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(整理)光栅光谱仪与光谱分析讲稿
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光栅光谱仪与光谱剖析
一、实验目的
1、一步掌握光的原理
2、认识光倍增管和 CCD及其在光量中的用
3、学、和量等光研究的基本方法
4、通量光可的波,巴末公式的正确性,进而玻理的基有详细的认识。力争正确定的里德伯常数,近代量达到的精度有一初步认识。
二、实验原理
光剖析是研究原子和分子构的重要手段,有对于原子构的知,大多数根源于各样原子光的研究。通光研究,能够获取所研究物中含有元素的分和原子内部的
能构及互相作用等方面的信息。在光剖析中,用于分光的光器和光的光探器剖析构有着决定性作用
1)光光分光原理与参数
光是光光的核心,其分光原理以下:
当前最宽泛用的是平面反射光,它是在玻璃基板上上,用特别刀具刻划出多平行并且距相等的槽面而成,如1所示。大批生的平面反射光每毫米的刻槽数量
600条、1200条、1800条和2400条。在近外区和可光区的反射系数都大,并且几乎是常数,在紫外区的反射系数比金和都大,加上它比,易于刻划,所以往常都用
来刻制反射光。我将看到,在上只需刻划出适合的槽形,就能把光的能量集中到
某一极,战胜透射光光度轻微的弊端。 制反射光几乎在外、 可光和紫外区
都能用。用一刻制好的光(称原制光或母光)能够复制出多光。因为些点,反射光在分光器中获取愈来愈多的用。
在1中,衍射槽面(度 a)与光
平面的角θ,称光的耀角。当平行光束入射到光上,因为槽面的衍射及各个槽面衍射光的叠加,不一样方向的衍射光束度不一样。考槽面之的干预,当足光方程
d(sinisin)m
(1)
a
i
i
θ
ii
ii
d
1
光刻槽断面表示
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,光度将出极大。式中 i及 分是入射光及衍射光与光平面法的角(入射角
和衍射角)。d光常数, m=±1,±2,±3,⋯,干预, 是出极大的波。
当入射与衍射在法同,公式取正号,异取号。
由式(1)可知,当入射角 i必定,不一样的波不一样的衍射角,因此光衍射
后按不一样方向摆列成光,成像于面中心的波称中心波。本器采纳的光路,
中心波 0而言,入射角与衍射角相等, i= (2),种部署方式称 littrow型,
所以中心波 0有
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2dsini
m0
(2)
从中可看到,面上成像于中心波
0
两的,衍射角
i
,正号分
与右及左,所以相有
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dsini sini m
于我所使用器, /a
0
i G
3)
o。
C光法
P
的最大不超
5
。
2littrow
型光路
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于棱光,入射光束棱分光后,某一波的色光能量除了被棱表面反射及汲取一部格外,所有集中到某一确立方向,所以光比。光不一样,入射光束中某
一波的色光,光衍射后能量分派到各光中,
而能量分派方式又与光的型式及
各样几何参数有关。
如前所述,能量的分派是槽衍射与槽干预的合果。
光方程只
是出了各干预极大的方向,由式(
1)可知,光方程中只包含光常数
d而与槽面形
状没关,各干预的极大的相度决定于槽衍射度散布曲。
大家熟知的多透射光
有很大的弊端,即入射光的能量大多数集中在没有色散的零光上。
而我常常只利用其
中一,所以很弱。反射式耀光的基本出点在于把衍射的主极方向从没有
色散的零到某一有色散的方向上,
以增大度。1所示的反射光,每个
衍射槽面的作用和相同,
能够明,槽面衍射的主极方向,
于槽面来正好是听从
几何光学反射定律的方向。所以当足光方程(
1)某一波的某一衍射方向正好与槽
面衍射主极方向一致,
从个方向察到的光特亮,
就好象看到表面圆滑的物体反
射的刺眼的光一,所以一方向称耀方向。入射光、衍射光与光法、槽面法
的几何关系如
3所示。光平面的法而言,入射角、衍射角分
i
及(中画
进出射光与衍射光在光法同情况)
。然,光法与槽面法之的角等于
光的耀角θ,所以衍射槽面入射角
(i-
),反射角(θ-
)。依据上边的剖析,
耀的条件是,(i-θ)=(θ-
)。进而有
i+
=2θ
(4)
光法
槽面法
光法
θi
θ
θ
3入射光、衍射光与光
4
中心波的
法、槽面法的几何关系
入射与衍射方向
所以某一波而言,耀i、
、
除了足光方程(1),必同足式(4)。
依照littrow
方式部署的光,于中心波有
i=
,代入式(4),获取i=θ。即入
射角i等于光的耀角θ,所以入射光及衍射光均垂直于衍射槽面,如
4所示。把i=
=θ代入光方程,得
只需i、
2dsin
m
(5)
、
同足式(1)和式(4),波λ而言也就足耀条件,但往常
倒是把足式(
5)的波称耀波。因为
m能够取m=1,2,3,⋯,所以一确立
的光(d, θ必定)仍旧有第一耀波,第二耀波⋯⋯等各样,但上在
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说明光栅规格时,闪耀波长往常指的是第一级闪耀波长。
因为d≈a,(见图1),对知足闪耀条件的
波长为λ的某一级光谱来说,同一波长的其余级
/a
I
(包含零级)光谱都几乎落在单槽衍射强度曲线
的零点周边,如图5所示(在图中,单槽衍射主
极强方向与m=1的光谱线重合),这样就能够把
I
80~90%以上的能量集中到闪耀方向上,对知足
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闪耀条件的波长来说,衍射效率最高。在它双侧的波长则不可以同时知足闪耀条件,衍射效率降落,并且随干预级次增添降落速度加快。当衍射效率降落太多时,谱线就很弱。经验表示,当光栅常
数d较大(d>2λ)时,假如第一级闪耀波长为光栅合用范围可由下边经验公式计算:
2 2
2m 1 2m 1
I
/d
,-2-1
0
1
2
图5不一样级光谱的强度散布
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式中m是所用的光谱级次,在此范围内,相对效率大于 。
A光栅摄谱仪的色散
光栅摄谱仪的色散大小是描绘仪器把多色光分解成各样波长单色光的分别程度。
这里我
们把相邻两束单色光衍射角之差
与波长差
之比称为光栅的角色散,当入射角
i必定
时,对式(1)微分,取绝对值可得
d
m
1
(6)
d
d
cos
可见干预级越高或光栅常数
d越小,角色散越大。因为
是两束光芒分开的角距离,
使用不方便,实质丈量的是它们在谱面上的距离
l与
的比值,称为仪器的线色散,根
据式(6),线色散为
dl
d
mf
1
(7)
f
d
dcos
d
习惯上常常使用线色散的倒数,它表示谱面上单位距离的波长间隔,常用单位是
?/m或
,明显线色散的倒数愈小愈好。
实质使用时β不可以太大,并且在谱面范围内, β的变化不大,所以 cos 变化很小,从
而d/dl靠近一个常量,亦即光栅拥有平均的色散。在谱面上获取的是靠近于按波长平均摆列的光谱,这是与棱镜光谱仪明显不一样的地方。
光栅摄谱仪的分辨率
分辨率定义为谱线波长
λ与周边的恰好能分开的谱线波长差
之比,即R=λ/。
依据定义,能够求出理论分辨率。
一块宽度为b的光栅,(见图6),其光栅
常数为d,刻线数为N,它在衍射方向的投影
b’
宽度b
'
bcos
Ndcos
。与单缝衍射一
β
样,其衍射主极强半角宽度(最小可分辨角)
为
β
b
b'
Ndcos
图6
光栅在衍射方向的投影宽度
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而依据式(6),假如两谱线恰好能被分开,它们的角距离应等于这个最小分辨角,即
m
dcos
Ndcos
进而获取
R
mN
(8)
可见为了提升分辨率,应在高级次下使用较大的光栅(尺寸较大或每毫米刻线数许多)
。如
果从光栅方程(
1)解出m代入上式可得
Ndsini
sin
bsini
sin
(9)
R
因为sinisin
的最大值是2,所以光栅可达到的最大分辨率为
Rmax
2b
(10)
由式(9)、(10)可知,光栅的分辨率遇到光栅尺寸
b及工作波长的限制,在大角度下
工作能够提升分辨率,但
i和靠近90o时,谱线太弱不合用。
因为各样原由,如光栅表面的光学质量、刻线间平均性及其余光学元件质量的限制等等,
实质上达不到理论分辨率。
在正常狭缝宽度使用时,
实质分辨率在一级光谱中只好达到理论
值的70~80%左右,在二级光谱中为
60%左右。狭缝正常宽度
so为上述最小可分辨率角与
准直透镜焦距f的乘积,即
s0
f
f
(11)
Ndcos
b
2)光电倍增管
光电倍增管是利用外光电效应和次级电子发射现象将辐射能变换成电讯号
(光电流)并
加以放大的电真空器件,
它能够探测可见光子。光电倍增管是精准测定轻微光辐射的一种灵
敏检测器件,因为它比真空光电管拥有更高的敏捷度,
而不需要复杂的放大和指示设施,
因
此在近代技术中被宽泛应用,已成为近代光电检测方法的主要器件,
在天文物理、大气物理、
空间科学、原子光谱学、化学、医学、军工、钢铁和通信等方面均被大批应用。特别是在光
谱学、光子计数、闪耀计数和光谱的迅速剖析方面更有特别意义。
1、光电倍增管的结构
光电倍增管按其电极结构可分为盒式、
直线聚焦式、百页窗式。图7给出了百页窗式及
聚焦式机构的表示图。
栅网
聚焦电极
h
D2
D4
D6
A
h
K
K
A
D1
D3
D1D2D3D4
D5D6
D5
(a)百页窗式
(b)聚焦式
图7光电倍增管结构
聚焦式光电倍增管是把倍增极的形状和地点设计成能使电子在极间电场作用下聚焦到一个倍增极上,比方把拥有高次发射系数的特别合金附着在瓦形镍质电极表面作为倍增极便
是此中一种。百页窗式是在倍增极上加上栅网, 以防备电子退回到前一倍增极上。 不论哪一种
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结构,构成光电倍增管的基本部分是相同的,即光窗、岁月极、倍增极和阳极。
光窗:是光或射线的入射窗口,有端窗和侧窗两种。对不一样透光要求,应选择不一样的光
窗玻璃。一般常用的国产
GDB-44型光电倍增管的窗资料是硼硅玻璃,对波长为
~
90%以上。
岁月极:用于接收光子而产生光电子。有反射式和透射式之分,其资料多为 Sb-K-Cs
或Sb-K-Na-Cs等,都是量子效率大、光电子逸出功率较小的资料。后者多用于光谱仪或光子计数方面,其光谱响应较宽。
倍增极:用作产生次级电子的发射极, 并使这些电子聚焦到下一倍增极。 倍增极的数量
为8~13个。它的资料多用 Sb-Cs、Sb-K-Cs、Ag-Mg合金等。一般电子放大倍数达 108~109。
阳极:用作倍增后的电子采集,形成输出信号。一般用电子逸出功率大的资料,如金属
镍、钨等制成网状。
2、外光电效应与次级电子发射
A、外光电效应
在一个抽闲的玻璃泡内壁上涂一层光电资料, 成为岁月极 K,与电源的负极相连, 电源
的正极与管内的阳极A相连。当光辐射入射到岁月极后,电子从岁月极表面逸出而成为自由电子,这类现象称为外光电效应。光电子在岁月极与阳极之间的外电场作用下飞朝阳极形
成电流,这类电流称为光电流。外光电效应应恪守以下基本规律: (1)在辐射光谱成分不变
的条件下光电流 i与惹起光电效应的光通量 Φ成正比。(2)被激发出来光电子的动能与光的
强度没关,光电子的最大动能与激发光的频次成正比。 (3)对给定的岁月极,激发岁月极的
辐射光谱区存在一个长波限(红限) 。(4)光电效应是没有惯性的,其延缓时间 τ小于 3×
10-9s。规律(1)说明,光通量越大,光子数量越多,可能产生光电子也越多。规律( 2)、
(3)是有关的,这是因为光电子的产生是因为岁月极在遇到光照时, 电子获取光子的能量 h
足以战胜岁月极表面的约束(约束能用功函数 Φ表示),它就会逸出岁月极表面而成为自由
电子。所以光电子产生的条件是
h≥Φ
假如h=Φ,则电子的能量恰好用于逸出阴极而作功, 其逸出后的光电子动能为零。 假如h
>Φ,则电子除掉逸出阴极作功外,另有节余能量,正是它决定了光电子动能大小(因为光
电子获取的动能,只与光的频次 有关)。因为h h /c 是产生光电子的极限条件,
所以对于必定的岁月极资料明显存在一个长波极限,这个极限是
m hc/ (12)
m取决于岁月极资料的功函数 Φ。此刻能获取的岁月极资料功函数均在 1eV以上,所以光
阴极资料的长波限均小于 m。我们把只有必定波长的光辐射才能使岁月极资料产生光
电子的现象称为光谱响应,用响应率(单位辐射功率产生的电信号大小)或量子效率(一个光子产生的电子数)来表征。
B、次级电子发射
次级电子发射现象是指在能量( Ep)足够大的电子轰击物体表面时,该物体内部所发
射的电子,次级电子的数量N2可超出一次电子N1很多倍。两种电子数的比值σ次级电子增益系数
N2N1 (13)
次级电子发射听从以下规律:
ⅰ次级电子发射同光电子发射相同无惯性。
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ⅱ对于纯净的金属表面, σ在原初电子能量 Ep较小的地区内随 Ep的增添而增添,并
在某一Ep值时达到最大,而后再迟缓降落。
ⅲσ值随原初电子束与靶的入射角 θ而改变,θ增大时对所有的 Ep,σ都增大,并且
Ep的极大值向大的方向挪动。
ⅳσ值与表面状况有关, 当表面无气体吸附层时, 电子沿着法线方向落在金属表面, 其
σm在1~,当表面有吸附层时, σm可提升到 3。
ⅴ对于给定的金属, 若在表面覆盖一层另一种金属的单层分子来减小脱出功, 将使σ增
大,比如用钍激活钨, ,但σ随覆盖层厚度的增添而减小,厚度为
几百纳米时,便等于覆盖层金属的 σ值。
ⅵ金属靶发出的次级电子能量多数在 0~50eV之间,在真实的次级电子中,以能量 5~
15eV之间散布电子最多,并且它们的能量散布与原电子的能量没关,同时在原电子束与靶
的入射角θ改变时几乎不发生变化。
在光电倍增管中作为次级电子发射极(倍增极)表面往常涂布着锑酸铯、氧化镁、氧化
铍薄膜,当一个电子打在这类靶上时,一般会发射出 3~10个次级电子。
光电倍增管是外光电效应与次级电子发射的结合作用, 次级电子发射的基本规律决定了
光电倍增管的基本特征。
光电倍增管的工作原理与增益系数
光电倍增管是成立在外光电效应与次级电子发射基础上的电真空器件。 它的电极由岁月
极K、阳极(集电极)A,以及在它们之间的n(8~13)个倍增极(次级电子发射极)Dn构成,这些电极按必定方式部署在真空管中,极间供应适合的直流电压,用来加快极间电子。
图8是三个倍增极的光电倍增管表示图。
h
D1 D3
K D2 A
E
图8光电倍增管工作原理
在各电极间加上直流电压的条件下,当光辐射到岁月极表面
K时,便产生光电子,形
成阴极电流ik,光电子在K和D1之间被电场加快飞向倍增极
D1,在D1上惹起次级电子发
射,次级电子数是原电子数的
σ倍(σ为倍增极的增益),这些电子被D1和D2之间的电场
加快,打在倍增极D2上,从D2轰击出次级电子,其数值又增添
σ倍,这样持续下去,电子
逐个在各个倍增极上倍增,
从最后一个倍增极
Dn上出射的电子数是光电子的σn倍,这些电
子被阳极A采集成为阳极电流,称为光电流。
光电倍增管阳极输出的光电流为:
iA
n
ik
或
iAiK
M
n
称M为光电倍增管的增益系数。上述公式实质不可以知足,这是因为各个次级发射电子
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的次级电子增益系数相互不尽相同(只管所用资料相同) ,同时因为存在电子散射,使电子
不可以完整打到下一个倍增极上, 散射电子对放大电子数量没有贡献, 鉴于上述原由使增益系
数M减小。所以光电倍增管中某一级的次级电子数是入射电子数的的 m倍(m ),若
光照到岁月极 K时惹起的光电流是 ik,则光电倍增管阳极电流 iA,所以实质增益系数为
mn,σ与极间电压有关,所以M也与电压有关。
3)线阵CCD光探测器性能
光谱仪的光探测器能够有光电管、 光电倍增管、硅光电管、热释电器件和 CCD等多种。
CCD(chargecoupleddevice)是电荷耦合器件的简称,是一种金属 -氧化物-半导体结构的新
型器件,拥有光电转变、信息储存和信号传输(自扫描)的功能,在图象传感、信息办理和
储存方面有着宽泛的应用。对光敏感的 CCD常用作图象传感和光学丈量。探测光栅光谱的
线阵CCD因为能在暴光时间内探测必定波长的所有谱线,所以在新式光谱仪中获取宽泛的
应用。往常把同时获取光谱仪上各个波长的光谱探测器称为多道探测器。 由多道探测器、计
算机及传统的光谱仪构成的新式光谱仪器称为光学多道剖析仪。 在本实验中,衍射光谱经透
镜汇聚,成像于 CCD光敏面。利用 CCD的光电变换功能,将其变换为电信号“图象” ,并
由荧光屏显示。
CCD器件的主要性能指标为
1、分辨率。用作丈量的器件最重要的参数是空间分辨率。 CCD的分辨率主要与像元的
尺寸有关,也与传输过程中的电荷损失有关。当前 CCD的像元尺寸一般为 10 m左右。
2、敏捷度与动向范围。理想的CCD要求有高敏捷度和宽动向范围。敏捷度主要与器件光照的响应度(V/lx·s)和各样噪声(如光子噪声、暗电流和电路噪声等)有关。动向范
围是指对于光照度有较大变化时,器件仍旧能保持线性响应的范围。它的上限由最大储存电荷容量决定,下限由噪声所限制。
3、光谱响应。这里指光谱响应的范围,当前硅资料的CCD光谱响应范围约400nm~1100nm。
3)光谱剖析
氢原子的结构最简单,它的线光谱拥有明显的规律,
早就为人们所注意。各样原子光谱
线的规律性的研究正是第一在氢原子上获取打破的。
氢原子又是一种典型的最适合于进行理
论与实验比较的原子。20世纪上半叶对氢原子光谱的各种研究在量子论的发展中多次起过
重要作用。1913年玻尔成立了半经典的氢原子理论,成功地解说了包含巴尔末线系在内的
氢光谱的规律。事实上氢的每一条谱线都不是一条独自的线,
都拥有精美结构,可是用一般
的光谱仪器难以分辨,因此被看作单唯一条线而已。
这一事实意味着氢原子的每一条谱线都
拥有精美结构。1916年索末菲考虑到氢原子中电子在椭圆轨道上近期点的速度已靠近光速,
他依据相对论性力学修正了玻尔的理论,
获取氢原子能级精美结构的精准公式,
但这还是一
个半经典理论的结果。1925年薛定谔成立了颠簸力学(即量子力学中的薛定谔方程)
,从头
解说了玻尔理论所获取的氢原子能级。不久海森伯和约丹(
1926年)依据相对论性薛定谔
方程推得一个比索末菲所得的在理论基础上更为坚固的结果,将这结果与托马斯(
1926年)
推得的电子自旋轨道互相作用的结果归并起来,也获取了精准的氢原子能级精美结构公式。
只管这样,依据该公式所得巴尔末系第一条的
(理论)精美结构与不停发展着的精美丈量中
所得实验结果对比,仍有约百分之几的渺小差别。
1947年蓝姆和李瑟福用射频波谱学方法,
进一步必定了氢原子第二能级中轨道角动量为零的一个能级的确比上述精准公式所预知的
超出1057MHz(乘以普朗克常数即得相应的能量值)
,这就是出名的蓝姆挪动。直到
1949
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年利用量子力学理将子与磁的互相作用考在内,
一事才获取认识,
成
量子力学的一重要依据。
在可光地区的能够用巴末公式(
1885年)来表示,即
n
2
(14)
0n2
4
式中n整数3,4,5,⋯。往常称些巴末系。了更清楚地表示散布律,将式(14)改写作
1
4
1
1
RH
1
1
(15)
4
n2
22
n2
0
式中RH称的里德伯常数。上式右的整数
2成1,3,4,⋯,可得的其余系。
以些公式基,玻成立了原子的理(玻模型)
,进而解了气体放的
光程。依据玻理,每条于原子从一个能迁到另一个能所射的光子。
依照个模型获取的巴末系的理公式
1
1
2
2me4
1
1
(16)
4
2
m
22
n2
0
3
hc1
M
式中0真空介常数,
h普朗克常数,c光速,e子荷,m子量,M
核的量。,不巴末的公式作了物理解,并且把里德伯常数和多基本物理常数系起来了,即
1
RHR1
m
(17)
M
此中R将核的量∞(假设核固定不)的里德伯常数,
1
22me4
(18
)
R
402
h3c
比式(15)和式(16),能够看到它在形式上是一的。所以式(
16)和果的符
合程度,成玻理正确性的重要依照之一。表示式(
16)与数据的切合程
度是相当高的。自然就其理展的作用来,公式(
16)在当前的科学研究中已不
再是。可是因为里德伯常数的定比起一般的基本物理常数而言能够达到更高的精度,因此成准基本物理常数的重要依照之一,据有很重要的地位。当前的公
-1
=(±)m
M子的量,m/M=(±)×10-10,代入式子中可得
RH=(±)m-1
三、实验仪器
器框 9:
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WGD-8A型组合多
计算机
光源
功能光栅光谱仪
光电
倍增管
CCD
打印机
图9实验仪器框图
此中WGD-8A型组合式多功能光栅光谱仪及其应用软件使用详见其使用说明书。
四、实验内容与数据办理
,熟习仪器功能及实验原理;
;
,按程序进入光谱采集办理平台,熟台界面;
,利用已知特点波长的 Na光源(Na双线波长分别为
)进行波长定标;
,标明,并打印作为实验报告的原始数据。
在可见光范围内氢谱线相应于式( 15)中n=3,4,5和6的波长值约为 656nm,486nm,
434nm和410nm。由氢线波长找出适合的n值,利用式(15)计算氢的里德伯常数RH。空气折射率采纳N=;
;
* CCD,进行相同的丈量。
附:几种常用于定标的原子特点波长
λ(nm)
相对
1800
150
250
400
4000
80
1100
240
Hg
强度
λ(nm)
相对
280
20
30
250
250
200
强度
He
λ(nm)
特点
紫
紫
半蓝
绿
绿
黄
红
红
Ne
λ(nm)
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