S3 - Analiza materiałowa metodą spektroskopii plazmy indukowanej

S3 - Analiza materiałowa metodą spektroskopii plazmy
indukowanej laserem
opieka nad ćwiczeniem: dr hab. Jarosław Koperski
p.310, tel: 5789, e-mail: [email protected]
27 listopada 2006
Spis treści
5 Spektroskopia plazmy
indukowanej laserem
5.1 Podstawy podstaw fizyki plazmy . .
dentów z fizycznymi i doświadczalnymi podstawami
spektroskopii indukowanej promieniowaniem lase1 rowym oraz przeprowadzenie analizy składu chemicznego kilku wybranych próbek.
1
Słowa kluczowe: plazma, częstość plazmowa,
1 promień Debye’a, lokalna równowaga termodynamiczna, spektroskopia plazmy indukowanej laserem
2 (ang. laser induced plasma spectroscopy), ablacja, przebicie elektryczne, promieniowanie hamowania (ang. bremsstrahlung radiation), rekombina2 cja, promieniowanie dyskretne.
3
6 Przebieg ćwiczenia
6
1 Cel ćwiczenia
2 Aparatura i materiały
3 Problemy do przestudiowania
4 Zasady BHP
2
Aparatura i materiały
Laser Nd:YAG (λ = 1064 nm, czas trwania impulsu
∆τ ≈ 10 ns) o energii impulsu około 100 mJ, laser diodowy, spektrometr/monochromator pryzmaĆwiczenie jest eksperymentem dotyczącym analizy tyczny, linijka diodowa CCD (najkrótsze okno poskładu chemicznego materiałów z wykorzystaniem miarowe t = 50 ms), lampa spektralna Hg-Cd-Zn,
b
spektroskopii plazmy indukowanej laserem.
stolik X-Y do przesuwania badanej próbki, układ
Wiązka lasera zogniskowana na badanej próbce ma- optyczny do ogniskowania wiązki lasera na badanej
teriału powoduje jego ablację, a w dalszej kolejności próbce, układ optyczny ogniskujący światło plazmy
podgrzewanie i jonizację powstałych par i ostatecz- na szczelinie wejściowej spektrometru oraz kompunie generację słupa plazmy. Tak wytworzona pla- ter wraz z systemem akwizycji danych.
zma jest źródłem silnego promieniowania o charakterze zarówno ciągłym jak i dyskretnym, charakterystycznym dla atomów występujących w danej
3 Problemy do przestudiowapróbce. Promieniowanie emitowane przez plazmę
jest rejestrowane za pomocą spektrometru z zania
montowaną, w płaszczyźnie jego szczeliny wyjściowej, linijką detektorów CCD (ang. charge-coupled• Plazma i jej podstawowe parametry - stopień
device). Analiza zarejestrowanego widma promiejonizacji, częstość plazmowa, promień Debye’a
niowania pozwala na analizę składu chemicznego
[1].
badanej próbki.
• Procesy promieniste zachodzące w plazmie [1].
Podstawowym celem ćwiczenia jest zapoznanie stu-
1
Cel ćwiczenia
1
II Pracownia Fizyczna IFUJ, S3
2
• Oddziaływanie promieniowania laserowego z
materią - ablacja, przebicie elektryczne, efekt
tunelowy, jonizacja wielofotonowa [2].
•
•
•
•
ablacji (podgrzaniu i odparowaniu), a w następstwie dalszej absorpcji promieniowania laserowego
powstałe pary są dalej podgrzewane i ostatecznie
ulegają jonizacji tworząc plazmę. Powstała plazma
Zastanowić się nad sposobem ogniskowania jest źródłem silnego promieniowania, którego
(przed, czy na próbce) wiązki lasera i ewentu- widmo zawiera m.in. linie spektralne odpowiaalnym wpływem ogniskowania na generowane dające pierwiastkom odparowanym z powierzchni
widma plazmy.
próbki. Na podstawie analizy spektralnej emitowanego widma można otrzymać jakościową i ilościową
Budowa i działanie lasera Nd:YAG [2].
informację o składzie chemicznym próbki.
Budowa, działanie i podstawowe parametry Typowe gęstości mocy laserów używanych w
metodzie SPIL i konieczne do tego, aby nastąpiły
spektrometru.
ablacja materiału i generacja plazmy zawarte są
Działanie linijki diodowej CCD [3].
w granicach 0.5 − 5 GW/cm2 . Podstawowymi
Niniejsza instrukcja nie jest wystarczającym
źródłem informacji dla pełnego zrozumienia
i przeprowadzenia ćwiczenia.
slup plazmy
soczewka
laser
Nd:YAG
4
Zasady BHP
próbka
spektrometr
swiatlowód
Ponieważ w ćwiczeniu wykorzystywane jest silne
kamera CCD
promieniowanie laserowe, źródła wysokiego napięcia oraz niezwykle delikatne elementy optyczne, wo- Rysunek 1: Schemat aparaturowy prostego układu
bec tego od studenta wymaga się stosowania do po- doświadczalnego do spektroskopii plazmy indukoniższych zasad.
wanej laserem.
• Uruchamianie lasera może się odbywać wyłącznie za zgodą i przy obecności prowadzącego
zaletami SPIL są prosty układ eksperymentalny,
ćwiczenie.
duża czułość (pojedyncze ppm), niedestrukcyjny
• Nie wolno patrzeć wprost w wiązkę laserową, charakter, a także to, że badane próbki nie wymagdyż może to doprowadzić do trwałej utraty gają wstępnego przygotowania. Ponadto, stosując
światłowody, w celu doprowadzenia wiązki światła
wzroku.
laserowego do próbki oraz światła emitowanego
• Nie wolno dotykać wyjść zasilaczy wysokiego przez wytworzoną plazmę do spektrometru, metoda SPIL może być zdalną techniką analityczną.
napięcia, grozi to porażeniem prądem.
Schemat typowego układu doświadczalnego używa• Nie wolno dotykać elementów optycznych (so- nego w spektroskopii plazmy indukowanej laserem
czewki, lusterka,itp.), gdyż może to spowodo- jest przedstawiony na rysunku 1.
wać ich zniszczenie.
Mimo, że SPIL wydaje się metodą stosunkowo
prostą do zastosowania, to jednak procesy fizyko5 Spektroskopia plazmy
chemiczne, zachodzące w fazach inicjacji, formowania się i zaniku plazmy są niezwykle złożone i zaindukowanej laserem
leżą od szeregu parametrów takich jak: długość fali
Spektroskopia plazmy indukowanej laserem (SPIL) lasera, czas trwania i energia impulsu laserowego,
jest jedną z metod atomowej spektroskopii emi- przewodność termiczna i własności optyczne próbki
syjnej, w której jako źródła wzbudzenia używa się czy wreszcie od ciśnienia i rodzaju gazu otaczającego próbkę.
lasera impulsowego.
Generacja plazmy impulsem laserowym zachodzi
Kiedy silna wiązka laserowa jest zogniskowana na
powierzchni próbki, niewielka ilość materiału ulega w dwóch etapach. Pierwszy etap to pojawienie się
II Pracownia Fizyczna IFUJ, S3
3
w obszarze zogniskowanej wiązki laserowej swobodnych elektronów, a drugi to lawinowe powielanie ich
liczby i towarzysząca temu produkcja jonów.
Elektrony pojawiające się w obszarze wiązki laserowej mogą być wynikiem procesów jonizacji promieniowaniem kosmicznym, termoemisji z podgrzanej
powierzchni próbki lub jonizacji wielofotonowej odparowanego materiału próbki. Dwa ostatnie procesy zachodzą pod wpływem pierwszych fotonów
impulsu laserowego. W drugim etapie prowadzącym do powstania plazmy, wraz ze wzrostem natężenia światła w trakcie impulsu laserowego, liczba
elektronów jest powielana w sposób lawinowy. Następuje to zasadniczo w drodze jonizacji wielofotonowej
M + mhν −→ M+ + e− ,
(1)
gdzie m jest liczbą fotonów oraz jonizacji w zderzeniach wysokoenergetycznych elektronów z odparowanymi cząstkami próbki
e− + M −→ 2e− + M+ .
(2)
Energię potrzebną w procesach jonizacji elektrony
czerpią z pola fali świetlnej. Po pierwsze, elektrony
są przyspieszane w polu elektrycznym fali świetlnej w czasie pomiędzy zderzeniami. Po drugie, w
trakcie zderzeń trójciałowych z jonami
e− (Ei )+hν +M+ −→ e− (Ek ) + M+ Ek > Ei , (3)
elektrony przejmują energię fotonów. Proces ten
jest procesem odwrotnym do procesu promieniowania hamowania (ang. inverse bremsstrahlung process). Wraz ze wzrostem liczby jonów w trakcie impulsu laserowego wzrasta także liczba zderzeń trójciałowych elektron-foton-jon, a w konsekwencji wzrasta prawdopodobieństwo dalszego powielania elektronów. Proces powielania zachodzi
przez cały czas trwania impulsu i prowadzi do jonizacji ośrodka i powstania plazmy. Po zakończeniu impulsu laserowego (zwykle trwającego około
10 ns) plazma zanika w czasie od około jednej
do kilku mikrosekund. Czas życia plazmy zależy
między innymi od ciśnienia panującego w danym
ośrodku. Im mniejsze ciśnienie, tym krótszy czas
życia plazmy, ponieważ mniejsza jest liczba procesów pułapkowania zaabsorbowanej energii lasera
przez cząstki stanowiące plazmę.
Obrazem procesów zachodzących w generowanej
plazmie są rejestrowane widma promieniowania
tejże plazmy. W pierwszym okresie, do około
kilkuset nanosekund (patrz rysunki 2b,c), widmo
to charakteryzuje się dużym natężeniem promieniowania ciągłego. Na tego typu promieniowanie
składają się promieniowanie hamowania oraz promieniowanie emitowane w trakcie procesów rekombinacji elektron-jon. Na tle promieniowania ciągłego występują również wąskie linie pochodzenia
jonowego. Natomiast widmo rejestrowane po czasie mikrosekund po impulsie laserowym (patrz rysunki 2c,d) zdominowane jest widmem dyskretnym
pochodzenia atomowego i molekularnego. Wspomniane atomy i molekuły powstają w procesach rekombinacji elektron-jon.
Ewolucję czasową widma plazmy indukowanej impulsem lasera Nd:YAG(λ = 532nm), zoogniskowanym na próbkach aluminium i mosiądzu przedstawiają załączone do instrukcji (wersja elektroniczna)
filmy [4]. Na załączonych filmach oś odciętych
to dlugość fali w zakresie 400-650 nm, a oś rzędnych to odległość od powierzchni próbki. Kolejne
klatki filmu rejestrowane były w odstępach czasowych równych 100 ns, a czas integracji tb wynosił
50 ns. Widmo rejestrowane na pierwszej klatce zdominowane jest impulsem laserowym stanowiącym
duże zaburzenie dla pozostałej jego części. Proszę
zwrócić uwagę na ewolucję promieniowania tła plazmy.
5.1
Podstawy podstaw fizyki plazmy
Plazma, określana czwartym stanem materii, to
przewodzący gaz złożony z atomów, jonów i elektronów swobodnych, obojętny jako całość, w którym cząstki naładowane często zachowują się w
sposób kolektywny. Plazma jest opisywana za pomocą różnorodnych parametrów, wśród których
stopień jonizacji (stosunek liczby elektronów do
liczby pozostałych cząstek) odgrywa rolę podstawową. Słabo zjonizowana plazma to taka w której
stopień jonizacji wynosi mniej niż 10%. Z kolei,
w plazmie silnie zjonizowanej występują atomy pozbawione wielu swoich elektronów, co prowadzi do
dużej wartości stopnia jonizacji. Plazma indukowana laserem należy zwykle do kategorii plazmy
słabo zjonizowanej.
Procesy radiacyjne zachodzące w plazmie
Typowe procesy radiacyjne mające miejsce w plazmie są schematycznie przedstawione na rysunku 3.
Zasadniczo, promieniowanie jest emitowane wskutek 1) przejść elektronów pomiędzy stanami niezwiązanymi (ang. free-free), 2) przejść między sta-
II Pracownia Fizyczna IFUJ, S3
4
Rysunek 2: Widma promieniowania plazmy wytworzonej impulsem drugiej harmonicznej lasera Nd:YAG
(λ = 532 nm, ∆τ = 6 ns) o energii 15 mJ i zoogniskowanym na powierzchni płytki mosiężnej. a)
sekwencja czasowa prowadzonych rejestracji, b) widmo promieniowania ciągłego rejestrowane po czasie
td = 100 ns, c) widmo promieniowania ciągłego i dyskretnego zarejestrowane po czasie td = 200 ns i d)
widmo promieniowania dyskretnego zarejestrowane po czasie td = 800 ns. Czas rejestracji wszystkich
widm wynosił tb = 50 ns.
nem nie-związanym a związanym (ang. free-bound )
oraz 3) przejść pomiędzy stanami związanymi (ang.
bound-bound ) atomów, jonów i molekuł. Przejścia
„free-free” mają miejsce w trakcie oddziaływania
elektronu z polem kulombowskim innych cząstek
naładowanych, a promieniowanie wówczas emitowane przez elektron zwane jest promieniowaniem
hamowania (ang. bremsstrahlung). Z kolei przejścia typu „free-bound” towarzyszą procesom rekombinacji elektron-jon. Wynikiem procesów „free-free”
i „free-bound” jest promieniowanie ciągłe, a przejść
„bound-bound” widmo dyskretne. Jeżeli energia E
jest podana w dżulach, to częstość, liczba falowa i
długość fali danego przejścia są podane odpowiednio jako:
Celem metody SPIL jest wytworzenie plazmy cienkiej optycznie, która jest w stanie lokalnej równowagi termodynamicznej (LRT) i której skład jest
identyczny jak badanej próbki. Jeśli podane powyżej warunki są spełnione to wówczas relacje omawiane w dalszej części instrukcji łączą natężenia
obserwowanych linii spektralnych ze względnymi
koncentracjami pierwiastków wchodzących w skład
próbki. Zwykle warunki te są jedynie częściowo
spełnione.
Temperatura i równowaga termodynamiczna
w plazmie
Opis plazmy polega na opisie własności zbioru atomów, jonów, molekuł i elektronów, a nie na opisie
ν = ∆E/h σ = ν/c λ = 1/σ,
(4) własności pojedynczych cząstek. Jeżeli plazma jest
w stanie równowagi termodynamicznej wówczas jej
gdzie ∆E jest różnicą energii pomiędzy poziomami własności takie jak: względne obsadzenie poziomów
danego przejścia. Poziomy energetyczne są zwy- energetycznych czy rozkłady prędkości poszczególczajowo podawane w jednostkach liczby falowej tj. nych rodzajów cząstek można opisać używając po1/cm, a dla stanu podstawowego przyjmuje się jęcia temperatury. W standardowym opisie terenergię równą zero. W takim przypadku liczba fa- modynamicznym równowaga termodynamiczna jest
lowa przejścia jest bezpośrednio wyznaczona jako zdefiniowana jako stan układu, w którym entropia
różnica energii poziomów energetycznych.
przyjmuje wartość maksymalną. Makroskopowe
II Pracownia Fizyczna IFUJ, S3
Rysunek 3: Typowe procesy radiacyjne w atomach
lub jonach. Od lewej do prawej: przejścia boundbound; free-bound; free-free; jonizacja ze stanu
podstawowego; jonizacja ze stanu wzbudzonego; jonizacja wielofotonowa.
parametry takie jak ciśnienie, temperatura, skład
chemiczny, są stałe w całym układzie, a wszystkie
zależności statystyczne wywodzą się ze wspomnianej zasady maksimum entropii. Z zasady tej wynika
także zasada równowag szczegółowych mówiąca, że
każdy proces zachodzący w układzie musi być zrównoważony przez proces do niego odwrotny. W stanie całkowitej równowagi termodynamicznej (CRT)
z zasady maksimum entropii wynika, że:
• prędkości wszystkich rodzajów cząstek są opisane rozkładem Maxwella,
5
W konsekwencji, prawo Plancka nie jest spełnione,
o czym świadczy na przykład występowanie linii
spektralnych w widmie. Stan CRT jest więc pewną
abstrakcją ale jednocześnie punktem odniesienia
dla rzeczywistych układów. Bardzo często używanym przybliżeniem stanu CRT jest stan lokalnej równowagi termodynamicznej (LRT), w którym
wszystkie powyższe prawa są spełnione za wyjątkiem prawa Plancka.
Stan LRT jest stanem w którym decydującą rolę w
ekwipartycji energii, w ramach całej objętości plazmy i na poszczególne rodzaje cząstek, odgrywają
procesy zderzeniowe. Im więcej zderzeń tym łatwiej
osiągnąć stan LRT. Należy również dodać, że równowaga termodynamiczna zachodzi znacznie szybciej w ramach podukładów złożonych odpowiednio
z cząstek ciężkich (atomy, jony, molekuły) i lekkich
(elektrony) niż pomiędzy nimi. Powodem tego jest
fakt, że ilość energii przekazywanej w trakcie zderzenia jest tym większa im mniejsza jest różnica
mas cząstek uczestniczących w zderzeniu. Z tego
wynika możliwość występowania w plazmie kilku
temperatur, różnych dla różnych rodzajów cząstek.
Jeśli w eksperymencie ustalono, że indukowana
plazma jest w stanie LRT to rozkład kilku wielkości, w tym prędkości elektronów oraz obsadzenie
poszczególnych poziomów energetycznych i kolejnych stanów jonizacyjnych zależą od jednej wielkości, temperatury T . Funkcja rozkładu prędkości
opisywana jest wówczas funkcją Maxwella:
fM (v) = (m/2πkT )3/2 exp(−mv 2 /2kT ),
(5)
• rozkład cząstek danego rodzaju, np. atomów gdzie m jest masą cząstki, a v jej prędkością.
lub jonów, na poszczególne poziomy energe- Względne obsadzenia poziomów energetycznych
tyczne jest określony rozkładem Boltzmanna, poszczególnych rodzajów cząstek są opisane rozkładem Boltzmanna:
• koncentracje
poszczególnych
składników
Nj /N0 = (gj /Z) exp(−Ej /kT )
(6)
reakcji chemicznych związane są prawem
Guldberga-Waagego,
w stosunku do obsadzenia N stanu podstawowego
0
• koncentracje cząstek w kolejnych stanach jonizacyjnych określa prawo Sahy-Eggerta,
lub
• gęstość spektralna promieniowania jest określona prawem Plancka,
dla obsadzeń względnych, gdzie Ni,j są obsadzeniami poziomów o energii Ei,j , gi,j są wagami statystycznymi tych poziomów, a Z jest funkcją podziału.
Względne gęstości cząstek Nz w kolejnych stanach jonizacyjnych z są zadane równaniem SahyEggerta:
• temperatury występujące w powyższych prawach są identyczne.
Stan CRT nigdy nie może być zrealizowany w rzeczywistych plazmach. Jeśli układ jest w stanie
CRT, to nie może emitować na zewnątrz promieniowania, gdyż procesy emisji fotonów są całkowicie zrównoważone przez procesy ich absorpcji.
Nj /Ni = (gj /gi ) exp(−(Ej − Ei )/kT )
Nz ne /Nz−1
(7)
= 2(gz /gz−1 )(me kT /2πh̄2 )3/2
× exp(−(∆E)/kT ),
(8)
II Pracownia Fizyczna IFUJ, S3
6
gdzie ∆E jest energią jonizacji jonu o krotności
z − 1.
Natężenie linii spektralnej w warunkach plazmy
optycznie cienkiej, pozostającej w stanie LRT wynosi
I
= hνAN/4π = (hcN0 gA/4πλZ)
× exp(−E/kT ).
(9)
I podaje się w W/sr, ν(λ) jest częstością (długością fali) przejścia, a A jest prawdopodobieństwem
przejścia elektronowego (współczynnikiem A Einsteina). Stosunek natężeń dwóch linii tego samego
atomu/jonu wynosi z kolei
I2 /I1 = (λ1 g2 A2 /λ2 g1 A1 ) exp[−(E2 − E1 )/kT ].
(10)
Wybierając linie dla których wartości g, A i E są
znane i mierząc ich względne natężenie można wyznaczyć temperaturę plazmy T .
6
Przebieg ćwiczenia
Schematy układu eksperymentalnego oraz komory
pomiarowej używanych w tym ćwiczeniu zostały
przedstawione odpowiednio na rysunkach 4 i 5.
W celu przeprowadzenia ćwiczenia należy
1. Włączyć chłodzenie, a następnie zasilanie lasera Nd:YAG.
2. Sprawdzić czy częstość repetycji lasera jest
ustawiona na 1-2 Hz.
3. Zamocować badaną próbkę na stoliku w komorze.
(obraz szczeliny wejściowej monochromatora
powinien przypadać na obszar ogniskowania
wiązki lasera).
9. Zamocować linijkę CCD w płaszczyźnie wyjściowej monochromatora i podłączyć ją do zasilania i układu sterowania (system EUROCARD).
10. Włączyć komputer i system akwizycji EUROCARD.
11. Używając lampy spektralnej dokonać pomiarów jej widma i na tej podstawie wyznaczyć
krzywą dyspersji monochromatora.
12. Na podstawie wyznaczonej krzywej dyspersji
ustawić zakres działania monochromatora na
odpowiedni zakres spektralny .
13. Włączyć laser Nd:YAG wraz z impulsem gigantycznym i zarejestrować widmo indukowanej plazmy jako średnią po kilku impulsach laserowych. Zmienić zakres spektralny monochromatora i ponownie zarejestrować widmo
plazmy.
Badany obszar spektralny zależy od materiału
próbki i spodziewanych linii spektralnych.
14. Zmienić badaną próbkę, sprawdzić ogniskowanie lasera na powierzchni próbki i zarejestrować odpowiednie widma indukowanej plazmy.
15. Na podstawie zarejestrowanych widm zidentyfikować pierwiastki wchodzące w skład badanych próbek.
4. Włączyć zasilanie lamp lasera Nd:YAG i zaobserwować kształt generowanej wiązki.
5. Zoogniskować wiązkę lasera na powierzchni
(ewentualnie około 1 mm wewnątrz) badanej
próbki zmieniając położenie stolika lub/i soczewki ogniskującej.
6. Włączyć tzw.
impuls gigantyczny lasera
Nd:YAG i zaobserwować plamkę plazmy tworzącą się nad powierzchnią badanej próbki.
7. Wyłączyć laser Nd:YAG (nie wyłączać chłodzenia !!).
8. Za pomocą lasera diodowego wyjustować
układ zbierający światło indukowanej plazmy
Rysunek 5: Wnętrze komory pomiarowej.
II Pracownia Fizyczna IFUJ, S3
Rysunek 4: Schemat układu eksperymentalnego.
Podziękowania
Autor niniejszej instrukcji pragnie podziękować firmie LOT:Oriel Gmbh za wypożyczenie kamery
ICCD:Andor, którą wykonane zostały rejestracje
czasowej ewolucji widma plazmy indukowanej laserem.
Literatura
[1] A.P. Thorne, U.Litzén, S. Johansson, Spectrophysics:
Principles and Appplications,
Springer-Verlag
Berlin
Heidelberg
1999
(Thorne_R9.pdf, Thorne_R10.pdf), patrz:
www.if.uj.edu.pl/pl/ZOA/wyk/wyk.htm.
[2] F. Kaczmarek, Wstęp do fizyki laserów, PWN,
Warszawa 1986.
[3] Z. Bielecki, A. Rogalski, Detekcja sygnałów
optycznych, WNT, Warszawa 2001.
[4] http://www.if.uj.edu.pl/pl/ZOA/wyk/wyk.htm
(mosiadz.avi, aluminium.avi)
[5] http://physics.nist.gov/PhysRefData/ASD/index.html
7
II Pracownia Fizyczna IFUJ, S3
8
Dodatek A: Program akwizycji Dodatek B: Parametry linijki
danych
CCD
Dokładny opis parametrów linijki CCD S3922512Q zamieszczony jest w dokumencie S3922.pdf
Program SpGrabber 1.0 kontroluje poszczególne (http://www.if.uj.edu.pl/pl/ZOA/wyk/wyk.htm).
elementy układu pomiarowego, rejestruje widma
i pozwala na wstępną ich selekcję oraz obróbkę.
C: monochromator
Program napisany został w 32 bitowym środowi- Dodatek
sku LabWindows /CVI 5.5 i działa w systemie
SPM-2
Windows 9x. Aplikacja komunikuje się z aparaturą przez interfejs EURO. Główne okno programu Na rysunku 7 przedstawiony jest schemat optyczny
przedstawia rysunek 6. Program umożliwia stero- monochromatora SPM-2 z pryzmatem jako elewanie oświetleniem komory i przesłoną kamery. Po- mentem dyspersyjnym. Wiązka światła wchodzi
zwala na dowolne pozycjonowanie próbki umiesz- przez szczelinę wejściową (2), odbija się od zwierczonej na stoliku w komorze pomiarowej. Możemy ciadła (7) następnie pada na paraboliczne zwierciaz jego poziomu rejestrować i obrazować widma pa- dło wklęsłe (1) i już jako wiązka równoległa pada
dające na linijkę CCD, wybierając czy rejestracja ta na pryzmat (3). Po przejściu przez pryzmat, wiązka
ma być zsynchronizowana ze strzałami laserowymi
(tą opcję używamy podczas badania widma plazmy), czy też nie (np. w czasie kalibracji lampami
spektralnymi). W razie potrzeby, możemy uśredniać widma z pewnej serii pomiarów. Zarejestrowane widma możemy zapisywać oraz, gdy zajdzie
taka potrzeba, ładować z dysku. Interfejs użytkownika programu jest zgodny ze standardami systemu
Windows i używanie go nie powinno przysparzać
żadnych trudności. Po dokładniejszy opis aplikacji
odsyłam do pomocy dołączonej do programu.
Rysunek 7: Schemat układu optycznego monochromatora SPM-2. Dokładny opis poszczególnych elementów został zamieszczony w tekście.
Rysunek 6: Okno graficzne programu SpGrabber
1.0.
odbija się kolejno od zwierciadeł (4), (5) i (1) i odbijając się od drugiej płaszczyzny zwierciadła (7)
kierowane jest do szczeliny wyjściowej (8). Wklęsłe zwierciadło paraboliczne (1) pełni rolę układu
kolimującego wiązkę i ogniskującego ją na szczelinie wyjściowej. Pryzmat jest sztywno związany ze
zwierciadłem (4) tak, że obrót pryzmatu wokół osi
wyznaczonej przez przecięcie płaszczyzny zwierciadła z płaszczyzną przekątną kata łamiącego pryzmatu pociąga za sobą również obrót zwierciadła.
Układ taki nazywany jest układem Wadswortha’a i posiada tę własność, że niezależnie od długości fali, wiązka świetlna przechodzi przez pryzmat
w takiej samej geometrii w warunkach minimum
odchylenia.
II Pracownia Fizyczna IFUJ, S3
9
Tablica 1: Współczynniki krzywych dyspersji postaci λ = Ax2 + Bx + C (x – numer piksela linijki
diodowej) dla różnych ustawień skali monochromatora SPM2 z pryzmatem kwarcowym jako element
dyspersyjny.
skala
22.8
22.6
22.4
22.2
22.0
21.8
21.6
21.4
21.2
A
9.39173E-4
9.30027E-4
8.78522E-4
9.20815E-4
0.00137
0.00247
0.00422
0.00404
0.00899
B
0.37936
0.55921
0.76008
0.91749
1.02751
0.91128
0.38199
1.30806
0.13101
C
2645.7768
2699.80647
2772.04085
2868.22773
2981.59885
3116.4047
3386.43163
3479.3204
3863.39207
∆λ[Å]
440
529
619
710
884
1113
1302
1728
2424
λmin [Å]
2625
2700
2540
2875
2980
3125
3370
3500
3870
λmax [Å]
3065
3229
3159
3585
3864
4238
4672
5228
6294
Na użytek tego ćwiczenia wprowadzono pewne modyfikacje w konstrukcji monochromatora. Wymontowana została szczelina wyjściowa, a w jej miejsce
zainstalowano uchwyt, umożliwiający zamocowanie
detektora - liniowej macierzy CCD. Omawiany monochromator jest przedstawiony na fotografii 8.
W tabeli 1 zamieszczono współczynniki krzywych
dyspersji dla różnych ustawień skali monochromatora SPM2.
Rysunek 8: Monochromator SPM-2. (11) - pochłaniacz pary wodnej, (12) - lampka oświetlająca skalę,
(15) - pokrywa elementu dyspersyjnego, (16) - termometr, (17) - okienko do podglądu skali, (19) matówka ze skalą, (20) - tabliczka z oznaczeniami
elementów dyspersyjnych, (21) - ustawienia skali
dla odpowiedniego elementu dyspersyjnego, (25) włącznik lampki podświetlającej skalę, (26) - regulacja ostrości skali, (27) - regulacja długości fali,
(28) - regulacja szerokości szczelin, (29) - regulacja
ostrości obrazu szczeliny wyjściowej, (31) - szczelina wyjściowa.