рівнів, перехід між якими відповідає частоті генерації.

Третя проблема, яку необхідно вирішити для створення лазера, - це проблема зворотного зв'язку. Для того, щоб світло керував випромінюванням атомів, необхідно, щоб частина випромінюваної світлової енергії весь час залишалася всередині робочої речовини, викликаючи вимушене випромінювання світла все новими і новими атомами. Це здійснюється за допомогою дзеркал. У найпростішому випадку робоча речовина міститься між двома дзеркалами одне з яких має коефіцієнт відбиття близько 99.8%, а друге (вихідна) - близько 97-98%, що може бути досягнуто тільки за рахунок застосування діелектричних покриттів. Світлова хвиля, випущеної в будь-якому місці в результаті спонтанного переходу атома, посилюється за рахунок вимушеного випускання при поширенні її через робоча речовина. Дійшовши до вихідного дзеркала, світло частково пройде крізь нього. Ця частина світлової енергії випромінюється лазером за межами й може бути використана. Частина ж світла, відбилася від напівпрозорого вихідного дзеркала, дає початок нової лавині фотонів. Ця лавина не буде відрізнятися від попередньої в силу властивостей вимушеного випромінювання.

При цьому, як і в будь-якому резонаторі, умова резонансу виконується тільки у тих хвиль, для яких на подвійному оптичному шляху всередині резонатора вкладається ціле число довжин хвиль. Найбільш сприятливі умови складаються для хвиль, що поширюються уздовж осі резонатора, що і забезпечує надзвичайно високу спрямованість випромінювання лазера.

Виконання описаних умов ще недостатньо для генерації лазера. Для того, щоб виникла генерація світла, посилення в активній речовині повинне бути досить великим. Воно повинно перевищувати деяке значення, зване пороговим. Дійсно, нехай частина світлового потоку, що падає на вихідну дзеркало, відбилася тому. Посилення на подвійному відстані між дзеркалами (один прохід) повинно бути таким, щоб на вихідну дзеркало повернулася світлова енергія, не менша, ніж у попередній раз. Тільки тоді світлова хвиля почне наростати від проходу до проходу. Якщо ж цього немає, то протягом другого проходу вихідного дзеркала досягне менша енергія, ніж у попередній момент, протягом третього - ще менша і т.д. Процес ослаблення буде тривати до тих пір, поки світловий потік не загасне повністю. Ясно, що чим менше коефіцієнт відображення вихідного дзеркала, тим більшим пороговим посиленням має мати робоча речовина. Таким чином, у списку джерел втрат дзеркала стоять на першому місці.

Іншим джерелом втрат є торці трубки з активним середовищем. Для зменшення втрат на кордоні цієї трубки вихідні віконця роблять скошеними під кутом Брюстера (рис. 4). Лінійно поляризоване світло з електричним вектором, що лежить в площині падіння, не відчуває втрат на відбиття, внаслідок цього лазер генерує лінійно поляризоване світло.

Умови, необхідні для створення джерела когерентного світла:

  • потрібно робоча речовина з інверсною населеністю. Тільки тоді можна отримати посилення світла за рахунок вимушених переходів;

  • робоча речовина слід помістити між дзеркалами, які здійснюють зворотний зв'язок;

  • посилення, що дається робочою речовиною, а значить, число збуджених атомів або молекул в робочому речовині повинне бути більше порогового значення, що залежить від коефіцієнта відбиття вихідного дзеркала.

При виконанні цих трьох умов ми отримаємо систему, здатну генерувати когерентний світло, і звану лазером. Слово "лазер" складається з перших літер англійської фрази: "L ight a mplification by s timulated e mission of r adiation", що означає "посилення світла за допомогою вимушеного випромінювання". Генерація когерентного світла відбувається однаково в усіх лазерах, як газових, так і твердотільних. Особливості газового лазера і відміну окремих видів газових лазерів один від одного пов'язані з вибором робочого газу та у спосіб створення інверсії населенностей.



2.2 ПРИНЦИП РОБОТИ ГЕЛІЙ-НЕОНОВИМ ЛАЗЕРА

Розглянемо більш докладно (рис. 6) спосіб здійснення інверсії населенностей на прикладі гелій-неонового лазера.

1.В гелій-неоновому лазері робочою речовиною є нейтральні атоми Ne. В електричному розряді частина атомів Ne переходить з основного рівня W 1 на довгоживучі збуджені рівні W 5 і W 4.

Інверсія населенностей створюється більшою заселеністю W 5 і W 4 у порівнянні з короткоживущим рівнем W 3. Однак у чистому неоні створення інверсії населенностей заважає метастабільний резервуар збуджень, резонансним чином переданих від гелію до неону.

  1. Якщо правильно підібрати парціальні тиску гелію (~ 1 мм. Рт.ст.) і неону (~ 0.1 мм. Рт.ст.) в суміші, то можна домогтися заселеності одного або обох рівнів W 4 і W 5 атомів неону, значно перевищує населеність цих рівнів у чистому неоні, і отримати інверсію населенностей між рівнями W 4, W 5 і W 3.

  2. Цікаво, що спустошення нижнього короткоживучого рівня W 3 неону в гелій-неоновому лазері відбувається під впливом зіткнень атомів неону зі стінками газорозрядної трубки. Ці зіткнення по-різному впливають на заселеність різних рівнів. Вони практично не змінюють населеності рівнів W 4, W 5 і безпосередньо W 3, тому що час життя атома на цих рівнях недостатньо велике, щоб атоми, що знаходяться в цих станах, могли "дістатися" до стінки. Ці рівні руйнуються набагато раніше. У той же час атоми на рівні W 2 живуть довго і добираються до стінок. Зіткнення зі стінками розвантажують рівень W 2, в результаті чого атоми неону переходять з рівня W 3 на більш низький W 2, тобто рівень W 3 спустошується швидше, ніж при заселеному W 2.

    Для того, щоб зіткнення атомів неону зі стінками ефективно спустошували рівень W 3, необхідно підібрати оптимальний діаметр трубки лазера. Експеримент показав, що максимальна потужність гелій-неонового лазера досягається при діаметрі трубки 6 - 7 мм. При великих діаметрах трубки потужність лазера падає, незважаючи на сильне збільшення обсягу робочого газу. Падіння потужності обумовлено тим, що ефективно спустошуються рівні для тих атомів, які знаходяться поблизу стінок, а атоми, що знаходяться в центрі трубки, практично виключаються з процесу генерації.

    У дійсності, рівні W 3, W 4 і W 5 неону являють собою смуги з великого числа тісно розташованих рівнів. У спектрометрі з невеликим дозволом ми бачимо одну лінію (1 на рис.7), тоді як насправді вона являє собою цілий набір ліній з дуже близькими частотами.

    Ширина спектральної лінії атома Ne визначає область частот, в якій може мати місце генерація світла при інверсії населенностей відповідного переходу. Оптичний резонатор, що складається з двох плоских паралельних дзеркал (резонатор Фабрі-Перо), вирізає з цієї щодо широкої спектральної лінії набагато більш вузькі лінії (2, 3, 4), відповідні власних частот резонатора. Якщо посилення в Ne досить велике, то генерація може виникнути на великому числі власних частот (мод) резонатора, для яких посилення перевищує втрати світла в газі та дзеркалах (розсіяння і поглинання). Наприклад, при рівні втрат β 1 можуть генерувати три моди, при β 2 - одна центральна.

    Таким чином, лазер не обов'язково генерує на одній частоті, частіше навпаки, генерація відбувається одночасно на декількох типах коливань, для яких посилення більше втрат в резонаторі. Для того щоб лазер працював на одній частоті (у одномодовом режимі), необхідно, як правило, приймати спеціальні заходи (наприклад, збільшити втрати, як це показано на рис. 7) або змінити відстань між дзеркалами так, щоб посилювалася тільки одна мода. Так як лінії генерації в основному визначаються власними частотами оптичного резонатора, стабільність газового лазера буде визначатися стабільністю резонатора, тобто нерухомістю дзеркал. Для регулювання положення дзеркал використовують явища магнітострикції стрижнів або п'єзокерамічні пластини на дзеркалах.

    Довжина лазерів на суміші гелій-неону зазвичай близько 1 - 2 м, що дозволяє отримати високу спрямованість лазерного променя (реально отримана расходимость ~ 1-2 '). Крім дуже високої спрямованості, гелій-неоновий лазер забезпечує і дуже високу стабільність частоти генерації. Незважаючи на малу вихідну потужність (10 - 100 мВт), гелій-неоновий лазер - один з найпоширеніших.

    2.4 ЛАЗЕРИ НА Органічні барвники

    1) Активна середу

    Активне середовище лазера на барвнику складається з розчину органічного барвника. Коли барвник збуджується зовнішнім джерелом короткохвильового випромінювання, він випромінює на більш довгих хвилях або флуоресціює, поглинаючи фотон на довжині хвилі збудження, а потім випромінюючи фотон на довжині хвилі флуоресценції. Різниця енергії фотонів йде на безвипромінювальної переходи і в кінцевому рахунку перетворюється на тепло Використання різних барвників в якості активних середовищ дозволило здійснювати плавну перебудову робочої частоти в широкому діапазоні,

    охоплює майже всю видиму область спектру. Максимальна вихідна потужність лазера на барвниках залежить від використовуваного розчинника та якості юстування оптичного резонатора. Деякі добавки, такі, як ціклооктатетрен, можуть злегка зрушувати смугу флуоресценції барвника і збільшувати потужність випромінювання

    2) Накачування

    Всі лазери на барвниках накачуються оптичним методом. При накачуванні важливо, щоб джерело накачування випромінював на частотах, близьких до положення максимуму смуги поглинання. По самій природі барвника лазерне випромінювання є більш довгохвильовим, ніж збудливу випромінювання. Тип джерела накачування визначає не тільки спектральний діапазон генерації, але й застосовувану геометрію накачування. Першим і самим простим методом накачування барвників є метод, аналогічний оптичної накачуванні твердотільних лазерів. Прокачування барвника здійснюється по трубці, вміщеній в еліптичний відбивач. Оптична накачка проводиться за допомогою стрижневих ламп. Ці лампи

    забезпечують імпульсні значення потужності накачування кілька кіловат і середні потужності випромінювання у видимому діапазоні порядку 50 мВт

    У якості джерела для накачування барвників можна також використовувати лазер на азоті. Оптична накачка виробляється в поперечному по відношенню до осі генерації напрямку. Віялоподібний пучок випромінювання лазера, використовуваного для накачування, фокусується в область, вісь якої паралельна одній зі стінок містить барвник кювети. Вихідні вікна кювети можна зробити плоскими і просвердлити, завдавши відповідне покриття або повернувши на кут Брюстера до осі. Дзеркала розташовують поза осередку з барвником для того, щоб при зміні діапазону перебудовуються частот було досить змінити кювету з барвником і перебудувати частотно-селективний елемент, розташований в лазерному резонаторі. Оскільки випромінювання лазера на азоті є короткохвильовим і його потужність в імпульсі висока, генерацію лазера на барвниках можна отримати в широкому спектральному діапазоні (350-680 нм). За таких коротких довжинах хвиль джерела накачування іноді використовується процес накачування, що протікає в дві стадії: випромінювання N 2-лазера (337 нм) спочатку поглинається спеціально доданим барвником, який ефективно поглинає на цій довжині хвилі, а потім хворіє довгохвильове флуоресцентне випромінювання, у свою чергу , поглинається барвником, який використовується для генерації лазерного випромінювання. Енергія в імпульсі випромінювання типового лазера на азоті дорівнює приблизно 1 мДж (тобто потужність дорівнює 100 кВт при тривалості імпульсу 10 нс).

    Енергія на виході лазера на барвниках при такій накачуванні становить від 2 до 200 мкДж (типове значення 50 мкДж)

    Іншим широко використовуваним джерелом накачування для лазера на барвниках є потужне випромінювання ліній (синьо-зелена і ультрафіолетова області спектра) іонного аргонового лазера. Для багатьох барвників, у яких генерація відбувається на довжинах хвиль, що перевищують 560 нм (від жовтої до червоної області спектра), смуги поглинання барвника збігаються з довжинами хвиль випромінювання аргонового лазера у видимій області. Накачування інших барвників, таких, як кумарин 6, діапазон перебудови якого лежить від 520 до 560 нм, здійснюють одній з ліній іонного аргонового лазера (l = 488 нм). Барвники, генерація випромінювання якими здійснюється в синій області спектру, слід порушувати за допомогою аргонового лазера, у якого струмовий режим роботи і дзеркала підібрані так, щоб отримати високу потужність ультрафіолетового випромінювання. При використанні потужної накачування ультрафіолетовим випромінюванням в даний час можна одержувати перебудовується за довжинами хвиль випромінювання в синій області спектра на рівні потужності кілька сотень мілліватт, тобто на такому рівні потужності, який, до створення лазерів на барвниках був доступний тільки на окремих довжинах хвиль. Так як більшість лазерів на барвниках володіють виключно високим коефіцієнтом посилення малого сигналу, потрібно лише невеликий обсяг активного середовища. Однак поглинання інтенсивного випромінювання і подальший нагрів малого обсягу барвника, а також швидке заселення триплетного стану призводять до необхідності безперервної і швидкої заміни речовини в робочому об'ємі. Якщо цього не робити, відбувається термічне розкладання барвника, що збільшує, у свою чергу, втрати випромінювання в системі. Для запобігання розкладання барвника можна між двома вікнами, через які здійснюється накачування і виходить когерентне випромінювання, поміщати потік розчину барвника. Проте експериментально було знайдено, що молекули барвника розкладаються і забруднюють вікна («пригоряють» до них). Щоб уникнути цього, в лазерах на барвниках використовують струменем розчину барвника, що із спеціально сконструйованого сопла випускається в повітря, де утворює рівний ламінарний шар, через який і проходить випромінювання лазера накачування. Пучок випромінювання лазера накачування фокусується в обсяг струменя барвника, де практично повністю поглинається. Світло накачування, що пройшов крізь струмінь, поглинається спеціальної пасткою. Стимульоване випромінювання обмежене лише малим об'ємом накачування; оптична вісь резонатора становить невеликий кут з напрямком накачування. Резонатор має дві ділянки; перший з них складається з «глухого» дзеркала з 100%-ним відображенням і додаткового дзеркала. Вісь цієї ділянки орієнтована під кутом до накачуємо пучку. Друга ділянка, складений додатковим дзеркалом і вихідним дзеркалом (з пропущенням 2-5%), має вісь, паралельну напрямку накачування. Крім зручностей в роботі, які надає паралельність вихідного випромінювання лазера напрямку накачування, такий трехзеркальний резонатор має велику довжину. Це призводить до зменшення частотного інтервалу між поздовжніми модами, збільшення числа мод в межах ширини кривої посилення та підвищення вихідний потужності випромінювання в порівнянні з більш коротким двухзеркальним резонатором

    3) Безперервна перебудова частоти випромінювання

    Перебудова частоти лазерного випромінювання здійснюється за допомогою частотно-селективних елементів типу призмового пристрою. У деяких випадках для збільшення дисперсії використовують систему з декількох призм, що працюють поблизу кута Брюстера. Іноді коефіцієнт посилення барвника буває настільки високий, що роль диспергуючого елемента (і одночасно «глухого» дзеркала) може виконувати дифракційна решітка. Якщо нормаль до поверхні решітки складає кут з оптичною віссю резонатора, то у зворотному напрямку поширюється випромінювання у вузькому спектральному діапазоні поблизу довжини хвилі.

    Іншим пристроєм, який можна використовувати для плавного перебудови частоти лазерів на барвниках, є двоякопреломляющих фільтр, що складається з декількох кристалічних кварцових пластин різної товщини. Пластини ці поміщають в лазерний резонатор під кутом Брюстера до осі, так що вертикально-поляризоване світло не відчуває втрат на відбиття на поверхнях пластин. Як зазначалося раніше, такі умови сприяють посиленню в резонаторі світла з високим ступенем поляризації. Щоб зрозуміти принцип перебудови за допомогою таких пластин, розглянемо вплив однієї з них на світ в резонаторі. Головні напрямки кристала орієнтовані так, що пластина є пластинкою в цілу хвилю для вертикально-поляризованого світла.

    Для інших довжин хвиль вертикально-поляризоване світло після проходження через пластину стане еліптично-поляризованим. Після відбиття від дзеркала резонатора цей еліптично-поляризоване світло відчуває втрати при наступному проходженні поверхні кварцової пластини. Ці втрати запобігають виникненню генерації на довжинах хвиль, помітно відрізняються від тих, для яких кварцовий елемент є платівка в цілу хвилю. Хоча одна тонка пластина може виділити смугу з області генерації спектральною шириною приблизно 0,3 нм, це значення велике для більшості додатків. Однак якщо друга пластина з подвоєною (у порівнянні з першою) товщиною також поміщена в резонатор, то ширина лінії зменшується до 0,1 нм. У деяких додатках використовують третю пластину (удвічі більше товсту, ніж друга), щоб зробити ширину лінії менше 0,03 нм Перебудова довжини хвилі виконується обертанням пластин, закріплених на загальній основі, навколо нормалі до поверхні пластин. Так як пластини нахилені до оптичної осі резонатора, обертання приводить до ефективного зміни різниці показників заломлення і, отже, до зміни виділеної довжини хвилі.

    РОЗДІЛ 3

    ЕКСПЕРИМЕНТ

    Схема досліду № 2

    Прилади:

    1) Лазер гелій - неоновий

    2) Мікроамперметр (N = 150, клас точності 1,5)

    3) РНШ

    4) лампа ина + тн-0.2-2

    Відстань між електродами d = 0.01 м, довжина електродів l = 0.004 м.

    5) Кремнієвий фотодіод ФД-24К

    Рис. 8 Кремнієвий фотодіод ФД-24К

    Технічні дані

    Основні технічні дані фотодіода ФД-24К

    Максимальний темнової струм при 25 ° С, А

    2,5 x10 -6

    Напруга шуму, В / Гц 1 / 2

    0,61 x10 -6

    Інтегральна струмова чутливість, А / Лм

    6x10 -3

    Робоча напруга, В

    27

    Опір ізоляції, мОм

    100

    Електрична міцність ізоляції висновків, У

    180

    Питома пороговий потік, Лм / см Гц 1 / 2

    1,6 x10 -9

    Максимальна допустима напруга, В

    30

    Ємність, пФ

    600

    Гарантійне напрацювання, год

    4000

    Гарантійний термін, років

    10

    Діапазон спектральної характеристики

    0.41-0. 9 мкм

    Фоточувствительная майданчик, мм 2

    78,5

    Температурний діапазон, ° С

    - 60 ... + 75

    Таблиця № 1 деякі відомості про He і Ne




    ГАЗ

    Потенціал іонізації, В

    Діаметр молекули, м


    HE

    24.58



    NE

    21.56



    Таблиця № 2 визначення сили струму і розрахунок


    похибок при вимірюванні.





    Межа 1.5

    N = 150

    Межа 1.5

    N = 150



    %

    %

    5,7

    5,6

    0,125

    0,075





    5,9

    5,7

    -0,075

    -0,025





    5,8

    5,7

    0,025

    -0,025





    5,9

    5,7

    -0,075

    0,025





    5,825

    5,675



    0.04 8

    0.0 08

    1,73

    0,296








    1) Експериментальне знаходження

    За формулою (21) отримуємо




    За формулою (20) отримуємо експериментальне значення концентрації:


    2) Теоретичне знаходження



    Висновок: при визначенні концентрації атомів в газі отримані

    експериментальні


    і теоретичні

    значення. Як видно з малюнка інтервали перекриваються, а значить результати експерименту достовірні.


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

    ВИСНОВОК

    У даній роботі було розглянуто:

    1. Визначення концентрації атомів в газі методом атомно-абсорбційної спектроскопії

    2. проведено аналіз основних прийомів і понять атомно-абсорбційної спектроскопії

    3. розглянуті основні види розширень

    4. виведена зв'язок між концентрацією атомів і коефіцієнтом поглинання в центрі допплерівської лінії.

    За результатами експерименту можна зробити висновок: моделювання атомно-абсорбційних вимірювань у варіанті лазерної спектроскопії, тобто в якості джерела використовується He - Ne лазер, а в якості речовини розряд Ne в лампі вдалося. Зареєстровано поглинання атомів і розрахована концентрація атомів

    експериментальні


    теоретичні

    значення.

    Таким чином, мета поставлена ​​в даній роботі досягнута, завдання виконані.

    Список літератури:

    1. Бочкова О.П., Ізв.АН СРСР, сер. Фіз., 200 4-252 с.

    2. Вайнштейн Л.А., Собельман І.І., Юрков О.О. Збудження атомів та розширення спектральних ліній. М.: Наука, 1979. 319с.

    3. Вєдєнєєв В.І., Гурвіч Л.В., Кондратьєв В.М. та ін Енергії розриву хімічних зв'язків. Потенціали іонізації і спорідненість до електрона. М.: АН СРСР, 1963. 215 с.

    4. Герцберг Г. Теорія атомних спектрів, ІЛ, 1972.

    5. Єльяшевич М.А., Атомна і молекулярна спектроскопія. Вид. 2-е .- М.: Едіторіал УРСС, 2001.-896 ​​с.

    6. Зоммерфельд А. Будова атома і спектри. Т. 1, 593 с.; 2, 694 с. М.: Гостехиздат, 2006.

    7. Кондиленко І.І, П. А. Коротков. Введення в атомну спектроскопію. 1976.

    8. Корлісс Ч., Бозман У. Ймовірності переходів і сили осциляторів 70 елементів. М.: Світ, 1968. 562 с.

    9. Летохов BC, Чеботаєв В.П. Принципи нелінійної лазерної спектроскопії. М.: Наука, 1975. 279 с.

    10. Львів Б.В., Оптика і спектроскопія 1975. 507 с.

    11. Мурадов В.Г. Атомно-абсорбційна спектроскопія в термодинамічних дослідженнях. Ульяновськ, 1975.72 с.

    12. Островський Ю.І., Пєнкін Н.П., Оптика і спектроскопія 1961.-565 с.

    13. Сандерс Дж. Основні атомні константи. М.: Госатоміздат, 1962. 76 с.

    14. Собельман І.І. Теорія атомних спектрів, М., 1978.

    15. Толанський С., спектроскопія високої роздільної сил, пров. з англ., ІЛ, М., 1955

    16. Унзольд А., Фізика зоряних атмосфер, пров. з нім., ІЛ, М. ,1949-630 с.

    17. Фріш С.Е., Оптичні спектри, Фізмтгіз, М.-Л., 2003

    18. Шпольський Е.В. Атомна фізика. Т.1. Введення в атомну фізику. 7-вид. М.: Наука, 1984. 552 с.



    Додати в блог або на сайт

    Цей текст може містити помилки.

    Фізика та енергетика | Реферат
    150.8кб. | скачати


    Схожі роботи:
    Визначення концентрації атомів в газі методом атомно абсорбційної спектроскопії
    Вимірювання функції розподілу атомів срібла методом Штерна-Ламмерт
    Методи визначення концентрації розчиненого кисню у воді
    Розвязання задач графічним методом методом потенціалів методом множників Лангранжа та симплекс-методом
    Введення в теорію багатоелектронних атомів Елементи теорії багатоелектронних атомів
    Визначення фенолу методом броматометріческого титрування
    Визначення жорсткості води комплексонометричний методом
    Визначення поверхневого натягу методом рахунку крапель
    Визначення переміщення методом Мора Правило Верещагіна
    © Усі права захищені
    написати до нас